連星系・変光星・低温度星研究会 2017
集録

2017 年 9 月 15－17 日
於

なよろ市立天文台

連星系・変光星・低温度星研究会 2017
集録

2017 年 9 月 15－17 日
於

なよろ市立天文台

はじめに連星系・変光星・低温度星研究会 2017 をなよろ市立天文台（北海道名寄市）で開催でき、たくさんの方にご参加いただき、こうして集録を皆さまにお届けすることができることを嬉しく思います。
本研究会は 1995 年に神奈川県川崎市で開催された連星研究会を発端とし、その後、変光星や低温度星という分野も含め、恒星分野を広くカバーする研究会へと発展してきた歴史があります。川崎での連星研究会を第 1 回として数えると、今回で 23 回目の開催となりました。北海道では初めての開催です。
本研究会の特徴として、研究者のみならずアマチュア天文家も参加し、お互いに議論や交流をする中で、数多くの研究成果が生まれています。今回会場となったなよろ市立天文台も本研究会の思想と同じくし、様々な方々を繋ぎ、多くの市民が集う公開天文台として発展していくことを期待しているところです。
2017 年度の本研究会は 2017 年 9 月 15 日から 17 日までの 3 日間、なよろ市立天文台で開催されました。国内外から 33 名（内、海外から 1 名）の参加があり、19 件の一般講演のほか、3 件の招待講演と 1
件の特別公開講演を企画しました。招待講演は、今後の運用が待たれる東京大学アタカマ天文台（TAO）
6.5m 望遠鏡や京都大学 3.8m 望遠鏡、次期 X 線天文衛星の各望遠鏡で期待される成果を、それぞれ高橋英則さん（東京大学）、野上大作さん（京都大学）、石橋和紀さん（名古屋大学）に恒星分野を中心にお話ししていただきました。また特別公開講演では、新星・共生星の観測研究を長年牽引してこられた飯島孝さん（パドヴァ大学アジアゴ天文台）をお迎えして、40 年にわたるイタリア・アジアゴでの研究生活についてご紹介いただきました。公開講演は一般の方も含めて 42 名の聴講者があり、大変盛況となりました。アジアゴの街は自然豊かな観光地で、立派な天文台があり、チーズなどの特産物も美味しいと評判です。名寄とは緯度も近く、共通点も多いことから、名寄の市民にも存分に楽しんでいただけたと思います。
今回、はるばる名寄までお越しいただき、有意義な発表・議論を展開していただけた皆さまに深く感謝いたします。また、いろいろと裏方の仕事をこなしていただいた世話人の皆さまにもお礼申し上げます。なよろ市立天文台の職員の皆さん（村上台長はじめ、永吉さん、加藤さん）にも随分とお世話になりました。コーヒーブレイクで振る舞われたじゃがバター（北海道産）は活発な議論のカンフル剤となったことでしょう。開催のためにご協力していただいた皆さまにこの場を借りてお礼申し上げます。

来年度は岡山で開催される予定です。京都大学 3.8m 望遠鏡のお披露目企画も検討されているとのことで、今から楽しみです。それでは、また来年岡山でお会いしましょう。

連星系・変光星・低温度星研究会 2017 世話人代表
なよろ市立天文台

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内藤博之

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目次（プログラム）＊【カッコ】の数字は各集録のページ番号です。

1日 目 （ 9月 15日 ）14:00

開場・受付開始

15:00

開会挨拶

セッション１：＜恒星＞（座長：鳴沢真也）「大マゼラン雲の星団を用いたレッドクランプ星の15:10

近赤外線等級の金属量・年齢依存性の調査」（20分）【1】

小野里宏樹（東北大学）

15:30「G, K, M型主系列星におけるフレアと恒星黒点の関係」（20分）【5】
前原裕之（国立天文台）「恒星の自転の進化」

（20分）

15:50

【9】
勝田豊（北海道大学）

16:10

事務連絡・コーヒーブレイク（20分）

セッション２：＜観測１＞（座長：勝田豊）

16:30「京都大学3.8m望遠鏡での観測計画」（40分）【13】
野上大作（京都大学）：招待講演

17:10「かなた望遠鏡で観測を行った特異な II型超新星」（20分）【19】

中岡竜也（広島大学）

17:30「近傍のIIP型超新星SN2017eawの可視近赤外線偏光観測」（ 20分）
長木舞子（広島大学）

17:50

諸連絡

19:00

懇親会（会場：ホテル藤花1階「耀きの間」）

iii

【23】

2日 目 （ 9月 16日 ）セッション３：＜観測２＞（座長：植村誠）「miniTAOからTAO6.5m望遠鏡へ」（40分）
10:00

10:40

【27】
高橋英則（東京大学）：招待講演「共生星V694 Mon（MWC560）の分光観測」（ 20分）
【33】
安藤和子（岡山理科大学）「共生星 CH Cygni の活動期に見られた高速ジェット

11:00

その他の現象について」（20分）【37】

飯島孝（アジアゴ天体物理観測所）
11:20

事務連絡・コーヒーブレイク（20分）

セッション４：＜連星系１＞（座長：野上大作）

11:40「三瓶自然館での接触連星 TX Cncの多色測光観測」（ 20分）

【41】

矢田猛士（島根県立三瓶自然館）「V339 Del（いるか座新星2013）の12:00

食変光星検出の試み」（20分）【45】

伊藤芳春（聖和学園高等学校）

12:20「食連星における質量移動の性質」（ 20分）
【49】
高妻真次郎（中京大学）

12:40

昼休み（80分）(13:15)

望遠鏡見学（30分）

特別公開講演会
14:00

14:10

開会・名寄市長挨拶（10分）「イタリアでの研究40年～チーズとワインと天文学～」（ 50分）

飯島孝（アジアゴ天体物理観測所）

15:00

集合写真・コーヒーブレイク（20分）

iv

セッション５：＜連星系２＞（座長：高妻真次郎）

15:20「食連星系IK Virの非動径振動について」（ 20分）
【55】
大島修（岡山理科大学）「短周期アルゴル型連星系の主極小時光度曲線の形状調査

15:40～BR Cygの主極小の謎～」（20分）【59】

鳴沢真也（兵庫県立大学）

16:00「連星系における Be星ガス円盤の歳差運動」（20分）【63】
岡崎敦男（北海学園大学）

16:20「初期黎明期における連星系形成史の探査」（ 20分）
【67】
藤本正行（北海学園大学）

16:40

事務連絡・コーヒーブレイク（20分）

セッション６：＜変光星・突発天体１＞（座長：前原裕之）「変光星の周期解析方法のレビュ ー」（20分）
17:00

【71】
植村誠（広島大学）「Ca-richトランジェント iPTF15eqvの17:20

可視近赤外データ解析」（20分）【75】

河原直貴（広島大学）

17:40「新星の組成解析」（ 20分）
【79】
内藤博之（なよろ市立天文台）

18:00

諸連絡

19:00

ミニ懇親会（会場：なごみ庭）v

3日 目 （ 9月 17日 ）セッション７：＜変光星・突発天体２＞（座長：岡崎敦男）

10:00「Eta Carinae: 変光する大質量連星」（40分）【83】
石橋和紀（名古屋大学）:招待講演

10:40

11:00

「X線による矮新星GK Perseiの増光期と静穏期の観測」（ 20分）
【89】
和田有希（東京大学）「突発天体の増光前データによる型の判別」（ 20分）
【93】
清田誠一郎（VSOLJ）

クロージングセッション
11:20

来年の打ち合わせなど

11:50

閉会

12:00

エクスカーションviେϚθϥϯӢͷ੕ஂΛ༻͍ͨϨουΫϥϯϓ੕ͷۙ੺֎ઢ౳‫ڃ‬ͷۚଐྔɾ೥ྸґଘੑͷௐࠪখ໺ཬ޺थʢ౦๺େֶʣ
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Alves, D. R. 2000, ApJ, 539, 732
Cannon, R. D. 1970, MNRAS, 150, 111
Chen, Y. Q., Casagrande, L., Zhao, G., et al. 2017, ApJ, 840, 77
Girardi, L. 2016, ARA&A, 54, 95
Girardi, L., & Salaris, M. 2001, MNRAS, 323, 109
Grocholski, A. J., & Sarajedini, A. 2002, AJ, 123, 1603
Laney, C. D., Joner, M. D., & Pietrzyński, G. 2012, MNRAS, 419, 1637
Paczyński, B., & Stanek, K. Z. 1998, ApJ, 494, L219
Palma, T., Gramajo, L. V., Clariá, J. J., et al. 2016, A&A, 586, A41
Percival, S. M., & Salaris, M. 2003, MNRAS, 343, 539-4-

G, K, M 型主系列星におけるフレアと恒星黒点の関係
前原裕之 (国立天文台), 野津湧太, 野津翔太, 行方宏介, 幾田佳, 石井貴子, 野上大作, 柴
田一成,山敷庸亮(京都大学), 本田敏志 (兵庫県立大学)
1

はじめに
近年の高精度の測光観測や視線速度測定により、晩期型主系列星のハビタブルゾーン
内に地球型惑星が発見されている(e.g., Udry et al. 2007)。しかし、特に M 型主系列星
は、一般に活発な磁気活動を示し、また、ハビタブルゾーンが恒星に近いため、フレアによる X 線, UV などによる惑星大気の加熱、高エネルギーの陽子による大気組成の変化等の影響を評価しなければ、本当に「ハビタブル」なのかどうかは分からない(e.g.,
Airapetian et al. 2016)。そのため中心星の activity に関する研究が重要となる。本研
究では星のフレア活動性は何で決まるのか等を評価するために、ケプラー宇宙望遠鏡のデータを用いて G, K, M 型星のフレア活動性とそれらの星の持つ恒星黒点の関係について調べた結果を報告する。

2

解析に用いたデータ
Huber et al. (2014)による星の温度および表面重力加速度のデータから、Teff<6300 K,
log g>4.0 の 109,092 天体を G,K,M 型矮星として選択した。さらに、McQuillan et al.
(2014)からこれらの天体の自転周期および自転による変光の振幅が求まっている
28,988 天体について、そのデータを基に各天体での黒点サイズを Maehara et al.
(2017)の手法で求めた。これらの天体におけるフレアのデータとしては Maehara et al.
(2012)、Shibayama et al. (2013)、および Candelaresi et al. (2014)を用いた(795 天体/6830 フレア)。
図 1 にケプラー宇宙望遠鏡のデータから検出されたフレアの例を示す。

図 1．M 型星(KIC 11349556; 左)と K 型星(KIC 8142547; 右)のフレアの光度曲線

-5-

3

結果と議論
3.1

フレアの発生頻度分布
図 2 に星の温度ごとのフレアの発生頻度分布(dN/dE)を示す。3000-6300K の範囲においてはどの温度でもフレアの発生頻度分布は指数-1.8 から-1.9 のべき関数分布を示すことが分かった。また、あるエネルギーのフレアの発生頻度は星の温度に依存し、G 型星(Teff=5000-6300 K)よりも K, M 型星(Teff<5000K)の方が高い。
ただし、観測された最大のフレアのエネルギーは、G,K 型では 1036 erg 程度であったのに対し、M 型星のうち Teff=3000-3500K、および 3500-4000K の天体ではそれぞれ 3×1034 erg、 5×1035 erg と、G,K 型星よりも 1 桁程度小さいことが図 2. 星の温度ごとのフレアの発生頻度分布
分かった。
3.2

フレアエネルギーと黒点面積
図 3 に観測されたフレアのエネルギーと、そのフレアが発生した星における黒点面積の関係を示す。黒点面積は自転による変光の振幅(ΔF/F)、星の半径(Rstar)および星の光球と黒点の温度差(ΔT(Tstar))から、式(1)のように求めることができる(Maehara et al. 2017)。星の光球と黒点の温度差は Berdyugina (2005)のデータを用いた経験則(式 2)のように推定した。

(1)

-6-

(2)
フレアのエネルギーの条件値と黒点面積には良い相関があり、星の温度によらずフレアのエネルギーの上限値(Eflare)は黒点面積(Aspot)の 3/2 乗に比例しており、Shibata et al. (2013)の提唱した解析的な関係式(式 3)において、フレアのおいて解放される磁気エネルギーの割合 f=0.1 および、黒点の磁束密度 B=3000G としたときのもので表すことができることが分かった。

(3)

図 3. 観測された G,K,M 型星フレアのエネルギーと黒点面積の関係と、太陽フレアにおけるエネルギーと黒点面積の関係の比較。点線は式(3)において f=0.1, B=3000G としたときのもの。
また、太陽フレアにおけるエネルギーの上限値と黒点面積も恒星フレアと同じ関-7-係で表すことができることが分かった。このことは、晩期型星におけるフレアと
太陽フレアが同じ物理機構によって発生することを示唆する。
前小節で述べた通り、M 型星において観測されたフレアの上限値が G, K 型星のそれに比べて小さいが、これは M 型星における黒点面積が G,K 型星よりも小さいため、黒点付近に蓄えられる磁気エネルギーの総量が小さく、結果としてフレアで解放されるエネルギーの上限値も小さいためであると解釈することができ
る。
4

まとめ
ケプラー宇宙望遠鏡のデータ用いて G,K,M 型星のフレアと黒点の関係を調べ、以下のことが分かった。
¾

フレアの発生頻度分布(dN/dE)は星の温度によらず、指数-1.8 から-1.9 のべき関数分布を示し、同じエネルギーで比較すると、K,M 型星におけるフレアの発生頻度
は G 型星における発生頻度の 10 倍程度高い。

¾

観測されたフレアのエネルギーの最大値は、G,K 型星では 1036 erg 程度であるが、M 型星では 1034 erg から 1035 erg 程度と G,K 型星で発生する最大のフレアのエネ
ルギーよりも小さい。

¾

フレアのエネルギーの上限値は星の温度によらず黒点面積の 3/2 乗に比例する。M型星は G,K 型星よりも星の大きさが小さいために、黒点面積も小さく、結果としてフレアで解放されるエネルギーの上限値も小さいと考えられる。

参考文献(1) Udry, et al., A & A 469, L43, (2007)(2) Airapetian, et al., Nature Geoscience 9, 452, (2016)(3) Huber, et al., ApJS 211, 2, (2014)(4) McQuillan, et al., ApJS 211, 24, (2014)(5) Maehara, et al., PASJ 69, 41, (2017)(6) Maehara, et al., Nature 485, 478, (2012)(7) Shibayama, et al., ApJS 209, 5, (2013)(8) Candelaresi, et al., ApJ 792, 67, (2014)(9) Berdyugina, Living Reviews in Solar Physics 2, 8, (2005)(10) Shibata, et al., PASJ 65, 49, (2013)-8-

恒星の自転の進化
勝田豊 (北海道大学), 岡崎敦男 (北海学園大学),
須田拓馬 (東京大学), 藤本正行 (北海学園大学)
概要
恒星の自転の進化を解明する上では回転によって引き起こされる子午環流や乱流の生成や成長と、それに伴う角運動量や物質輸送の効率が鍵となるが、これらによる輸送効率に関しては十分に説明する理論が無く、回転星の進化の理論には大きな不定性が伴っている。また近年の星震学の研究から、恒星内部で差動回転が実現している場合があることが明らかになっている。恒星の回転は角運動量分布に加えて慣性モーメントの分布に依存する。そこで我々は恒星の進化に伴う慣性モーメントの変動に着目することにより、回転星の進化を議論する簡便な手法を提案する。応用例として、高速回転とそれに伴う円盤を形成する恒星である Be
星の HR 図上での分布が、主系列段階で一様回転していると仮定することで再現できること、観測された恒星内部での差動回転について必要な粘性係数に制限を加えられることなどを紹介する。
輸送機構およびその効率を仮定し恒星の進化計算に

1 イントロダクション

組み込むことにより恒星の回転の進化を再現する試
みがなされてきた [7, 8, 9]。

恒星の回転は、恒星内部の物質混合など、様々な現象と関連付けられ、恒星の構造や進化に対して大本研究ではこういった角運動量輸送を仮定するのきな役割を果たしている。しかしながら恒星の回転ではなく、恒星の進化に伴う構造の変化に着目し、の進化を決定する機構の一つである角運動量輸送に生成される差動回転と、もしそれが均されるのであ

ついては、十分信頼できる理論は完成しておらず、ればどの程度の輸送効率が必要であるかの見積も不確定な要素が多い。

ることによって、恒星の自転の進化について議論

恒星の進化に従ってその内部では膨張や収縮が生する。

じるため、角運動量が恒星内部で輸送しないのであ2 角運動量輸送

れば、差動回転が生じるはずである。例えば 2.5M⊙の恒星では主系列星から赤色巨星へ進化するまでに恒星の内部の角運動量輸送は、単位質量あたりのΩcore /Ωenv ∼ 10 − 10 程度の差動回転が生じる。

角運動量 a、角運動量流束 f を用いて、恒星内部の差 動 回 転 の 様 子 が 明 ら か に な り つ つ∂(ρa) + ∇ · (ρav) = −∇ · f∂t

あ る が 、進 化 し た 中 質 量 星 で の 差 動 回 転 は 高 々と書ける。f の動径成分の球面にわたっての平均

3

4

一 方 で 、近 年 の 星 震 学 に 基 づ く 研 究 に よ っ てΩcore /Ωenv ∼ 10 程度で [1, 2]、恒星内部で角運

f¯
r は、球対称の構造を仮定すると!
1
2 Mr d(r2 Ω)
dMr
=
−
·
f¯
r
4πr2 3 0dt

動量輸送が効率的に働いていることが示されている。また、主系列星においては、低中質量星ではほぼ一様回転 [3, 4]、大質量星では一様回転からのず

(1)

(2)

と得られる。一方で角運動量輸送は粘性係数 ν をれが見られる場合も報告されている [5, 6]。これら

用いて、の観測結果に関連して、これまでに様々な角運動量

-9-

2 ∂Ω
f¯
r = νρr
∂r

(3)

となる。
一様回転を維持するために必要な粘性係数 νURは、特徴的な長さとして pressure scale height Hp

109
108

を用いて ∂Ω/∂r = Ω/Hp と置き換えることによ

7

10

νUR =

Hp
6πr4 ρΩ

0

106

2

! Mr

νUR (cm /s)

り、式 (2),(3) から、

d(r2 Ω)
dMr
dt

(4)

と書ける。さらに恒星全体の角運動量 J が保存さ

5

10

4

10

103
2

10

れるという仮定の下で、J = IΩ を用いて Ω を消去

101

すると、

100

νUR =

Hp I
6πr4 ρ

! Mr
0

1M⊙
2M⊙
0

0.1

0.2

0.3

0.4

2

d(r /I)
dMr
dt

(5)

0.5

Mr/M

4M⊙
16M⊙
0.6

64M⊙
0.7

0.8

0.9

1

図 1 MS 段階での 1-64M⊙ の νUR のプロファイル。

となる。この式が示すように、質量放出などの角運動量放出機構が働かない場合においては恒星の一様回転を維持するために必要な粘性係数は星の持つ角運動量 J に依らず、したがって初期の恒星の回転速1012度に依存せず決まることが示される。
図 1 に示されるように、MS 段階では質量大きい

ZAMS -> End of MS
R=3 R⊙ - 10R⊙
R=10R⊙ - 100R⊙
R=100R⊙-> RGB tip
RGB tip -> RC10

10

星ほど星全体にわたって νUR が大きな値を持つ。

1082

νUR (cm /s)

そのため、低質量星ほど一様回転が維持されやすい

1 M⊙ MS傾向があることが予想される。図 2 に進化した星のνUR を示す。1M⊙ モデルにおいては殻燃焼に移っ

106

104

た段階から燃焼殻上の輻射層で νUR が成長してお2

10

り、中心ヘリウム燃焼段階 (RC) に移ると再び減少
100

することが分かる。16M⊙ モデルでは、MS 段階か

0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.7

0.8

0.9

1

Mr / M⊙ら大きな νUR を持ち、進化に伴い更に増大してい1011る様子が見える。

#ZAMS -> #End of MS#End of MS -> #End of TAMS
#3.5 -> #HeIgn#HeIgn -> #HeB
#HeB -> #3.6
#HeIgn -> #3.61010

3 観測との比較

16 M⊙

2

νUR (cm /s)109

図 3 に 各 時 点 で の 輻 射 層 で の νUR の 最 大 値

νUR,max を 2M⊙ の場合について示す。νUR,max

108

107

は進化に伴い増大するが、数太陽半径を超えた辺り
で表面対流が成長し、νUR が減少に転じる段階が6

10

見える (図中の最も右の垂直線付近)。そして RGB

105

0

2

4

6

8

10

12

14

Mr / M⊙に向かって大きく成長し、中心ヘリウム燃焼段階で

νUR,max は再び小さな値を持つ。低質量星の観測

図 2 1, 16M⊙ の各進化段階での νUR のプロファ
イル。実線は輻射層、点線は対流層を示す。

[10, 11] によれば、コアの回転速度は subgiant や若い redgiant において増加し、その後 redgint への進化の過程で減速に転じ、更に RC 星において大き

-10-

16

1012

104

1000

NuMax
R

3

10
10

10

102
101

100

100

2

νmax (cm /s)

108

ZAMS
R= 3R⊙
R= 10R⊙
R=100R⊙
RGB tip
RC

R/R⊙

10-1

~
ν

106

-2

10
4

10

10

10-3
10-4

2

10

10-5
100
8
9x10

8

9.5x1091x10

91.05x1091.1x109

1.15x1091.2x109

1.25x1091.3x10191.35x10

10-6
0.01

time (yr)

図3

0.1

1

Mr / Mtot

101

2M⊙ の νUR,max (太線) と半径 (細線) の変化。

1M⊙
4M⊙
8M⊙
16M⊙
64M⊙

100

~
ν

く減速することが知られている。よって我々のモデルの νUR,max の進化との比較により、もし恒星内部で ν ∼ 105 cm2 /s 程度の粘性係数に対応した角運

10-1

動量輸送が働いているとすればこのようなコアの回転速度の変化を説明することが出来る。

0

3.1 無次元化された νURそれぞれの質量や進化段階での νUR の振る舞い

図4を統一的に議論するために、進化のタイムスケー

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

Mr / Mtot

0.6

0.7

0.8

0.9

1

上図:1M⊙ の各進化段階での ν̃ のプロファ

イル。下図:1 − 64M⊙ の MS 段階での ν̃ のプロファイル。

ル τevo と Hp を用いて無次元化された粘性係数ν˜= νUR /(Hp2 /τevo ) の振る舞いを調べた。図 4(上)において 1M⊙ の恒星の ν˜は半径が数太陽半径を超えた辺りで 1 を超える。先行研究によれば数太陽半測から数太陽半径程度に進化した時点で差動回転径に進化した段階で恒星が一様回転から差動回転にが生じることが知られている。先行研究において転じることが示されている [12] が、これは ν˜が 1

ν = 3 × 104 cm2 s−1 の粘性を追加した恒星回転の進化計算により観測される回転プロファイルを再現でを超える辺りに相当する。図 4(下) では 1 − 64M⊙の MS 段階での ν˜ が示されている。中低質量星

きること、必要とされる粘性係数は恒星の初期の回(1 − 8M⊙ ) においては星全体にわたって ν˜ < 1 で転速度によらないことが示されているが [9]、本研

あるが、大質量星では ν˜ > 1 となる領域が現れる。

究においても 104 cm2 s−1 程度の粘性系が働く場合

8 − 10M⊙ 付近の質量の MS 星の観測では差動回転に数太陽半径で一様回転が破られること (図 2 上)、が見られる場合 [5, 6, 13]、見られない場合 [14] が一様回転が維持される (あるいは破られる) のに必報告されている。

要な粘性係数が初期の回転速度によらないこと (式5) が、回転の進化そのものを直接計算することなく

4 議論とまとめ求められることが示された。また、νUR,max の時間

本研究では恒星の進化に伴う構造変化に着目し、変化 (図 3) を観測結果と比較することにより、恒星

恒星を一様回転させる角運動量輸送効率を見積も内部で働いている角運動量輸送をもたらす粘性係数

り、恒星の自転の進化、特に恒星内部で生じる差に制限を加えられることを示した。無次元化された

動回転について議論した。低質量星においては観粘性係数 ν˜と観測結果の比較により ν˜が 1 のオー

-11-

参考文献

6
64

[1] P. G. Beck et al., Nature, Vol. 481, pp. 55–
557, January 2012.

