2019 年第 49 回
天文・天体物理若手夏の学校

集録

銀河

謝辞

2019 年度天文・天体物理若手夏の学校は、基礎物理学研究所を始め、国立天文台、理論天文学宇宙物理学懇談会、宇宙線研究者会議、光学赤外線天文連絡会、野辺山宇宙電波からのご支援、また、
企業・個人 (プログラム集参照) からご寄付により成り立っております。事務局一同厚く御礼申し上げます。

銀河・銀河団分科会

indexa1

蛭子 俊大

ダークマターの自己相互作用を考慮した宇宙の構造形成シミュレーション

a2

和間 雄司

AGN ジェットによる乱流とガス円盤でのフィードバックの解析

a3

山崎 雄太

重元素組成比の時間進化: r-process の環境依存性と銀河化学進化

a4

谷口 大輔

銀河系棒状バルジ終端部付近の金属欠乏

a5

大森 清顕

MaNGA データを使った相互作用銀河の研究

a6

梶川 明祐実近傍銀河における空間分解した星質量と星形成率の関係

a7

八嶋 裕

近傍の棒渦巻銀河 M83 の分子ガスの密度の研究

a8

山本 涼一

SZ 効果を用いた大規模構造に付随する中高温銀河間物質の探査

a9

辻 歩美

XMM-Newton 衛星を用いた楕円銀河 NGC 4472 の広がった X 線放射の研究

a10

山口 友洋

X 線天文衛星 XMM-Newton を用いた初期衝突銀河団 CIZA J1358.9-4750 の構造解析

a11

米山 理可子

X 線観測による遠方銀河団の高温ガスの重元素比の進化

a12

山本 直明

すばる HSC で探る、銀河団の進化段階と内部の銀河の星形成活動

a13

朝野 哲郎

z ∼ 1 銀河団の最新観測で探る銀河降着過程と星形成活動の関係

a14

安藤 誠

z ∼ 2 における原始銀河団コアの探査とメンバー銀河の性質

a15

米倉 直紀

z = 2.4 53W002 原始銀河団における大質量銀河の星形成の調査

a16

牛尾 海登

z ∼ 1.4 の星形成銀河における分子ガス clump の発見

a17

小山 紗桜

ALMA を用いた z ∼ 3.2 のサブミリ波銀河 AzTEC8 の構造解析

a18

瀬戸口 健太Stripe 82X の多波長観測データを用いた電波銀河の研究

a19

小林 宇海

銀河の衝突と合体が活動銀河核に及ぼす影響

a20

城 知磨

AGN の活動性が狭輝線領域の電離ガスに与える影響

a21

山田 智史

[O IV] 25.89µm と nuclear 12µm の光度比を用いた

a22

小川 翔司

X 線観測で探るセイファート 1 型銀河のトーラス構造

a23

登口 暁

SDSS と WISE を用いた、可視光線で極めて青い Dust-Obscured Galaxies の 探査

a24

中野 すずか銀河衝突はクエーサー活動に影響を及ぼすのか? ∼ 撮像・分光データによる検証 ∼a25Tang Shenlibinary QSOs as tracer of mergers

a26

鹿熊 亮太

超大規模「面分光サーベイ」による AGN サンプル構築と AGN duty cycle の制限

a27

岩下 昂平

HSC-SSP & CHORUS を用いた z = 4.9 における Type-ii AGNs 探査

a28

菅原 悠馬

星形成銀河のアウトフロー速度の赤方偏移進化

a29

Shimodate

HSC-SSP で探る z ∼ 4 − 5 の AGN 光度関数

塵に埋もれた活動銀 河核の診断法

Karin
a30

石本 梨花子

宇宙再電離期における暗いクェーサー周囲の近接電離領域

a31

菊地原 正太郎

重力レンズ効果と可視/近赤外深撮像観測で探る z ∼ 6 − 9 の低質量銀河と球状星団候補

b1

三橋 一輝

ALMA を用いたサブミリ波銀河のクラスタリング解析

b2

美里 らな

すばる Hyper Suprime-Cam で見つかった青い銀河団の X 線の性質

b3

奈女良 朱里CLUMP-3D: Three-dimensional Shape and Structure of 20 CLASH Galaxy Clus- ters from
Combined Weak and Strong Lensing

b4

大前 陸人

系外銀河の電波源におけるファラデー回転測度と赤方偏移依存性の調査

indexc1

佐藤 裕太

初代銀河からのダークマターの性質の手がかり

c2

大滝 恒輝

ダークマター欠乏銀河の形成過程

c3

奥 裕理

シミュレーションによるダークマターハローへの質量降着と星形成率の関係の考察

c4

福島 啓太

銀河のダークハロー fundamental plane の進化

c5

野村 亮介

CTA で探るダークマターc6

野口 実沙子銀河団の衝撃波面で期待される 1 次フェルミ加速

c7

大久保 宏樹

降着衝撃波による逆コンプトン散乱放射の可視光観測に適した銀河団の決定

c8

佐藤 元太

Gaia データを用いた天の川銀河の構造解析

c9Namiki Shigeru

SDSS と ALFALFA データを用いた近傍銀河のインフロー、アウトフローの解明

c10

石井 菜摘

SDSS システムにおける渦巻銀河の内部減光量補正と腕形態による星形成の比較

c11

赤堀 美桜

銀河の定量的分類とその成因

c12

近藤 千紘

空間分解した銀河におけるスケーリング側の研究

c13

中津野 侃貴シミュレーションによる銀河中心近傍にある若い星団の個数予測

c14

磯部 優樹

質量とサイズの関係から探る, 初代銀河類似天体としての極金属欠乏銀河

c15

松本 光生

CO 回転振動遷移吸収線を用いた AGN 周辺の分子ガス分布の研究

c16

谷本 敦

Application of X-Ray Clumpy Torus Model to Obscured AGNs

c17

名越 俊平

状態遷移するクエーサー

c18

Zhang Yechi

HETDEX Survey & Ly α Luminosity Function at z = 1.9 − 3.5

c19

玉田 望

HSC-SSP を用いた高赤方偏移 DLA の可視光対応天体の探索

c20

青山 皓平

原始銀河団と環境効果

——–index

a1
ダークマターの自己相互作用を考慮した宇宙の構造形成シミュレーション
千葉大学大学院 融合理工学府蛭子 俊大2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

ダークマターの自己相互作用を考慮した宇宙の構造形成シミュレーション蛭子 俊大 (千葉大学大学院 融合理工学府)

Abstract
冷たいダークマター (CDM) モデルは宇宙の大規模構造を精度良く再現する. しかし、およそ銀河やそれより小さいスケールでは観測結果と矛盾が生じている. 例えば矮小楕円体銀河などでは, 観測で見積もられるダークマターハローの密度プロファイルはコア構造を示すが, CDM シミュレーションで得られる密度プ
ロファイルはカスプ構造であり, カスプ-コア問題と呼ばれる. また銀河系周辺で観測された衛星銀河の数
は, CDM シミュレーションの予測より 1 桁以上少ないという問題がある. 以上のような問題を解決するた
め Self-Interacting Dark Matter (SIDM) モデルが提案されてきた. SIDM モデルは CDM モデルと異なり,ダークマター粒子が互いに衝突し散乱する. 高密度領域で衝突は起きやすく, ハローの中心密度は低下しコア構造が形成され, サブハローは潮汐力により壊され易くなると考えられてきた. 本研究の目的は, SIDM モデ
ルを用いた低輝度矮小楕円体銀河スケールハローの高分解能シミュレーションを行い, CDM モデルとの違いを定量化し, PFS などの次世代分光観測と比較することで SIDM モデルに制限を付けることである. そのために, まず SIDM モデルを用いて孤立した銀河ハローのシミュレーションを行った. CDM モデルに基づいた
宇宙論的 N 体シミュレーションより切り取られたハローに対して, 衝突断面積の異なる複数の SIDM シミュ
レーションと CDM シミュレーションを行い, それぞれの結果を比較した. その結果, 衝突断面積が大きいほど急速に中心密度が低下しコアを形成するが, 同時により短時間でコアが崩壊し, 最終的に CDM シミュレーションより鋭いカスプになった. ハローの形状はコアの形成と共に球状に近づくが, コアが崩壊すると再び非等方性が増加した. サブハローの質量関数は全ての結果で大差はなかった.

1

Introduction
従来のダークマター粒子のみで行われる Cold Dark

Matter(CDM) シミュレーションによって再現された宇宙の構造は, 大規模であれば様々な面で観測と一致するが, およそ銀河やそれより小さいスケールでは観測結果と矛盾が生じることが知られている. 例えば, CDM シミュレーションではハローの中心密度は
中心ほど高くなるカスプ構造を形成する (Narvarro,

Frenk & White 1997). しかし, 観測から見積もられる中心密度は平坦なコア構造を持つことが示唆されている (Naray et al. 2008). この問題は一般的にカスプ-コア問題と呼ばれている. また CDM シミュレー
ションで予測される銀河スケールのハローに含まれするダークマター (Self-Interacting Dark Matter :SIDM) を仮定したモデルが Spergel & Steinhardt(2000) により提案された. SIDM モデルでは, ダーク
マター粒子は CDM モデルとは異なり, 衝突によって互いに散乱する. ダークマター粒子は高密度な領域
ほど頻繁に衝突するため, ハローの中心密度は低下しコア構造が形成され, サブハローは潮汐力により壊され易くなると考えられた.
本研究ではダークマターの自己相互作用を実装したハローの進化の N 体シミュレーションを行い, ダー
クマターハローの内部構造やサブハローの数が CDM
シミュレーションと比較してどのように変化するのかを調べた.

るサブハローの数は, 観測によって銀河系周辺で確認されている衛星銀河の数の 10 倍程度多い (Klypin etal. 1999). この問題は一般的にミッシングサテライ
ト問題と呼ばれている.
以上のような問題を解決するため, 自己相互作用2Methods
ダークマター粒子の自己相互作用を再現するため,

Burkert (2000) で用いられたモンテカルロ法を使用

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
した. モンテカルロ法では, 各粒子ついて最近傍の粒子と確率 P で完全弾性衝突させ, 衝突した 2 粒子は速度ベクトルをランダムに変更させる.
衝突確率 P は式 (1) で表せる. 各粒子の衝突断面積を σ, 質量を m として, σ ∗ = σ/m と定義する. また, ρ は粒子近傍の局所的な質量密度, v は粒子の速3Results
本研究では, 初期状態のハローの r ≈ 100(kpc) での力学的時間 tdyn = 488.9(Myr) を単位として, 時刻t = tdyn , 2.5tdyn , 5tdyn , 10tdyn , 14tdyn での結果を出力し, ハローの時間進化を観察した.

度, ∆t は単位時間を意味する.

P = l/λ = σ ∗ ρv∆t(1)

この方法では 2 体間衝突のみを考慮するため, 多体
衝突を回避するために式 (2) の条件をタイムステッ
プに付ける. 今回は η = 0.1 を採用する.
∗

3.1

密度プロファイル

各シミュレーションでの密度プロファイルの時間進化を図 1 に示す. この図から, CDM シミュレーショ
ンでは時間が経過しても密度プロファイルは変化しな
いが, SIDM シミュレーションではコアが形成される−1(2) ことが確認できる. しかし, SIDM10 では t = 2.5tdyn
以降からコアが収縮し, 再び中心部の密度が上昇し始
本研究では, Ishiyama et al. (2009a) によるシミュ めた. そして, t = 14t
dyn では中心部が初期条件より∆t < η(σ ρv)

レーションより切り抜かれたハローを初期条件とし高密度になり, 鋭いカスプ構造ができた.

