EUREKA

分子雲におけるフィラメント形成
安部大晟〈名古屋大学理学研究科物理科学領域 Ta 研

〒464‒8602 愛知県名古屋市千種区不老町〉

e-mail: d.abe@nagoya-u.jp

近年の Herschel 望遠鏡の近傍分子雲観測から，高密度フィラメント状分子雲が現在の星形成の場であることが分かってきた．フィラメントは星形成の初期条件を与えるため，星形成過程を明らかにするにはフィラメント形成の理解が重要である．これまで複数のフィラメント形成機構が提案されてきたが，現実の分子雲においてどのような条件のもとでどのフィラメント形成機構が働くのかは明らかではなかった．本研究では，すべてのフィラメント形成機構が分子雲の衝撃波圧縮を引き金とすることに着目し，それぞれのフィラメント形成機構が支配的となる衝撃波圧縮の条件を特定した．本稿では最新のフィラメント形成機構の理解を紹介する．

1. 星形成分野の目標
星形成過程を理解するとあらゆる天体形成・天体現象の発生頻度がわかる．例えば大質量星の形成頻度は超新星爆発の頻度を決定し，銀河の進化の重力崩壊によって星が誕生することがわかっている．IMF とコアの質量関数（CMF）は類似しており [2]，IMF は CMF を継承していると類推され て い る が，CMF の 起 源 は わ か っ て い な い．

IMF の起源を解明するにはまず分子雲コアの形に重要なエネルギーの供給率を決める．さらに大成過程を知る必要がある．

質量星形成頻度はブラックホール・中性子星形成やこれに伴う重力波イベントなどの頻度を決めう

2. 星形成のフィラメント-パラダイムる．したがって，どのような質量の星がどのよう

Herschel 望遠鏡による太陽近傍分子雲の観測な頻度で形成されるかを理解することは現代天文

は，分子雲コアは細長い高密度領域（フィラメン学の全分野に波及する重要課題である．誕生するト）に分布し，この構造が普遍的であることを明星の質量頻度分布が初期質量関数（IMF）であらかにした [2‒4]．さらに，観測からフィラメンる．IMF には様々なモデルがあるものの基本的トでのコア形成の兆候が示されているので [5,6]，には低質量星から大質量星まで単一の冪関数で表フィラメントは星形成の初期条件を与える重要天現される [1]．IMF の起源解明は分野の究極的な体であるといえる．さらに Herschel 望遠鏡の観目標であるがこれを説明する標準理論はない．

測結果から，星形成は臨界線質量密度を超えた

IMF の起源を明らかにするには星形成過程を解フィラメントで起こるというシンプルな描像で理星形成は銀河の中でも分子雲と呼ばれる主に水フィラメントの自己重力に対しガス圧で支えうる素分子で構成される天体で起こる．分子雲の中で線質量密度の最大値（線質量密度とは単位長さあも星の母体となるのが「分子雲コア」であり，そたりの質量）であり，重力定数と音速のみを使っ明する必要がある．

第 116 巻第 11 号

解できることがわかった．臨界線質量密度とは，

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図1

フィラメント形成機構の模式図．左： Type G または Type C の模式図．図中のガス流を駆動する機構が自己重力なら Type G, 乱流の圧縮流なら Type C である．右： Type O の模式図．て記述される．どの分子雲も 10 K で等温なので臨界線質量密度は普遍的な値（〜20 Msun pc ）−1になる [7‒9]．

また，観測で得られたフィラメントの線質量密度関数（FLMF）もまた IMF と CMF に類似していることもわかってきた [10]．フィラメントから回経験することが知られており，衝撃波と分子雲の相互作用は頻繁に起こる．フィラメント形成機
構の模式図を図 1 に載せた．