32[2] S. Deheuvels et al., ApJ, Vol. 756, p. 19,
September 2012.

log L (L⊙)

16[3] D. W. Kurtz et al., MNRAS, Vol. 444, pp.

14

4

102–116, October 2014.
8[4] H. Saio et al., MNRAS, Vol. 447, pp. 3264–
3277, March 2015.

3[5] C. Aerts et al., Science, Vol. 300, pp. 1926–

2

4.8

Be stars: Levenhagen et al.(2006)
Be stars: Zorec et al. (2005)
B[e] stars in MW
B[e] stars in LMC
B[e] stars in SMC

4.6

1928, June 2003.

4

4.4
4.2
log Teff (K)[6] M.-A. Dupret et al., C. Aerts, P.-O. Bourge,
3

C. Waelkens, and A. Noels. A&A, Vol. 415,
4

pp. 251–257, February 2004.

3.8[7] S. Ekström et al., A&A, Vol. 478, pp. 467–

図 5 HR 図上の Be 星 (●)/B[e] 星 (+) の分布。

485, February 2008.

赤および灰色で塗られた領域で一様回転する恒星[8] A. Granada et al., A&A, Vol. 553, p. A25,が臨界回転に達する。

May 2013.
[9] P. Eggenberger et al., A&A, Vol. 544, p. L4,

ダーを超える辺りで恒星の一様回転が破れることがAugust 2012.

示唆される。特に大質量星については 10M⊙ 付近[10] B. Mosser et al., A&A, Vol. 548, p. A10,で MS 段階にあっても一様回転が破れることが予想

December 2012.

されるが、この進化段階での大質量の観測例は少な[11] S. Deheuvels et al., A&A, Vol. 564, p. A27,

く、さらなる検討が必要であると考えられる。

April 2014.

臨界回転に近い高速自転により赤道から質量を放[12] J. Tayar and M. H. Pinsonneault, ApJL, Vol.

出し星周円盤を形成する Be 星の HR 図上での分布

775, p. L1, September 2013.

は中質量星においては一様回転モデルで再現が可能[13] A. A. Pamyatnykh et al., MNRAS, Vol. 350,

であるが、大質量星では、特に進化の後半において

pp. 1022–1028, May 2004.

観測される数が少なくなっている (図 5)。これは大[14] M. Briquet et al., MNRAS, Vol. 381, pp.

質量星では MS 段階での高い質量/角運動量放出率1482–1488, November 2007.

を持つこととともに、本研究で示されたように大質量星では MS 段階でも差動回転が生じて表面が臨界回転に達することが出来ないことが要因である可能性が考えられる。

-12-京都大学 3.8m 望遠鏡での観測計画
野上 大作（京都大学）

概要
京都大学が中心となって建設を進めてきた 3.8m 望遠鏡は、いよいよ来年の 2018 年度後期から共同利用を開始する予定である。本稿では、この望遠鏡に取り付ける予定の観測装置のうち、高 測光分光器と可視・近赤外高分散分光装置に焦点を当て、それぞれの装置そのものと考えられているサイエンスの紹介を行う。

1．3.8m 望遠鏡について
京都大学大学院理学研究科附属天文台と同宇宙物理学教室を中心として、東アジア最大となる汎用の3.8m 光学赤外線望遠鏡の開発を進めてきた。2017 年
2 月末にこの望遠鏡を収めるドームが国立天文台岡山
天体物理観測所の敷地内で竣工し（図１)、京都大学
岡山天文台が 2018 年春に開所式を迎える予定である。
岡山天文台は 1929 年設立の花山天文台、1968 年設立の飛騨天文台に次いで、京都大学大学院理学研究科
附属天文台の第 3 の天文台となる。
3.8m 望遠鏡の共同利用は 2018 年度後期から開始予定であるが、装置開発を含めた様々な調整作業を行いながらのもので、まずはリスクシェアでの観測期間を限定したものとなる見込みである。運用については
これから決めていく部分が多く残っているが、定常状態では望遠鏡時間の半分の時間は京大時間となり、半分は共同利用時間となる。望遠鏡や観測装置の維持・改善のための時間や観望会などの社会貢献の時間は両者からの供出、すなわち、これらの時間を除いたもの
を、京大と共同利用で半々にするということになって
図 1：竣工したばかりのピカピカいる。もともとこの望遠鏡では、突発天体対応観測をのドーム（上；2017 年 2 月末に撮行うことを重要視しており、ToO 観測は積極的に行影）とこのドームの中に収められうことになっている。そのため、将来的にはキュー観
た望遠鏡（下；2017 年 9 月 20 日測が基本になっていくと想定されるが、まだ公式の決
撮影）。上図の右下に写っているの定事項があるわけではない。
は岡山天文博物館。下図の望遠鏡
3.8m 望遠鏡の共同利用については、国立天文台がにはまだ鏡が載せられていない。
その責任を負い、プロポーザルの採択などは現在の岡山観測所プログラム小委員会の後継組織が行うことになる。現在 188cm 望遠鏡の共同利用で使われている仮眠室や食堂などは、当面はそのまま維持される予定である。
3.8m 望遠鏡に搭載を計画している観測装置についての情報提供を、2017 年 1 月 31 日締切で行った。その結果、以下の 8 つの装置の情報が寄せられた。
１）ファイバー型可視光面分光装置 KOOLS-IFU
２）可視高分散分光器
３）近赤外相対測光分光器
４）近赤外偏光撮像装置-13-５）可視光 2 色同時撮像カメラ
６）視線 度精密測定装置
７）SEICA (Second-generation Exoplanet Imager with Coronagraphic Ao)８）高 測光分光装置
この中で、既に（部分的にでも）予算がついて開発が開始されているものは１）３）７）
８）であり、2018 年後期の最初の 3.8m 望遠鏡共同利用で使用可能なのは１）のみの見込みである。
以下では、私が深く関わっている２）可視高分散分光器と８）高 測光分光装置の概要とそれを使ったサイエンスを紹介する。

2．高測光分光装置

2.1 3.8 望遠鏡用高測光分光装置の概要

この装置は、現在広島大学東広島天文台のかなた望遠鏡に取り付けてある高 測光分光器を下敷きにしている。かなた望遠鏡の装置では、第 2 ナスミス焦点からの光をコリメーターに通し、さらにフィルターに通して測光観測を行うか、(ロングパスフィルター＋)グリズム／プリズムを通して低分散分光観測を行うという、構 としては非常にシンプルな装置である。測光観測用のフィルターとしては Johnson-Cousins の BVR フィルターを備え、分散素子としては超低分散分光(波長分解能～20)観測用の２素子プリズムと低分散分光(波長分解能～150)観測用のグリズムが使用できる。この分光器の特徴は「高 」観測が可能であるということで、e2v 社の電子増倍(EM)・背面照射型 frame transfer CCD 素子(CCD87)を使って浜松ホトニクスと共同開発した EM-CCD カメラ(C9100-12)を使っていることである。Frame transfer 型であるために読み出し時間がほぼゼロに近く、露光時間が最短 27.1 ミリ秒で、1 秒あたり最大 35.8 フレームの画像取得が可能である。ただし、512x512 ピクセル(16 micron/pix)とチップが小さいため観測視野が狭く(2.6’x2.6’)、最長露出時間が 10 秒という制限があったため、特に分光観測では限界等級が浅い(低分散分光モードで約 12.4 等)ものであった。また読み出しノイズも 100e-と高かった。
今回、
波長分解能
20（2 素子プリズム）、150（グリズム）
分散素子の
波長帯域
4000～8000 Åみ流用して、 視野
良像範囲Φ5’、ケラレなし□5’3.8m 望 遠
結像性能
1”
鏡用に新し
スリット
幅 2”×長さ 10”
い高 測光
交換素子
スリット スルー、2”スリット分光装置をフィルタ Johnson-Cousins V,RC,IC、2 次光カットフィルタ
開発するこ
分散素子 スルー、R20、R150とにした。
表 1：3.8m 望遠鏡用高 測光分光器の仕様
その仕様は
表 1 の通りである。カメラはチップのサイズや読み出しノイズの低減を図るため、同じく浜松
ホトニクス社の ORCA-Flash4.0 V3 CMOS カメラ(C13440-20CU)を採用することにした。
CMOS カメラであるため、やはり読み出し時間はほぼゼロであり、2k×2k pix (6.5micron/pix)のフル画像が 1 秒あたり 100 frame の読み出しが可能である。水冷式で-30℃まで冷やせば、暗電流は 0.006 e-/pix/s となり、読み出しノイズは 1 e-である。CMOS センサながら量子効率もな
かなか高く、最も良い 5600Å あたりでは 80％を超える。
この装置は 3.8m 望遠鏡の片方のナスミス焦点付近に取り付けられる小型装置用回転ステー
ジ(詳しくは http://www.kusastro.kyoto-u.ac.jp/~iwamuro/Kyoto3m/focus2.html 参照)に搭載される予定で、光学設計は京都大学の木野勝氏の手によって行われた(図 2 参照)。現在はレンズや各素子の許容公差の見積もりを行っているところである。

-14-

この装置は当初第 1 期装置として、2018
年後半の 3.8m 望遠鏡の最初の共同利用から使用できるようにする予定であったが、間に合わなくなってしまいました。期待されていた方には申し訳ありません。

2.2 なぜ高観測が必要なのか？

図 3 は Kepler 宇宙望遠鏡で観測された
KIC 1610797 のスーパーフレアで、２つの図２：3.8m 望遠鏡用高 測光分光器の光学設
観 測 モ ー ド (Long Cadence と Short
計図。図で奥側に望遠鏡があり、手前にある
Cadence)のデータを重ねて表示したもので
ナスミス焦点に向かってくる光を鏡ではねてある。Short Cadence データでは、立ち上
図の右側に進ませる。さらに鏡で折り返し、がりが非常に鋭いことやフレア中に数分のタ
光は左斜め上に進む。
イムスケールの振動現象があることがわかる
が、Long Cadence データではなまっていることがわかる。このように、タイムスケールの短い現象の観測にはそれに対応した高 でのデータ取得が必須となる。こうした短いタイムスケールの現象は様々なものが知られて
おり、さらに言えば、これまである程度長いタイムスケールの現象と考えられていたものが、高 観測をすることで新たな現象が見えてくることも期待できる。
実際に、この高 測光分光器で我々が想定しているテーマには例えば以下のものがある。A)恒星フレア、
図 3：Kepler 宇宙望遠鏡で観測さB)コンパクト天体周囲での高 変動現象、C)重力波天れた KIC1610797 のスーパーフレ体の光学対応観測、D)Fast Radio Burst、E)パルサー、ア。約 30 分ごとのデータ(LongF)掩蔽観測、G)系外惑星のトランジット、H)白色矮星
Cadence)と約 1 分ごとのデータの振動現象などである。他にも面白い現象があれば是非(Short Cadence)で同じスーパーフ
教えてもらいたい。
レアがとらえられている。
以下では恒星フレアとブラックホール X 線連星での短時間変動現象を紹介する。

2.3 恒星フレアについて
恒星フレアは短時間(数分から数時間)だけ突発的に増光する現象である。可視光での測光観
測では古くから知られている現象で、フレア時のスペクトルではバルマー線や金属線が輝線になる。紫外線や X 線でも大きな増光がある。M 型星では増光割合が大きくて観測されやすく、原始星や RS CVn 型連星ではエネルギー規模の大きなものが観測されることが知られている。これらの恒星フレアは、基本的には太陽フレアと同じように、黒点に蓄えられた磁気エネルギーの爆発的な解放現象であると考えられている。ただし、太陽では可視連続光が大きく増光するようないわゆる「白色光フレア」は規模の大きな一部のフレアでしか起こらず、その増光メカニズムの解明は進んでいない。
蔵本（2013）は、M 型主系列星 EV Lac を、広島大学東広島天文台にある 1.5m かなた望遠
鏡に取り付けられた高 測光分光器と、かなた望遠鏡に同架させた 25cm 望遠鏡＋CCD カメラ
で、測光・分光同時観測を行った。図４（左）は 25cm 望遠鏡でとらえたれた連続光のフレアを示している。フレア中には最大で 0.5 等増光し、継続時間は約 6 分であった。図４（右）はフレアを起こす前とフレアの極大時の超低分散分光（波長分解能～２０）データを示している。超低-15-分散分光観測の１枚あたりの露出時間は１秒で、青い方、特に U\O&&W
よりも波長が短い
ところは 3T` が低いが、青い側での増光幅が大きい((のがわかる。この
図４：左図は %O0$ 望遠鏡による可視光連続測光観測でとらえられた Q
増光分を黒体放射型星 8M( 2A0 のフレア。右図はフレアが起こる直前とフレアの極大時のでフィティングを
超低分散スペクトル。特に短波長側で増光が大きいことがわかる。(
行うことによって、増光した領域が温度（図５）と面積を求めた。その結果、
光度が上がるにつれて温度も上昇し、星表面の &"&Ua
程度が最大で 'D'&U( 1 程度になったことがわかった。
この温度はこれまでに求められたものと同程度で、増光した領域としては太陽での白色光フレアの増光領域と同程度かやや大きいものであった。(
このように、超低分散分光観測では連続光の分布を調べることがメインとなるため、感覚としては多色測光(観測に近い。この分散ではスリットを使わなくてもそれ
図５：各スペクトルで黒体放射をほど問題はないため、スリットレスで分光を行い、同視仮定して求められた増光領域の温野に写っている星のスペクトルを使っての相対分光観測度。%& 点;%& 秒に相当*ごとに平均を行うことも可能である。実際、上記の蔵本は近くの星した温度と図 U（左）の測光デーを参照した相対分光観測であった。(
タも一緒に示してあり、ほぼ相関(していることがわかる。(%"U( コンパクト天体周辺の短時間現象(
ブラックホール周辺では、最短で最内縁安定軌道をケプ
ラー回転するのと同程度のタイムスケール（≦数 '& ミリ秒）の変動現象が起こることが考えられる。このような短時間変動現象は、わずかながら既に観測例がある。ブラックホール _ 線連星 MU&U( 9Y? は %&'O 年 , 月に %, 年ぶりのアウ
トバーストを起こした;図６、1C$K@A( <B( AF"( %&', より*。このとき、M2- に取り付けられた 72-N:9:Q で観測;r’バン
ドで %U$J<0 露出*が行われ、可視光短時間変動が観測された;図７、]A=>HC( <B( AF"( %&', より*。その起源はいまだ不明(
図７：ブラックホール _ 線連星 MU&U(9Y? で観測された可視光短時間変動;]A=>HC(<B(AF"(%&',*。横軸は端から端までで '& 秒。(-16-(
図６：ブラックホール _ 線連星の %&'O 年 , 月に起こったアウトバースト;1C$K@A(<B(AF"(%&',*。上 U つは可視光、下 %
つは _ 線での光度曲線。'# 日程度継続した。(

であるが、確かに可視光で秒以下のタイムスケールでの変動現象が起こっていることがわかる。
図 8 は図 7 のアウトバースト中に観測された短時間変動で、ゆっくり増光して急に暗くなるというパターンを持っていることがわかる。このような変動現象は、ブラックホー
ル X 線連星で X 線での観測例はあったが、可視光でとらえられたのは初めてであった。
さらに、INTEGRAL 衛星での同時観測が実現しているところでデータを比較してみると、
X 線と可視光でほぼパターンの同じ変動が見えるが、約 1 分の遅れがあることがわかっ
図 8：V404 Cyg の 2015 年のアウトバース
た。このことから、降着円盤のかなり内側のト中に観測された可視光短時間変動の 1 例。
部分で起こった変動現象が X 線で観測され、その X 線が降着円盤の外側の部分で吸収再放射されたものであろうと考えられる。また、この現象を起こす円盤不安定性はエディントン限界に近く X 線で非常に明るい状態でのみ起こるものと思われていたが、今回の観測ではエディントン限界の 100 分の 1 以下の光度の時にこの変動が起こっており、円盤不安定性理論の再考を促すこととなった。
この観測は次の２つのことを意味している。すなわち、これまで X 線観測の独壇場と思われてきた降着円盤内側の現象が可視光で観測可能であること、そして X 線との多波長共同観測でより詳しいことがわかるということである。今後、分光観測により輝線プロファイルの変動をとらえることで、短時間変動を起こす降着円盤の構 の変化を調査できるだろう。

3．3.8m 望遠鏡用高分散分光装置とスーパーフレア
我々は 3.8m 望遠鏡用に、可視光高分散分光器も開発する予定である。表２にこの分光器の仕様をまとめてお く 。 特 徴 は 波 長 分 解 能 10 万 で 、 360nm か ら
1,050nm までを一度にカバーできることにある。
2.2 章で M 型主系列星のフレアについて述べたが、近年の Kepler 宇宙望遠鏡のデータを使った我々の研究により、太陽でこれまでに観測された最大級のフ
レアの最大で 1 万倍(1036 erg)ものエネルギーを放つ
スーパーフレアが、太陽型星（G 型主系列星）で起
表２：3.8m 望遠鏡用高分散分光器
こることがわかってきた(Maehara et al. 2012 など)。の仕様。
図９に Maehara et al. (2012)から取ってきた、太陽型星 KIC12354328 のスー
パーフレアの１例を載せておく。このフレアで最大級の太陽フレアの 2600 倍程
度のエネルギーを放出したと推定されている。これだ
けのエネルギーを放出しても、太陽の明るさは 3 割しか変わらないことに注意さ
図９：Kepler 宇宙望遠鏡で観測された太陽型星スーパーフ
れたい。このクラスのフレ
レアの例（左図）。右図はスーパーフレア部分の拡大図。
アは１星あたり 1 万年に１-17-

度程度の頻度と Maehara et al. (2012)では推定している。太陽フレアのシステマティック
な観測はせいぜいこの 100 年程度であり、このような大規模なフレアが観測されていないのはこれまで太陽で「スーパーフレアは起こらない」はいわば常識だったのである。
図 9 の左図でスーパーフレア以外のところで順周期的な変動が見えているが、これはスーパーフレアを起こせるほど巨大な磁気エネルギーを持つ巨大黒点が存在する星が、自転をすることによって生じるものと考えられる。その考えに立てば、光度変動の周期は自転周期の、そして変動振幅は黒点の大きさの目安になると考えられる(Notsu et al. 2013)。これは高分散分光観測を行って射影自転 度(v sini)を測ったり、彩層活動性の指標である Hα線や Ca II 線を調べることで確認された(Notsu et al. 2015)。さらに、Hαや Ca II 線は太陽の双子星と言われる 18
Sco よりごくわずかに浅い（≒彩層活動性がほぼ同
図１０：２つのスーパーフレア星じ）ものの、自転 度や金属量などがほぼ 18 Scoの Ca II 8542 線。太陽の双子星と（≒太陽）と等しいスーパーフレア星も２つ見つか言われる 18 Sco とほぼ同程度の深った（図１０、Nogami et al. 2014 より）。
さ(≒彩層活動性)を持つ。
さて、太陽でスーパーフレアが起こるとすると、地球へ大きな影響があることが考えられる。
太陽フレアによって放出された放射線、高エ
ネルギー粒子、プラズマが地球に直撃することで、オゾン層の破壊、通信障害、地上での巨大誘導電流の発生などは既に知られているからである。そこで我々は、3.8m 望遠鏡＋
高分散分光装置による分光観測と小口径望遠
鏡での測光観測を同時に行い、１）スーパー
フレアそのものの観測を行いプラズマ放出の
図１１：スーパーフレアに伴うプラズマ放様子を調べる、２）巨大黒点のサイズと寿命出の概念図と期待される Hα線輪郭。
を測定する、ということを考えている。
１）の方では、3-4 日に 1 回程度という高頻度でスーパーフレアを起こす、若くて自転度の早い星について、連続的な測光・分光観測を行う。図１１に期待される Hα線輪郭（ただし静穏状態の吸収線を引いた残差であることに注意）を載せておく。フレアの部分はHαの輝線成分を作るが、噴出したプラズマは我々に近づいてくるので青方偏移した吸収成分を作る。これを観測することで、プラズマの質量と 度を見積もる。
２）では、全天で 8 星程度のスーパーフレア星を選び、1 星あたり 1 週間に 1 度程度の頻度で 6～8 ヶ月程度の分光モニター観測を行う予定である。Hαや Ca II 線の強さやプロファイルを追うことで、恒星表面にある全磁束量の時間変化、すなわち巨大黒点の生成・消滅の様子が調べられる。
これらの観測は、4m クラスの望遠鏡に高分散分光器を取り付け、長時間の観測を行うことで初めて達成できるもので、世界を見渡しても我々しか行うことのできないものと言える。
参考文献
蔵本哲也、2013、京都大学修士論文
Kimura, M. et al., 2016, Nature 529, 54
Nogami, D. et al., 2014, PASJ 66, L4
Notsu, Y. et al., 2015a, PASJ 67, 32