て用いた. このハローのデータを表 1 に示す.
表 1: 使用したハローのデータ
N
m
rvir
Mvir

1601845

(M⊙ )

(kpc)

(M⊙ )

1.0 × 106302.971.60 × 1012

3.2

ハローの形状各シミュレーションでの中軸長軸比と短軸長軸比の時間進化を図 2 に示す. この図から, CDM では軸比は時間によらず一定であり, SIDM1 は時間の経過と共にどちらの軸比も 1 に近付き, SIDM10 では一度シミュレーションは, 先に説明したモンテカルロ
法を実装した TreePM コード GreeM (Ishiyama etal. 2009b) のツリー部を用いて行った. 各シミュレー

どちらの軸比も 1 に近付くが, t = 2.5tdyn 以降から
は中軸長軸比は減少し, 短軸長軸比は一定になっている.

ションの名称と σ ∗ , タイムステップ, 終了時間の値を表 2 に示す. タイムステップは各シミュレーショ
ンで式 (2) の条件を 2000 ステップ目まで満すことを確認して設定した. なお, 全てのシミュレーションで

3.3

サブハロー

サブハローの検出には ROCKSTAR を用いた. 各

ϵ = 700(pc), θ = 0.5, ncrit = 300 のパラメータを用 シミュレーションでのサブハローの質量関数の時間
進化を図 3 に示す. 図 3 において, CDM の t = 5tdyn
いた.
と SIDM1 の t = 14tdyn で非常に大きなサブハローが 1 つ検出されているが, この前後 7(Myr) ではその表 2: 使用したパラメータ∗2

ようなハローが存在しなかったため, これらのサブハ

Nameσ (cm /g)dt(Myr)tend (Myr)

CDM

0.0

6.984 × 10−1

7829.3SIDM1

1.0

1.397 × 10−1

7823.0

SIDM1010.0

3.492 × 10−2

6984.2

ローは検出した際に発生した誤差として考える. 誤差と考えられるサブハローを除くと, すべてのシミュ
レーションで結果に違いはほとんど見られない.

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t/tdynρ(Mo• /pc3)

ρ(Mo• /pc3)

10-1
-2

10

10-3

10-1

1
0.9
0.8
0.7

-2

10

0.6

10-3
σ*=0(cm2/g)-410

t=5tdynt=10tdynt=14tdyn

100

raito

t=0
t=tdynt=2.5tdyn
t=5tdyn100

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14

1

10

σ*=0(cm2/g)

-4

10

100

1

r(kpc)

10

0.5
0.4

100

b/a : CDM
c/a : CDM
b/a : SIDM1
c/a : SIDM1
b/a : SIDM10
c/a : SIDM10

0.3
0.2

r(kpc)

0.1

t=0
t=tdynt=2.5tdyn
t=5tdyn

10-1
10-2
10-3

σ*=1(cm2/g)
1

10r(kpc)

10-1

10

100

10-2
10-3

長軸, b が中軸, c が短軸を意味する. それぞれの比σ*=1(cm2/g)
1

10r(kpc)

100

10-1

り冷却され, 運動エネルギーを失いポテンシャルが高
くなり中心密度が増大する. エネルギーの伝播は σ ∗

10-2

1

10
r(kpc)

100

10-4が 1 に近いほど球体に近い形状を示す.

から外側へ流出する. ハロー中心部はこの放熱によ

t=5tdynt=10tdynt=14tdynが大きいほど活発になるため, 大きい σ ∗ ほどこの現10-3
σ*=10(cm2/g)

1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000t(Myr)

図 2: 中軸, 短軸の長軸に対する比. この図では a が100
ρ(Mo• /pc3)

ρ(Mo• /pc3)

10-2

-4

t=0
t=tdynt=2.5tdyn
t=5tdyn

100

10-4

10-1

0

10-3

-4

10

0

t=5tdynt=10tdynt=14tdyn100
ρ(Mo• /pc3)

ρ(Mo• /pc3)100

象が起こりやすい.

σ*=10(cm2/g)
1

10r(kpc)

100

図 1: 密度プロファイルの時間進化. 上が CDM, 中央が SIDM1 , 下が SIDM10 の結果である. 左側の図が 0 ≤ t ≤ 5tdyn , 右側の図が 5tdyn ≤ t ≤ 14tdyn の密度プロファイルを表している.

図 2 から, CDM の軸比は時間によらず一定であり, ハローの形状の変化はほぼ無いと言える. 一方で,

SIDM1 では時間と共に中軸長軸比, 短軸長軸比共に1 に近づくことから, ハローの形状は球に近づいていることがわかる. SIDM10 では t = 2.5tdyn まで中軸長軸比, 短軸長軸比のどちらも SIDM1 のときよりも急に 1 に近づく. しかし, それ以降は中軸長軸比が減少に転じ, 短軸長軸比はほぼ一定となった. ここから

4

Discussion

SIDM10 でのハローの形状は, t = 2.5tdyn まで球に近付き, それ以降では再び非等方的な形状に変形する

SIDM シミュレーションではハローがコア構造をことがわかる. これらの結果は図 1 で見られた密度

形成することが確認できた. 図 1 の SIDM10 に見ら

プロファイルの時間進化と同期しているように見られるコア形成後に密度増加が起きる現象は Burkert

れる. つまり, ハローの形状はコアの形成過程におい(2000) でも議論されている. この現象は次のように て球に近付き, コアの収縮, 中心密度の増大の過程で説明できる. はじめに CDM のカスプ状のハローは 再び非等方な形状に変化する考えられる.
中心部の速度分散が小さく, 周囲よりも冷い状態にサブハローの質量関数と空間分布は, 誤検出と思わなっている. SIDM ではダークマター粒子同士が衝れるサブハローを除くとどのシミュレーションの結突することで, 運動エネルギーが外側から中心部へと果でも差はほとんど見られなかった. これは SIDM

伝わり, 中心部が加熱され等温的なコアが形成されシミュレーションでもミッシングサテライト問題がる. ここで中心部が加熱されすぎると, コア内の速度生じることを示唆している. 同様の結果が Rocha et

分散がコア外より大きくなる. つまりハローの中心

al. (2013) でも示されている.

部がその周辺よりも高温になる. すると熱がコア内

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

102

t=0
t=tdynt=2.5tdyn
t=5tdyn101
σ*=0(cm2/g)
100
6
10
107 108 109 1010
Mvir(Mo• )103
Number of subhalos

Number of subhalos

103

3

101
2

σ*=1(cm /g)
100
106 107 108 109 1010
Mvir(Mo• )Number of subhalos

103

102

σ*=0(cm2/g)
100
6
10
107 108 109 1010
Mvir(Mo• )t=0
t=tdynt=2.5tdyn
t=5tdyn101
σ*=10(cm2/g)
100
6
10
107 108 109 1010
Mvir(Mo• )10
Number of subhalos

102

t=0
t=tdynt=2.5tdyn
t=5tdyn102

心密度の増大の過程で非等方な形状に変化する考えられる.

• サブハローの質量関数は CDM シミュレーショ

101

3

t=5tdynt=10tdynt=14tdyn

ンと SIDM シミュレーションでほとんど差は見られないため, SIDM シミュレーションでのミッ
シングサテライト問題の解決は困難であると考えられる.
今後の展望として, 粒子数 20483 , ボックスサイズ

8Mpc/h で SIDM モデルに基づいた高分解能な宇宙
101

論的 N 体シミュレーションを行い, それによって得2

σ*=1(cm /g)
100
106 107 108 109 1010
Mvir(Mo• )103

Number of subhalos

Number of subhalos

10

102

はコアの形成過程で球に近付き, コアの収縮, 中t=5tdynt=10tdynt=14tdyn102

t=5tdynt=10tdynt=14tdyn

られた質量 107 〜108 M⊙ 程度の低輝度矮小楕円体銀
河サイズのサブハローのデータと, PFS サーベイな
どの観測及び CDM シミュレーションによって得られた低輝度矮小楕円体銀河のデータを比較し, SIDM
モデルに制限を付けられるか検討する予定である.

101
σ*=10(cm2/g)
100
6
10
107 108 109 1010
Mvir(Mo• )Reference
Burkert, A. 2000, ApJ, 534, 143
Ishiyama, T., Fukushige, T., Makino, J. 2009a, ApJ,
696, 2115

図 3: サブハローの質量関数の時間進化. 上が CDM,
中央が SIDM1 , 下が SIDM10 の結果である. 左側の図が 0 ≤ t ≤ 5tdyn , 右側の図が 5tdyn ≤ t ≤ 14tdynのサブハロー質量関数を表している.

5

Conclusion
本研究ではモンテカルロ法とツリー法を用いてSIDM のシミュレーションを行い, 銀河スケールのダークマターハローの内部構造やサブハローの数がCDM シミュレーションと比較してどのように変化す
るのかを調べた. その結果を以下にまとめる.

• SIDM シミュレーションではコア構造を持つ銀河スケールのハローを再現できるが, 今回の条件では σ ∗ = 10(cm2 /g) のとき t = 2.5tdyn 以降
でコアは収縮し, 中心密度が増大していくことが確認された.

• SIDM シミュレーションにおいて, ハローの形状

Ishiyama, T., Fukushige, T., Makino, J. 2009b, PASJ,61, 1319
Klypin, A., Kravtsov, A.V., Valenzuela, O. 1999, ApJ,
522, 82
Kuzio de Naray, R., McGaugh, S.S., de Blok, W.J.G.
2008, ApJ, 676, 920
Narvarro, J.F., Frenk, C.S., White, S.D.M. 1997, ApJ,
490, 493
Rocha, M., Peter, A.H.G., Bullock, J.S., Kaplinghat,M., Garrison-kimmel, S., Oñorbe, J., Moustakas,
L.A. 2013, MNRAS, 430, 81
Spergel, D.N., Steinhardt, P.J. 2000, Phys. Rev. Lett.,
84, 3760

——–index

a2
AGN ジェットによる乱流とガス円盤でのフィードバックの解析
筑波大学大学院 数理物質科学研究科
和間 雄司

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

AGN ジェットによる乱流とガス円盤でのフィードバックの解析
和間 雄司 (筑波大学大学院 数理物質科学研究科)

Abstract
一般に，ガス密度が高いほど星形成は活発であると考えられるが，高密度ガスが存在しながら，星形成の兆候が見られない銀河が観測的に知られている．3C326-N はその一例であり、速度分散が大きいことなどから乱流による影響が考えられる．数値流体計算のシミュレーションにより相対論的ジェットと ISM の相互作用を調べた先行研究では，ジェット等によって円盤内に強い乱流が発生したことが示されており，本研究では，
ジェット由来の乱流が円盤内での星形成を制御するかを調べた．先行研究のシミュレーション結果データを利用し，乱流の程度を表すと考えられる物理量として速度分散や渦度を考え，それらと星形成率との間の相関を調べた．ジェットの噴出によって，ジェット領域では星形成率の低下が見られたものの，その外縁領域においては，星形成率が増大している箇所が見られた．また，パラメータの 2 次元分布の解析から，ジェットがある場合は，ジェットがない場合と比べて星形成率が高い領域で速度分散や渦度の値が上昇していることが分かった．この結果は，ジェットによって正のフィードバックが起きている可能性を示唆していると考えられ，より詳細な解析を提案する．