Type G（シート状分子雲の重力分裂）

分子雲が星間衝撃波に圧縮されるとシート状構造ができる．このとき磁気凍結によりガスととも分子雲コア・星という各進化段階にある天体は，に磁場も圧縮されシートは強磁場を伴う．磁場がすべて酷似した質量分布を持つため，この質量分強く磁場に垂直なガスの動きは妨げられるため，布が「共通の物理過程」によって決まっている可自己重力により磁場に沿ってガスが集積し，磁場能性を示唆している．フィラメントは IMF の決に対して垂直なフィラメントが形成される．形成定に重要な役割を担っていると考えられている．
筆者はこれまでフィラメントの形成・進化過程の研究を遂行してきた．本稿では筆者が 2021 年に The Astrophysical Journal にて出版した研究成果 [11] を紹介する．ちなみにこの論文は 2023 年にはシートの平均密度を使って定義される自由落下時間程度かかる [13‒19]．

Type C（乱流の圧縮流成分による形成）

分子雲は普遍的に超音速乱流状態にある [20]．

乱流速度場を持った分子雲が衝撃波で圧縮され4 月に開催された世界最大規模の星・惑星分野のシート構造を形成すると，その中の磁場に垂直なter 7 で大きくとりあげられた [12]．

速度成分が生き残る．すると，二次元的なシート国際会議である Protostars & Planets VII の Chap-

3. フィラメント形成機構とその乱立フィラメント形成機構の研究は，筆者がこの業界に参入する前からなされ，複数の候補理論が提案されていた．ここではまず提案されてきたフィ

乱流速度成分は強く減速され，磁場に平行方向の構造内での磁場に沿ったガスの運動によりフィラメント状の構造が形成される [21‒23]．

Type O（斜め磁気流体衝撃波による圧縮形成）

熱的不安定性と乱流の影響により，分子雲は自然とクランピーな構造を持つ [24]．分子雲と衝撃ラメント形成機構を紹介する．筆者は本研究を通波がぶつかると，分子雲の高密度部分は周りよりして得られた理解をもとにフィラメント形成機構も重く，慣性が大きいので衝撃波面を歪ませる．に「Type ○」のように名前を付け直した．基本

歪んだ衝撃波を通過する際に，衝撃波面に平行な的にすべてのフィラメント形成は星間衝撃波に速度成分はほぼ変化せずに，垂直成分だけが強くよって誘発される．実際，分子雲はその一生のう減速を受ける．よって衝撃波面へ向かうガスの流ちに超新星爆発などに由来する衝撃波圧縮を数十れは衝撃波面に沿うような流れに変化し，歪んだ570

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表 1 フィラメント形成機構のまとめ
カテゴリ

フィラメント v.s. 磁場形成メカニズムの概要

Type G

垂直

シート状雲の自己重力分裂

Type C垂直

シート状雲中の磁場に沿った乱流圧縮流Type O

垂直斜め磁気流体衝撃波の効果Type I―

シート状雲同士の交差線

Type S平行乱流のシアー流による流体素片の引き伸ばし衝撃波面の頂点付近にガスが溜まる．このときガスは磁場を横切って動けないので磁場に垂直方向に 1 次元的に伸びたフィラメント構造が形成される [25‒27]．

ほかにも Type I（衝撃波圧縮によって生まれた複数のシート状雲の交差線，[28‒30]）と Type S（乱流のシアー流成分による流体素片の引き伸ばし，[31,32]）がある．前者は磁場が非常に弱い場合に起こり，後者は流体素片の引き伸ばしによって磁場に平行な低密度フィラメントができ

図2

シミュレーションのセットアップ．色はガスの密度，黒線は磁力線を表している．

る．よって現在の星形成が起こるような高密度フィラメントの形成に現実的には関与しないと考えられる．フィラメント形成機構を表 1 にまとめた．

4. フィラメント形成シミュレーション
3 章で述べたように種々のフィラメント形成機た「SFUMATO」 を用 い た [33]． 一 辺 6 pc の 立

方体の計算領域中で平均 100 cm−3 の非一様ガス．計算領域のを z 方向に沿って衝突させる（図 2）z＝0 pc の面から 2 枚の衝撃波がそれぞれ z 軸正の向きと負の向きに伝播する．したがって 2 枚の衝撃波の間に圧縮領域が形成される．計算領域の中構が提案されてきた．しかしながら，過去の研究