Gandhi, P. et al., 2016, MNRAS 459, 554
Maehara, H. et al., 2012, Nature 485, 478
Notsu, Y. et al., 2013, ApJ 771, 127
Notsu, Y. et al., 2015b, PASJ 67, 33-18-

かなた望遠鏡で観測を行った特異な II 型超新星
中岡 竜也 1 , 川端 弘治 1 , 山中 雅之 2 , 川端 美穂 1
河原 直貴 1 , 長木 舞子 1 , かなた観測チーム
広島大学
E-mail(中岡 竜也): nakaoka@astro.hiroshima-u.ac.jp
1

アブストラクト
広島大学所有かなた望遠鏡は、国内で超新星のモニター観測を行っている望遠鏡の 1 つである。超新星の観測は、多くの場合、まず超新星候補として報告があった天体に対し型同定が行われ、その後は必要に応じて追観測を行う。我々は 2017 年 4 月 12 日に板垣公一氏が発見した IIP 型超新星 SN 2017czd について、広島大学が所有するかなた望遠鏡を用いてモニター観測を行い、現在も継続している。この超新星は当初、典型的な IIP 型超新星よりも約 1 等明るかったが、その後急速に減光した。IIP 型超新星の特徴は、爆発後数日 ∼100 日程度、可視光で光度が一定である期間 (プラトー) を持つことだが、SN 2017czd のプラトーの期間は ∼20 日と、これまでに発見された IIP 型超新星で最も短い。また別の解釈として、爆発後 ∼20 日は、星周物質との相互作用により明るく輝いたと考えることができる。星周物質との相互作用が見られる超新星の例として、SN 2016bkv が挙げられる。この天体は 2016 年度の本研究会で報告を行ったが、その後の解析により、低光度 IIP 型超新星で初めて星周物質との相互作用の兆候が見られた。この結果は、重い親星が爆発したモデルを支持する。

1

イントロ
重力崩壊型超新星爆発とは、初期質量が太陽の約 10 倍以上の星が、一生の最期に中心核が重力崩壊を引き起こ

し爆発する現象のことである。しかしその爆発の詳細については、観測技術が発達した現代においても分かっていない。超新星からの極大光度前後の放射の大部分は可視光域で発せられるため、型同定を含めた超新星の観測においては可視光の観測が有利である。その中でも IIP 型超新星は、爆発後数十日間は可視-近赤外線で光度がほぼ一定となり殆ど変化しない期間 (プラトー) を持つことが特徴的な型である。IIP 型超新星の親星は、その外層に水素を豊富に持つ、赤色超巨星であると考えられている。近傍銀河で発生する超新星の半分程度は IIP 型超新星であり、統計的な議論がなされてきたが (Li et al. 2011)、宇宙の加速膨張の証拠として用いられた Ia 型超新星と比べて個性が強く、IIP 型超新星の親星と爆発の性質の関係性等、未だ十分な解明には至らない。その中でも極めて個性的な観測例を示すサブグループに、SN 1997D-like な低光度 IIP 型超新星がある。このグループに属する
超新星は、 (i) 典型的な IIP 型超新星に比べて、プラトーの明るさが 1/2-1/10 (ii) スペクトルに現れる吸収線速度が、一般的な IIP 型超新星と比べて半分以下 等の特徴を持つ (Pastorello et al. 2004)。低光度 IIP 型超新星は、
これまでに 10 天体ほどが分類されているが、爆発初期から後期まで一貫した観測が行われた例はなく、爆発現象
や親星等の理解が進んでいない (Spiro et al. 2014)。
また近年は観測技術の向上により、爆発直後の超新星を発見することが可能となっている。これらの超新星の一部には、爆発直後に約 1∼2 等ほど急増光し、その後 30 日程度で減光しプラトーとなる IIP 型超新星が見つかっている (Gal-Yam et al. 2014)。このようなふるまいを見せる超新星は、爆発直前の親星から放出された外層により星周物質が形成され、爆発した超新星の本体 (イジェクタ) と衝突して光っていると考えられる。星周物質との相互作用が見られる超新星からは、超新星の性質だけでなく、未だ不明瞭な点の多い、爆発直前の大質量星のパラメータも得ることができる。
本研究で述べる超新星 SN 2016czd は、2017 年 4 月 12.7 日に、母銀河 UGC 9567 中に板垣公一氏が発見した。
広島大学かなた望遠鏡では同 14 日から可視-近赤外撮像・分光観測を開始した。また、2016 年度の本研究会で報告を行った超新星 SN 2016bkv に関して、その後の解析の結果、低光度 IIP 型超新星として初めて、星周物質との相互作用の兆候を見出した。この観測から、低光度 IIP 型超新星の新たな情報だけでなく、爆発直前の大質量星のパラメータも得ることができると考えられる。
-19-

表 1: 本研究の観測天体
SN 2017czd

SN 2016bkv

2017 年 4 月 12.7 日
UGC 9567

2016 年 3 月 21.5 日
NGC 3184

発見者

32.0
板垣公一

13.2
板垣公一

爆発日 (推定)2017 年 4 月 11.5 日

2016 年 3 月 20.3 日報告された型IIP
IIP-CSM?

IIn
LL IIP

発見日
母銀河
母銀河までの距離 [Mpc]

我々の観測結果§2 では、本研究で対象とした天体 (SN2017czd, SN2016bkv) の情報を述べる。§3 では、SN2017czd の測光観測、分光観測とその考察を延べる。§4 では、SN2016bkv の初期に見られた特徴から、その親星に関する結果・考察を述べる。また、以下のセクションでは低光度 IIP 型超新星のことを LL SN IIP（Low-Luminosity SN IIP) と記述することにする。

観測天体、観測機器

2

本研究で観測した天体の諸元を、表 1 にまとめる。SN 2017czd は、2017 年 4 月 12.7 日に、UGC 9567 に板垣公一氏が発見した超新星で、その後の分光観測により IIP 型超新星であると同定された。また同年 4 月 10.3 日に超新星サーベイグループ Gaia により爆発前の観測が行われており、爆発後間もない超新星であることが分かった。
これらの報告を受けて、広島大学かなた望遠鏡で 4 月 14 日よりモニター観測を開始し、現在も継続している。観
測機器は、かなた望遠鏡に搭載された HOWPol (Kawabata et al. 2008)、及び HONIR (Akitaya et al. 2014) を使用した。本天体のライトカーブ・スペクトルの特徴がこれまでの超新星では見られず、既存のモデルでは説明が難しいことは、我々の長期測光モニター観測の結果から得られたものであり、§3.1 で詳述する。

SN 2016bkv は、2016 年 3 月 21.5 日に、NGC 3184 に板垣公一氏が発見した超新星で、その後の分光観測により IIn 型超新星であると同定された。また同年 3 月 19.2 日には超新星サーベイグループ KAIT により爆発前の観測が行われており、こちらも爆発後間もない超新星であることが分かった。SN 2016bkv の観測結果については、
2016 年度の本研究会の集録に記載済のため、本集録では省略する。また、本集録で使用している各パラメータは、

現在投稿中の論文 (Nakaoka et al. in prep) のものを使用している。

3

SN 2017czd

3.1

測光観測

図 1 は、SN 2017czd の測光観測の結果から得られた R バンドライトカーブと、典型的 IIP 型超新星である

SN 1999em (Leonard et al. 2002)、SN 2012aw (Bose et al. 2013) との比較図である。IIP 型超新星は、典型的に80 日 ∼100 日程度のプラトーを持つため、爆発直後からプラトー終了後までを連続して取得するには、概ね 150
日程度の期間が必要である。観測可能な期間は太陽からの方位と離角に依存するため、プラトー終了後までの追跡が不可能となることもしばしば起こる。しかし本天体はプラトー期間が極端に短いため、プラトー終了まで連続してデータを取得することが容易であった。II 型超新星のプラトー期間の平均値は 83.7 ± 16.7 日 (Anderson

et al. 2014) であるが、本天体のプラトー期間は約 20 日となっており、IIP 型超新星で最もプラトーの短い天体(SN 2004dy: 25 日) よりも短い値となっている。プラトーの V バンド絶対等級は ∼-16.3 等となっており、II 型超新星のプラトー期の平均絶対等級 −16.74 ± 1.01 (Anderson et al. 2014) に一致している。このことから、SN 2017czd
はこれまで観測された IIP 型超新星で最も短いプラトーを持つ天体である可能性がある。

しかし、IIP 型超新星のプラトーの形成メカニズムを考慮すると、短いプラトーを作ることは困難である。初期の超新星は光学的に厚く、水素外層に光球が形成されるため、可視光で光度変化の少ないプラトーが見られる。超新星が膨張するに従い、イジェクタの密度・温度が下がり、光球を維持できなくなると、超新星は急速に減光を始め、プラトーは終了する。短いプラトーを形成するためには、イジェクタの密度を 20 日程度で十分下げることが必要であるが、大質量星が爆発した超新星の密度を、短い期間で下げることは難しい。
-20-

図 1: SN 2017czd と、典型的な IIP 型超新星の R バンド
ライトカーブ比較

図 2: SN 2017czd と、星周物質との相互作用が見られた
超新星のライトカーブ比較

そこで、爆発後 ∼30 日前後までがプラトーではなく、∼30 日後からがプラトーであると考え、爆発初期に星周物質との相互作用によって増光していると仮定する。図 3 は、SN 2017czd と爆発初期に星周物質との相互作用が見られた天体 (Khazov et al. 2016) とのライトカーブ比較である。天体毎に多少のばらつきはあるが、概ね-17.5∼-19等程度まで増光し、爆発 30 日後頃から減光を始める。SN 2017czd は極大の絶対等級が ∼-16.3 等と暗めであるが、増光から減光スケールが似ていることから、初期の増光が星周物質との相互作用である可能性が考えられる。

3.2

分光観測

図 3 は、SN 2017czd の初期スペクトルである。スペクトルの横軸は、天体の赤方偏移 (z = 0.008) を補正してある。爆発初期からプラトー終了に至るまで水素の吸収線が見られることから、II 型超新星であることが分かる。
また水素や酸素の静止波長に強い輝線が見られるが、超新星の出現位置が母銀河の銀河核に近いことから、銀河核由来の輝線であると考えられる。§3.1 では、SN 2017czd は (i) 非常に短いプラトーを持つ (ii) 星周物質との相互作用によって増光 の 2 つの解釈があった。星周物質との相互作用の場合、爆発初期に相互作用由来の輝線が見られるが (図 4 参照)、SN 2017czd にはその兆候がない。そのため、分光観測の結果からは、SN 2017czd は非常に短いプラトーを持つ天体である可能性が示唆される。

4

SN 2016bkv
本章では、LL SN IIP 2016bkv の初期観測から得られた、親星のパラメータについて記述する。本天体の測光・分光解析の結果については 2016 年度の集録で報告済のため、本集録では省略する。

4.1

親星の性質

図 4 は、SN 2016bkv の早期スペクトルと、他の LL SNe IIP を比較したものである。LL SNe IIP の早期スペクトルには、他の典型的な IIP 型超新星と同様に水素の吸収線が見られるが、SN 2016bkv には見られず、代わりに水素や窒素、ヘリウムの輝線が見られる。これらは星周物質との相互作用の兆候と見られ、図 2 で示したような天体でも見られる特徴である (Khazov et al. 2016)。このことから以下の式 (Moriya et al. 2014) を用いて、星周物質の密度を求めた。

1 3
L = 4πrs2 · ρvej
ϵ
2
-21-

図 3: SN 2017czd のスペクトル

図 4: SN 2016bkv 及び他の LL SNe IIP のスペクトル比較

ここで rs は星周物質の半径、vej はイジェクタの膨張速度 (3000 km s−1 ) である。相互作用による光への変換

係数は ϵ ∼ 0.1 と仮定した。SN 2016bkv のピーク時の明るさは L = 4 × 1041 erg s−1 のため、星周物質の密度ρ ∼ 5.0 × 10−4 M⊙ yr−1 を得た。更に星周物質の元となった、大質量星からの質量放出速度を 10 km s−1 と仮定すると、親星からの質量放出レートが 5.0 × 10−3 M⊙ yr−1 と推定できた。この値は、銀河系内で極めて質量放出

レートの高い赤色超巨星 (VY CMa: 10−3 M⊙ yr−1 : Smith et al. 2009) よりも高い値であり、既存の赤色超巨星のモデルでは説明が難しい。

5

まとめと今後

かなた望遠鏡では近傍 II 型超新星のモニター観測をしており、SN 2017czd や SN 2016bkv もその 1 つである。
SN 2017czd は当初、典型的な IIP 型超新星と思われていたが、我々の追観測の結果、プラトーが極端に短い、もしくは初期に星周物質と相互作用のあった超新星であることが分かった。これらの切り分けを行うためには、後期観測を実施し、真のプラトーがどちらかを調べることが考えられる。この超新星は銀河核に近い位置に出現しており、観測には大口径望遠鏡が必要となる。SN 2016bkv は初期に星周物質との相互作用の兆候が見られた LL

SN IIP であることが分かった。得られた質量放出レートは極めて高く、既存のモデルでは説明が難しい。

References
Akitaya, H., et al. 2014, in Proc. SPIE, Vol. 9147, Ground-based and Airborne Instrumentation for Astronomy V,
91474O
Anderson, J. P., et al. 2014, ApJ, 786, 67
Bose, S., et al. 2013, MNRAS, 433, 1871
Gal-Yam, A., et al. 2014, Nature, 509, 471
Kawabata, K. S., et al. 2008, in Proc. SPIE, Vol. 7014, Ground-based and Airborne Instrumentation for Astronomy
II, 70144L
Khazov, D., et al. 2016, ApJ, 818, 3
Leonard, D. C., et al. 2002a, PASP, 114, 35
Li, W., et al. 2011, MNRAS, 412, 1441
Nakaoka, T, et al. 2017, in prep
Pastorello, A., et al. 2004, MNRAS, 347, 74
Smith, N., Hinkle, K. H., & Ryde, N. 2009, AJ, 137, 3558
Spiro, S., et al. 2014, MNRAS, 439, 2873

-22-

近傍の IIP 型超新星 SN2017eaw の可視近赤外線偏光観測
長木 舞子 1 , 川端 弘治 1 , 山中 雅之 1 , 中岡 竜也 1 , 川端 美穂 1 , 河原 直貴 1 かなた観測チーム
広島大学
E-mail(長木 舞子): chogi@astro.hiroshima-u.ac.jp1

概要
超新星で観測される偏光は主に光球中の電子または星周ダストによる散乱や、整列した星間ダストによる吸収によるものだと考えられる。可視近赤外線波長域において偏光の波長依存性を求めることができれば、光球の幾何構造の非対称性、爆発直前の赤色巨星の質量放出、及び星間ダストの性質などの研究に寄与できると期待される。

SN 2017eaw は距離約 6Mpc の近傍銀河 NGC 6946 に、2017 年 5 月 14 日に発見された IIP 型超新星である。我々は広島大学かなた望遠鏡で 5 月 15 日から可視近赤外線での偏光観測を行なってきた。SN 2017eaw は近傍で明るいため、小さい偏光度でも精度の良い偏光観測ができる。加えて NGC 6946 は天の川銀河の星間吸収がやや大き
い方向にあるため、天の川銀河を見通した星間偏光の数少ないサンプルにもなり得る。観測の結果、観測された偏光の向きと大きさは、距離 500pc 以上の超新星近傍の恒星（5◦ 以内）が示す偏光とコンシステントであることから、観測された偏光の殆どは我々の銀河の星間偏光由来のものであり、超新星固有の偏光については、少なくともプラトー期には有意な成分を見出すことはできなかった。本研究では R バンドのデータのみを扱い議論する。

1

イントロ
超新星爆発は、スペクトルによって分類され、スペクトルに水素の特徴が見られるものを II 型とし、見られないものを I 型としている。その中でも IIP 型は、爆発後 80-120 日間は光度曲線が殆ど変化しないプラトー期を持つ一郡である。プラトーの期間は、外側の水素層が光学的に厚く、内部は見えない。後期は、光学的に薄くなるため、内部が透けて光度は急激に減光する。II 型超新星は重力崩壊型超新星に分類されている。重力崩壊型超新星とは、初期質量が太陽の約 10 倍以上の星が、その進化の最期に中心にある核が重力崩壊を引き起こして爆発した
超新星のことである。しかし、最近の爆発モデルでは爆発が実現せず、複雑な多次元効果が必要とされているな
ど、爆発の詳細についてはまだよくわかっていない。その詳細を知るために偏光観測が手がかりの一つになると考えられている。
超新星の偏光観測で考えられる偏光現象は、(i) 光球中の電子による散乱 (超新星内部で偏光)、(ii) 星周ダス
トによる散乱 (超新星付近で偏光)、(iii) 整列した星間ダストによる吸収 (母銀河または天の川銀河内で偏光) などである。(i) 光球中の電子による散乱の偏光は、プラトーが終わり内部の構造が見えてくるとき、光球内部の構造が非対称であれば、偏光が見られると期待される。II 型よりも外層の薄い Ib 型や Ic 型などの重力崩壊型超新星はコアの非対称性が外層に伝わりやすく、偏光も II 型に比べ大きくなるとされている。この偏光を観測した IIP 型
超新星の例がある (Leonard et al.,2006)。その論文の結果は、偏光度が爆発直後はほとんど 0% であったが、プラトー後に 0.6% となり、そこから徐々に小さくなっていく。(ii) 星間ダストによる吸収の偏光とは、超新星付近のダストに光が散乱して後からその散乱した光が地球に届くことによる偏光である。付近のダストが赤色巨星の質
量放出時にできたものであれば、爆発直前の赤色巨星の質量放出の情報が得られると考えられる。(iii) 整列した
星間ダストによる吸収の偏光は、超新星を含む銀河または天の川銀河の超新星方向にある星間ダストにより吸収されることによる偏光である。星間ダストの偏光は方向により一定であると考えられるので、同じ視野内の星の偏光と超新星の偏光が同じものであれば、超新星の母銀河にある星間ダストによる偏光はなく、天の川銀河の星間ダストによる偏光成分である可能性が高い。その場合、超新星の偏光成分から星間ダストによる偏光成分を引けば、(i) または (ii) による偏光成分が残り、変化を観測しやすくなる。IIP 型超新星の偏光観測例はほとんどな
く、初期に偏光が大きく、徐々に小さくなっていくもの、プラトーの終わりに偏光が大きくなるものなど様々で、偏光の変化はまだよくわかっていない。超新星の偏光観測により、爆発のメカニズムや星間ダストの性質を知る手がかりとなると考えられている。
-23-

図 2: 偏光観測用プリズム

図 1: NGC6946 と SN2017eaw

2

SN2017eaw の偏光観測

2.1

観測天体

SN2017eaw は距離約 6Mpc にある銀河 NGC6946(図 1) 内に 2017 年 5 月 14 日に発見され、5 月 13 日が爆発日と考えられている。同じ型の超新星が 10Mpc 以内に現れること自体 2-3 年に一度というほど珍しい。また、偏光観測は多くの光量を必要とするため、暗いと精度が悪くなり難しいが、初期等級約 13 等と明るいため可能であった。母銀河の NGC6946 は Av=0.9(NED より) と星間吸収の大きい方向にあるため、我々の銀河を見通した時の星間偏光の貴重なサンプルになり得る。

2.2

観測装置、偏光観測方法

観測は主鏡有効径 1.5m の広島大学が所有するかなた望遠鏡を使用した。観測装置は HONIR(Hiroshima Optical

Near-InfraRed camera) というもので、カセグレン焦点に取り付けられているため、器械偏光は小さく偏光観測に適している。
偏光観測には、図 2 のように半波長板とシングルウォラストンプリズムを用いた。半波長板とは、直線偏光の偏光方位を変化させることが可能である。半波長板の光学軸を入射光の偏光方位から θ 傾けた場合、出射光の偏光方位は入射偏光方位に対し 2θ 傾いて出射する。シングルウォラストンプリズムとは、2 つの複屈折性をもつプ
リズムを光軸が直交するように接着したものである。入射光は常光と異常光という互いに偏光面が 90◦ 異なる光線となって出射する。半波長板を 4 方位 (ϕ = 0, 22.5, 45, 67.5◦ ) で回転させて撮影することでキャリブレーションが容易にできるようになる。
偏光はストークスパラメータ (Q, U, I) を用いて評価した。偏光度 P と偏光方位角 θ は以下のような関係になる。
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" #Q2 + U 2
1
U,θ = arctan
P =
I
2
Q
シングルウォラストンプリズムから出射する常光と異常光の光の強度をそれぞれ Io (ϕ)、Ie (ϕ) とすると、観測で得られる強度とストークスパラメータの関係は以下の式で示される。

I=$(Io (θ) + Ie (θ))
θ

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I
U
I

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1 − a2
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-24-

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(2)
'

(3)