1

Introduction
観測の進展により，多くの銀河の中心に超大質量ブ

ラックホール (SMBH) が存在することが分かってき

本研究において着目するのは，AGN から噴き出す
ジェットと ISM との相互作用によるフィードバック
である．先行研究 (Mukherjee et al. 2018) では，ガス円盤と相対論的ジェットの相互作用を調べるためた．そして，SMBH の降着率密度と母銀河の星形成率にシュミレーションを実施した．その結果，質量排密度が密接に関連していること (Madau & Dickinson

除によるフィードバックが主な原因である可能性の2014) や，中心 SMBH とバルジの速度分散との間に低さや，ジェット由来の衝撃波やせん断流が，円盤内強い相関があること (McConnell & Ma 2013) から，で強い乱流を発生させている可能性が示された．

銀河と SMBH は何らかの形で共進化してきたと考えられている． しかし，共進化過程は未だ解明されていない．過程の１つとして，活動銀河核 (AGN) によるフィードバック (AGN フィードバック) が考えられている (Silk & Rees 1998)．AGN フィードバック
は，中心 SMBH へ降着するガスの重力エネルギー解
放によって明るく輝く AGN が，輻射や中心 SMBHの降着円盤風，ジェットによって，SMBH からエネ
ルギーや運動量を輸送し，それらの一部を星間物質(ISM) の中へ蓄える機構である．フィードバックには，ガスを圧縮して星形成を促進する正のフィード
バックと，ガスを加熱したり，吹き飛ばしたり，速度分散を上昇させるなどして星形成を抑制する負のフィードバックが存在する．しかし，正/負どちらのフィードバックが共進化において物理的に重要な過程であるかは十分に解明されていない．

前世代の星の超新星爆発によって生じた乱流は，次世代の星形成率を制御することが知られている (Fed-errath & Klessen 2012) が，AGN が生み出した乱流を通じて，星形成を大きく規制できるかは知られていない．3C326-N のように，大質量円盤内に大量の分子ガスを抱えているにもかかわらず，星形成が非常に低く，AGN の強いアウトフローも無い銀河が観測的にも知られている (Nesvadba et al. 2011)．従って，AGN が乱流を通して星形成を規制することが可能であることが示されたとすれば，銀河形成における AGN フィードバックの理論の新たな枠組みになると考えられる．そこで本研究は，AGN がジェット由来の乱流によって円盤内の星形成を制御するのかを調べる．特に，乱流を特徴づける指標として，速度分散と渦度を取り上げ，星形成との相関を調べる．

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods

2.1

解析データ概要

2.3

星形成率・比星形成率

星形成率は式 (4) で計算した．

本研究では，先行研究 (Mukherjee et al. 2018)

SFR = ϵSFRのシミュレーション結果を解析した．シミュレー
ションは，3 次元流体力学の数値計算シミュレー
ションであり，オープンソースソフトウェアである

PLUTO(Mignone et al. 2007) の相対論的流体力学
モジュールを利用して行われた．シミュレーションの概要については先行研究を参照されたい．ここでは，本研究で利用した解析データのうち，特にシミュρgas d3 x
tﬀ(4)

こ こ で ，ϵSFR = 0.015 は 星 形 成 効 率 ，tﬀ =√
3π/32Gρgas は自由落下時間である．ただし，すべてのセルに対して星形成率を計算するのではなく，星形成が起きているかを以下の 3 条件で判定し，すべて満たされている場合にのみ星形成率を計算し，条件を満たさない場合は値 0 を返すようにした．

レーションごとに設定が変わっているものに関して， 条件 1 冷却が効く
表 1 にまとめた．ただし，θ は円盤法線とジェットの星形成に必要なガスの冷却のタイムスケールが，なす角である．

渦の散逸タイムスケールである渦の転回時間より短いとして，

表 1: 解析データの概要
名称

A

B

C

P
1
5∆x
<
γ − 1 Γ(T )
Vσ

ジェット

無

有

有

ここで，P ：圧力，γ = 5/3：比熱比，Vσ ：速度θ [deg]—070

分散 (式 (1)) であり，Γ(T )：冷却率は状態方程(5)

式から温度 T を求め，Γ と T の対応表から値を出した．また，転回時間は系の典型的長さ/速度分散であり，典型的長さとして 5∆x(∆x：格子

2.2

速度分散

長) を採用した．

本研究においては，速度分散とは「局所的な 3 次元
速度分散」を考えるものとする．その範囲は 3×3×3 =条件 2 ガス圧縮が起きている

Lagrange 描像での連続の式

27 セルの領域 (およそ 1 辺 15 pc の立方体となる) として考える．つまり，(i, j, k) の速度分散 Vσ (i,j,k) は，√Vσ (i,j,k) = uσ 2(i,j,k) + vσ 2(i,j,k) + wσ 2(i,j,k) (1)Dρ+ ρ(∇ · v) = 0
Dt(6)から，この条件は Dρ/Dt > 0 より ∇ · v < 0 である．∇ · v の計算は，微分を中心差分で近似すとなる．ここで，uσ 2(i,j,k) は速度の x 成分の分散でる．ただし，この計算に必要なのは ∇ · v の符号あり，他の成分に関しても同様であって，
1 ∑2(ul,m,n − ui,j,k )uσ 2(i,j,k) =27

のみであるため，格子長で割る計算は省略した．

(l,m,n)(2) 条件 3 重力不安定が起きている系の典型的な長さが，重力不安定の指標であるである．ここで，和は i − 1 ≤ l ≤ i + 1，j − 1 ≤Jeans 長より短いことを条件とした．つまり，系

m ≤ j + 1，k − 1 ≤ n ≤ k + 1 の範囲を走るものとの典型的な長さは条件 1 と同じく 5∆x として，√π5∆x > cs(7)Gρ0する．もちろん，ui,j,k はこの領域における速度の x成分の平均であって．

ui,j,k =1 ∑ul,m,n27(l,m,n)

である．

(3)

である．
また，星形成率をガス密度で割った比星形成率 (sSFR)も計算した．

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.4

渦度

式 (6) から，∇·v = 0 のとき，非圧縮と言える．また，ベクトル場に対する Helmholtz の定理より，速度場 v を ∇ × v = 0 の成分と ∇ · v = 0 の成分に分解することができる．そこで，ω = ∇ × v を計算することで，流体の非圧縮成分の特徴をつかむことができる．∇ × v の計算は ∇ · v の計算と同様に中心差分近似で行った.．

3

Results3.1

密度・星形成率・速度分散・渦度

図 2: 星形成率の空間分布解析した結果を図 1 から図 4 に示した．ここでは紙面の都合上，A と B のうち，円盤方向の断面図だ
けを掲載した．

図 3: 速度分散の空間分布

図 1: 密度の空間分布
各図から，ジェットがある場合とない場合について，中心領域での密度が低下し，速度分散や渦度が増加していることが分かった．また，中心から 1 kpc
弱離れたあたりで星形成率が増加していることが分かった．

図 4: 渦度の空間分布

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.2

速度分散・渦度と星形成率の相関

sSFR と速度分散の相関を調べるために作成した 2
次元ヒストグラムを図 5，図 6 に示す．この図から，ジェットがある場合はない場合と比べて，速度分散が大きく増加している部分があり，それらの sSFR が比較的高い値を持っていることが分かった．

値が大きい領域がジェットが噴出したことによってやや右に傾くように変化しているように見受けられることから，ジェットによって乱流が強くなり，星形成がより進められるという，正のフィードバックが起きている可能性を示唆していると考えられる．
しかし，今回行った解析だけでは不十分である．空間分布については時間変化をより詳細に調べる必要があり，2 次元ヒストグラムについても，ジェットの有無による変化分のみに着目するなどの詳細な解析が必要であると考えられる．更には，乱流の特徴をつかむ指標として渦度を考えたが，速度場の圧縮/非圧
縮成分を直接解析するという観点からは Helmholtz
分解等を導入することが必要と考えられる．

ReferenceFederrath & Klessen, 2012, ApJ 761

図 5: sSFR と速度分散の相関

Madau & Dickinson, 2014, ARAA 52
McConnell & Ma, 2013, ApJ 764
Mignone et al., 2007, ApJ 170
Mukherjee et al., 2018, MNRAS 479, 5544
Nesvadba et al., 2011, A&A 536
Ralph S. Sutherland and Michael A. Dopita, 2017
Silk & Rees, 1998, A&A 331

図 6: sSFR と渦度の相関

4

Discussion
空間分布の変化からジェットが噴出したことによる変化で，速度分散や渦度の上昇が起きたことが分かった．また，星形成率との 2 次元ヒストグラムにおいて，ジェットが噴出したことによる変化で，速度分散や渦度の上昇した領域の星形成率や比星形成率は比較的高い値であったことや，速度分散や渦度の

——–indexa3
重元素組成比の時間進化に関する理論
計算東京大学大学院 理学系研究科天文学専
攻 / 国立天文台
山崎 雄太

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

重元素組成比の時間進化: r-process の環境依存性と銀河化学進化山崎 雄太 (東京大学大学院 理学系研究科天文学専攻 / 国立天文台)

Abstract
r-process とは高速な中性子捕獲過程であり、宇宙における重元素合成の約半分を担っている。中性子を非常に高速で捕獲する過程であり、現在の核物理では実験的に生成不可能な核種を経由して進むため、未だその詳細は明らかにされていない。また、反応自体のみならず、発生場所についても十分に明らかにされていない。本研究では候補天体として 2 種類の重力崩壊型超新星と中性子星合体、コラプサーを考え、r-process
元素全体の銀河化学進化を計算した。

1

Introduction

性子量によって r-process で多く合成される元素の質
量数は大きく異なることは広く認められている。従っ宇宙における元素進化の解明は宇宙物理学における最も重要な課題の一つである。核子あたりの束縛
エネルギーは鉄で最大値をとり、主系列星内部での核融合で作られる最も重い元素である。鉄より重い元素は陽子によるクーロンバリアが大きく、核融合で作ることはできないのである。そのような重元素を形成する主な過程が中性子捕獲過程である。核種は電荷を持たない中性子をさらに捕獲することで質量数を増やし、その後ベータ崩壊を経てより元素番号の大きな安定核となる。r-process とは、ベータ崩壊の典型的なタイムスケールと比べ非常に早い速度で中性子を捕獲し、より重い核種を次々と形成していく過程である。安定核へ崩壊するよりも早く中性て、銀河化学進化もユーロピウムのみならず、様々な元素について議論されるべきである。本研究では、

r-process が超新星爆発・中性子星合体・コラプサー
で発生すると仮定し、元素番号 32 から 90 にわたる

r-process 元素全体の組成比について、銀河化学進化の計算を行い理論的な予測を行った。現在までに得られている金属欠乏星の元素組成観測データからは強い制限を得ることは難しいものの、今後予定されている TMT などの次世代望遠鏡を用いた天文観測によって元素組成のデータが得られると期待されている。本研究はそれらの観測に先駆けて、r-process
元素全体の進化を理論的に予測する初めての研究である。