央にてガスを衝突させるのは，計算領域内に衝撃ではそれぞれのフィラメント形成機構が支配的に波の圧縮領域（フィラメントの形成現場）がなる働くように理想的な問題設定が取られていたたべく留まるようにするための都合である．ガス衝

め，現実の分子雲においてどのような条件のもと突のシミュレーションは「星間衝撃波が分子雲をでどのフィラメント形成機構が働くのかは明らか通過する」状況と異なって聞こえるかもしれなではなかった．本研究では，すべてのフィラメンい．磁場があると衝撃波の伝播が速く衝撃波同士ト形成機構が分子雲の衝撃波圧縮を引き金とするが速やかに離れるために，2 枚の衝撃波の間の相ことに着目し，自己重力を考慮した 3 次元等温磁互作用は弱い．よって，一枚の星間衝撃波が分子気流体シミュレーションをおこない，それぞれの雲中を通過するような状況と大きく変わらない．

フィラメント形成機構が支配的となる衝撃波圧縮

本研究では分子雲を通過する衝撃波の速度によっの条件を特定することにした．シミュレーションてフィラメント形成機構が変わるかを調べた．以

コードは法政大学の松本倫明氏によって開発され下では，強い衝撃波（衝撃波速度＝7 km s−1）の第 116 巻

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図4

強い衝撃波（衝撃波速度約 7 km/s）の場合のシミュレーション結果．あるフィラメントの断面の拡大図を表す．色は数密度を表し，矢印は圧縮領域内の速度場を表す．Type O フィラ
メント形成に特徴的な流れ場が確認できる．

直方向に伸びた構造をしている．このように衝撃波が湾曲しており頂点に向かうガスの流れが確認
図3

強い衝撃波（衝撃波速度が約 7 km s−1）の場合のシミュレーション結果．色は衝突方向（z 方向）に沿って積分した柱密度を表す．上から下にかけて，衝撃波が発生してから 0.2, 0.4, 0.8
Myr後の結果である．左と右の列は，それぞれ自己重力を考慮した計算と考慮しない計算の結果である．

できる．初期に乱流を与え，Type C のモードを入れても同様の結果であった．したがって衝撃波の速度が速いときは Type O フィラメント形成が起こっていることがわかった．なお，分子雲における乱流による構造形成を研究する多くの理論的研究 [21,22] では，初期条件として一様密度分布を用いている．そのため，一様な初期密度を仮定場合と，弱い衝撃波（衝撃波速度＝2.5 km s ）の−1場合におけるシミュレーション結果を紹介する．
強い衝撃波によるフィラメント形成した研究では，Type O モードは欠落している．

本研究では密度の非一様性も考慮している．

形成にかかる時間スケールから上の議論を定量

衝撃波速度が速いとき（約 7 km s ）のシミュ的に裏づけることができる．FilFinder アルゴリ

密度場を積分した柱密度マップで，圧縮層を厚みラメント構造を同定し，圧縮層中のフィラメント方向から見ており x 方向に伸びたフィラメントをの質量の割合の時間進化を調べた．フィラメント−1

レーション結果を図 3 に載せた．図 3 は z 方向にズム [34] を用いてシミュレーション結果からフィ横から視認できる．自己重力ありの場合（左）との質量の割合が最も大きく増加した時刻を「フィ自己重力なしの場合（右）はほぼ同じ結果を返しラメント形成時間」として定義し，圧縮層の自由ている．このことから衝撃波が強いときは自己重落下時間と比較したところ，自由落下時間よりも力とは関係なくフィラメントを形成することがわ早くフィラメント形成時間を迎えることがわかっかる．さらに，このシミュレーションでは乱流をた．このことはフィラメント形成に自己重力が関初期に与えておらず，Type C のモードを入れて係ないことを裏打ちしている．

いない．図 4 は yz 面におけるあるフィラメント一弱い衝撃波によるフィラメント形成に伸びているため，図 4 でフィラメントは紙面垂を図 5（初期乱流なし）と図 6（初期乱流あり）本の周囲の密度場である．フィラメントは x 方向572