図 3: SN2017eaw と周辺の星の偏光撮像画像

図 4: 超新星周辺の星間偏光

図 5: 近傍の恒星との比較

2.3

偏光測定

SN2017eaw と周辺の星の偏光測定
超新星付近の 10 分角の範囲にある明るい星の偏光測定を行った。図 3 が測定を行った星である。爆発直後の 5
月 17 日の結果は図 4 のようになり、全体的に同じような偏光度、偏光方位角が得られた。つまり、これらの偏光の原因は天の川銀河内の星間ダストによるものが支配的であり、母銀河内の星間偏光の寄与は小さいと考えられる。
また、天の川銀河内の星間偏光は、経験則から (1–9) × E(B − V ) の範囲内にあると期待されるが (e.g., Serkowski,
Mathewson & Ford 1975)、NGC6946 の方向の星間吸収は AV = 0.9mag であることから、超新星及び近傍星の偏光は、天の川銀河内の星間偏光として妥当である。
近傍の恒星 (10 度角 ×10 度角) との比較
超新星付近 10 度角 ×10 度角の範囲内にあるサンプル星を、既存の偏光カタログ（Heiles 2000）から抽出し、その偏光マップを作成して比較した。図 5 は偏光度を長さ、偏光方位角を傾きで示した図であり、超新星 SN2017eawの偏光を赤色で示している。左図が地球から距離 600pc 以内にあるサンプル星の偏光と超新星の偏光を比較した

もの、右図が 600pc より遠いサンプル星との比較である。600pc 以内には偏光度が小さいものが多いのに対し、

600pc 以降の超新星の偏光はほとんど等しい。つまり、この方向の星間偏光は 600pc 前後に存在する星間雲によっておおよそもたらされていると考えて良さそうである。
偏光度、偏光方位角の変化
図 6 は偏光度と偏光方位角の変化を、図 7 は偏光度の変化と光度曲線をそれぞれ示している。偏光度は最後の 4
点が連続して 1σ を超えてずれており、誤差も勘案して慎重に見極める必要がある。偏光方位角の時間変化は見ら-25-

図 7: 偏光度の変化と光度曲線

図 6: 偏光度と偏光方位角の変化れず、殆ど変化がない。プラトー終了後のデータは、この図には載せていないが、データは得られている。ただし光度が暗く、十分な精度での偏光測定ができているかどうか、慎重に解析を進めていく必要がある。

3

まとめと今後超新星 SN2017eaw は爆発直後に 600pc 以降の近傍の星と偏光度、偏光方位角がほとんど等しいため、天の川銀

河内の偏光成分と考えられ、超新星自体の目立った偏光は現時点では見られていない。今後はプラトーの終わりころの解析をすすめ変動を調べていく。また、R バンド以外のデータも得られていることから、他のバンドのデー
タリダクションも進め、星間偏光の波長依存性の解析も進めたい。

参考文献
Leonard et al., 2006, Nature, 404, 505
B.Kumar et al.,2014, MNRAS, 442, 2-12
Yamanaka et al. in prep.
NASA/IPAC Extragalactic Database - NED
Serkowski, Mathewson & Ford 1975-26-

miniTAO 1mからTAO6.5m望遠鏡へ〜TAO計画の概要と進捗〜
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Hidenori TAKAHASHI
nori@ioa.s.u-tokyo.ac.jp
Institute of Astronomy, The University of Tokyo,2-21-1 Osawa, Mitaka, Tokyo 181-0015

AbstractƺÞŅŋŅŋʤǴŋȤȊȕȏʡŘņƠŋƜȽȊȕË£ÍmsK% ɟǹnȐb ņƠģŪɡɟǹƑʇ`lR
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1 TAO9-

E ƺÞŅŋmsKņƠɚǣƅn`lsÕǺƮʵǉʵ
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B TAO$ɯŃȲrǙʜļsKŅǓrīğqilŷc`bxlrǙʜŢrúWĺÐ{mĈʌb [mspR L
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-27-



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http://www.ioa.s.u-tokyo.ac.jp/TAO/mimizuku/pub/
http://www.ioa.s.u-tokyo.ac.jp/kibans/anir_jp/
http://www.ioa.s.u-tokyo.ac.jp/kibans/max38_en/

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-32-

共生星 V694Mon（MWC 560）の分光観測安藤 和子(1)、赤澤 秀彦(1)(2)、福田 尚也(1)、田邉 健茲(1)(3)（(1)岡山理科大学、(2)船穂天文台、(3)理化学研究所）
概要
V694 Mon（いっかくじゅう座 V694、別名 MWC 560）は M 型巨星と白色矮星からなる共生星と考えられている。1990 年に観測史上最初のアウトバーストが観測され、極大等級は V=9.2 であった。このとき輝線に青方偏移した吸収線を伴った P Cygni プロファイルが見られ、速度のピークは 6000 km/s であることが報告されている(Tomov et al. 1990 など)。
この天体が 2016 年 2 月に 8.8 等まで増光していることが発見され、我々は岡山理科大学
天文台、および船穂天文台の小口径望遠鏡に低分解能可視分光器を取り付けてこの天体の分光観測を行った。得られたスペクトルのうち Balmer 線中に明瞭な P Cygni プロファイ
ルが得られ、Hαから求められた外層の膨張速度は、観測初日の 3 月 26 日におよそ 1500
km/s であった。ここでは、観測で得られたスペクトルならびに膨張速度の変化、1900 年のアウトバーストとの比較を報告する。
1. はじめにV694 Mon は、1943 年に Merrill & Burwell によって B 型輝線星として発見され、MWC 560 として登録された。Sanduleak & Stephenson(1973)が行った強い輝線天体のサーベイで SS73 カタログの 5 番目にリストアップされた。その年、この天体は 12.5 等で観測されている。Bond(1984)らは、この天体が 11 等の輝線天体で、青～紫外域で幅の広い (－3000 km/s) HeⅠの吸収線が存在している一方、Hα領域で M 型スペクトルが卓越していることを指摘した。さらに数分のタイムスケールで 0.2 等のフリッカリングも観測し、これらから V694 Mon は M 型巨星とコンパクトな伴星を含む共生星のような連星系であることが示唆された。
ここで共生星とは、高温度星（高励起状態の輝線を示す星）と低温度星（分子の吸収線を示す星）に特有のスペクトルを併せ持つ星とされる。一般的に不規則な変光を示し、静穏期でも複合的スペクトルに輝線を示す。
1990 年まで、発見以来ほとんど研究が進まなかったが、Tomov らによって観測が進められ、Balmer 線中に複雑なプロファイルがみられ、かつ数日の時間スケールで変動することが分かった。そして 9.65 等まで増光していることが観測され、このとき輝線に青方偏移した吸収線がともなった P Cygni プロファイルが見られた。膨張速度の最大値は約 6000 km/sであることが報告されている。Tomov らはこの天体が強いジェットを示すブラックホール-33-

連星である天体の II$11 に似ていると考え、視線方向にジェットを噴出していると推測していた。**
03 観測と解析**
観測は 0,." 年 1 月 0" 日から 01 夜の分光観測を岡山理科大学天文台と船穂天文台にて行った。岡山理科大学天文台では口径 0B,*99 の )>A>;?D&'*)..*-N.,/を使用し、そこにICOP 社の QIIRM と I<R$,0 を取り付けた。船穂天文台では口径 1",*99 の )>A>;?D&'*).$*-N../に同系の ))Q カメラと分光器を取り付け観測した。*! 画像処理に使用したソフトは、C>IK>S-開発者T元美星天文台研究員* の川端哲也氏/、
UO4$(7'*=>D0*-開発者T*C>DD5*F*CGD'>AA*0,,+/、すばる画像解析ソフト %@8@A77"国立天文台＆株式会社アストロアーツ#を使用した。**
13 0,." 年増光時のスペクトル**
図 . は !"#$*%&' の 0,." 年増光時のスペクトルである。*
主に 4* )56'7 プロファイルを持つ水素のバルマー線(Hα,Hβ,Hγ)の顕著な輝線がそれぞれ波長* "+"1V$B".V$1$,Åに現れている。それ以外に N>* Ⅱ-波長* +#$.V$#+MÅ/の弱い線が現れている。*

図 .* 0,." 年増光時の !"#$* %&' のスペクトル*
*
*
*
*
*

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4. 議論
岡山理科大学観測チームは 3 月 26 日に初めて観測を行い、膨張速度は Hαで 1500 km/s、Hβは 1700 km/s となった。このことより増光し、すぐに減速しているようにも感じられる。1990 年の観測では、増光から約 3 ヵ月後に－1380 km/s まで減速している。

図 2 2016 年の Hα（左）と Hβ（右）の輝線のピークによる膨張速度
増光幅から考えると、今回のアウトバーストの規模は 1990 年と同等か、もしくはそれ以上である。一方膨張速度が小さい。このことに関して①ジェットの歳差運動のため、②噴出したジェットが外層にぶつかり減速されたことが原因であると考えた。
減速が降着円盤の歳差運動のためにジェットの見る角度が変わったとして、その角度を見積もると 75°となった。歳差運動として角度が大きすぎるかもしれないので、①は考えにくいと思われる。
5. まとめ2015 年の V694 Mon の増光は、1990 年に観測された増光よりも振幅が大きく、持続時間がはるかに短かった。岡理科大学観測チームは、2016 年の増光から 23 夜分光観測を行った。スペクトルには主に P Cygni プロファイルを持つ水素のバルマー線(Hα,Hβ,Hγ)の顕
著な輝線、それ以外に FeⅡの線が見られた。そして、増光時のスペクトルから輝線の輪郭に非対称性がみられ、吸収成分に速度がみられることから、今回の増光は新星的爆発である-35-

と考える。
参考文献
Bond, H. 1984, “The extraordinary Symbiotic-like variable

MWC560” , BAAS, 516

Ferreira, J., http://www.lafterhall.com/spectroscopy_of_symbiotic_Type_Stars.html
Iijima,T. 2002, “MWC 560:An SS 433 type object with a white dwarf” , A&A,391,617623
Merrill, W. & Burwell, G. 1943, “Dupplement to the mount Wilson cataloge andbibliography of stars of classes B and A whose spectra have bright hydrogen lines”,
ApJ, 98, 153-184
Percy, J. 2007, “UnderstandingVariable Stars”, pp.253-255,124-126, Cambridge
Sanduleak, N. & Stephenson, B. 1973, “Low-dispersion spectra and garactic
distribution of various interesting strong-emission-line objects in the southern milkyway”, ApJ, 185, 899-913
Tomov, T., Kolev, D., Georgiev, L., Zamanov, R., Antov, A.,& Bellas, Y. 1990, “MWC 560a unique astrophysical object” Nature, 346, 637-638
Williams, E.R. 1992,“The Formation of Novae Spectra”, AJ, 725-733-36-‫ڞ‬ੜ੕ CH Cyg ͷ‫׆‬ಈ‫ݟʹظ‬ΒΕͨߴ଎δΣοτͦͷଞͷ‫ݱ‬৅ʹ͍ͭͯΠλϦΞࠃཱύυόఱจ୆ɹΞδΞΰఱମ෺ཧ‫؍‬ଌॴ൧ౡɹ޹֓ཁ‫ڞ‬ੜ (Symbiotic) ͱ͸ϠυΧϦͱΠιΪϯνϟΫ΍ϚϝՊͷ২෺ͱόΫςϦΞͳͲɺ͓‫࣋ͭͪ࣋ʹ͍ޓ‬ͨΕͭͷؔ܎ͷ͜ͱΛ‫͕͏ݴ‬ɺ‫ڞ‬ੜ੕ͱ͸ M ‫ܕ‬੕ͳͲ௿Թ౓੕ͳͷʹ࿭੕ঢ়੕ӢͳͲʹ‫ݟ‬ΒΕΔߴి཭ΠΦϯͷًઢΛ൐͏ఱମΛ͍͏ɻͦΕʹ Symbiotic Starʢ‫ڞ‬ੜ੕ʣͱ໊෇͚ͨͷ͸໋໊ऀͷͪΐͬͱͨ͠ϢʔϞΞͩͬͨΑ͏Ͱ͋Δɻ࣮ࡍ͸௿Թ౓ͱߴԹ౓ͷ෦෼͕‫ڞ‬ଘ͍ͯ͠Δ͚ͩͰɺॿ͚߹͍ͷΑ͏ͳ͜ͱ͕͋Δ
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-39-

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Hinkle, K.H., Fekel, F.C., Johnson, D.S., et al. 1993, AJ 105, 1074
Iijima, T., 2002, A&Ap, 391, 617
Kato, M., Mikolajewska, J., & Hachisu, I., 2012, ApJ 750, 5
Schmidt, H.M., Kaufer, A., Camenzind, M., et al. 2001, A&Ap 377, 206
Tomov, T. & Kolev D., 1997, A&Ap Sup. 122, 47
Yamashita, Y. & Maehara, H., 1979, PASJ 31, 307-40-

三瓶自然館での接触連星 TX Cnc の観測
矢田猛士（島根県立三瓶自然館）、鳴沢真也（兵庫県立大学）
１．はじめに連星系のうち、それぞれの成分星がロッシュ・ローブを満たして接触しているものを接触連星（contact
binary）と呼び、そのうち、共通の外層大気を持つものを over-contact 連星と言う。接触連星のうち両成分星のスペクトル型が晩期のものは、代表的な系である、おおぐま座 W 星の名前から W UMa 系（または低温接触連星）と呼ばれる。これまでに、W UMa 系については、成分星のそれぞれの質量はかなり異なるにもかかわらず、ほぼ等しい表面温度を持つこと（例えば Binnendijk 1965）、対流的な共通大気を介して主星（より質量の大きい星）から伴星（より質量の小さい星）にエネルギーが輸送されていること（例えば Lucy 1968a,b;Mochnacki 1981）、軌道周期は成分星の平均密度と強く結合していること（例えば Webbink 2003）などが指摘されている。
さらに、W UMa 系は A 型と W 型に分類される。A 型は、主星の方が伴星に比べて大きく高温であり、W型では、主星の方が伴星に比べ大きいが低温となっている（例えば、Kallrath & Milone 2009）。A 型および W型のそれぞれで非対称な光度曲線を示すが、W 型の方がその傾向が大きくなり、O’Connell 効果（Max I（主極小の後の極大）と Max II（副極小の後の極大）の光度に差が見られる現象）も W 型 W UMa 系において、観測される頻度が高くなる（例えば、Davidge & Milone 1984）。
TX Cnc は、かに座のプレセペ星団（M44, NGC2632）にある W 型 W UMa 系の over-contact 連星である。
TX Cnc は、Haffner により 1937 年に発見され、Yamasaki & Kitamura（1972）などが全位相の光度曲線を報告している。プレセペ星団は 6 億歳程度と言われ（例えば、Kraus & Hillenbrand 2007）、この年齢でも W UMa
系連星になれるかなど、TX Cnc は連星進化のモデルにとって、重要な系であると考えられている。
表1

TX Cnc についてSpectrum:

F8V+F7V

Position (2000.0):

08h 40m 01.7s, +18d 59' 59''Brightness:

10.00 to 10.35 mag

Ephemeris of the Min I:

2456293.644+ E * 0.38288291 days

Source:GCVS

本研究では、TX Cnc の CCD 測光観測を行い、光度曲線の解析から連星系の物理量を決定することなどを目的としている。観測は、島根県立三瓶自然館のカセグレン式 60 cm 反射望遠鏡（F10、西村製作所）を用いて実施した。三瓶自然館は、大山隠岐国立公園三瓶山地区に位置する自然系博物館で、国立公園のビジターセ
ンターとして 1991 年に三瓶山の北の原に開館した。その後、三瓶山の噴火で埋もれた縄文時代の森（三瓶小豆原埋没林）の発見などを受け、2002 年に自然系博物館として拡充整備が行われ、あわせて上記の 60 cm 反射望遠鏡 1 基、および、クーデ式 20 cm 屈折望遠鏡（F9、五藤光学研究所）4 基が設置された。これらは公開
天文台の望遠鏡として、自分の目で本物の天体を観察する体験を通して、来館者の生涯学習や科学リテラシーの涵養に貢献している。また、2012 年 11 月には冷却 CCD による UBVRcIc 測光システムが整備され、公開天文台における中小口径望遠鏡を使った観測テーマの開拓と普及の一環として食連星の多色測光観測に取り組んでいる。本稿では、三瓶自然館でこれまでに得られた TX Cnc 観測データについて報告する。
-41-

２．観測装置および観測星野
TX Cnc の測光観測では、望遠鏡は三瓶自然館の 60 cm 反射望遠鏡 F10（図 1）、冷却 CCD は SBIG ST-10XME、
フィルタホイールは SBIG FW8-8300 をそれぞれ使用している。観測時はレデューサを使用し、観測の視野角は 17.2 分角 × 11.5 分角（図 2）となっている。望遠鏡、および、CCD の制御は、それぞれ、Nishimura The
Master of Telescope および MSB Astroart5 を使用した。相対測光のための比較星として図 2 の C1
（HD73480）
および C2 を選択した。標準的な露出時間は、V バンドでは 45 秒程度である。観測データの整約には、AIP4Win（Astronomical Image Processing for Windows）を使用し、ダーク処理、フラット処理を行った後、アパーチ
ャー測光を行っている。

図 1 三瓶自然館 60 cm 反射望遠鏡

図 2 観測星野

３．結果および考察
2014 年 3 月 31 日、2017 年 4 月 23 日、および、2017 年 4 月 30 日の 3 夜の観測で得られた光度曲線を図 3に示す。先行研究で報告されている光度曲線から、TX Cnc では、時期によって O’Connell 効果の様子が変化していることが知られている（例えば、椎名＆岡崎 2007）。Zhanget et al.（2009）は、Wilson-Devinney（WD）
コードでの光度曲線解析の結果から、TX Cnc における O’Connell 効果の原因は、主星に発生するホットスポットのためとしている。今回の観測結果では、Max I と Max II の差は、エラーバーの範囲内であり、O’Connell
効果の有無は不明であった。

図 3 (b) チェック星 C2 – 比較星 C1

図 3 (a) 観測で得られた TX Cnc の光度曲線

2014 年 3 月 31 日に主極小が観測され、その中央時刻（O）は 2456748.12996 であった。GCVS の予報式 C (MinI Hel. J.D.) = 2456293.644 + 0.38288291E によると、観測された主極小は E=1187 となり O-C = 0.00395 day であった。図 4 に公転周期の O-C 図を示す。これは Generator for the Lichtenknecker-Database of the BAV-42-

(http://www.bav-astro.eu) による。本研究で得られた主極小の値を⭐印で示している。これより、公転周期は過去少なくても 24 年間は一定であると思われる。

図 4 TX Cnc の公転周期の変化(O-C)-Generator for the Lichtenknecker-Database of the BAV による、過去の観測結果と本研究で得られた主極小（右端の☆）での値。予報式は GCVS 5.1.によるもの。

4．今後の展望三瓶自然館では、TX Cnc の全位相をカバーできるよう引き続き観測を行う予定である。あわせて、Prša（2005）
を中心に WD コードをベースに、オープンソース（GPL2）としてコミュニティ開発が行われている PHOEBE（PHysics Of Eclipsing BinariEs）を使用した光度曲線解析を行い、連星系の物理量を決定したいと考えている。なお、TX Cnc は Kepler K2 ミッションのターゲットにもなっている。このデータが公開された後は、我々の光度曲線と比較して、今後の研究方針の参考としたい。
謝辞This research has made use of the Lichtenknecker-Database of the BAV, operated by the Bundesdeutsche
Arbeitsgemeinschaft für Veränderliche Sterne e.V. (BAV).
参考文献
Binnendijk, L. 1965, Kleine Veröffentlichungen des Remeis-Sternwarte Bamberg, 40, 36
Davidge, T. J., & Milone, E. F. 1984, ApJ. Suppl, 55, 571
Kallrath, J., & Milone, E. F. 2009, Eclipsing Binary Stars: Modeling and Analysis (2nd ed.), New York:
Springer-43-

Kraus, A. L., & Hillenbrand, L. A. 2007, AJ, 134, 2340
Haffner, H. 1937, Z. Astrophys., 14, 285
Lucy, L. B. 1968a, ApJ, 151, 877
Lucy, L. B. 1968b, ApJ, 153, 1123
Mochnacki, S. W. 1981, ApJ, 245, 650
Prša, A., & Zwitter, T. 2005, ApJ, 628, 426
Yamasaki, A., & Kitamura, M. 1972, PASJ, 24, 213
Webbink, R. F. 2003, ASP Conf. Ser., 293, 76
Wilson, R. E., & Devinney, E. J. 1971, ApJ, 166, 605
Zhang, X. B., Deng, L., & Lu, P. 2009, ApJ, 138, 680
椎名理恵, 岡崎彰 2007, 連星・変光星・低温度星研究会集録, p.25

-44-

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-45-

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V339 Del ͷ 10/24 ൺֱ੕ͱͷ Ic ౳‫ࠩڃ‬[2] Walker,M.F.1956,Apj,vol.123,p68
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1) Harmanec, P. 1988, Bulletin of the Astronomical Institutesof Czechoslovakia, 39, 329-52-

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-54-



食連星系 IK Vir の非動径振動について大島1.