子を捕獲することで、通常の核物理実験では生成することのできない核種が形成される。そのため、r-process には未検証の議論が多く残されており、重元素の起源の解明には r-process に関する研究が不可欠である。また、過程自体のみならず r-process の発生

2

銀河化学進化 (Galactic Chem-

ical Evolution)

場所すらも未だ定まっていない。中性子に富む環境

銀河化学進化 (GCE) とは、銀河内の星形成史をとして、超新星爆発や中性子星合体をはじめとして元素の進化とともに計算するものである。本研究で様々な候補が検証されてきた。特に、ユーロピウムは、銀河内での一様と瞬間的な物質混合を仮定する(Eu) は r-process 元素の中でも比較的観測が行いやOne-zone モデルを用いて理論計算を行った。天体ご

すいことから、金属量とユーロピウムの観測量の関とのばらつきを考慮できないなど、現実の銀河の物

係を銀河化学進化の観点からいかに理論的に説明す

理状態を表現しきれないなど短所もあるものの、モるかに焦点が置かれ、研究が行われてきた。一方で、 デルの単純さゆえ高速に計算を行うことが可能であ
様々な発生場所に関して、合成される r-process 元素る。本研究は元素合成から星形成まで、多くの先行研

量が理論的に計算されてきた。[1][2][3] 詳細には発生究の結果を用いて議論する必要があり、多くのパラ

環境やモデル依存性が大きいものの、発生環境の中

メータ空間を短期間で処理、検討ができる One-zone2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
星の主系列星寿命でよく近似できる。一方、中性子モデルは非常に効果的である。

σgas を銀河内のガスの密度、B(t) を時刻 t における 星連星合体に関しては、合体にかかるタイムスケー
単位体積あたりの星形成率とすると、One-zone GCE

ルは少なくとも約 1 億年以上が必要と見積もられてにおけるのもっとも基本的な銀河進化の表式は以下いる。これは重力崩壊型超新星爆発を起こすようなの通りである。[4]重い恒星の寿命が数百万年から数千万年であることに比べると非常に長く、化学進化の中で、中性子星

d σgas=dt

Inf low (t) − B(t)+∫B(t − τ (m))Ψ(m) dm

連星合体からの寄与は遅れて現れることを示唆して(1)いる。現在までに発見されている中性子星連星は 14と非常に少ないながらも、そこから予想されている

Inf low は銀河外部からのガス流入であり、P si(m) Delay Time Distribution を用いて [5] 計算を行った。
は初期質量関数、τ (m) は質量で定まる恒星の寿命である。
また、σi を元素 i の密度とすると、

d σi
=
dt

−

σi
B(t)
σgas

Result4.1[Eu/Fe] の時間進化

太陽系組成への、各天体からの寄与は未だ議論の∫+4

B(t − τ∗ ) Ψ(m)/m Xi dm

残る課題であり、現在の観測や理論から結論を導くことは難しい。しかし、各天体からの寄与が現在まで(2) にどのように変化してきたかは計算可能である。図1 に各天体からの寄与の時間変化を示した。太陽系、第一項は星形成による恒星大気への閉じ込めを表し つまり [fe/h]=0 で 0 となるように規格化されている。
ている。また、第二項は元素合成によって新たに生成+ decay

される量を表している。前半部分は元素合成イベン
トの回数の表式であり、Xi は一回の元素合成によって生成される元素 i の量である。τ∗ は星形成から元
素合成イベントまでの遅れ (Delay Time) を表し、特に r-process 元素合成においては時間進化に大きな影響を及ぼす。

3

Dealy Time星形成から元素合成までの遅れの時間は Delay

Time と呼ばれ、元素進化に非常に大きな影響を与図 1: [Eu/Fe] と各天体からの寄与の時間変化えることが知られている。特に r-process は中性子過

今回の単純な One-zone モデルでは超新星爆発、中剰な環境で起き、一般に恒星進化の最終段階で発生

性子星合体、コラプサーのうちもっとも寄与の大きなする過程であるため、この Dealy Time を考慮に入サイトを特定することはできないものの、ユーロピウ

れることが不可欠である。本研究では、r-process がムの観測データと矛盾ない結果が得られた。[Eu/Fe]

起こり得る環境として重力崩壊型超新星爆発、中性がおよそ-0.5 を下限として観測データが見られない

子星連星合体、コラプサーを考える。恒星が主系列のは、現在の観測能力では十分な SN 比を得ること

星段階を離れてからその終状態まで進化するタイム

が難しいことがためであり、今後の超巨大望遠鏡のスケールは主系列星寿命に比べると短いため、コラ稼働が待たれる。

プサーや重力崩壊型超新星爆発の Delay Time は親2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

4.2

元素組成比の時間進化

r-process の代表的な元素として、元素量の観測が簡単なことからユーロピウムが頻繁に議論されてきた。しかし、異なる元素は異なる時間進化を経てきたことがわかっており、これは r-process 元素合成の起きる環境の中性子の量に応じて生成されやすい元素は異なることが原因と考えられる。本研究では、

r-process 元素全体に渡って時間進化を計算し、その組成比を太陽系と比較した。(図 2) また、近年、金ついてその時間進化を追い、組成比パターン全体の時間進化を理論的に予測した。Delay Time に注目することで、r-process 元素合成の発生場所を同定できる可能性があり、今後の重力波観測による進展が期待される。また、元素進化史に有意な制限をつけるには [Fe/H] が-1.5 以下の超金属欠乏星の元素組成の観測や、観測の困難な第 2 ピークすることが必要なことがわかった。近年、数例ではあるが観測が可能になり始めており、今後の観測が待たれる。

属欠乏星の元素組成も観測がされており、二つの金属欠乏星 [6][7] についても同時に示した。

Reference[1] Nakamura et al. 2015, ApJ[2] Suzuki et al. 2018, ApJ[3] Shibagaki et al. 2016, ApJ[4] Timmes et al. 1995, ApJ[5] Paz Beniamini & Tsvi Piran 2019, ApJ[6] Sneden et al. 1996, ApJ[7] IU. Roederer et al. 2012, ApJ

図 2: 理論計算で得られた [Fe/H]=0 での元素組成比と太陽・金属欠乏星の比較

r-process 元素の universality がよく再現されていることが確認された。また、[Fe/H] が 1 以下の段階においても、元素番号 60 から 70 付近の r-process hill
における組成比パターンは普遍であることも確かめられた。一方で、中性子星連星合体における元素合成のモデルによっては、元素番号 51 から 56 における r-process の第 2 ピークと hill の存在量の比が変化することもわかった。しかし、第 2 ピークに位置す
る Xe や Te などの元素は一般に天文観測が非常に難
しく、現状では数例しか観測がない [8]。

5Conclusion&Suggestion
r-process 元素合成は未だ多くの謎を残しているものの、2017 年の重力波とキロノヴァの同時観測以来、急速に研究が進んできた。本研究では、ユーロピウ
ムのみに着目するのではなく、r-process 元素全体に[8] IU. Roederer et al. 2012, ApJ

——–indexa4
銀河系棒状バルジ終端部付近の金属欠乏
東京大学大学院 理学系研究科 天文学
専攻
谷口 大輔

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系棒状バルジ終端部付近の金属欠乏
谷口 大輔 (東京大学大学院 理学系研究科 天文学専攻 M2)

Abstract
近年の近赤外線高分散分光の発展により，激しい減光により可視光では観測が困難な銀河系内縁部の恒星の金属量分布の研究が進展しつつある．とりわけ銀河中心から 4 kpc あたりより外側においては，銀河中心から外側に行くほど金属量が低くなる金属量勾配の存在が既によく知られている．一方，若い大質量星団 RSGC1と RSGC2 と RSGC3（Rg ∼ 4 kpc）の元素組成解析により，棒状バルジの終端あたりでは，上記の金属量勾配からの予想よりずっと金属量が低い（[Fe/H] ∼ −0.2 dex）ことが示唆されている．しかしながら，この示唆は少ない数のサンプルに基づいているため，新たな天体の観測により検証することが必要不可欠である．
そこで我々は棒状バルジ終端部にある分子雲複合体 G23.3−0.4（Rg ∼ 5 kpc）近傍の金属量を決定することを試みた．我々は近赤外線高分散分光器 WINERED を用いてこの分子雲複合体中の 2 つの赤色超巨星の高分散分光スペクトルを取得し，それらの金属量を決定した．得られた 2 つの赤色超巨星の金属量はどちらも金属量勾配から予想されるものより低く，棒状バルジ終端部での金属量の欠乏を支持するものであった．この結果は，銀河間物質/ハロー/銀河系外縁部から棒状バルジ終端部への効率的な低金属量ガスの輸送を化学
進化モデルに取り入れる必要があることを示すものである．

1

Introduction

いるため，しばしば赤色超巨星が存在していることから発見されてきた．これらの若い大質量星団の発見か

これまでの Cepheid 等に代表される若い恒星の組
成解析と距離の決定の努力により，銀河系中心からの距離と若い恒星の金属量の関係がよく調べられてきた (e.g. Andrievsky et al. 2002; Genovali et al.

2014)．これに加え，近年の近赤外高分散分光の目覚ましい進展により，これまでの可視光では限られた領域しか観測することができなかった銀河系内縁部の恒星の完成も進んでいる (e.g. APOGEE; Majewski

et al. 2016)．この結果，銀河系内縁部においても，銀河中心からの距離（Rg ）が 4 kpc あたりより外側においては，銀河中心から外側に行くほど金属量が低くなる金属量勾配がよく成立することが分かってきた (e.g. Inno et al. 2019)．
一方，近年の近赤外線撮像データにより，複数の若い大質量星団が銀河系棒状バルジ終端部付近

ら間もなく，?は RSGC1 (Figer et al. 2006; Davies

et al. 2008) と RSGC2 (Davies et al. 2007) 中のい
くつかの赤色超巨星を Keck II に搭載された近赤外
線高分散分光器 NIRSPEC を用いて H バンドで高分散分光し組成解析をすることで，RSGC1 と RSGC2の金属量が通常の金属量勾配から予想されるよりはるかに低い（∼ −0.2 dex）ことを発見した．またその後，Origlia et al. (2013) が RSGC2 (Davies et al.

2007) 中の，Origlia et al. (2016) が RSGC3 (Clark
et al. 2009; Alexander et al. 2009) 中のいくつかの赤色超巨星を TNG に搭載された近赤外線高分散分
光器 GIANO を用いて Y バンドから K バンドにわたって高分散分光し組成解析することで，RSGC2 とRSGC3 が同様に低い金属量を持つことを確かめた．
しかしながら，これらの示唆は RSGC1 と RSGC2（Rg ∼ 4 kpc）に発見されつつある (Figer et al.