衝撃波速度が遅いときのシミュレーション結果

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図5

弱い衝撃波（衝撃波速度が約 2.5 km s−1）の場
合のシミュレーション結果．乱流の影響を調べるために初期に乱流速度場を入れていない．
色は衝突方向（z 方向）に沿って積分した柱密度を表す．上から下にかけて，衝撃波が発生してから 0.6, 1.4, 1.8 Myr 後の結果である．

図6

弱い衝撃波（衝撃波速度が約 2.5 km s−1）の場
合のシミュレーション結果．初期に乱流速度場を導入している．色は衝突方向（z 方向）に沿って積分した柱密度を表す．上から下にかけて，衝撃波が発生してから 0.4, 1.2, 2.0 Myr
後の結果である．に載せた．初期乱流がないときは自己重力の有無も早くフィラメント形成時間を迎えており Typeで顕著な違いが出ることが確認できる．つまり衝C が支配的に起こっていることが確認できた．さ撃波が弱いと Type O は顕著ではなく，Type Gフィラメント形成が重要となっている．

らに，自己重力がない場合（図 6 右）で長時間が経つと一旦 Type C で形成されたフィラメントのまた初期乱流があるときは Type C によって速割合が時間とともに減少に転じており，フィラメやかにフィラメント構造を作るが，この構造は過ントが過渡的な構造であることを裏付ける結果を渡的であり，柱密度もそれほど高くない．また，得た．

t＝2 Myr の結果をみると自己重力の有無で違いがあることが確認できる．つまり星形成に重要な大質量フィラメントは Type G によって形成されることがわかった．
ここでもフィラメントの質量の割合と形成時間の解析結果を簡単に紹介する．初期乱流なし（図5）の場合はフィラメント形成時間と自由落下時ここまで，強い衝撃波であれば Type O，弱い衝撃波であれば Type G（C）が重要であることを示した．7 km s−1 と 2.5 km s−1 のあいだの衝撃波速度の場合のシミュレーションを実行した結果，Type O と Type G（C）は，ある臨界の衝撃波速度で突然切り替わるのではなく，実際は緩やかに遷移することがわかった．6 章では簡単なモ間がほぼ一致しており，フィラメントは明らかにデルからフィラメント形成の時間スケールを純粋に Type G で形成されることが確認できた．

Type ごとに導き，閾速度の見積もりと我々の得初期乱流がある場合（図 6）は自由落下時間より
第 116 巻第 11 号た結果の解釈を紹介している．
573

EUREKAしただけでわかった気になるのは少々不満だった
ので，衝撃波の速度によって支配的なフィラメント形成機構が変わる理由を明らかにすべく簡単なオーダー評価を行った．フィラメント形成の簡単なモデルを作り，フィラメントが成長する時間スケールを各々の形成機構で評価した．
まず Type G におけるフィラメント形成の時間スケールは衝撃波圧縮層の自由落下時間である．
衝撃波圧縮層の平均密度を使って定義された自由
図 7 強い衝撃波（衝撃波速度 7 km s ）の場合に得られた FLMF．初期に乱流速度場を導入している．衝撃波が発生してから 1.3 Myr の結果である．黒破線は臨界線質量密度で，IMF の大質量側の冪乗則を黒実線で表す．
−15. フィラメント線質量密度関数
シミュレーション結果からフィラメント構造を同落下時間は以下のように書ける．

tG ＝

1－1/2
∝ vsh
2π G ρsh（1）

ここで G は重力定数，ρsh≡√2 MA ρ0 は衝撃波圧縮層のガス密度で，vsh は衝撃波の速度である．

/ B0/ √4πρ0 ）さらにρ0 は上流の密度で，MA≡vsh（は Alfvén Mach 数である．B0 は上流の磁場強度定し，線質量密度の頻度分布を調べた．図 7 に衝である．