修(岡山理科大)・赤澤秀彦(岡山理科大・赤澤船穂観測所)

はじめに－IK Vir の振動現象の発見－
2015 年春に、自身が進めている「手当たりの次第の食連星観測1」で赤澤がこの系の短周期変光に気付きました。FR Ori の苦い経験2から天体名を伏せて確認観測を進めました（この年の観測は V バンドのみ）。
2017 年になって大島へ IBVS に共著として発表して欲しい旨の依頼があり、観測データの解析を始めました。並行して赤澤はきちんとした連星パラメータを得るために BVRc バンドの 3 色で 2017 年の観測を開 始 し ま し た 。 投 稿 は 7 月 下 旬 に 受 理 さ れ 、 IBVS No.6211 と し て 10 月 に 公 表 さ れ ま し た(http://ibvs.konkoly.hu/cgi-bin/IBVS?6211) 。その概要と 2017 年の観測の様子について報告します。
２．連星系におけるδ Sct 型星
連星系のうち少なくとも１つの成分星が脈動星であるようなもののうちの１つのタイプです。 RZ
Cas(アルゴル系)に非動径振動を発見した Ohshima et al.(1998 及び 2001)以来急に観測が進み、"oEA"(oscillating eclipsing binaries of Algol type) という命名が Mkrtichan et al.(2002) によってなされました。
Liakos and Niarchos(2017)によれば現在 199 個の連星系にδ Sct 型星が発見され、そのうち 66 個が半分離型連星系です。連星系のδ Sct 型星を研究する意義としては、単独のδSct 星の研究だけでは得られない
精度の良い星の物理パラメータ（絶対量）がえられることに加えて、単独のδSct 星と連星系のδSct 星は、違いがあるのかということも問題になっています。接近した
半分離型連星系では、伴星からの質量移動と潮汐力による変形など単独星とは異なる条件下に置かれているので、脈動パラメータや進化は単独星とは異なっている可能性がある（Kahraman et al 2017）からです。
３．IK Vir について
V=11.54, B-V=0.03,

Sp:A6,

Mv=2.01(年周視差 1.24 ミリ秒角)
食変光の発見は Velichko (1991)などにより、NameList
への登録は 1993 年で周期 0.74 日のアルゴル型です。以来、極小時刻の観測はあるが、光度曲線解析や視線度

観測はなされておらず連星系パラメータは不明です。

図１

短周期変動の 2015 年の観測例（食外）ビート現象が見られる。

赤澤の観測方針：永井氏による食連星の食予報リスト（http://eclipsingbinary.web.fc2.com/mintop18.html ）から、（１）自分が未観測である系（２）その夜に食が起こる（３）比較的周期が短い（４）δSct を意
識してアルゴル型は優先的に選ぶ。
2
FR Ori の非動径振動発見について日本天文学で会発表し予稿集の公表の数ヶ月後に、ある国でこの星の観測を開始した。私達が論文化に手間取っている間に、先に彼らが新発見として出版した。
1-55-

４．2015 年の観測28cm シュミットカセグレン望遠鏡に Moravian G2-1600 冷却 CCD カメラ

V バンドのみ 180 秒積分、 使用した比較星は BD +02 2522=GSC 0281-00223 です。
図２は、2015 年の観測を全位相にわたりプロットした光度曲線ですが、全データのプロット（下）と短周期変光をはっきり示すために同じ位相帯で複数の夜の観測が重ならないように 1 晩のみのデータをプロットしたもの（上）を示します。
これらの観測とそれ以前の極小時刻の観測から軌道周期を決定し次の予報式を得ました。

MinI = 2451275.36413142 + 0.7236022 × E
５．非動径振動の周期解析
次のようにして、2015 年の観測データから
非動径振動の周期解析を行いました。
（１）１晩の観測データの位相を調べて、主極小を挟む位相±0.2 以外のデータで滑らかに近似できそうなところを選び、３次曲線でフィッ
ティングを行いました。
（２）得られた近似曲線と観測との残差を非動径振動として抽出しました。
（３）そ の 抽 出 し た 短 周 期 変 光 をPeriod04(Lenz and Berger, 2005)で解析しました。
図2

IK Vir の 2015 年の観測同じ位相帯は 1 夜のデータのみのもの（上）と、観測期間中の全データをプロットしたもの（下）図３

検出した振動数から再現した短周期変光-56-Period04 による周期解析の結果は、表１のようになりました。周表１

検 出 さ れ た 振 動 数 (c/d) と 振 幅期解析から得られた振動数のうちの最初の９個です。ビート現象を起こしていた振動数は F2 と F3 です。これらの振動数から個々の観測日の振動を合成したものと観測を比較したのが図３で、観測の再現に成功しています。
次に、食の全位相にわたる光度曲線から非動径振動を差し引けば、食連星のきれいな光度曲線が得られて、より正確に連星系のパラメータを決定することができるはずです。それを試みたのが
図 4 です。位相 0.2 から 0.8 の間は短周期変光成分は差し引かれていますが、主極小を含む前後は振動成分が残っています。さらにその食付近を拡大したのが図 5 で、副極小付近はうまく差し引かれていて、非動径振動は主星で生じていることがわかります。

図４

観測された光度曲線から非動径振動成分を取り除く試み。上が元のデータで、下が差し引いたもの。位相 0.2 から 0.8 あたり
まで区間はほぼ短周期成分がなくなっているが主極小を挟んだ±0.2 の区間はうまく引

図5

図 4 の食の部分を拡大したもの

副極小（下）では短周期変光成分がうまくさしは行かれれいるが、主極小付近（上）では、上手く差し引かれていない。

-57-

一方、主極小付近では差し引きがうまくいかず、これは主極小付近での振動の位相が他とずれていることを示しています。
非動径振動のモードが低次の sectral であれば、主極小の食が進行して行けば位相シフトが生じる（unnoet al. 1989.）ので、この様子をモデルと比較することで食マッピングを利用したモード同定を行える可能性があります（Biro and Nuspl 2011）。
そのためには連星系のパラメータが必要です。2017 年の観測では、光度曲線解析を行って連星系パラメータを決定する目的で BVRc の 3 色測光を行いました。しかし、この観測では、比較星に使った BD+02 2522 がかなり変光していることが判明し、他に明るい比較星が視野内にないため困難に直面しています。このため、複数個ある暗めの星のフラックスを合成し 1 個の比較星として使うアンサンブル測光で切り抜けようと検討中です。
なお、V バンドだけの 2015 年の観測では、比較星の変光は目立ちませんでしたが、その影響は再検討する必要があると思います。だたし、非動径振動の解析については 1 晩のデータごとに行っているために、80 日と長い比較星の変光はほとんど影響はないと思われます。
参考文献
Biro and Nuspl 2011, MNRAS, 416, 1601

図６ （上）2017 年の観測例

B バンド

比

Kazarovets, E. V., Samus N. N. and Garanskij V. P. 1993,較 星 が変 光 し て い る こ と を 示す 光 度 曲 線

IBVS No.3840（下）比較星とチェック星の比較

周期８０Kahraman, Soydugan Smalley and Kubat, 2017, arXiv 1705.06480v1
Lentz, P. and Breger, M. 2005, Communications in Astroseismology,146, 53
Liakos and Niarchos, 2017, MNRAS, 465, 1181.
Mkrtichian,D, Kusakin, A. V., Gamarova, A. Yu. Rodriguez, E., Kim, S. L., Kim, C. Janiashvili, E. B. Kuratov, K. S.
and Mukhamednazarov, S., 2002, ASPC, 256, 259
Ohshima,O., Narusawa,S.; Akazawa,H., Fujii,M., Kawabata,T. And Ohkura,N.. 1998, IBVS 4581
Ohshima,O., Narusawa,S.; Akazawa,H., Arai,K., Fujii,M., Kawabata,T., Morikawa,K.,Ohkura,N. And Takeuti, M.
2001, AJ, 122, 4180
Unno W., Osaki Y., Ando H., Saio, H. and Shibahashi H., 1989, Nonradial oscillations ofstars, 2nd edition, Tokyo: University of Tokyo Press
Velichko, F.P. , Kwiatkowski, T. and Krugly, Yu.N., 1991, Astr Tsirk 1548,27-58-

BR Cyg

1. TPD

RZ CasNarusawa et al. 1994

Olson(1982)TPD
RZ Cas(A3 V)Sct

TPD

Ohshima et al. 2001

TPD

15
B

Tau

TV Cas, U CrB, HU

RZ CasMAIA
2016
BR Cyg A5 V+F0 V, 9.4-10.6

1.33

Wehinger (1968 )BV

1959, 60

V
38

B
Wehinger
V
B

V

Wehinger
Piotrowski & Rozyczka
BR CygTPD(2005)

BVRcIc1973
Terrell & Gross

CCD

2005

-59-

6

Terrell & Gross

Wehinger
2005

CCD

3

V

30
V
BR CygKeplerKIC

9899416

2.

TPD


KeplerKepler
BR Cyg

2009

6

2013

1

quarter

Q2, 6, 10,16

short cadence mode

92
Q2

3.

22


Kepler430-890 nm

BR CygV
RZ CasSct?
BR CygB

RZ CasTerrell & GrossS EquPlavec (1966)

38
Soydugan et al. 2007

BR CygS Equgrazing eclipse

XZ AndTerrell & Gross

-60-

WD
TPD

BR Cyg
S Equ
V

B
Ap

V436 Cas Osawa’s star

Nishimura et al.

1969
1984

BR CygAp

Terrell & Gross

BR CygBR Cyg

O-C

65

TPD

4. O’Connell effect
KeplerO’Connell effect

BR CygMax I

Max II

vsnet-ecl.

Narusawa, S. et al. 1994 AJ 107, 1141
Nishimura, S. et al. 1969 Ann. of the Tokyo Astron. Obs, Second Ser., 11, 123
Ohshima, O. et al. 2001 AJ 122, 418
Olson, E. C. 1982 ApJ 259 702
Piotrowski, S. L. & Rozyczka, M. 1973 PZ 19, 107-61-

Plavec, M. 1966 BAICz 17, 295
Soydugan, F. et al. 2007 MNRAS 379 1533
Terrell, D. & Gross, J. 2005 IBVS 5646
Wehinger, P. A. 1968 AJ 73, 159
1984

p.170
2016

2016

V

Kepler
Q2

3

p.21

O-C

KeplerGCVS 5.1

22

Max I
0.0002-62-

Max II࿈੕‫͚͓ʹܥ‬Δ Be ੕Ψεԁ൫ͷࡀࠩӡಈԬ࡚ ರஉʢ๺ւֶԂେֶʣ∗ E-mail: okazaki@lst.hokkai-s-u.ac.jp֓ཁBe ੕͸੕͔Β์ग़͞ΕͨΨε͕੕पԁ൫Λ͍ͭͬͯ͘Δେ࣭ྔ੕Ͱ͋Δɻେ࣭ྔ‫ ܥ‬X ઢ࿈੕΍ΨϯϚઢ࿈੕ͷ໿൒਺͕ Be ੕Λ࣋ͭ͜ͱ͸ɺBe ੕੕पԁ൫ͱ൐੕ͷ૬‫༻࡞ޓ‬ͷཧղ͕͜ΕΒͷఱମͷߴΤωϧΪʔ‫ݱ‬৅ͷཧղʹͱͬͯॏཁͰ͋Δ͜ͱΛ͍ࣔͯ͠ΔɻຊใࠂͰ͸ɺ3 ࣍‫ ݩ‬SPH
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et al. 2013)ɻ͔͠͠ɺ͜Ε·Ͱ͸ཧ࿦తʹ΋γϛϡϨʔγϣϯͰ΋࿈੕‫͚͓ʹܥ‬Δ Be ੕੕पԁ൫ͷࡀࠩӡಈͷ࢓૊Έ͸෼͔͍ͬͯͳ͔ͬͨɻࠓճɺBe/X ઢ࿈੕‫ܥ‬ͷ 3 ࣍‫ݩ‬γϛϡϨʔγϣϯΛߦ͍ɺ੕पԁ൫͕ࡀࠩӡಈΛߦ͏࢓૊ΈΛൃ‫ͨ͠ݟ‬ͷͰɺͦΕʹ͍ͭͯใࠂ͢Δɻ

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2013) Λ઎ΊΔάϧʔϓͰ͋Δɻ͜ΕΒͷ‫͔ܥ‬Βͷ X ઢ์ࣹ͸ɺBe ੕੕पԁ൫ͷΨε͕தੑࢠ੕ʹ߱ண͢Δ͜ͱʹΑΔ

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1. ܏͖ϫʔϓ͍ͯ͠Δ Be ੕Ψεԁ൫ͷࡀࠩӡಈ (Moritani-63-

et al. 2013)ಛ௃
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• ൐੕ͷைࣚτϧΫʹΑΔࡀࠩӡಈͰ͸ɺࡀࠩӡಈͷํ޲͸࿈੕ͷެసͱ‫( ޲ํٯ‬Papaloizou & Terquem1995)ɻ
໰୊఺• Be ੕͔ΒΨε͕์ग़͞Εଓ͚͍ͯΔͱɺͦΕʹΑΔτϧΫ͕ԁ൫Λ Be ੕੺ಓ໘ʹԊͬͨํ޲ʹ‫ݻ‬ఆ͠Α͏ͱ͢ΔͷͰɺࡀࠩӡಈ͕‫͜ى‬Δ͔Ͳ͏͔໌Β͔Ͱͳ͍ɻ
2. Kozai-Lidov ‫ʹߏػ‬ΑΔ Be ੕Ψεԁ൫ͷৼಈʢKL ৼಈʣ(Martin et al. 2014)ಛ௃• ࿈੕‫ي‬ಓ໘ʹରͯ͠େ͖͘܏͍ͨ‫ي‬ಓΛཻ࣋ͭࢠ΍େ◦͖͘܏͍ͨΨεԁ൫ (‫ي‬ಓ܏ࣼ֯ i >∼ 40 ) Ͱ͸ɺ܏͖ͱ཭৺཰͕ަ‫͢׵‬ΔΑ͏ʹมಈ͢Δ (Kozai 1962; Lidov
1962; Martin et al. 2014; Fu et al. 2015)ɻ
໰୊఺• ೪ੑͷ͋ΔΨεԁ൫Ͱ͸ɺKL ৼಈ͸‫ݮ‬ਰৼಈͳͷͰ
(Martin et al. 2014; Fu et al. 2015)ɺͦΕ͚ͩͰ͸‫܁‬Γฦ͢‫ڊ‬େΞ΢τόʔετΛઆ໌Ͱ͖ͳ͍ɻ
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3.2 4U 0115+634͜ͷ‫ܥ‬͸ɺB0Ve ‫ܕ‬੕ͱதੑࢠ੕ͷ࿈੕‫( ܥ‬Porb = 24.3 d,e = 0.34) Ͱɺ͓Αͦ 1.5–3 ೥ͷִؒͰδϟΠΞϯτɾΞ΢τόʔετΛ‫͍ͯ͜͠ى‬ΔɻγϛϡϨʔγϣϯʹ४प‫ظ‬తʹ‫܁‬Γฦ͢มಈ͕‫ݟ‬ΒΕΔ͔Ͳ͏͔͕ɺϞσϧͷ੒൱Λߟ͑Δ্Ͱͷେ͖ͳϙΠϯτͱͳΔɻ
‫ࢉܭ‬͸ɺΨεԁ൫͕ɺ࿈੕‫ي‬ಓͷ௕࣠͋Δ͍͸୹࣠ͷ·ΘΓʹ 45◦ ܏͍͍ͯΔ৔߹ͱ 60◦ ܏͍͍ͯΔ৔߹ʹରͯ͠ɺத৺੕ͷ੺ಓ໘ํ޲΁ͷ࣭ྔ์ग़཰͕Ұఆͷ΋ͱͰߦͬͨɻ
ͦͷ݁Ռɺ͍ͣΕͷ৔߹ʹ΋ɺBe ੕Ψεԁ൫͕࣍ͷΑ͏ͳਐԽαΠΫϧΛ ∼ 100Porb ͷप‫܁Ͱظ‬Γฦ͢͜ͱ͕Θ͔ͬͨɻ1.

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2. ைࣚྗ͕‫ͳ͘ڧ‬Γɺԁ൫ͷࠜ‫͕͗ͪݩ‬Εࡀࠩӡಈ͕࢝·Δɻ
3. Ψεԁ൫಺ԑ͕த৺੕ͷ੺ಓ໘͔Β཭ΕΔͷͰɺ੺ಓ໘ʹԊͬͯ৽ͨͳΨεԁ൫͕‫ܗ‬੒͞ΕΔɻ
4. ৽͍͠ԁ൫͕੒௕͠ɺҰ࣌తʹೋॏԁ൫ͷঢ়ଶ͕ग़‫͢ݱ‬Δɻ࠷ऴతʹ͸ɺ৽͍͠ԁ൫͕‫͍ݹ‬ԁ൫ʹஔ͖‫׵‬ΘΔɻ
⇒ 1. ʹ໭Γ‫܁‬Γฦ͢ɻ

3 ܏͍ͨΨεԁ൫Λ࣋ͭ Be/X ઢ࿈੕ͷγϛϡϨʔγϣϯ
3.1 ਺஋‫ํࢉܭ‬๏ຊใࠂͰ༻͍ΔγϛϡϨʔγϣϯͷํ๏΍ۙࣅ͸࣍ͷ௨ΓͰ͋Δɻ

• 3 ࣍‫ ݩ‬SPH (Smoothed Particle Hydrodynamics) ๏Λ༻͍Δɻ• ਓ޻೪ੑʹΑΓɺԁ൫தͷγΞʔ೪ੑͷύϥϝʔλ͕ ∼ 0.1
ʹͳΔΑ͏ʹۙࣅ͢Δɻ
• Be ੕ͷճస͕࣠࿈੕‫ي‬ಓͷެస͔࣠Βେ͖͘܏͍͍ͯΔঢ়‫گ‬Λߟ͑Δɻ
• Be ੕͸੺ಓ໘ʹԊͬͯέϓϥʔ଎౓Ͱճస͢ΔΨεΛ์ग़͢Δɻ
• Ψεԁ൫͸౳ԹɻͦͷԹ౓͸த৺੕ͷ༗ޮԹ౓ͷ 0.6 ഒͱ
͢Δ (Carciofi & Bjorkman 2006)ɻ

ਤ 2 ʹɺBe ੕Ψεԁ൫͕ॳ‫ʹظ‬࿈੕‫ي‬ಓͷ୹࣠ͷपΓʹ 60◦ ܏͍͍ͯͨ৔߹ͷγϛϡϨʔγϣϯ͔ΒͱͬͨεφοϓγϣοτΛࣔ͢ɻ֤ਤͷ্தԝʹͷ਺ࣈ͸ɺ‫ي‬ಓप‫ظ‬Λ୯Ґʹͨ࣌͠ࠁͱۙ੕఺͔ΒԿ೔཭Ε͍ͯΔ͔Λ͍ࣔͯ͠ΔɻΨεԁ൫͕‫͘ڧ‬ପԁ‫͍ͯͬͳʹܗ‬Δ͜ͱɺ͓Αͼԁ൫ͷࠜ‫ݩ‬ͷํ޲ͱͦΕҎ֎ͷྖҬͷํ޲͕େ͖͘ҟͳ͍ͬͯΔ͜ͱʹ஫ҙ͞Ε͍ͨɻ·ͨɺਤ 3 ͸Ψεԁ൫ͷඇ࣠ରশϞʔυ [ਤ 3(a)ɻࠇઢ͕ԁ൫ͷ཭৺཰ʹ΄΅ରԠ͢Δ] ͱதੑࢠ੕ʹΑΔ࣭ྔั֫཰ [ਤ 3(b)] ͷ௕‫ظ‬มԽΛࣔͨ͠΋ͷͰ͋ΔɻBe ੕Ψεԁ൫͕໿ 100Porb ͰਐԽαΠΫϧΛ‫܁‬Γฦ͢͜ͱɺ͓ΑͼͦΕͧΕͷαΠΫϧͷதͰԁ൫ͷ཭৺཰΍தੑࢠ੕ʹΑΔ࣭ྔ
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ʢPorb ∼ 110 d, e = 0.47ɻδϟΠΞϯτɻΞ΢τόʔετ͕ෆ‫ن‬ଇʹൃੜ͢Δʣʹରͯ͠γϛϡϨʔγϣϯΛߦ͏ɻ-64-

(a) Ψεԁ൫தͷඇ࣠ରশϞʔυͷ௕प‫ظ‬มಈ(b) தੑࢠ੕ʹΑΔ࣭ྔั֫཰ͷ௕प‫ظ‬มಈ

ਤ 4. A 0535+262 ͷγϛϡϨʔγϣϯͷҰίϚɻBe ੕Ψεԁ൫͸ɺॳ‫ʹظ‬࿈੕‫ي‬ಓͷ୹࣠ͷपΓʹ 45◦ ܏͍͍ͯΔɻࠨਤ͸࿈੕‫ي‬ಓ໘্ͷີ౓෼෍ɺӈਤ͸࿈੕ͷެస࣠ํ޲ͷ໘ີ౓Λද͍ͯ͠Δɻ֤ਤͷ্தԝʹͷ਺ࣈ͸ɺ‫ي‬ಓप‫ظ‬Λ୯Ґʹͨ࣌͠ࠁͱۙ੕఺͔ΒԿ೔཭Ε͍ͯΔ͔Λ͍ࣔͯ͠Δɻ͜͜ʹࣔ͞Ε͍ͯΔεφοϓγϣοτ͸੕͔Βͷ࣭ྔ์ग़཰͕ճ෮ͯ͠ 1 प‫ޙظ‬ͷ΋ͷͰ͋Δɻ

ਤ 3. ਤ 2 ͱಉ͡γϛϡϨʔγϣϯʢର৅ఱମ͸ 4U 0115+634ʣͰಘΒΕͨɺΨεԁ൫ͷ௕प‫ظ‬มಈɻ(a) Ψεԁ൫தͷඇ࣠ରশϞʔυͷมಈɻࠇઢ͕ԁ൫ͷ཭৺཰ʹ΄΅ରԠ͢Δɻ(b) தੑࢠ੕ʹΑΔ࣭ྔั֫཰ͷมಈʢ੨ઢʣɻ੺ઢ
͸Ψεԁ൫ͷ࣭ྔͷมԽΛද͍ͯ͠Δɻ