と RSGC3 という 3 つの数少ない若い大質量星団を2006; Davies et al. 2008, 2007; Clark et al. 2009;

もとに得られたものである．ゆえに，これが本当に銀Alexander et al. 2009; Negueruela et al. 2010, 2011;

河系棒状バルジ終端部付近の円盤にある若い恒星のGonzález-Fernández & Negueruela 2012; Ramı́rez

特徴なのか，それともこれらの若い大質量星団に特Alegrı́a et al. 2012)．これらの若い大質量星団は赤色有のものなのか定かではない．そこで我々は銀河系

超巨星（RSG）を含むのに十分なだけの質量を持って2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

*0&&RPSOH[*



FDQGLGDWH56*V
2%W\SHVWDUV
9/%,RI+06)5LQ5HLG

b>GHJ@


表 1: 観測天体．
Name615*

ID1
ID2

K5I
K3I

BetelgeuseHD44537
HD37536
HD219978
HD52005
HD200905615:

ObsDate

7.36
8.79

1200
2400

2015-08-15
2015-08-15

M1-2Ia-ab
K5-M1Iab-Ib
M2Iab
K4.5Ib
K3-Ib
K4.5Ib-II

−3.00
1.51
2.09
2.16
2.92
0.93

12
180
120
120
180
20

2013-02-22
2013-02-22
2015-10-28
2015-10-31
2015-10-28
2016-05-14

スペクトル型と等級は SIMBAD (?) より．

0DSFPFRQWLQXXP9*36 &RQWRXU&29B/65 NPV*56    
l>GHJ@Exp [s]Nearby RSGs for comparison
J mag

Main target RSGs in the direction of the GMC complex

,'
,'

*DODFWLFSODQH

SpType




付近に位置することが期待できる観測対象として選んだ (表 1)．また合わせて，我々の赤色超巨星に対

図 1: 巨大分子雲複合体 G23.3−0.4．

する組成解析手法の正しさを確認するために，太陽近傍（d < 1.5 kpc）にある 6 つの赤色超巨星も観測

棒状バルジ終端部付近付近にある別の若い恒星，し対象とした．我々はこれらの合計 8 天体を 2013 年 2

かも若い大質量星団中にはいないもの，の観測と組

月 22 日から 2016 年 5 月 14 日にかけて，神山天文成解析を試みた．具体的には，我々は巨大分子雲複台荒木望遠鏡（D = 1.3 m）のナスミス台に搭載し合体 G23.3−0.4 (図 1) に付随する赤色超巨星に着目た近赤外線高分散分光器 WINERED (Kondo et al.

した．この巨大分子雲複合体はその運動学的距離や2015; Ikeda et al. 2016) の WIDE モードを用いた観付随する青い恒星の spectro-photometric distance や測した．WINERED の WIDE モードは一度の露光
大質量星形成領域の VLBI 観測での三角視差等より， で z’ ，Y ，J バンド（0.91–1.35 μm）を R ∼ 28, 000
銀河系中心から 4–5 kpc に存在することが示唆されてで高い効率（> 50%）で観測することができる．我々
いて (e.g. Albert et al. 2006; Messineo et al. 2014)， のターゲットのうち，太陽近傍の 6 天体は非常に明
その方角も合わせるに，銀河系棒状バルジ終端部付

るい（−3.0 < J < 3.0 mag）ので，各天体に対して近に存在すると言える．また，いくつかの星団が付

12–180 s）の露光で S/N が 100 を超えている．また，随する (e.g. Messineo et al. 2010) とともに，青い棒状バルジ終端部付近に位置すると期待している ID1

恒星と赤色超巨星を含む多くの重く若い恒星が同定と ID2 も，赤色超巨星であるためもともと明るい上されている (Messineo et al. 2014)．我々はこの巨大に減光の影響も比較的弱いため，J バンドでそれぞれ分子雲複合体に付随する赤色超巨星を近赤外線高分

7.4 mag と 8.8 mag (2MASS; Cutri et al. 2003) と比散分光観測することによってそれらの金属量を導出

較的明るい．このため，WINERED の非常に高い効し，それらが RSGC1，RSGC2，RSGC3 と同じく， 率も合わせて，日本国内の 1 m クラス望遠鏡で S/N
金属量勾配から予想されるよりも低い金属量を持つが 100 程度の高分散分光スペクトルを取得することかどうかを確かめ，またその起源に関しても検討をに成功した．また合わせて，各天体用の大気吸収標行った．

準星として A0V 型星を観測した．

2

3

Data Analysis

3.1

Spectra Reduction

Observation
我々は巨大分子雲複合体 G23.3−0.4 方向にあると

Messineo et al. (2014) が同定した赤色超巨星候補のうち明るい 2 天体，ID1 と ID21 を棒状バルジ終端部

一次処理は基本的に Taniguchi et al. (2018) によって述べられた方法と同様な方法で行ったが，ここで簡1 Messineo et al. (2014) が ID39 と ID42 として定めたもの．

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
単に要約する．基本的な一次処理は WINERED チー
2

手法は，太陽と同程度かそれ以下程度の有効温度のムによって PYRAF をベースに開発されたパイプラ恒星では中性元素の低励起吸収線の強度は高励起吸インを用いた行った．パイプラインが出力した一次収線に比べて Teﬀ に敏感である (Gray 2008) ため，

元スペクトルから，A0V 型星の観測スペクトルを用

それらの吸収線の深さの比が Teﬀ の良い指標となる

いた高度大気吸収補正手法 (Sameshima et al. 2018)

ことを用いた手法である (Gray & Johanson 1991;を用いて大気吸収線を除去し，赤色超巨星のテンプ

Fukue et al. 2015, and references therein)．この手

レートモデルスペクトルとの相互相関関数を用いて法は経験的な手法であるため，まず最初に LDR と視線速度を決定して天体の rest-frame（標準大気波

Teﬀ の間の関係を較正する必要がある．この関係の較長）に直した．この後，必要に応じて手で連続波の正は，Taniguchi et al. (2018) が行った手法と全く同規格化をやり直した．

じ手法を Fe i吸収線のペアだけを対象に赤色巨星で行った．そして得られた赤色巨星での関係をそのま
ま赤色超巨星に適用したが，同じ元素の吸収線ペア

3.2

Abundance Analysis

近赤外高分散分光スペクトルの組成解析手法は未の LDR は光度階級にあまり依存しない (Jian et al.

in prep.) ため，大きな系統誤差は生じないことが期だ発展途上にある分野といえ，様々なグループが様々 待できる．
続いて，表面重力（log g ）を天体の光度（L），質な手法を開発して用いている．基本的に近赤外線では可視光と比べて有用な原子吸収線の本数（特に Fe iと Fe iiの本数）が少ないため，可視光高分散スペク
トルの解析で広く使われてきた鉄吸収線のみを用い

量（M ），有効温度（Teﬀ ）を用いて，log g = log(M/M⊙ ) + 4 log Teﬀ − log(L/L⊙ ) − C
C ≡ log(4πσGM⊙ /L⊙ ) = 10.607て恒星大気パラメーターを決定する手法をそのまま適用することは難しい．かわりに，恒星スペクトルの中のいくつかの特徴（e.g. H と K バンドにある

CO band head）や測光データを用いて恒星の各大気パラメーターを順番に決めていく方法 (e.g. Davies

et al. 2009; D’Orazi et al. 2018) や，スペクトル全体のモデルフィッティング (e.g. ASPCAP; Garcı́aPérez et al. 2016) や，更にはデータ駆動型手法 (e.g.
The Cannon; Ness et al. 2015) 等の手法が考案されてきた．我々は，これらの手法のうち，WINEREDの波長帯が比較的豊富な数の原子吸収線を持つことと，各大気パラメーターの決定過程を丁寧に追うことが可能であるメリットを鑑みて，一つ一つの大気パラメーターを順番に決めていく方法を用いることという式で計算した．
最後に，ミクロ乱流（ξ ）と金属量（[Fe/H]）は

Fe i吸収線に対する line-by-line ﬁtting を用いた手法 (Kondo et al. 2019) を用いて決定した．具体的には，まず最初に比較的他の吸収線からのブレンドが少ない Fe i吸収線を 49 本選んだ．それぞれの吸収線に対して，ミクロ乱流を変えながら，±40 km/s の幅の観測スペクトルをモデルスペクトルでフィットした．得られた各吸収線の [Fe/H] が X 指標，X ≡log(gf )−EP×θexc ，θexc ≡ 5040 K/(0.86×Teﬀ ) (Magain 1984; Gratton et al. 2006) に依存しないようになるミクロ乱流を決定した．

とした．なお，我々の天体はすべて似たような大気パラメーターを持つ赤色超巨星なので，同じ手法を同じようにすべての天体に適用する限り，天体間の系統誤差は生じにくいことが期待できる．

4

Results and Conclusion
図 2 に，今回の組成解析の結果を示した．まず太陽

まず最初に，我々は有効温度（Teﬀ ）をライン強度

近傍の赤色超巨星を見ると，これらは ∼ 0.1 dex 程度比（line-depth ratio，LDR）と呼ばれる高分散分光の系統誤差の範囲内でこれまで知られていた Cepheid

スペクトル中の特徴を用いた方法で決定した．このを用いた若い恒星の金属量勾配と一致する結果が得られた．続いて，ターゲットである ID1 と ID2 に関

2 PYRAF is a product of the Space Telescope Science In-

stitute, which is operated b AURA for NASA.

しては，これまでの RSGC1 と RSGC2 と RSGC3 で>)H+@>GH[@2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

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図 2: Cepheid での金属量勾配と今回の赤色超巨星での結果の比較．
の結果と同じく，金属量勾配から予想されるよりも低い金属量が得られ，過去の若い大質量星団での示
唆が巨大分子雲複合体に付随する赤色超巨星でも変わらないという，普遍性が明らかとなった．

Fukue, K., Matsunaga, N., Yamamoto, R., et al. 2015,
ApJ, 812, 64
Garcı́a Pérez, A. E., Allende Prieto, C., Holtzman,
J. A., et al. 2016, AJ, 151, 144
Genovali, K., Lemasle, B., Bono, G., et al. 2014, A&A,
566, A37
González-Fernández, C., & Negueruela, I. 2012, A&A,
539, A100
Gratton, R., Bragaglia, A., Carretta, E., & Tosi, M.
2006, ApJ, 642, 462
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99085Z
Inno, L., Urbaneja, M. A., Matsunaga, N., et al. 2019,
MNRAS, 482, 83
Kondo, S., Ikeda, Y., Kobayashi, N., et al. 2015, arXiv
e-prints, arXiv:1501.03403

Acknowledgement
本研究は松永典之先生他皆様との共同研究です．また観測にあたっては多くの皆様にご助力頂きました．
ここに篤くお礼申し上げます．

Kondo, S., Fukue, K., Matsunaga, N., et al. 2019, ApJ,
875, 129
Magain, P. 1984, A&A, 134, 189
Majewski, S. R., APOGEE Team, & APOGEE-2 Team.
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Negueruela, I., González-Fernández, C., Marco, A.,
Clark, J. S., & Martı́nez-Núñez, S. 2010, A&A, 513,
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A14
Ramı́rez Alegrı́a, S., Marı́n-Franch, A., & Herrero, A.
2012, A&A, 541, A75
Sameshima, H., Matsunaga, N., Kobayashi, N., et al.
2018, PASP, 130, 074502
Taniguchi, D., Matsunaga, N., Kobayashi, N., et al.
2018, MNRAS, 473, 4993