質量密度である．なお磁場強度は圧縮層での平均では衝撃波後面でのフィラメントへの質量流束は値を用いている．衝撃波が強いときは 1 Myr 程度

ρsh vsh sinθ で与えられる．ここでθ は衝撃波角で撃波が強いときの結果を載せる．黒破線は臨界線の 短 時 間 で 大 質 量 星 形 成 の 初 期 条 件 である約
−1100 Msun pc を超える [35,36] フィラメントが自然に形成されることがわかり，大質量星形成は

図 8 の上部のようなモデルを考えると，Type Oあり，また衝撃波後面の水平方向の速度は波面を介して速度がほぼ保存されることを用いた．フィ
ラメントの幅 w が時間変動しないとすると，時間Type Oでできたフィラメントで起こることがわかった．

t 後のフィラメントの線質量密度は次のように書Type O では衝撃波上流の高速流の一部をフィラくことができる．

メントの成長に使えるため大質量星形成を自然に起こすことができるのである．さらに線質量密度

Mline＝2ρsh vsh w t sin θ.

（2）側の関数形が IMF の冪乗則（∝ M−line1.35）に類似す

よって，Type O で線質量密度 Mline のフィラメンることもわかった．この特徴は他の形成機構ではトを作るタイムスケール tO は，以下の式で推定さ見られない．なぜこのような結果になるかはわれる．

かっておらず，将来的に調べるつもりである．

6. 議論： フィラメント形成時間の見積もり

4 章ではシミュレーション結果を紹介し，フィtO ＝M line
∝ vsh－2
2 ρsh vsh sin θ w（3）

続いて Type C におけるフィラメント形成の時間スケールを考える．図 8 下部に示すように，衝ラメント形成機構が衝撃波の速度によって変化す

撃波圧縮されたシート内で乱流起源のガス流が収ることを示した．筆者としてはシミュレーション

束することでフィラメントが形成される．収束す

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図 9 各形成モードにおけるフィラメント形成時間の衝撃波速度依存性．黒線が Type O, 灰色線がType C, 破線が Type G の時間スケールを表している．ここでθ＝30°, w＝0.1 pc, Mline は臨界線質量密度とした．

図 8 フィラメント形成時間を見積もるためのモデルの 模 式 図． 上 部： Type O の モ デ ル． 下 部：Type C．

れる時間スケール tO と tC，そして圧縮層の自由落る流れの速度をσ, その流れの空間スケールを L,た．Type C と Type G のフィラメント形成時間は流れの幅を w と表記する．収束流の起源である分子雲の超音速乱流にはスケール L と，そのスケールにおける速度分散σの間には，Larson 則σ －V08

（L/L1） という関係が存在することが知られてい0.5る [17]． こ こ で V08＝0.8 km s ，L1＝1 pc で あ−1る．Larson 則 を 用 い る と， 質 量 獲 得 の 時 間 ス
ケールは次式で与えられる．

tC＝L/σ〜L1/2 L1 1/2 /V08.

（4）

一方，L と w を使ってフィラメントの線質量密度はMline＝ρsh Lw.

（5）と見積もられる．式（5）を使って式（4）の L を消去すると，乱流が線質量密度 Mline のフィラメントを形成する時間スケール tC は，以下のように推定される．

tC ＝

M line－1/ 2∝ v sh .
ρshwσ

図 9 に臨界線質量密度のフィラメントが形成さ

下時間 tG を衝撃波速度の関数としてプロットしほぼ一致することがわかる．これら 2 つと tO を比較すると衝撃波速度が約 5 km s−1 より小さいときには，tC, tG＜tO となり，大きいときには tO＜tC,tG となる．したがって，衝撃波速度が大きい場合
は Type O が，衝撃波速度が小さい場合は Type Cと Type G がより速くフィラメントを作るので重要であることがわかり，第 4 章で紹介したシミュ
レーションの結果と整合的である．衝撃波速度が「速い」「遅い」を分かつ閾速度は図 8 から約5 km s−1 程度であることがわかる．星間空間を伝播する衝撃波の典型的な速度は 10 km s−1 程度なので基本的に Type O フィラメント形成機構が起こることが期待される．