3.3 A 0535+262
ਤ 5. δϟΠΞϯτɾΞ΢τόʔετʹࢸΔ 2 ͭͷಓ‫ے‬ɻ௿཭৺཰ͷ‫Ͱܥ‬͸ɺ͜ͷ‫ܥ‬͸ɺO0.7IIIe ‫ܕ‬੕ͱதੑࢠ੕ͷ࿈੕‫( ܥ‬Porb ∼ 110 d,e = 0.47) Ͱɺඇৗʹෆఆ‫ ͳظ‬X ઢ‫׆‬ಈΛࣔ͢ɻγϛϡϨʔγϣϯͰɺ‫͕ܥ‬௨ৗ͸੩Ժ‫·Ͳͱʹظ‬Δ͜ͱͱɺಥൃతʹX ઢ‫׆‬ಈ͕૿Ճ͢Δ͜ͱ͕͋Δ͜ͱΛࣔ͢͜ͱ͕Ͱ͖Δ͔
Ͳ͏͔͕ɺϞσϧͷ੒൱Λߟ͑Δ্ͰͷॏཁͳϙΠϯτͱͳΔɻ੕͔Βͷ࣭ྔ์ग़཰͕Ұఆͷ৔߹Ͱ΋ɺԁ൫͕ࡀࠩӡಈ͢Δ͜ͱ͕Ҿ͖ۚʹͳΓɺ৽‫چ‬ԁ൫ͷަ୅͕ߦΘΕΔɻҰํɺߴ཭৺཰ͷ‫Ͱܥ‬͸ɺ੕͔Βͷ࣭ྔ์ग़཰͕େ͖͘‫ݮ‬গ͢Δ‫͕͋ؒظ‬Δ৔߹ʹͷΈԁ൫͕ࡀࠩӡಈ͠ɺ௿཭৺཰ͷ‫ͱܥ‬ಉ༷ͳԁ൫ਐԽαΠΫϧͷग़‫͕ݱ‬ՄೳͱͳΔɻ

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-65-

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Tanaka, K., Sadakane, K., Narusawa, S.-Y., et al. 2007, PASJ, 59, L35-66-炭素過剰超金属欠乏星と初期宇宙における星・連星系形成史
山田志真子 (北海道大学)、須田拓馬、小宮悠 (東京大学)、町田正博（九州大学）、
藤本正行 (北海学園大学、北海道大学)
1. 序：元素組成から銀河系ハロー形成史へ
近年の大規模なサーベイ観測と大型望遠鏡による高分散分光観測によって、銀河系ハローの
超金属欠乏星の存在とその表面組成の特性が明らかになってきた。ここで取り上げる超金属欠乏星は、鉄の存在量が [Fe/H] ≲ -2.5 で近傍の種族 I 星 ([Fe/H] ≈ 0) やハローの種族 II 星 (-2.5 <[Fe/H] ≲ -1) より小さいもので、宇宙初期に銀河系形成期に生成され現在まで殻燃焼段階に留まっている低質量 (M ≲ 0.8M☉) 星と考えられている。これまでの観測から、超金属欠乏星は、若い金属量の多い種族 I や種族 II 星との比較で、以下の３点の特性が指摘されている。
第 1 は、希少性である。HES survey の結果から評価すると、銀河系全体での高々106 個程度にしかならない。低質量星は誕生後現在まで生き延びるのに対し、大質量星は鉄を散布してその生涯を終えるので、現存する低質量星の数と金属量の関係は初期質量関数で決まることになる。もし、現在と同じ初期質量関数だとすると、超金属欠乏星の数は数百倍くらい多くなければならないことになる。したがって、超金属欠乏星の誕生当時の初期質量関数は、現在と異なり、大質量星に依っていて、質量としては M ≃10M☉ が中心であり、現存する 0.8M☉ の低質量星は、連星系の伴星として誕生したことになる (Komiya et al. 2007, 2009)。
第 2 に、表面組成の異常を示すものが多く、その程度も大きいことである。特に、[C/Fe] ≥ 0.7以上の炭素過剰 (CEMP) 星が 20-30 % を占めるが、これは、種族 I や II では高々 1% 程度であるのと大きく異なっている (Rossi et al. 1999)。
第 3 は、CEMP 星 では、中性子捕獲反応で合成される、鉄より重い元素の組成に大きな変動が見られることである。中性子捕獲元素は、slow-過程元素と rapid-過程元素に大別され、前者は、AGB 星のヘリウム燃焼の段階で起き、後者は、中性子星連星の合体時に起きると考えられ、それぞれ、Ba と Eu が代表的な元素とされている。CEMP 星は、Ba の組成が、[Ba/Fe]≃ -1.5-3.5 と 5 桁以上にわたり、炭素過剰を示さない炭素過剰星 (EMP と略す) の 2 桁程度の変動を大きく上回っている。Ba の組成を基に、CEMP 星は、s-過程元素に富んでいる CEMP-s
星 ([Ba/Fe] ≥ 0.5) と EMP 星と同程度の組成を持つ CEMP-no ([Ba/Fe] < 0.5) に種別される(Aoki et al. 2002)。
我々のグループでは、これらの CEMP 星で観測される、炭素過剰と中性子捕獲元素の組成変動は、連星系で主星の AGB 星から放出された s-過程元素を含んだ物質を伴星が wind accretion
を通して、表面汚染を蒙って形成されたとする連星系起源説で、理解できることを示してきた(Fujimoto et al. 2000, Suda et al. 2004, Komiya et al. 2007) 。CEMP-s と CEMP-no 星の種別については、Ba 組成の違いは、炭素含有量の違いと同様、wind accretion で AGB 星から降着する物
質の量の違いで解釈でき、降着量の違いは、所属した連星系の周期、軌道半径の違いによることを示した (Yamada et al. 2018)。元素組成の解析結果と連星系周期の評価については、昨年の集録を参照されたし。とりわけ、連星系起源説からは、これまでに発見された [Fe/H] < -5 の極
超金属欠乏 (HMP)炭素過剰星は、連星系での AGB 星からの質量降着に加えて、星間ガスの降着による鉄などの元素の表面汚染を被った、誕生時に全く金属を含まない第一世代の恒星ということになる (Suda et al. 2004, Komiya 2010)。
一方、CEMP-no 星については、炭素の過剰に着目して、鉄を殆ど生成しない特異な超新星
爆発 (Umeda & Nomoto2002) や高速で回転する大質量星 (Meynet et al. 2010) から放出された物質から形成された第二世代星であるとの説が唱えられている。しかし、これらの説で考慮されているのは、鉄グループの元素までの分布で、中性子捕獲元素の起源については、言及されていない。CEMP-s 星よりは少ないとはいえ、CEMP-no 星と雖も、観測されたものでは、炭素過剰を示さない EMP 星と同程度、あるいは、それ以上の中性子捕獲元素を含んでいる。中性子捕獲元素は大質量星では形成されないので、CEMP-no 星の起源の議論で、重要な試金石
となる。

-67-

本稿では、CEMP-no 星の中性子捕獲元素の分布特性の分析から、連星系起源説の優位性を論じる。ついて、連星系起源説から帰結される、銀河系ハローの星・連星系の形成史について述べる。最後に、形成史の物理的な背景について見ていく。
2. CEMP-no 星の連星系起源
図 1 に、CEMP 星の中性子捕獲元素 Sr、Ba および Eu の組成比の分布を炭素の存在量の関数として示した。縦軸は、鉄との組成比を炭素の組成で規格化した値、[Sr, Ba, Eu/Fe/C(+N)] ≡ [Sr, Ba, Eu/Fe] – [C(+N)/H](1)を取った。連星系起源説では、AGB 星のヘリウム層で合成された s-過程元素と炭素は、外層に汲み上げられ、恒星風で運ばれて現在 CEMP 星として観測される伴星の表面に降着するが、この間、一緒に行動するため、(1) の組成比は一定に保たれる。ここで、炭素の存在
量は、CN サイクルで影響を考えて、窒素との合計を取る。
CEMP-s と CEMP-no 星は、中面上で、[Ba/Fe] = 0.5 (斜めの太実線) で分離される。CEMP-s 星 (青印) は、その右上方に位置し、炭素組成は -1.5 ≲ [C(+N)/H] ≲ 0 と大きく、また、Ba の組成比の散らばり (3.1 ≥ [Ba/Fe/C(+N)] ≥ 0.8; 2 本の水平線の間) は、s-過程元素合成の効率そのものの分布を表す。
一方、CEMP-no 星は、s-過程元素合成の効率が CEMP-s星よりも低いもの（黄印）と、同じ範囲のもの（赤印）に分かれる。
前者の黄印の星は、CEMP-s と同様の大きな炭素組成を有し、以下では、Hi-CEMP-no 星とよぶ。これらの星は、Ba の生成効率では、CEMP-s 星に劣るが、Sr では、CEMP-s 星と入り混じって分布、最大では肩を並べる。これは、s-過程元
素合成の生成物の違いに起因する。
s-過程元素合成のモデルによれば、CEMP-s 星の組成は、TP-AGB 進化の初期段階のヘリウム殻フラッシュで、発生するヘリウム対流層が水素を巻き込み、その結果生成される
13
C を中性子源とする s-過程元素合成で解釈できる。
このため、主星は、低質量 AGB 星 (M ≲ 3.5 M☉) に限定される。
図1
この場合、s-過程の効率の変動は、混合する水素量の違い、
あるいは、引き続く水素混合を伴わない殻フラッシュで汲み出される炭素によって s-過程元素が希釈されるためである。汲み出される炭素の量とそれによる希釈の程度は、AGB 星の質量とともに大きくなる。
14
22
これに対し、Hi-CEMP-no は、水素燃焼の生成物である N から形成される Ne を中性子源とし、Ba 生成効率の低い高質量 AGB (M ≳ 3.5M☉)、および、炭素のくみ上げによる希釈のため、または、混合水素量が少なく Sr/Ba の生成比が大きくなるため、Ba の生成効率が小さくなる上限質量の近くの低質量 AGB 星を主星とすることになる。
後者の赤印の星は、その殆どが [C(+N)/H] ≲ ‐1.5 と炭素組成が小さく、前者と区別して、
Lo‐CEMP‐no 星 と呼ぶ。 Lo‐CEMP‐no 星は、中面の Ba では、炭素組成で規格化した組成比 1
は、 CEMP‐s 星よりやや小さめであるが、上面の Sr では、Hi‐CEMP‐no 星の場合と異なり、全体として、1 dex 近く CEMP‐s 星より大きくなっている。この図に EMP 星の分布も示した（緑印）。Ba の場合は、EMP 星の規格化組成比は、CEMP‐s 星の示す s‐過程合成の効率とほぼ重なるのに対し、Sr の場合では、CEMP‐s 星よりも大きな値を持ち、Lo‐CEMP‐no 星はそれに引きずられる形になっている。同様の傾向は、数は少ないが、Eu でも見られる。
EMP 星の中性子捕獲元素は r‐過程元素からなるが、r‐過程元素は、通常の恒星進化の過程では生成され得ないので、CEMP 星も EMP 星と同様の初期の組成比をもって誕生したと考えられる。この場合、Ba の初期組成を Ba/Fe p 、s‐過程元素合成の効率 Ba/Fe/C N He とすると、CEMP 星に降着、混合した後の組成比 Ba/Fe は、炭素存在量 C N /H の関数として、
10 Ba/Fe 10 Ba/Fe p 10 Ba/Fe acc 10 Ba/Fe p 10 Ba/Fe/C N He C N /H2

-68-

で与えられる。ここで、 Ba/Fe acc は降着した s‐過程元素の組成比への寄与である。したがって、炭素組成に、臨界値
C N /H crit Ba/Fe p ‐ Ba/Fe/C N He
3が存在し、炭素組成がこの値を超えた場合、降着 s‐過程元素の組成比 Ba/Fe acc が、初期の組
成比 Ba/Fe p を凌駕、逆に、炭素組成が小さい場合には、組成比は、混合にも拘わらず、初期組成比 Ba/Fe p に近くに留まることになる。
図 1 に、初期組成を Fe/H ‐3 の EMP 星の平均値 図の X 印 にとり、s‐過程元素の混合に伴う組成変化の軌跡を示した。s‐過程元素合成の効率は CEMP‐s および Hi‐CEMP‐no 星から推定される範囲にとった。この図で、炭素組成の臨界値は、水平部分の延長 Ba/Fe/C N
Ba/Fe/C N He と、斜線部分の延長 Ba/Fe Ba/Fe p の交点で与えられる。Ba の場合、EMP星の組成比が小さい Ba/Fe p ‐0.53 ± 0.45 ため、臨界値は小さく、Lo‐CEMP‐no 星の炭素組成に対して、s‐過程の効率が低い場合を除くと、 C N /H crit ≲ C N /H となり、全般的に 降着 s‐過程元素の寄与が効くことになる。一方、Sr の場合は、初期組成比が大きく Sr/Fe p‐0.13 ± 0.38 、s‐過程元素合成の効率との差が大きいので、C N /H crit C N /H となり、組成比 Sr/Fe は初期組成比 Sr/Fe p で決まることになる。ただし、Sr の場合も、初期組成
比 Sr/Fe p が小さい場合は、臨界値が Lo‐CEMP‐no 星の炭素組成の観測値より小さくなり、
組成比 Sr/Fe は降着 s‐過程元素の影響を受ける。下面の Eu の場合も、s‐過程元素合成の効率に比して、初期組成比が大きく、標本数は少ないが、Sr と同様の傾向が見られる。
このような混合の効果は、図 2 の Lo‐CEMP‐no 星と EMP 星の組成比の分布の違いからも見て取れる。EMP 星の分布は、最頻値の周りに略ガウス分布し、小さい方の裾に比較的長い
tail を持つ。これに対して、中面の Ba の場合は、Lo‐CEMP‐no星は、全般的に flat な分布を示し、特に、大きい方は、CEMP‐s星との境界である Ba/Fe 0.5 まで連続的に延びている。
一方、Sr の場合は、 Sr/Fe p が大きいと混合後も s‐過程元素の寄与は小さく、LO‐CEMP‐no 星は、その影響を殆ど受けず、
EMP 星と同じ分布を示すが、初期値 Sr/Fe p が小さい場合は、混合の影響を受けて、flat に近い分布になり、EMP 星の tail は
見えなくなる。
これらの事実は、Lo‐CEMP‐no 星でも、炭素組成の増加が、中性子捕獲元素の増加を伴うことを示している。しかも、その分布は、EMP 星の組成と異なり、s‐過程元素と同様、Sr や Euに対して、Ba の組成比が大きい。これは、Lo‐CEMP‐no 星もCEMP‐s 星と同じ、AGB 星を主星とする連星系で、質量輸送によって形成されたとする連星系起源説を支持する。
図2
一方、
超新星起源、
高速回転大質量星起源には困難を呈する。
これらの場合、中性子捕獲元素を生成できないので、何らかの形で初期組成を仮定しなくてはならない。初期組成として、EMP 星と同じ組成を仮定した場合は、混合は、第 2 世代星の誕生するガス雲で起きることになるが、炭素に加えて、EMP 星とは異なる組成比を持った中性子捕獲元素の源が必要となる。また、初期組成として、EMP 星とは異り、現在の観測値を取るのであれば、その源を想定することは難しいであろう。
3. 宇宙初期の連星系の特性とその形成史
Lo-CEMP-no 星は CEMP-s 星については、ともに、同じく連星系で主星の AGB 星を s-過程
元素源とし、[Ba/Fe] の値、s-過程元素と r-過程元素の寄与の違いは、炭素組成の違いで解釈できる。図 1 からわかるように、炭素組成の分布はふた山になっていて、CEMP-s 星は -1.5≲[C(+N) /H]≲0に、
Lo-CEMP-no 星は-3≲[C (+N) /H]≲-1.5に分布する(Aoki et al. 2007, Spite et al. 2013)。
連星系起源説では、炭素量の違いは、連星系の軌道半径（周期）の違いに還元される。連星系の軌道周期を log-normal 分布とし、降着した炭素量から推定すると、連星系の初期の軌道周期の分布は、CEMP-s 星の場合、ピークは log P (days) = 3.4 (分散σ=0.61) 、これに対して、
Lo-CEMP-no は log P =4.9 (分散σ=0.23) と 30 倍ほど長周期ということになる。

-69-

観測では、CEMP-s 星は、連星の割合は 100% に近く、 軌道周期は平均 log Pmean =2.5 と推定されている (Starkenburg et al. 2014)。観測しているのは、質量放出後の周期であり、短周期のものは wind と軌道運動の相互作用による角運動量の損出を、長周期側は観測限界を考慮すると、結果は矛盾がないであろう。Lo-CEMP-no 星は、初期に長周期のため、現在のところ、周期の測定はない。
Hansen et al. (2016) がCEMP-no 星の軌道を推定しているが、全て、Hi-CEMP-no星であり、周期は CEMP-s と重なる。
図 3 に、CEMP 星の金属量に対する依存性を示した。CEMP-s 星は、[Fe/H] > -3.3 の高金
属量の範囲にしか存在しない。一方、
Lo-CEMP-no 星は、金属量に依らず、[Fe/H] <-3.3 の低金属量のみならず、[Fe/H] > -3.3 でも、炭素過剰星の条件 [C(+N)/H] ≥ 0.7 で決まる上限 ([Fe/H] ‐0.7 C(+N)/H] ≈ -2.2) 近
くまで分布する。
s-過程元素合成は金属量に依存しないことを考慮すると、上記の結果は、CEMP-s 星と同様の短周期の連星系は、[Fe/H] < -3.3 には存在しないことになる。銀河系ハローの連星
図3系の形成史については、Latham et al. (1012)
が、[Fe/H] > -3 の標本から、短周期の連星の形成に金属量には依存しないと報告している。しかし、我々の結果は、連星系は、[Fe/H] ≲ -3.3 では長周期のもののみであるが、金属量が増加、[Fe/H] ≳ -3.3 で短周期の連星系が形成されるようになるという新たな描像を提起している。
CEMP 星から求めた周期の範囲は、現在の連星系の周期分布 (Duquennoy & Mayer 1991) に比すと非常に狭い。しかし、これは、CEMP-s 星の短周期側は AGB 星に進化できるという条件で切られ、また、Lo-CEMP-no 星の長周期側は [C/Fe] > 0.7 の条件で限られるためで、実際の連星系の周期分布は、広がっていると考えられる。
4. 宇宙初期における連星系の形成機構
現在の星形成の理論によれば、連星形成の主要な経路として、1．乱流で支配されるガスコ
アやフィラメントの大規模な分裂と 2．原始星の周りに形成される massive な円盤の重力不安定による小規模の分裂、の 2 つ異なる過程が指摘されている。前者は、長周期連星を、後者は、短周期連星を生じ、我々の場合、それぞれ、
Lo-CEMP-no 星と CEMP-s 星に当たることになる。
初期宇宙の物理状態は現在とは異なり、金属量に依存する。短周期の連星の変遷については、近年の金属欠乏下での星・連星系形成の計算から示唆が得られている。図 4 は、原始星の成長の金属量に対する依存性を示したものである（Machida& Nakamura 2015 の Fig.13）。[Fe/H] -4 では、ガス雲が高温のまま収縮するので、原始星は、高降
着率で成長、大質量になる。これに対し、[Fe/H]≥-3
では、dust cooling が効いて、現在と同様に、firstcore が十分に成長し、星周円盤が形成される。また、降着率が小さくなるため、原始星の成長も遅くなる。これは、金属量[Fe/H] =-4 と-3 の間で、CEMP-s 星を生じるような、低質量 AGB 星を主図4星とする短周期の連星系の形成の条件が変わり得ることを示している。
現行の計算は、図からわかるように、原始星形成の初期段階に留まっていて、結果は端緒的で、まだ、中心星の質量や連星系の形成について、明確な結論が得られているわけではない。
また、Lo-CEMP-no 星を生じる長周期の連星系の形成についても、初期宇宙における乱流の成長が問題となる。可能性は開けていて、銀河系ハローの星・連星系形成史の解明を今後の研究の進展を俟つことになる。

-70-

変光星の周期解析方法のレビュー
植村誠（広島大学

宇宙科学センター）

概要
光度曲線のような時系列データに周期性があるとき、その周期を推定する「周期解析」の手法についてレビューする。前半は基本的なフーリエ変換によるパワースペクトル推定を復習し、後半はいくつかの代表的な手法、特にパワースペクトルのスパース性を利用したモデリング手法を紹介する。最後に各手法の利点と使うべき場面について私見をまとめる。

1 はじめに近年「スパースモデリング」*1 を勉強していて、2013 年の本会ではこれを用いた周期解析法を紹介した。そうすると「いろいろ方法があるが、結局のところ、どれが一番良い方法なのか」と質問されることがある。本発表の動機はその質問への回答をすることである。結論からいえば「あらゆる種類の時系列データに対して、最大公約数的な手法（つまり、フーリエ変換によるパワースペクトル推定）はあるが、『一番良い方法』というものは存在しない」というのが私の意見である。言い換えれば、一番良い方法はデータによって異なる、ということである。
本稿では時系列データのフーリエ変換によるパワースペクトル推定について基本的なことを復習した後、いくつかの周期解析法をレビューし、スパースモデリングの長所についても再度紹介する。また、最後にどのようなデータ・目的の時にどのような手法が良いのか、私見を述べる。本稿における時系列データは光度曲線データを想定しているが、視線速度変化など、別種のデータでも応用できる。

2

フーリエ変換によるパワースペクトル推定
時系列データをフーリエ変換を使って周波数・位相空間のスペクトルに変換する。また逆の変換を逆フーリエ変換と呼ぶ。これらの変換は複素数形式で書かれることが多いが、ここでは直感的な理解を簡単にするため、以下のような線形モデルの形で考える。

⎛

y1
⎜ y2
⎜
⎜ ..
⎝ .

⎞

⎛

cos(2πt1 ν1 )⎟ ⎜ cos(2πt2 ν1 )
⎟ ⎜
⎟=⎜
..
⎠ ⎝
.
cos(2πtN ν1 )
yN

···
···
..
.

cos(2πt1 νM )cos(2πt2 νM )..
.

sin(2πt1 ν1 )sin(2πt2 ν1 )
..
.

···
···
..
.