——–index

a5
MaNGA データを使った相互作用銀河の研究
名古屋大学大学院 理学研究科
大森 清顕

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

MaNGA データを使った相互作用銀河の研究
大森 清顕 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河は衝突合体を繰り返し成長する。この為、銀河の相互作用は銀河進化を議論する際の重要なプロセスである。相互作用銀河についての研究は多く行われているが、まだ理解出来ていない点も多く、銀河内で起きている物理過程についての定量的な結論も自明ではない。我々は相互作用銀河に対する理解を深める為に、相互作用銀河の星形成史に着目した研究を進めている。Mapping Nearby Galaxies at APO(MaNGA) (Bundy

et al. 2015) は Sloan Digital Sky Survey(SDSS) の近傍銀河 (z ∼ 0.003) を空間分解している。これまでのSDSS サーベイは銀河中心のスペクトルしか得られなかったが、MaNGA は 17 の integral field units を使用する事で、銀河面全体に対して領域ごとのスペクトルの取得に成功した。これにより星質量や金属量な
ど銀河の領域ごとの物理量の計測が可能となり、銀河の一生・進化過程についての理解が進む事が期待される。本研究では MaNGA カタログの銀河を Ackermann et al. (2018) の畳み込みニューラルネットワーク（CNN）を使用して相互作用・非相互作用に分類し、相互作用と分類された銀河に対して複数のデータや手法を用い解析し、星形成史を探っている。まず、我々は MaNGA 銀河スペクトルに対し SED フィッティング
コード FIREFLY (Wilkinson et al. 2017) を行った MaNGA FIREFLY Value Added Catalog(Goddard

et al. 2017) のデータを使い、各領域の星種族の年齢を求めた。これにより衝突銀河の衝突領域では他の領域と比べ若い星種族が存在する事が明らかになった。続いて我々は各領域のスペクトルに対し PCA(主成分解析) を行った。Rowlands et al. (2018) で使用され、4000 Å ブレイクとバルマー吸収線を主成分として各領域を「星形成」、「スターバースト」、「ポストスターバスト」、「静穏」、「グリーンバレー」と分類している。

PCA の結果、衝突領域は「星形成」または「スターバースト」と分類されているケースが多く、これらは若い星種族が存在する領域と一致した。本発表ではこれまでの発見、そして HI ガスや CO ガスデータの解析など今後の研究展望について議論する。

1

Introduction

Barnes & Hernquist (1992).
Hierarchical merging was first suggested by SearleGalaxy interaction is a highly fundamental process when discussing galaxy evolution. It is oneof two main theories, the other being premordial
collapse, concerning how galaxies have shaped up
to the form they are today. However, despite its
importance, the process itself remains largely unknown, and many quantitative studies are not trivial. In this work, statistical analysis is conducted
on merging galaxies to investigate how galaxy interaction aﬀects star formation. There are various
theories of how galaxy interaction can possibly accelerate star formation, including gas compression
due to cloud-cloud collision and shocks, gas inflow.
Details of such theories are discussed in detail in& Zinn (1978, hereafter S&Z 1978). In S&Z 1978,
a study was done on Galactic globular clusters, andit was seen that there was a lack of metallicity gradient, and the age of components was not uniform.
It was concluded in S&Z 1978 that these clusters
could have formed through merging of protogalaxies to form the present galactic halo. Subsequentstudies, such as, have hypothesized that the MilkyWay formed and evolved through such merging processes. Similar signs of merging have been demonstrated in other galaxies such as the Saggitarius
dwarf galaxy. As a general conclusion, galaxies havebeen theorized as taking shape through merging

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
and collisions of smaller protogalaxies and accre- understand the impact of mergers on galaxy evotion of other satellites, which makes galaxy merg-

lution, properties and environment in and arounders a very important process when discussing galaxy merger galaxies need to be known, which correlatewith morphology. The Galaxy Zoo project, a visu-

evolution.

The first hypotheses related to galaxy interaction ally classified morphological catalogue, provides us
and mergers were done in the 1940s by Swedish with a snapshot of galaxies in the local universe,
astronomer Erik Holmberg (1937), but extensive which will help us identify mergers and their morstudies on the topic were not done until the 1970s phologies.
due to many reasons, such as the fact that theThis work will use a sample of interacting galax-monolithic collapse model was believed more, andies identified using Deep Learning methods, and an-notions such as; a) properties exhibited by in- alyze their spatially resolved star formation histoteracting galaxies could not be explained using ries to investigate how the interacting galaxies havegravitation, and b) galaxy interactions and colli- evolved. We aim to look at where the star formasions were deemed rare, irregular events (Schweizer tion is increasing in interacting galaxies, if it is at
Galaxy mergers and interaction gained all, and the physical processes that are ongoing in
more interest when the Infrared Astronomical Satel- their various regions.
1986).

lite (IRAS) observed a high number of interacting/merging/colliding galaxies in 1984, and thatenergy emissions from such galaxies were causedby bursts of star formation.

This observation,

combined with conclusions made in works such as
Toomre & Toomre (1972), Zwicky (1956) and Arp(1966), hypothesized that galaxy interactions havea strong relation with gas transport theories that
result in star formation.
Fast-forwarding to the 21st century, and many
more works have been done regarding interacting
galaxies.

However, many works concern merger

rates and frequency of merging galaxies (such as
Lacey & Cole 1933), but not so much on the morphologies. The first works related to morphology
of interacting was the simulations conducted byToomre & Toomre in 1972. This work concluded
that the interaction between two spiral galaxies
would create an elliptical galaxy, and this conclusion remains widely believed even in present day.
However, starting with simulations by Hopkins etal. (2009), there have been works that showed thatspiral galaxies can survive merger activity. This

2

Methods
The galaxy sample used in this study comes from

the Mapping Nearby Galaxies at APO (MaNGA)(Bundy et al. 2015) catalogue, part of recent releases of the Sloan Digital Sky Survey (SDSS)(Aguado et al. 2018). Previous SDSS surveys could
only make measurements at the center of galaxies,
but MaNGA surveys makes measurements acrossthe face of galaxies. MaNGA surveys give us spatially resolved measurements of each galaxies, so
we understand the locational physical properties ofgalaxies. Interacting galaxies are said to have an increased star formation, and by looking at spatiallyresolved properties, we can confirm if the increased
star formation is occurring in the areas of interaction or in another region due to a potentially diﬀerent physical process.
To identify the interacting galaxies within the
MaNGA catalogue, we have used space.ml :: Transfer Learning

Using transfer learning to detectgalaxy mergers Ackermann et al. (2018, hereafter
led to the motivation of the works conducted by
A18). A18 is a Convolutional Neural Network
Darg et al. (2010), hereafter D09. in the Galaxy(CNN) model that also uses Transfer Learning. The
Zoo project (Lintott et al. 2011). In order to fully

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
CNN is trained using data from D09, using 3003
galaxies considered merging and 10000 considered
nonmerging. Transfer Learning, a method which
involves using a pre-trained model for a new task, isalso used in this CNN model, to prevent overfitting.
Overfitting occurs when the training set is small andthe neural network is complex, such as when dealing
with rare astronomical objects. In A18, the modelis pre-trained using the IMAGENET dataset (Denget al. 2009). Using A18, we have classified cutout

Figure 1: The boundaries between the diﬀerent
images of MaNGA galaxies as merging or nonmerg- populations of galaxies determined by the PCA
ing. Of 4675 galaxies, A18 classified 67 as merging, (Rowlands et al. (2018)).
of which we have removed 18 due to uncertainty or
mistakes in classification. Our sample includes 49
galaxies.

3

Results and Discussion

We have analyzed the star formation histories

For this section, we will focus on one particular(SFH) of our sample galaxies using two methods.

galaxy. The galaxy in focus is MaNGA plateifu ID

The first method uses the MaNGA FIREFLY 7443-12703, more commonly known as Markarian
Value Added Catalogue (VAC) (Goddard et al. Galaxy 848. It is believed to be a merging galaxy2017). FIREFLY (Wilkinson et al. 2017) is an between Binary AGN and starforming-composite
SED Fitting Code that resolves galaxy spectra into pair.

The SFH obtained through the MaNGA

a combination of stellar populations. The MaNGAFIREFLY Value Added Catalogue conducts this fitting process onto each spatially resolved spectra of a
MaNGA galaxy, which allows us to obtain the spatially resolved star formation history by analyzing
the properties of the stellar populations composing
each area. Detailed information about each stellar population is returned, such as age and massweight, which allows us to draw a picture of how
the galaxy evolved.
We have also obtained more recent SFH throughthe Principal Component Analysis conducted in
Rowlands et al. (2018). This PCA defines the principal components as the strength of the 4000 Å
break and total excess Balmer absorption of eachspatially resolved galaxy spectra to make investigations about the stellar population in each region.
Each region is classified as the following, based on

Figure 2: MaNGA Galaxy 7443-12703
FIREFLY VAC is shown below, in Figure 3. The
results show that the central region of the galaxy,where the interaction is occurring, has a young stellar population as indicated by the blue colour. This
indicates that a star formation episode is indeed oc-

curring due to interaction. However, there are also
the boundaries in the figure below: Blue (starformyoung stellar populations in regions where thereing), yellow (starburst), purple (post-starburst),
is no visible interaction between the two galaxies.
green (green valley) and red (quiescent).

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Figure 3: Star Formation History of 7443-12703, with each region sorted from youngest to oldest stellar
population. Image 1 shows the youngest stellar population in each region, and 8 the oldest.
Most other non-interacting regions show a combination of older stellar populations.
The results from PCA show somewhat similar results to the results from MaNGA FIREFLY VAC.
The PCA results show a yellow region in the central
interacting region, indicating a starburst. This recent increase in star formation is consistent with theyoung stellar population shown in previous results.
However, a starbursting region can also be seen in
the tail of the upper galaxy, which is inconsistent

4

Conclusion
We have analyzed the star formation history of

local interacting galaxies using two methods. As
the results from 7443-12703 show, star formation isincreasing in the areas of interaction, but there isincreased or recent star formation in areas where
it there does not seem to be a merging event. We
will continue our studies to investigate the physicalprocesses ongoing in these regions.

with the previous results. Whether this starburst
is caused by the interaction or another process is aquestion for future studies.