7. 今後の課題
本研究によって，乱立したフィラメント形成機構を衝撃波圧縮の強さによって統一的に理解する（6）ことができた．本研究の Type 分類は今後標準的に使用されることが期待される．しかしながら，ここで，σ は L に依存するが，式（5）を用いて L星形成のフィラメント-パラダイムにはいまだ謎を消去した．

が多く残されている．

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どのフィラメント形成機構が現実の宇宙で重要であるかはわかっていない．6 章の最後に議論したように Type O が重要であると思われるがこれ謝辞

本稿の内容は筆者の出版済みの論文 [8] と博士論文の一部に基づいています．これらの研究を遂を裏付ける観測的研究が必要である．いくつかの行するにあたって，学生時代の指導教員である井分子雲で，ガスの視線速度構造の観測からフィラ上剛志氏と犬塚修一郎氏，共同研究者かつ本研究メント形成機構が特定され始めている．統計的なで用いたシミュレーションコード「SFUMATO」

議論をするために Philippe André 氏や Doris Ar-の開発者である松本倫明氏には大変お世話になりzoumanian 氏ら観測家との共同研究を進めていました．この場を借りてお礼申し上げます．シる．

ミュレーションは国立天文台 CfCA のスーパーコ

第 5 章で紹介した FLMF の起源はわかっていな

ンピュータ XC50 で実行されたものであり，いつい．本研究は世界で初めてフィラメント形成シも快適な利用環境を提供してくださっている

ミュレーションから FLMF を描いたものであり，CfCA の皆様にこの場を借りて御礼申し上げまType O であれば IMF に近い FLMF が得られるこす．また本研究の成果は科学研究費補助金（課題とがわかった．Type O では衝撃波圧縮される前

番号 22J15861）による支援の結果得られたものの非一様密度場を基にフィラメントを形成するたです．最後に本稿の執筆の機会を与えてくださっ

め，非一様密度場のパワースペクトルをもとに，た岩崎一成氏に感謝いたします．

FLMF の起源がわかると予想している．
フィラメントの幅の普遍性が観測的に示唆されたが，これを理論的に説明できないという問題もある．フィラメントの自己重力分裂はフィラメントの幅の数倍の間隔で起こるという理論がある[37]．つまりコアはフィラメントの幅の数倍の長さにあるガスを集めて形成されるため，コアの質量を決定するうえで幅は重要である．重いフィラメントの幅は自己重力が強いため細くなるという理論的な予言があるにもかかわらず，観測的には幅はその線質量密度によらず普遍的に 0.1 pc である [38] という 10 年以上解かれていない矛盾がある．筆者は形成機構を深く理解したことによる知見から適切なセットアップでのフィラメント進化シミュレーションを推進している．その結果，フィラメントでの乱流発生機構を発見し，その乱流の動圧によって重いフィラメントが 0.1 pc の幅を維持しうるという理論を提案するために論文を準備している．とはいえ，いまだ十分な議論はされておらずこの矛盾を解くにはさらなる研究が必要である．実はこの詳細は将来の天文月報で紹介するつもりで，その内容を執筆中である．
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2023 年 11 月

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第 116 巻第 11 号

Formation of Star-forming Filaments in
Molecular Clouds
Daisei Abe
Department of Physics, Graduate School of Science,
Nagoya University, Nagoya 464‒8602, Japan
Abstract: Recent Herschel Telescope observations ofnearby molecular clouds have revealed that high-density filamentary molecular clouds are the site of present day star formation. Since filaments provide the initial conditions for star formation, understanding
filament formation is important to reveal the star formation process. Although several filament formation
mechanisms have been proposed, it is not clear whichfilament formation mechanism is triggered by which
conditions in actual molecular clouds. In this study,
we focused on the fact that all filament formation
mechanisms are triggered by shock wave compressionof molecular clouds, and identified the shock wave
compression conditions under which each filament
formation mechanism is dominant. In this paper, we
present our latest understanding of filament formation
mechanisms.

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