···

cos(2πtN νM ) sin(2πtN ν1 )

···

⎛

⎞
a1
⎞⎜ . ⎟sin(2πt1 νM )⎜ .. ⎟⎜⎟sin(2πt2 νM ) ⎟
aM ⎟
⎟⎜
⎜
⎟
⎟⎜
..
⎠ ⎜ b1 ⎟.
⎟⎜ . ⎟sin(2πtN νM )⎝ .. ⎠(1)bM

この式は逆フーリエ変換 y = F −1 β に相当する。左辺 y = {y1 , y2 , · · · , yN } が時系列データで、右辺の β ={a1 , · · · , aM , b1 , · · · , bM } はそれぞれの周波数に対応した sin, cos の係数である。ある周波数 νi のパワーは P (νi ) =a2i + b2i である。式 (1) はある周波数スペクトル情報から時系列モデルが生成される順モデルであり、パワースペク
トル推定とはこの逆問題を解くことを意味する。

今、データは一定の時間間隔で得られた N 個の点 ti = i∆t とし、周波数空間でも等間隔に推定するものとする：

νj = j∆ν 。この時に重要となる 2 つの概念を復習しておく。
• ナイキスト周波数 νNyq = 1/(2∆t)*1 http://sparse-modeling.jp

-71-

2
1
−2 −1

0

Flux

0.8
0.4
0.0

Power

(a)

0

1

2

3

4

5

6

(b)
0

2

4

8

0.030
0.015

Power

(d)

0.000

10000

25000

(c)

−4

−2

0

2

4

0

Frequency

図1

6
Time

0

Power

Frequency

1

2

3

4

5

6

Frequency

エイリアスの例。(a) 真のパワースペクトル。(b) 完全な光度曲線（実線）と、実際に観測されるデータ（黒点）。(c) 窓関数のパワースペクトル。(d) 観測データから得られるパワースペクトル。真の信号以外の周波数にエイリアスが現れる。

• N = 2M の時、νNyq 以下の係数ベクトル β で、光度曲線を完全再構成できる（シャノンーナイキストのサン
プリング定理）サンプリング定理は、方程式（データ）の数と、変数（係数）の数が等しければ、連立一次方程式は解ける、ということに等しい（厳密には行列の性質に依存する）。実際のデータには誤差があるが、サンプリング定理は、その誤差まで含めて再構成できるパワースペクトルを作れることを意味している。言い換えれば、誤差を含んだデータから得られるパワースペクトルにも誤差が含まれる。
ナイキスト周波数 νNyq に関するパワースペクトルの重要な性質として「折り返し」がよく知られる。これは、周波数 0 から νNyq までのパワースペクトルを νNyq で折り返したものが、νNyq から 2νNyq までのパワースペクトルと等しいことである。すなわち、もし νNyq 以上に真の信号があった場合でも、それは折り返しによって対応する信号が必ず νNqy に現れる。このため、真の信号が νNyq 以上にあるのかどうかは判断できなくなる。稀に νNyq 以上の信号は「検出できない」とされることがあるが、より正確には「νNyq 以下の信号と区別できない」が正しく、もしなんらかの事前情報によって真の信号が必ず νNyq 以上にあることがわかっている、もしくは仮定できる場合は、その信号も推定できる。
これまでは等間隔なデータを想定してきたが、例えば変光星の光度曲線の場合、天気が悪い時はデータが取れず、実際にはデータ間隔は非均一になることが多い。またデータ基線の長さ（データの最後の時刻と最初の時刻の差）が無限に長ければパワースペクトル上にデルタ関数的に信号がでるが、実際は有限の基線しか取れないため、不確定性
原理的に、信号は有限の幅を持つ。データが取れた時刻の値を 1、取れなかった時刻の値を 0 とした関数を「窓関数」と呼ぶ。完全な時系列データを y とすると、実際に得られる不完全なデータは窓関数 w を掛けた wy となる。
データが取れなかった時刻の測定値として 0 という偽の測定値が入ることに注意されたい。これをフーリエ変換すると F(wy) = F(w) ∗ F(y) となる。ここで演算子 ∗ は畳み込みを表す。これは、実際の不完全データから得られるパワースペクトルは真のパワースペクトル F(y) に窓関数のパワースペクトル F(w) が畳み込まれたものになることを意味している。これによって、パワースペクトルには真の信号ではない偽の信号が現れ、それらはエイリアスと呼ばれる（図 1）。
フーリエ変換に限らず、周期解析する際には以下に気をつける必要がある。

• ナイキスト周波数を意識しているか。推定しているパワースペクトルの帯域がナイキストを超えていないか。
• サンプリング定理を意識しよう。データ点数に対してパワースペクトルの分解能が高すぎないか。
• 窓関数とエイリアスを意識しよう。偽物の信号を本物と結論しないように。

-72-

3 様々な周期解析手法
パワースペクトル推定の問題に対して、通常のフーリエ変換以外にいくつかの手法が提案されている。ここでは以下の 5 つの手法とその特徴を紹介する。

3.1 Phase Dispersion Minimization (PDM)
PDM は Stellingwerf (1978) で提案された手法で、光度曲線をある周期で折りたたんで (folding)、位相ごとの分散を統計量とする。データ点数 N 、位相ビンの数 M 、i 番目の位相ビンでの分散とデータ数を si , ni として、

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探す。

(xi − x¯i )/(N − 1), s2 ='(ni − 1)s2i /('ni − M ) から計算される θ = s2 /σ 2 を統計量とし、その極小をフーリエ変換は三角関数の重ね合わせであるため、ノコギリ状の光度曲線など非対称性の強い波形を表すためには
多くの周波数の信号が必要となる。PDM は特定の関数形を使わないため、そのような光度曲線に対して単純なフーリエ変換よりも強力な手法である、と言われる。一方、エイリアスの問題を解決するものではない。

3.2

食・パルス的な光度曲線の解析

前節の PDM を紹介すると、食連星の食や中性子星パルサーのパルス信号のように、静穏期間が長く、全位相のうちのごくわずかだけ鋭く変動するような光度曲線にも PDM が適していると考える人がいるが、それは最適ではない
ことが多い。
そのようなデータは 1 つ 1 つの極小もしくは極大付近に 2 次曲線などを当てはめ、極小（極大）時刻を推定し、それら極小（極大）時刻に対してサイクル数を変数にして線形回帰するのが妥当だろう。なお、その結果の観測された極小（極大）時刻とモデルとの残差は Observation−Calculation; O − C と呼ばれ、連星系の分野を中心に周期の安定性・変動の有無などを見るためによく使われる。

3.3 Clean アルゴリズム
不完全データから得られるパワースペクトルは窓関数のパワースペクトルが畳み込まれている。窓関数のパワース
ペクトルは観測時刻から計算できるので（図 1）、得られたパワースペクトルの最も強い信号に窓関数のパワースペク
トルを当てはめ、差し引くことによって、その信号に起因するエイリアスを除去することができる。次に強い信号に再び窓関数のパワースペクトルを当てはめ、差し引き、これを繰り返すことで、スペクトルを綺麗に (clean) にできる。この手法を Clean という (Roberts, Lehar, & Dreher 1987)。

Clean は複数の周波数が期待され、それらがエイリアスによって検出困難な時によく用いられてきた。ただし、パワースペクトルのどこに窓関数成分を当て、いつまで差し引きを続けるのかについて明確な基準はなく、主観的に決めることも多い。例えば、図 1 のような非常に意地悪な設定の場合は、エイリアスに窓関数成分を当てはめてしまい、
誤った結果が導かれる危険性もある。

3.4 Lomb-Scargle periodgram
フーリエ成分 µi = aj cos(2πti νj ) + bj sin(2πti νj ) を周波数ごとに 1 つ 1 つデータに当てはめ、χ2 (νj ) ='i (yi − µi /σi )2を計算。ヌルモデルとして一定値モデルを当てはめた時の χ2 = χ20 として、P (νi ) = 12 [χ20 − χ2 (νi )]をプロットすることで Periodgram とするのが Lomb-Scargle periodgram である (Scargle 1982)。

この手法は χ2 の差を用いているため、信号の統計的検定による有意性を測りやすいのが利点である。ただし複数周期が存在する場合、本来は信号の強いものから順に 1 つずつ検定していくのが妥当な方法であり、ヌルモデルとのχ2 の差だけでは誤った判断になる可能性がある。また、エイリアスに強いわけではなく、1 つ 1 つの周波数に対して-73-

独立に最適化を行うため計算時間が掛かる。

3.5

LASSO によるパワースペクトル推定（スパースモデリング）

最小二乗法に対して１次ノルム ∥β∥1 =Selection Operator (LASSO) と呼ばれる'

i |βi | で制約をつける回帰手法は Least Absolute Shrinkage and(Tibshirani 1996)。LASSO 解は β をスパースにする、すなわち、{β1 , β2 , · · · , βM } の多くを 0 にし、非ゼロ要素をできるだけ少ないものが選ばれる。このような情報のスパース性を利用したモデリング手法はスパースモデリングと呼ばれる。

今、光度曲線はたかだか数個〜数十個の周波数成分しか持っていないと仮定できれば、式 (1) の係数ベクトルはス
パースになるので、LASSO を用いて x̂ = arg min{∥y − F −1 x∥22 + λ∥β∥1 } と問題を設定すれば、観測データを再現する最もスパースなパワースペクトルが得られる。λ はラグランジュの未定乗数であり、この λ はモデルの適合度とパワースペクトルのスパース度のバランスをとるパラメータである。交差検証法と呼ばれるデータを訓練用とテスト用に分割する手法によって、この λ もデータから見積もることができる (Kato & Uemura 2012)。
本来なら不完全な光度曲線データ y の次元 N は係数ベクトル β の次元 M より小さいため、方程式は解けない。
これを欠損データを無視（＝観測されていない時刻は y = 0 とする）してフーリエ変換するため、エイリアスが発生する。しかし、LASSO による手法では無限にある解の中から最もスパースな解を選ぶ、という制約をつけることで、エイリアスやホワイトノイズを避けることができる。この意味において、LASSO によるパワースペクトル推定は Clean の自動化とも言える。本稿では詳しい情報は省略するが、この手法に興味がある方は論文 (Kato & Uemura2012) か拙著解説記事をご覧頂きたい*2 。
一方で、この手法はパワースペクトルのスパース性を仮定しているため、例えばパワーが周波数のベキ乗になっている場合 (P (ν) ∝ ν p )、この手法はベキ指数の推定には不向きである。

4 まとめ
最後にどのような時にどの手法を用いれば良いのか、私見をまとめておく。まず、データが等間隔（人工衛星デー
タなど）であれば、普通のフーリエ変換でパワースペクトルを推定すれば良い。次に、データが不等間隔で、かつ、データの S/N が非常に悪く、周期が受かるとしてもせいぜい 1 つ、という状況なら、やはり普通のフーリエ変換で良いだろうし、Lomb-Scalgle periodgram を使えば信号の有意性は検定しやすいだろう。さらに、データは不等間隔だが、周期性は光度曲線に明確に見えていて、その 1 つの卓越した周期を知りたい、という場合。波形が三角関数的なら普通のフーリエ変換で良いし、そうでない場合は PDM を使うのが良いだろう。最後に最も難しい問題は、不等間隔のデータで複数の周期性が期待されるが、いくつの周期性があるのかはわからないし、その数も決めたい、という問題である。そして、そのような時こそ LASSO によるパワースペクトル推定が威力を発揮する。

参考文献[1] Kato, T., & Uemura, M., 2012, PASJ, 64, 122[2] Roberts, D. H., Lehar, J., & Dreher, J. W., 1987, AJ, 93, 968[3] Scargle, J. D., 1982, ApJ, 263, 835[4] Stellingwerf, 1978, ApJ, 224, 953[5] Tibshirani, R., 1996, Journal of Royal Statistical Society. Series B, 58, 267*2 http://home.hiroshima-u.ac.jp/uemuram/How2SM/03 times.pdf

-74-

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ਫૉີ౓ [‫ݸ‬/cm3 ]c

CNO ૊੒ c

1 × 105

1 × 105

1 × 106

1 × 106

1.9 × 105

1.9 × 105
Naito et al. 2010a

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2.2

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Ϟσϧ 2

Ϟσϧ 3

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Ϟσϧ 5

Ϟσϧ 6

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8400

5300

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4700

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2.21× 1019

4.27× 1019

3.89× 1019

4.18× 1019

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1.38 × 1019

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< − 630 km/s

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< − 700 km/s

Totally< − 600 km/s

< − 630 km/s

< − 630 km/s

Totally

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Ferland, G. J., Chatzikos, M., Guzmán, F., et al. 2017, RMxAA, 53, 385-81-ਤ 3: Ϟσϧ 3 ͷ݁Ռɻ[ࠨਤ:] ‫؍‬ଌʢ੺৭ʣͱϞσϧεϖΫτϧʢ੨৭ʣͷൺֱɻ[ӈਤ:] γΣϧ಺෦ͷి཭ঢ়ଶʢ‫ࢠݪ‬ɾΠΦϯͷ෼෍ʣɻॎ࣠͸ଘࡏൺʢର਺εέʔϧʣɺԣ࣠͸த৺ఱମ͔Βͷ‫཭ڑ‬ʢӈʹߦ͘΄ͲγΣϧͷ֎ଆʣΛࣔ͢ɻಛʹ He ii ྖҬʢ྘৭ʣͱ [O iii] ྖҬʢࠇ৭ʣʹ஫໨ɻ(a) Ϟσϧ 1(b) Ϟσϧ 2(c) Ϟσϧ 4(d) Ϟσϧ 5(e) Ϟσϧ 6

ਤ 4: ͦͷଞͷϞσϧʢϞσϧ 3 Ҏ֎ʣͷ݁Ռʢઆ໌͸ͦΕͧΕਤ 3 ͱಉ͡ʣɻ
Hachisu, I. & Kato, M. 2006, ApJS, 167, 59
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Tajitsu, A., Sadakane, K., Naito, H., et al. 2016, ApJ, 818, 191
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（北海道名寄市なよろ市立天文台、9 月 15 日～9 月 17 日）

連星系・変光星・低温度星研究会２０１７

Eta Carinae: 変光する大質量連星
石橋 和紀（名古屋大学大学院理学研究科）

概要： Eta Carinae は、我々の知りうる星々の中では、太陽質量の 100 倍以上の質量を持つと推定される最も大質量の恒星である。かつ、比較的近傍の明るい星であるが故に、その観測データは 16 世紀より存在し、幾度の激しい光度変化を経たことが記録されている。顕著な例として 1840 年代の Great Eruption があり、現在の「双極状星雲」を創りだしたことが知られている。その Eta Carinae だが、1990 年代後半の 5.5 年の周期的変動の発見・検証により、同じく大質量（太陽質量の 40 倍程度）の伴星を伴うことが示唆された。その後、Eta Carinaeの研究は、大質量星同士の interaction から起こるイベントに焦点が移り、Eta Carinae 主星自体への着目が弱くなってしまった。
そこに起こったのが、分光観測にて見出された Eta Carinae 恒星風自体の変化の兆しである。
Eta Carinae の恒星風起因である可視光域の輝線（水素輝線など）の強度が、顕著に減少している傾向が観測データより伺える。それも、徐々に減少しているのでなく、前記の周期的変動に合わせて（5.5 年周期と同期して）、段階的に変動していることが知られている。X 線観測からも、その減少傾向は、X 線輝度の減少という形で見られている。更に、赤外線にては
見かけの恒星風の温度が、同様に 5.5 年周期にて突如に上昇することも示唆され、Eta Carinaeの恒星風がなにがしかの理由で、伴星の近星点通過の際に変化していることが疑われている。
この研究会での議論を経て、伴星による潮汐力の影響にて、Eta Carinae の表層大気の自転を起因とする不安定性の増長が発生し、恒星風の物理状態に影響を及ぼしているのではないかという疑いが強くなった。
1. Eta Carinae とは
Eta Carinae は、大航海時代の頃から南半球の海原を航海する船乗り達の道標ともなり得た明るい星である。その明るさは、一時はカノープスに匹敵する程増光し、その変動の謎は当時の科学者達をも悩ませた [1]。
今日、我々は Eta Carinae が、100 倍以上の太陽質量をもつ
超巨大質量星であると理解している（図 1）。それは、その明るさから示唆されるものだ。現在、光にて放射されるエ
ネルギー量は 1039.6 erg/s と計測され、その輝度は、光で伝播する圧力と恒星大気に掛かるガスへの重力の力が釣り合う 図 1: HST Image of Eta Carinae and the
ほど大きいことが知られている。物理学でいう Eddington Homunculus nebula (Courtesy of J. Morse)
Luminosity である。その Eddington Luminosity に近い状態にある恒星大気は不安定であり、何がしかの力が恒星大気に掛かることにより、質量放出が発
生しうる。

-83-

図 2 に見られるような 1840 年代に起こった突発的な光度変化や爆発的質量放出なども、その物理的不安定な状況から起因したと考えられるが、具体的にどのような力が作用することで、突発的に 10 太陽質量もの質量を短期間に放出させられるのかは未だ解明されていない[2]。
かつ、その 50 年後には再度小規模爆発を引き起こし、図 1 にあるような双極状星雲の内部に、また同様の双極状構造が生まれたことが分かっている[3]。

可視光域

それから更に 50 年後の 1940 年初頭には、肉眼等級で8 等級程度だった Eta Carinae が、突然目覚めたかのよ
うにその明るさを徐々に増しつづけ、更に 50 年後の1990 年代初頭から、今度はその輝度増加が加速する現象が見られはじめた。これが、この論文の主旨の１つである、「恒星大気の変化の始まり」についてである。

1996 年に、この Eta Carinae の謎がさらに深まる。
Augusto Damineli 氏による特定の高エネルギー現象に見られる 5.5 年周期の変動が検出されたことによる[4]。これにより、連星説が提案され、その伴星を直接観測しようとしたり、主星ー伴星の公転による速度変化から、軌道要素を求めようと努力されてはいるが、（１）伴星が主星に比べて暗いこと（とはいえ、実際は明るい星の部類に入るはずだが、Eta Carinae が桁外れに明るいのである）、（２）可視光分光では
photosphere を観測できず、外に広がった恒星風の動きを計測してしまうため、軌道要素が明確に求められない[5,6]、などの問題があった。むしろ、主星と伴星の恒星風の衝突に起因す
る衝撃波、そして、衝撃波によって高温に熱せられたガスから放射される X 線が見せる光度変化の方が、軌道要素を求めるのに適しているのかもしれない[7,8]。ここらの観測の歴史自体の話も大変面白いのだが、今回の主旨ではないので割愛する。

図 2: Historical Light Curve of Eta Carinae [2]

しかし、この発見より主な研究対象が恒星風衝突に移行し、肝心の恒星自体の研究が疎かになりつつある。その主星が特異であり、宇宙化学進化に重要な点に位置する。そこに妥協してはいけないだろう。

図 3: Historic X-ray light curve of Eta Carinae (from the following web link:
https://asd.gsfc.nasa.gov/Michael.Corcoran/eta_car/etacar_rxte_lightcurve/index.html)

2. 変化する Eta Carinae
前述されていない Eta Carinae の特性の一つとして、その恒星風による膨大な質量ロスがある。

-84-

大質量星の恒星風とは、紫外線域の特定の波長を持つ強烈な光を浴びた炭素などの重元素が光の圧力により押し出され、それらが他の原子と衝突を繰り返すことにより、「風」のような流れとなって恒星から放出される現象である。ただし、Eta Carinae の恒星風は、毎年 10-3太陽質量を放出する特異的な恒星風である[9]。千年で太陽一個分の質量放出をする程で、実はそれだけの質量ロスを従来の恒星風メカニズムで説明することには成功していない。が、しかし、1991 年に計測された水素バルマー系輝線強度を説明するには、その程度の質量ロスが必要であることは明白であった。
その膨大な恒星風による質量ロスに、近年減少傾向が見られている（図 4）。それも、図 5 に示されるように、5.5 年周期に同期した形で段階的に変動している[10]。この変化が起こり始めたのは、前述にあるように、1990 年代からの模様である。
この Eta Carinae の恒星風質量ロスの変化は、多波長にも現れているのであろうか？その疑問は、まず X 線光度曲線から回答が得られる。図 6 を見ると、恒星風衝突起因と推定される X 線強度が 5.5 年毎に弱くなる傾向にあることが分かる。これは、伴星の恒星風が変化せず（通常の主系列星の大質量星は変動星ではない故、この仮定は受け入れ易い）、主星の恒星風の速度は変化せずに質量ロス量のみが減少したと仮定すると、その衝撃波生成に費やされる運動エネルギー総量が減少することは理解できるだろう。実際は、恒星風衝突から発生する X 線の輝度は、その質量ロスの平方根に比例する。すなわち、30%の輝度減少
は、その質量ロスが 50%減少したことを示し、図 4 を見るかぎ 図 4: Sea changes in Eta Carinae's stellar
wind [10]. High excitation line like He
りでは、輝線強度が半減しているように見えることから、その line does not change, as its emitting region
推算が間違ってはいないことが予想できる。この手の物理につ is con>ned to a smaller part of the wind.
いて興味のある方は、是非 Corcoran & Ishibashi (2012) [11]を参照
していただきたい。
次に、同様の恒星風の変化の影響と思われる現象が、赤外線の光度測定から求められた見か
けの色の変化の図から認識できる。

30% decline

図 5: Discrete changes in strength ofhydrogen Balmer lines, observed by several
ground telescopes. EW stands for equivalent
width, relating to the strength of a line. [10]図 6: Comparison of X-ray light curve over three di<erent
phases. The brightness of X-ray emission has declined
appreciably over the three phases.

-85-赤外線観測は 1970 年代より南アフリカ天文台（SAAO)にて継続的に行われ、その歴史的デー
タの価値は計り知れない。近年になり、Eta Carinae を観測できる機器が引退を余儀なくされ、以降は、名古屋大学が南ア天文台と共に運用している InfraRed Survey Facility（以下、IRSF)を用いての JHKs 輝度モニタリングが継続して行われている（図 7）。

SAAO Mk-II Photometer Era

IRSF/SIRIUS Era

図 7: Historicallight curve of Eta Carinae in Infrared bands, JHK and L. Mostly the data were obtained with
SAAO/Mk-II photometer (now decommissioned). Nagoya’s IRSF take over the monitoring duty lately.