Reference
Ackermann, S., Schawinski, K., Zhang, C., Weigel,
A. K., & Turp, M. D. 2018, MNRAS, 479, 415
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Figure 4: PCA Results of 7443-12703

Lintott, C., Schawinski, K., Bamford, S., et al. 2011,
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Rowlands, K., Heckman, T., Wild, V., et al. 2018, MNRAS, 480, 2544
Wilkinson, D. M., Maraston, C., Goddard, D., Thomas,
D., & Parikh, T. 2017, MNRAS, 472, 4297

——–indexa6近傍銀河における空間分解した星質量と星形成率の関係
北海道大学大学院 宇宙物理学研究室
梶川 明祐実2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍銀河における空間分解した星質量と星形成率の関係
梶川 明祐実 (北海道大学大学院 宇宙物理学研究室)

Abstract
星形成の活発さは単位時間当たりに形成される星の総質量として定義される星形成率 (Star Formation Rate;

SFR) で与えられる。銀河全体の星質量 M∗ と SFR には良い相関関係が見られており、この平面上で銀河の進化を語ることが近年勢力的に行われてきた。しかしながら、同じような相関関係が銀河を空間分解した場
合の星質量面密度 Σ∗ と SFR 面密度 ΣSFR の間にも見られるかは研究例が少なく、よくわかっていない。本
研究では、野辺山宇宙電波観測所レガシープロジェクト COMING で観測された銀河に含まれる 73 個の天体について空間分解した Σ∗ –ΣSFR 関係を調べた。この結果、対象天体を棒状構造（バー）の有無に基づいて分類するとこの関係が異なり、バーを持たない銀河の中心付近では ΣSFR が相関関係にある場合の値よりも低くなっていることが明らかになった。このことは、形態によって銀河内部での星形成が異なっていることを示す。さらに、COMING で得られた 12 CO(J=1–0) データを用いて分子ガス質量面密度を求め、銀河内部における星質量に対する分子ガス質量の割合を調べた。この結果、バーを持つ銀河では中心付近の分子ガスの割合が高く、バーを持たない銀河では低くなることが明らかになった。このことから、COMING で観測されたような分子ガスの豊富な銀河では、バーがある場合はそれによりガスが中心付近に輸送されるが、バーが無い場合はガス輸送がないため、星形成にガスが使われることで星形成が終わりに近づいていることが示唆される。

1

Introduction
銀河内ではガスから星が形成されており、銀河の100のように変化してきたかを調査する必要がある。銀河の進化を語る上で重要な関係として「星質量–星形成率関係」が広く知られている。銀河全体での星形
成率と星質量との間には図 1 のような関係が見られ、以下のようなべき乗で表される (Elbaz et al. 2007)：

SFR[𝑀⨀ yr %&]進化を明らかにするためには、星やガスの質量がど
10

1

0.1

0.01
109

SFR ∝ M∗0.77(1)

この対数線形関係を持つ銀河は、恒星の主系列に

1010

1011

𝑀∗ [𝑀⨀]

図 1: 銀河の星質量–星形成率関係。横軸は銀河の星質なぞらえて、星形成主系列（Star Formation Main

量、縦軸は星形成率を示す。SDSS によって観測されSequence; SFMS）と呼ばれる（Brinchmann et al. た z ≤ 0.1 の銀河を用いている。Elbaz et al. (2007)
2004）。星形成を現在行っている銀河は SFMS に沿う を引用、編集。
傾向が見られている。一方で、星形成が抑制されているような銀河は、M∗ –SFR 平面上において SFMS

上記の関係が、銀河を空間分解した場合の Σ∗ とよりも下側に分布することが知られている。銀河は

ΣSFR の間にも成り立つとすれば、この平面上で銀河星形成が活発な段階から抑制される段階へと進化が内部の星形成の変化をたどることができる。本研究進むと考えられているため、銀河の進化をこの平面

では、個々の近傍銀河を円環に区切ることで銀河内部から推測する事ができる。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
を空間分解し、それぞれの円環における Σ∗ と ΣSFR(の平均を求めこの平面上でどのように分布するかを調べた。これにより、銀河内部での星形成がどのよ

log10

M∗
M⊙

)

うに変化してきたか、もしくはこれからどのような星形成が行われるのかを考察し、銀河の形態による星形成の違いについて述べる。

= (0.679 ± 0.002) + (1.033 ± 0.001)[]
νLν (3.4 µm)
× log
L⊙
(2)

さらに、各ピクセルにおいて星質量を銀河面の面

2

Observations and Data

積で除算し、星質量面密度のマップを作成した。

本研究では、国立天文台野辺山宇宙電波観測所 45m
電波望遠鏡のレガシープロジェクト COMING (CO3.1.2

星形成率面密度Multi-line Imaging of Nearby Galaxies, Sorai et al.

星形成率面密度 ΣSFR は、GALEX FUV の強度2019) で観測された銀河を用いた。このプロジェク IFUV と WISE 22 µm バンドの強度 I22µm を用いて、トは、多数の近傍銀河を観測し、星の材料となる低 マップの各ピクセルに対して以下の式 (Casasola, et
温の分子ガスの分布や物理的性質を調査するものでal. 2017) より計算した。

ある。
本研究では物理量として、星形成率、星質量、分(子ガス質量を用いた。星形成率の導出には、GALEXFUV と WISE 22 µm のアーカイブデータを使用

ΣSFR
M⊙ yr−1 kpc−2)= 8.1 × 10−2(

IFUV
MJy sr−1)

× cos i × 1.59
(
)
I22µm
+ 3.2 × 10−3
MJy sr−1した。星質量の導出には、WISE 3.4 µm のアーカ
イブデータを使用した。分子ガス質量の導出には、COMING によって観測された 12 CO(J = 1 − 0) 輝× cos i × 1.59

線の積分強度のデータを使用した。
サンプルには、COMING プロジェクトで観測さ(3)れた天体のうち、相互作用をしておらず、GALEX

ここで、i は銀河円盤の視線方向への傾斜角度である。

FUV と WISE 22 µm のアーカイブデータがどちらも存在するものを選択した。それにより得られた 73
天体を用いて Σ∗ –ΣSFR 関係を調べ、さらに分子ガス

3.1.3

質量面密度 Σgas から星質量に対する分子ガスの割合を求め、星形成との関わりを調べた。

分子ガス質量面密度

分子ガス質量面密度 Σgas は COMING によって得られた 12 CO(J = 1 − 0) の積分強度 I12 CO(1−0) を用
いて、マップの各ピクセルに対して以下の式より計3

Methods3.1

物理量の導出3.1.1星質量

星質量は、WISE の 3.4 µm バンドの光度 νLν (3.4µm) を用いて、マップの各ピクセルに対して以下の式 (Wen et al. 2013) より計算した。

算した。

(

Σgas
M⊙ pc−2)()
I12CO(1−0)= 3.20 × 1.36 × cos i ×
K km s−1[]
XCO×
2.0 × 1020 cm−2 (K km s−1 )−1(4)

ここで、XCO は CO-to-H2 変換係数 (Bolatto et al.

2013) である。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

サンプルの区分方法

3.2

(a)

銀河の進化において周囲から与えられる影響や自身なるということが知られている (Peng et al. 2010)。
そのため、我々は全サンプルを銀河の全星質量 M∗ =5 × 1010 M⊙ で区切り、二つのグループに分けた。
さらに、本研究では銀河の形態による星形成の違Σ"#$ [𝑀⨀yr *+ kpc */ ]に与える影響が、銀河の全質量や赤方偏移によって異いに着目しているため、各グループにおいてサンプ
ル銀河をドボークルール分類に基づき SA 銀河、SAB
銀河、SB 銀河に区分した。
Σ∗ [𝑀⨀pc */ ]4

Results

4.1

Σ∗ –ΣSFR 関係(a) SA 銀河(b)

ΣSFR を求めた。さらに、区分したサンプル銀河間での比較を見やすくするために、得られた図上で Σ∗ を100.5 M⊙ ごとに区切り、各 Σ∗ の範囲内に含まれている ΣSFR について平均を取った。この結果、銀河の全Σ"#$ [𝑀⨀yr *+ kpc */ ]銀河中心から 0.5 kpc ごとの円環内での平均の Σ∗ 、星質量が大きいグループでは形態によって Σ∗ –ΣSFR関係に違いが見られた。この関係を図 2 に示す。Σ∗が高いほどより銀河中心部に近づくことを示しており、SB 銀河は銀河中心にかけて ΣSFR の増加率が高Σ∗ [𝑀⨀pc */ ]くなる一方で、SA 銀河では中心部で SFR が増加せ(b) SAB 銀河

ずほぼ一定になっていることが分かる。SAB 銀河は典型的な星形成銀河と同様な Σ∗ –ΣSFR 関係が見ら

(c)

4.2

分子ガスの割合

分子ガス質量についても同様に円環平均を取り、各円環でのガスの割合 fgas (= Σgas /Σ∗ ) を求め、Σ∗ に

Σ"#$ [𝑀⨀yr *+ kpc */ ]れる。

対する fgas について調べた。銀河の全星質量が大きいグループでの結果を図 3 に示す。Σ∗ が低い部分では形態間での違いはあまり見られない一方、高い部

Σ∗ [𝑀⨀pc */ ]分、すなわち銀河中心付近ではその差が顕著である
ことが分かる。

(c) SB 銀河

図 2: 銀河の全星質量が大きいグループにおける形態
ごとの Σ∗ –ΣSFR 関係。それぞれ (a)SA 銀河 (b)SAB
銀河 (c)SB 銀河を示す。横軸は星質量面密度、縦軸は星形成率面密度である。誤差棒は各 Σ∗ 内の ΣSFRの分散を示している。また、黒色の斜線は SFMS のΣ∗ –ΣSFR 関係である (Heish, et al. 2017)。中央の斜線は log ΣSFR /Σ∗ = −10.33 を示しており、その上下の斜線はそれぞれ log ΣSFR /Σ∗ = −9.83, −10.83
を示している。

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6

Conclusion
本研究では銀河を空間分解した Σ∗ –ΣSFR 関係を用いて、銀河の形態により内部での星形成の違いがあるかどうかを調べた。その結果、以下のことがわかった。

1. 全星質量の大きい銀河では銀河の中心領域での星形成率が形態間で異なり、SB 銀河の ΣSFR は典型的な SFMS の値よりも高く、SA 銀河の ΣSFRは低い。

2. 同様の銀河で分子ガスの割合についても調べ、
図 3: 銀河の全星質量が大きいグループにおける分子ガスの割合。横軸が星質量面密度、縦軸がガスの割合である。

SB 銀河では銀河の中心領域でのガスの割合が上昇する一方、SA 銀河では低下している。

3. これらの原因として、棒状構造によってガスが銀河の中心に輸送されることにより、銀河中心でのガスの割合が高くなり星形成が進むことが示唆される。

5

Discussion
棒渦巻銀河は、棒状に分布した星のポテンシャルを持っている。銀河内のガスは銀河中心の周りに回4. 棒状構造のない銀河ではガスの輸送がないため以前に星形成によってガスが使われ、次第に星形成が抑制されていると考えられる。

転運動を行なっており、回転過程で棒状構造に突入する。この時、ガスが棒状構造に角運動量を渡すことで中心領域に輸送されるということが知られている (Downes & Reynaud 1996)。これより、質量の大Reference

きい SB 銀河の中心領域では星形成は進んでいるもの

Bolatto, A.D., Wolfire, M., & Leroy, A.K. 2013,
ARA&A, 51, 207の、その棒状構造によってガスが銀河中心に輸送さBrinchmann, J. et al. 2004, MNRAS, 351, 1151

れることでガ新たなガスが供給され、星形成が未だに活発に行われているということが考えられる。実際に、今回の結果において SB 銀河の中心領域でガスの割合が下がっていないことからは、この仮説に矛盾しない。
一方で、SA 銀河は棒状構造を持っておらず、ガスが銀河中心部へ効果的に流入するという現象が起こ

de Vaucouleurs, G. 1959, Handbuch der Physik, vol.53,
275
Downes, D., & D.Reynaud 1996, 461, 186
Elbaz, D. et al. 2007, A&A, 468, 33-48
Peng, Y. et al. 2010, ApJ, 721,193
Sorai, K. 2019, PASJ, submitted

らない。これより、質量の大きい SA 銀河の中心領域
では以前に星形成が進み、現在はガスが少なくなっているために星形成があまり活発ではなくなっているということが考えられる。

Wen, M. Q. 2013, MNRAS, 433, 2956

——–indexa7
近傍の棒渦巻銀河 M83 の分子ガスの密度の研究
北海道大学大学院 宇宙物理学研究室
八嶋 裕

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近傍の棒渦巻銀河 M83 の分子ガスの密度の研究
八嶋 裕 (北海道大学大学院 宇宙物理学研究室)