この光度曲線を元に、5.5 年周期の変動について様々な仮設が唱えられたが、物理的に眉唾な議論ばかりであった[12]。その歴史的データを SAAO の Patricia Whitelock 氏に提供いただき、近年に名大の IRSF/Sirius 観測機器による観測データと照合した結果、Andrea Mehner 氏と本著者によって、赤外線での見かけの色の変化の発見が為された（図 8）。それも、1990 年代後半を境に、色の極端な変化が 5.5 年周期に段階的に発生していることが見出されたのである[13]。これは、前述の恒星風の段階的変化の状況に似た現象である。
ちなみに、長期的変動は双極雲の拡散による吸収の度合いの変動によるものか、その拡散によって温められる恒星周囲のガスの変化によるものと仮定し、そのレートは恒常的に一定とすると、それを補正することができる。それらの処理を施したのが図 8 である。
1998 年以降、5.5 年周期毎に赤外線での見かけの色の変化が、J-H vs. H-Ks 図上で起こること
は、図自体から自明である。近星点通過時（図 8 の open markers)に見られる急激な変化は、伴星が Eta Carinae の恒星風の濃い部分に突入し、その恒星風の ionization balance を乱すことにより説明が可能であると予測できる。

-86-

このデータが何を意味するのか。Blackbody 温度を仮定する時点で、この赤外線放射が、Eta
Carinae の恒星風の光学的厚みが大体１以下になる（光子が電荷と相互作用せずに逃げ出せる
確率が高くなる度合いの事を示す）値から発生する放射光であることを意味する。それすな
わち、恒星風からの赤外線が吸収されずに Eta Carinae の大気を逃げ出せ、観測者に届いた光の見かけの温度を計測していることになる。それが段階的に変化していることから、恒星風
自体が変化していることが伺えると、この解析が示唆している。

図 8: J-H vs. H-Ks magnitude diagram of Eta Carinae. From 1976 through 1998 (shown in black,brown, green, and blue), theapparent color stayed more or less around J-H=1.0 and H-K=1.5. Afterward, the apparent color discretely jumped every 5.5yr,
coinciding with the 5.5-yr spectroscopic event identi>ed by Damineli [4]. The open markers indicate that these data points weretaken near putative periastron passage. The last data point shown here (light blue) are taken after Year 2014.5. The black body
curves are plotted to illustrate how apparent “color” might have changed over the decades.

これら可視分光、X 線、赤外線データはすべて、Eta Carinae の恒星風が段階的に変動していることを示唆し、Eta Carinae 自体が変動している可能性が高いことを示唆している（伴星が変化している、もしくは、恒星風が変化していないという提唱は存在するが、特記できる論文は見当たらない）。
3. Eta Carinae に何が起こっているのか
Mehner et al. [13]にて、我々は伴星の潮汐力によって、主星の自転速度が impulsive に加速される可能性に言及し、そしてその自転速度が、Eta Carinae の表層大気の不安定性を引き起こし
うる Critical Rotation Limit に近づきつつある可能性をも示唆した。すなわち、Eta Carinae の自転速度が早すぎて、外層の大気がふっとばされようとしているという意味である。ただし、その潮汐力がどれ程効果的であるか（恒星中心核の自転にも影響するか）、どれ程定量的に-87-

自転に影響するかなどは定量的に未解明であった。
しかし、連星の近星点通過の時期に、恒星風が変化するという観測的証拠から、潮汐力が働いているのではないかという推測は的を射ている筈である。今回の会議にて、藤本先生より、
Yamada et al. [14]をご紹介いただき、恒星質量 10％程を含む表層大気の自転速度を潮汐力によって加速することは可能であるとの計算例を教えていただくことが出来たのは幸いであった。Eta Carinae の質量が 100 太陽質量以上であったのに対し、その 10％は約 10 太陽質量である。すなわち、自転速度が trigger する不安定性から、1840 年代に起こった Great Eruption での質量放出量が説明しうる可能性があることを示唆している。ただ、何故にそのイベントが1840 年代に発生したのかは謎のままである。
それ同様に、この会議にて勝田先生の発表した自転起因の不安定性にも興味がそそられる。
もしかしたら、そこに Luminous Blue Variables 等の明るい星々が見せる不安定性を説明しうる
理由が秘められているのではないかと、発表を聞きつつ考えた次第である。
最後に、岡崎先生よりご指摘があった、紫外線パラドックスであるが（恒星風が弱くなるな
ら、紫外線が弱くなるはず、なのに紫外線も含めて増光しているのは何故？）、これはごもっともなご指摘である。明確な解は考えていないが、そもそもの紫外線の強度が強くなったのか、それとも、ここ数年で紫外線の強度は相対的には変わっておらず、しかし、密度の濃い恒星大気から紫外線が逃げやすくなっただけのかは観測からは自明ではない。
いずれにせよ、50 年周期で大きな変化を見せている傾向がある Eta Carinae だが、1990 年代からさらに 50 年後の 2040 年代、特に 5.5 年周期に重なる 2042 年にどのような振る舞いを見せるのか興味深々である。

References:[1] Herschel, J.F.W. 1847, “Results of Astronomical Observationsat the Cape of Good Hope”, 36[2] Humphreys, R., Davidson, K., Smith, N. 1999, PASP, 111, 1124
[3] Ishibashi, K., et al. 2003, AJ, 125, 3222
[4] Damineli, A. 1996, ApJ, 460, L49[5] Damineli, A., Conti, P. S., Lopes, D. F. 1997, New Astronomy, 2, 107[6] Iping, R. et al. 2005, ApJ, 633, L37[7] Ishibashi, K., et al. 1999, ApJ, 524,983[8] Okazaki, A., et al. 2008, MNRAS, 388, 39[9] Davidson, K., et al. 1995, AJ, 109, 1784
[10] Mehner, A., et al. ApJ, 2010, 717, L22[11] Corcoran, M. F., and Ishibashi, K. 2012, ASSL, 384, 195[12] Smith, N. 2010, MNRAS, 402, 145[13] Mehner, A., et al. 2014, A&A, 564, 14[14] Yamada, S, Okazaki, A., Fujimoto, M. Y., ApJ, 678, 922-88-X 線による矮新星 GK Persei の増光期と静穏期の観測
和田有希, 湯浅孝行, 中澤知洋, 牧島一夫, 林多佳由, 石田学

概要
激変星 GK Persei は強磁場白色矮星 (WD) と恒星との連星系である Intermediate Polar に属する。恒星からのガスは WD の周りで降着円盤を形成し、その内縁から磁場に沿って WD の磁極付近へ降着柱を形成しながら降着する。降着柱の WD 表面付近で生じる定在衝撃波によって加熱されたガスの最高温度
は、降着円盤の内縁から WD 表面までの重力ポテンシャルに比例し (Aizu 1973)、WD の質量-半径関係
式 (Nauenberg 1972) を援用することで WD 質量を推定できる。GK Persei は降着円盤の不定性によって質量降着率が変動する矮新星にも分類され、約 2 年ごとに 2ヶ月にわたる矮新星爆発を引き起こす。我々は 2015 年 3 月の矮新星爆発と同 9 月の静穏期における NuSTAR の X 線観測データを解析した。増光時の 15–50 keV フラックスは静穏期の 33 倍に達しており、降着ガスの最高温度は増光時で 19.7±1.0 keV、静穏期で 36.2+3.5−3.2 keV となった。降着円盤の内縁は降着ガスの動圧と磁気圧がつり合っているとされ(Ghosh & Lamb 1979)、質量降着率の高い増光時は円盤内縁が WD 表面に接近することで降着ガスの最高温度が低下したと考えられる。X 線光度と温度の変化から、増光時には降着円盤の内縁が静穏期の 1/4となり、WD 中心から 1.9 WD 半径にまで接近していることが示された。WD 質量は 0.87 ± 0.08 太陽質量と推定され、過去の可視光による観測結果と矛盾せず、9%の高い精度が達成された。

1

はじめに
激変星は白色矮星と恒星の近接連星系で、ロッシュローブを満たし白色矮星への質量降着が起きている系である。磁場が弱い激変星では白色矮星の周りに降着円盤が形成され、その不安定性によって質量降着率が増大して増光する矮新星、表面に降着したガスが核融合を起こして増光する古典新星などがある。磁場が強い系では降着ガスが磁場に捉えられるため、降着円盤の内側が削り取られた Intermediate Polar、降着円盤が存在せず、白色矮星の自転と公転が同期する Polar に分類される。Intermediate Polar ではガスが白色矮星の磁極付近へ磁場に沿って落下し、降着柱を形成する。白色矮星表面まで接近したガスは低在衝撃波によって 107−8 K まで加熱され、X 線を放射することで冷却されながら降着する。この時のガスの最高温度
は落下ガスの運動エネルギー、すなわちガスが無限遠方から降着した場合の白色矮星の重力ポテンシャルに比例する (Aizu 1973)。X 線のスペクトル解析からガスの最高温度を測定できれば白色矮星の重力ポテン
シャルを推定でき、白色矮星の質量-半径関係の理論式 (Nauenberg 1972) を援用することで白色矮星の質量を推定することができる (e.g. Fujimoto & Ishida 1997; Suleimanov et al. 2005; Yuasa et al. 2010)。
我々は今回、矮新星であり Intermediate polar である GK Persei に着目した。GK Persei は 1901 年の新星爆発 (Nova Persei 1901: Williams 1901, Hale 1901) 以降、2–3 年おきに矮新星爆発が観測されている。
また GK Persei は自転による降着柱のパルスが見えていることから、強磁場白色矮星を含む Intermediate

Polar に分類されている。降着円盤の内縁は降着ガスの動圧と磁気圧の釣り合いで決まる。矮新星爆発時には降着料が増大し動圧も増加するため、降着円盤は白色矮星表面近くまで成長すると考えられてきた。その場合、ガスが無限遠から落下するという前提が成り立たないため、可視光のドップラーシフトより推定された白色矮星質量に対し、X 線による推定質量が有意に小さいという問題があった。本研究では 2013 年にNASA が打ち上げた X 線衛星 NuSTAR を用いて、初めて静穏時の高品質な X 線スペクトルを得ることに成功し、また増光時の突発観測の結果と合わせて解析することにより、可視光による手法と矛盾ない白色矮星質量を得た。

-89-

2

観測
GK Persei は 2015 年 3 月に矮新星爆発を起こし、増光は 2ヶ月間ほど継続した (Wliber et al. 2015; 図 1)。

可視光で最も明るくなった 2015 年 4 月 4 日に NuSTAR による突発観測が行われ、有効観測時間は 42 ks であった。その後、静穏期に戻った 2015 年 9 月 11 日に有効観測時間 72 ks の通常観測が行われた。NuSTAR
は 3 79 keV のエネルギー帯域に感度をもつため、20 50 keV に達する Intermediate Polar の X 線を観測するのに適している。

outburst

10

Magnitude(Wilber+2015)

11

quiescence の観測

12

outburst の観測

13
3/1

4/1

5/1

6/1

9/1

8/1

7/1

10/1

図 1: GK Persei の 2015 年に観測された可視光等級 (AAVSO) と NuSTAR の 観測時期.

3

結果
静穏時には 3 50 keV のカウントレートが 1.080 0.006 count s−1 、増光時には 18.09 0.02 count s−1 であり、静穏時に比べ増光時は 17.5 倍のカウントレートであった。
スペクトル解析では単温度の熱的プラズマ放射を、降着ガスの最高温度まで足し合わせた多温度の降着
柱プラズマモデル (Done & Osborne) を用い、降着ガスによる吸収、白色矮星表面での反射による連続成分と蛍光鉄輝線を組み合わせたモデルでフィッティングを行った。増光時は降着ガスが吸収体となり、低エ
ネルギー側のスペクトルが強く吸収を受けるため 20 50 keV の帯域を、静穏時は 5 50 keV の帯域を用い3+3 5た。その結果、増光時にはガスの最高温度が 19.7+1−1 0 keV、静穏時には 36.2−3 2 keV と測定され、2 つの状態に置いて有意に温度が異なることが示された。吸収を除いた 0.01-100 keV の X 線フラックスは増光時

5
5
−9
−11
erg s−1 cm−2 、静穏時で 5 5+0
erg s−1 cm−2 であった。
で 3 6+0−0 8 × 10−0 9 × 10

Aizu (1973) より、質量 MWD 、半径 RWD の白色矮星に降着円盤の内縁 Rin からガスが自由落下で降着するとき、降着柱での衝撃波加熱によるプラズマの最高温度 kTs は
!
"
RWD
GMWD
3
mp
1−
kTs =
8
RWD
Rin

(1)

で表される。G は万有引力定数、 は平均分子量、mp は陽子の質量である。この式は Suleimanov et al.
2008 および 2016 によって 0 4 < MWD M⊙ < 1 2 の範囲で

kTs
MWD
≈ 23 4
1 keV
M⊙

!

MWD
1 − 0 59
M⊙の様に簡略化されている。M⊙ は太陽質量である。

-90-

"−1 !

RWD
1−
Rin

"

(2)

outburst

quiescence
熱的成分
反射成分
蛍光鉄輝線

図 2: 多温度モデルを用いた増光時 (左) と静穏時 (右) の X 線スペクトル解析の結果.
ここでは降着円盤の内縁半径が降着ガスの動圧と磁気圧が釣り合うアルフヴェン半径に等しいと仮定する。アルフヴェン半径は Elsner & Lamb (1977) によって

Rin
≈ 2.3
RWD

#

Ṁ
20
10 g/s$−2/7 !

MWD
M⊙"−1/7 !

RWD
109 cm"5/7 !

B
106 G

"4/7

,

(3)

と定式化されている。ここで Ṁ は質量降着率、B は白色矮星の表面磁場である。ここで 2 つの質量降着率が異なる状態、すなわち静穏時と増光時の質量降着率が与えられたとき、2 つの状態における内縁半径の
比γは
qui
Rin
γ = out=
Rin#Ṁ outṀ qui

$−2/7

,

(4)

で表される。質量降着率は X 線光度 L と円盤内縁から白色矮星表面までの重力ポテンシャルで表される
ため、

Ṁ = L ×となる。したがって γ は

γ=

!

%

GMWD
RWD

!

"−2/7

=

Lqui × Tsout

Lout × Tsqui1−!

と整理される。スペクトル解析で得られた値を用いると

RWD
Rin

"&−1

F qui × Tsout
F out × Tsquiγ = 3.9 ± 0.5.

,

"−2/7

(5)

,

(6)

(7)

が得られる。
図 3 は式 2 とスペクトル解析によって得られた kTs を用いて示された MWD と Rin の範囲である。ここで2 つの観測における Rin の比 γ が式 7 を満たす MWD を探すことにより、白色矮星の推定質量は 0.87±0.05-91-太陽質量と求まる。式 3 の不定性による系統誤差を加味すると 0.87 0.08 太陽質量となる。このとき降着円盤の内縁半径は増光時で 1.9 白色矮星半径、静穏時で 7.4 白色矮星半径と求まり、確かに増光時にはガス動圧の増大により降着円盤が白色矮星表面まで成長していたことが示された。推定質量は可視光で測定された質量の下限値 (Reinsch 1994; Morales-Rueda et al. 2002) とコンシステントである。また増光時の X
線観測だけを用いた推定質量よりも有意に大きいことから、これまでの X 線による推定では Rin の効果を

Rin / RWD

取り込むことが出来なかったために質量を過小評価していたことも示された。

Rq
Rq /Rb = 3.9

Rb

MWD = 0.87 Msun

MWD / Msun
図 3: プラズマの最高温度から示される白色矮星質量と内縁半径への制限.

参考文献
Aizu K., 1973, Progress of Theoretical Physics, 49, 1184
Done C., Osborne J. P., 1997, MNRAS, 288, 649
Elsner R. F., Lamb F. K., 1977, ApJ, 215, 897
Fujimoto R., Ishida M., 1997, ApJ, 474, 774
Hale G. E., 1901, ApJ, 13
Morales-Rueda L., Still M. D., Roche P., Wood J. H., Lockley J. J., 2002, MNRAS, 329, 597
Nauenberg M., 1972, ApJ, 175, 417
Reinsch K., 1994, A&A, 281, 108
Suleimanov V., Revnivtsev M., Ritter H., 2005, A&A, 435, 191
Suleimanov V., Poutanen J., Falanga M., Werner K., 2008, A&A, 491, 525
Suleimanov V., Doroshenko V., Ducci L., Zhukov G. V., Werner K., 2016, A&A, 591, A35
Wilber A., Neric M., Starr eld S., Wagner R. M., Woodward C. E., 2015, The Astronomer s Telegram, 7217
Williams A. S., 1901, MNRAS, 61, 337
Yuasa T., Nakazawa K., Makishima K., Saitou K., Ishida M., Ebisawa K., Mori H., Yamada S., 2010, A&A, 520,
A25

-92-

突発天体の増光前データによる型の判別
清田誠一郎（VSOLJ・TAO）
突発天体が発見された際にその素性を速やかに特定することは、その後の、観測計画を立てる上で大切である。それは、新星(classical novae)なら多色測光、わい新星(dwarf novae)なら連続測光観測と、それぞれの天体に即した観測手法が求められるからである。当面、正体がわかるまで、どんな天体であっても対応できる観測体制を整えるのということも考えられるが、リソースが限られることも多く、悩ましい事態になる。これらの同定は、主に、分光観測によって最終的には決まることがほとんどであるが、測光観測に比べ、即応的にこれらの天体の同定のために分光観測を行えるところは多くなく、どうしても、数日を要したりしてるのが現状である。増光早期の測光データは有用なデータなることが多い中、早期に増光前天体の素性を明らかにしてすることは大切と思われるが、同定が難しいケースもある。
CBAT TOCP(http://www.cbat.eps.harvard.edu/unconf/tocp.html)
CBAT が運営してる突発天体の報告サイトである。発見者の priority を担保しつつ、早期の発見情報の伝達を目的に運営されている。主に、アマチュアの捜索者による報告が多い。なお、超新星に関しては、TNS（Transient name server）が運営されるようになってからは、
アマチュアの発見であってもこちらへ報告されている。
2017 年初めから本発表までに TOCP に報告された、銀河系内の突発天体は、表のとおりで
あった。
天体名

変光星型の同定結果

PNV J18580379+1701265

dwarf nova

PNV J16521887-3754189

classical nova

V2657 Sco

TCP J18205224-2822121

既知の classical nova

V5854 SgrPNV J05323331+6247497

既知の dwarf nova

V391 CamPNV J18593500-0819370

確認観測では未検出

PNV J17250160-1708345

既知の classical nova

PNV J20422233+2712111

dwarf nova

PNV J17345432-1423182

ミラ型変光星TCP J18154219+3515598

dwarf nova

PNV J18380817-1545534

flare star?

TCP J20100517+1303006

dwarf nova

TCP J00332502-3518565

dwarf nova

-93-

備考

V2928 Oph

転載

表の通り、新星、わい新星、ミラ型変光星、フレア星と様々である。報告後、ドイツの Schmeer
氏は、その位置にある既知の天体の情報が報告されることが多く、その素性の同定の参考にな る 。 な お 、 増 光 前 天 体 と の 同 定 に は 、 CDS 運 営 の Simbad (http://simbad.ustrasbg.fr/simbad/)や Aladin (http://aladin.u-strasbg.fr/aladin.gml)が利用されている例が多い様に思われる。特に、Aladin は、電波から X 線まで、多波長のカタログデータと画像がザッピングできるので参考になる。
判定の方法
突発天体の素性の同定には、経験的に以下のような情報が用いられることが多い•

Color（2MASS?、GALEX?)

•

銀緯

•

発見等級

•

増光幅

星間吸収の影響を受けにくい赤外線での観測データ(J-H、H-Ks)を用いた変光星型の同定の先行研究はいくつもあるが、色に関するデータだけでは、変光星型間の分離は十分では無く、他の情報も含める必要がある。
ただし、これらのデータを元にした同定には、突発天体のフォローアップ観測を行う観測者の経験に依存する面も多い。また、捜索者自身は、必ずしも、突発天体として報告される各種の変動天体に詳しいとは限らない。発見直後には、その天体が小惑星では無いか、実は、
最近すでに発見報告がされている天体では無いのか等、チェックすべき項目が多いので、捜索者にも使いやすく、ワンストップで確認ができるサイトの設置が望まれる。
なお、減光が遅い天体では、発見後、数ヶ月経ってからの再発見される例も散見される。このような既知天体であるかのチェックには、AAVSO の The International Variable Star Index(VSX: https://www.aavso.org/vsx/)が有用である。情報の更新が頻繁であること、発見報告
後の登録が早いので、役立つことが多い。
V2657 Sco
西村栄男さんによって、2017 年 02 月 01.862 日(U.T.)に撮影された捜索画像から発見された突発天体である。その後、J. Strader らの 2 月 12.3 日の分光観測によって classical novaと確認された(Atel#10071)。実は、この天体は、他複数の捜索者によってほぼ同時期に検出されていたが、Aladin 他で、赤外線で明るい天体が、ほぼ発見位置にあることがわかった
ので、報告が躊躇された(日本天文学会 2017 年 3 月に年会の新天体発見賞授賞式での清田の聞き取りによる)。なお、西村さんの報告がなければ、この天体が知られるに、もっと時間がかかることになった可能性がある。このように、ベテランの捜索者にとっても、判断に迷う例もあったことが、本発表のきっかけとなっている。これらの捜索者にも使いやすい情報検索サイト、もしくは、変光星型同定サイトがあればいいと思われる。なお、清田は、報-94-

告当初から、赤外で明るい天体は、共生星型新星の伴星である可能性を考えて、新星と仮定
して観測を続けていた0H>>IJKK@9H?>AE?9EA9LIKMADEAN"K%6786%77.。///
図! "#$%&' による ()*+,!-./ の該当位置の赤外012##&'3245画像。報告位置に赤外で明るい天体がいた。!

!
!
!

-95-

中表紙の写真：
なよろ市立天文台のエントランス前で集合写真（研究会 2 日目：2017 年 9 月 16 日）

世話人
内藤 博之（世話人代表）、岡崎 敦男、勝田 豊、高妻 真次郎、鳴沢 真也、渡辺 文健
連星系・変光星・低温度星研究会 2017 集録
2017 年 12 月 31 日発行
編集兼発行人 連星系・変光星・低温度星研究会 2017 集録編集部〒096-0066

北海道名寄市字日進 157-1

なよろ市立天文台内