Abstract銀河内での星形成は一様ではない。中心部分に棒状構造をもつ棒渦巻銀河の渦状腕と棒状構造では同じガスの量であっても星の生まれやすさが異なることが知られている。本研究では ALMA の観測により得られた近傍の棒渦巻銀河 M83 の渦状腕と棒状構造内の分子雲について ∼30pc スケールの 13 CO(J = 1 − 0) 輝線(以下、13 CO) と C18 O(J = 1 − 0) 輝線 (以下、C18 O) のデータを用いて各構造の分子雲に違いがあるかを調べた。まず、13 CO の輝線強度の空間分布図により分子雲を同定した。同定した各構造内の分子雲について

C18 O/13 CO の輝線強度比に違いあるかを調べた。その結果、同定した分子雲全体で 0.19 となりほとんど差が見られなかった。この 13 CO のデータと野辺山 45m 望遠鏡で観測された 12 CO(J = 1 − 0)(以下、12 CO)から 13 CO/12 CO の輝線強度比をとると、渦状腕で棒状構造に比べて 1.3 倍高いことがわかった。12 CO は
分子ガス全体、13 CO は分子雲の比較的密度の高い領域、C18 O は分子雲コアをトレースするので、分子ガス全体に対する分子雲の比較的密度の高い領域の割合は渦状腕と棒状構造で変化するが分子雲の比較的密度の高い領域に対する分子雲コアの割合は渦状腕と棒状構造で変化しないと考えられる。これは、広がった分子
ガス全体から分子雲の形成には銀河の構造が影響するが、分子雲コアのような高密度な領域を形成するにはそれらの構造が影響しない可能性を示している。

1

速いために大質量星が形成されない可能性 (Fujimoto

Introduction
銀河は主に星からできており、星は低温の分子ガスが収縮することによって作られる。そのため、銀河の進化を考える上で星形成やその現場となる分子雲の状態を理解することは重要である。
単位質量あたりの分子ガスからどの程度星が生まれるかを表す星形成効率 (SFE, Star Formation Eﬃ-

ciency: SFE) は、単位時間あたりに生まれる星の質量を表す星形成率 (Star Formation Rate:SFR) の表
面密度 ΣSFR とガスの表面密度 Σgas を用いて以下のように定義される。

SFE[yr−1 ] =et al. 2014) などが指摘されているがその原因は明らかではない。また、星形成効率は分子ガス全体に対する密度の高いガスの割合と正の相関があることが報告されている (例えば、 Gao et al. 2004)。
分子雲は主に H2 ガスから構成されているが分子雲のような低温な領域 (数十 K) では放射することができない。そのため、H2 をトレースする一酸化炭素

CO 分子を使う。CO には、いくつかの構成する同位体が異なるものが存在し、多い順に 12 CO、13 CO、

C18 O などがある。これらはその存在比の違いから異なる CO 輝線を観測すると異なる密度の領域が観−1−2

ΣSFR [M⊙ yr pc ]Σgas [M⊙ pc−2 ](1)星形成効率は、銀河や各銀河の内部でも異なっている。中心部分に棒状構造を持つ棒渦巻銀河では、渦状腕に比べて棒状構造で星形成効率が低いことが知られている (例えば、 Momose et al. 2010, Hirota etal. 2014)。その原因として、棒状構造では分子ガスの運動が激しいために重力的に束縛されていない可能性 (Sorai et al. 2012) や分子雲同士の相対速度が測されると考えられる。すなわち、12 CO は分子ガス
全体を、13 CO は分子雲の比較的密度の高い領域を、そして C18 O は分子雲コアのような高密度な領域をそれぞれトレースする。本研究では、主に 13 CO と

C18 O を用いて各構造の分子雲スケールでその比に違いが見られるかを調べた。
今回研究対象とした M83 は距離 4.3 Mpc と近傍にある棒渦巻銀河であり、また銀河円盤の視線方向に対する傾きが 24◦ とフェイスオン銀河であるので

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渦状腕や棒状構造などがはっきりと確認できる。こムを使った astrodendro というソフトウェアを用いのため、銀河の各構造での分子雲の違いを調べるのて 13 CO のデータから分子雲を同定した。同定したに適した銀河である。

渦状腕と棒状構造での分子雲を図 4 に示す。

3

Results and Discussion
同定された分子雲は、渦状腕で 14 個、棒状構造で7 個であった。同定された各分子雲についての平均したスペクトルを求めた結果、渦状腕で 9 個、棒状構造
で 5 個の分子雲について C18 O が検出できた。C18 Oが検出できた分子雲について C18 O/13 CO 比を調べると渦状腕で 0.21 ± 0.05 で、棒状構造で 0.20 ± 0.03(± の後ろの数値は各構造の分子雲の C18 O/13 CO 比
Arm

Bar

の標準偏差を表す) となった。同定された各分子雲の C18 O/13 CO 比を図 5 に示す。また各構造で同定した分子雲全てを平均したスペクトルから求めた比も渦状腕で 0.19 でほとんど差は見られなかった。各構造の分子雲についての C18 O/13 CO 比を図 5 に示
1312

図 1: 上が B バンドで見た M83(Cook et al. 2014)。下が す。 一方、領域全体での CO/ CO 比は渦状腕で12CO(J = 1−0) の積分強度図の等輝度線 (Kuno et 0.089±0.005 、棒状構造で 0.069±0.02 となり, 渦状
al. 2007)。赤丸で囲んだ部分が今回、渦状腕 (arm)、
腕の方が棒状構造に比べて 1.3 倍高かった。
棒状構造 (bar) として観測した領域である。

この結果は、広がったガスが収縮し分子雲を作る
までには銀河の各構造の kpc スケールの運動が影響

2

Observation and Reduction
本 研 究 で は 、ALMA 望 遠 鏡 (Atacama Large

するが、分子雲コアのようなより高密度な領域を形成するにはそれらの運動が影響しない可能性を示していると考えられる。

millimeter/sub-millimeter Array) のサイクル-2 で観測された 13 CO(J = 1 − 0) 輝線および C18 O(J =1 − 0) 輝線のデータを用いた。観測した領域を図 1 に示す。CLEAN アルゴリズムによりダーティ· マップ
から真の強度分布を推定した。CLEAN をするにあたって、CASA(Common Astronomy Software Ap-

plications) の tclean を用いた。角度分解能は 13 COが 1′′ .39×1′′ .13 で、C18 O が 1′′ .40×1′′ .16 である。各

図 4: 渦状腕 (左) と棒状構造 (右) で同定した分子雲。13 COのピーク強度図に同定した分子雲を赤色で囲んで示構造で得られた輝線の積分強度図を図 2、図 3 に示す。
している。
12

また、 CO(J = 1 − 0) は Nobeyama CO Atlasof Spiral Galaxies(Kuno et al. 2007) のデータを利用した。このデータはビームサイズが 15′′ であった
ので 12 CO と比較する際は 13 CO のデータを 15′′ にコンボリューションして分解能を揃えた。
分子雲スケールでの物理状態を調べるために den-drogram(Rosolowsky et al., 2008) というアルゴリズ

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図 2: 渦状腕での各輝線の積分強度図。 左側が 13 CO、右側が C18 O を表している。 C18 O の図には 13 CO の等輝度線をひいている。

図 3: 棒状構造での各輝線の積分強度図。左側が 13 CO、右側が C18 O を表している。 C18 O の図には 13 CO の等輝度線をひいている。

4

Conclusion
本研究では ALMA 望遠鏡を用いて M83 の渦状腕と棒状構造の分子雲スケールでの 13 CO と C18 O の
各輝線の強度比が異なるのかを調べた。

1. 渦 状 腕 と 棒 状 構 造 で 同 定 さ れ た 分 子 雲 の
C18 O/13 CO 比は、両者ともに 0.2 程度であり違いが見られなかった。一方で 13 CO/12 CO 比は渦状腕の方が棒状構造に比べて 1.3 倍高かった。

2. この結果は広がった分子ガス全体から分子雲の形成には銀河の各構造が影響するが、分子雲コ
図 5: 各 分 子 雲 で のC18 O/13 CO
比 。
赤 色 が 渦 状 腕 の 分 子 雲 、青 色 が 棒 状 構 造 の 分
子雲での比を表す。図中の誤差棒のない逆三角形は3σ の上限値を表す。横軸はこちらでつけた雲の番号であるので物理的意味はない。

アのような高密度な領域を形成するには銀河の構造が影響しない可能性を示している。

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Reference
Momose, R., Okumura, S. K., Koda, J., & Sawada, T.,2010, ApJ, 721, 383
Hirota, A., et al., 2014, PASJ, 66, 46
Sorai, K., et al., 2012, PASJ, 64, 51
Fujimoto Y., Tasker E. J., & Habe A., 2014, MNRAS,
445, L65
Gao, Y., & Solomon, P. M., 2004, 606, 271

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a8
SZ 効果を用いた大規模構造に付随する中高温銀河間物質の探査
広島大学大学院 理学研究科
山本 涼一

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

SZ 効果を用いた大規模構造に付随する中高温銀河間物質の探査山本 涼一 (広島大学大学院 理学研究科)

Abstract
現在近傍宇宙で観測されているバリオンはビッグバンの軽元素合成比から推定されている量の約半分ほどであり、観測されないダークバリオンをめぐる問題は未解決である。ダークバリオンの候補の一つとして構造形成シミュレーションから大規模構造のフィラメントにガスの状態で分布していると予想されている中高温
銀河間物質 (WHIM) がある。X 線の放射効率は電子数密度の二乗に比例するため、WHIM のような極めて希薄なガスを、X 線によって検出することは難しい。一方、CMB フォトンとガスとの逆コンプトン散乱によって、CMB 黒体輻射スペクトルが変形する Sunyaev-Zel’dovich 効果 (SZ 効果) の変位を示すコンプトン
パラメーター y は電子数密度と温度に比例するため、希薄なガスの探査に適している。今回我々は HSC-SSP
サーベイで発見された銀河団カタログを利用して 1 − 10h−1
70 Mpc の距離にある銀河団ペアを作成し、それに対応したコンプトンパラメーター y マップを Planck 全天 y マップから切り出し重ねあわせることで銀河団間に存在すると期待される WHIM の検証を行った。また、フィラメント成分と銀河団ハローの成分を分離するために、経験的に知られている銀河団ハローの分布である β モデルのパラメーターを マルコフ連鎖モンテカルロ (MCMC) 法を適用することで推定し、銀河団ハローのモデルマップを作成、その差分マップを作った。ここからフィラメントにある WHIM の制限を与え、考察を行った。

1

Introduction
現在、近傍宇宙で星や銀河間物質などの直接観測されているバリオンの総量と初期宇宙の原子核合成から推定される量が一致しないという問題がある

面輝度 Sx は Sx ∝ n2e T 1/2 であるのに対し、SZ 効果のコンプトンパラメーター y は y ∝ ne T なので、大部分の希薄な WHIM の検出には SZ 効果のほうが適している。

本研究では、銀河団間フィラメントに付随する(Fukugita & Peebles 2004)。この問題の解消のため
WHIM の探査を目標とする。銀河団カタログからに、中性水素輝線や X 線では観測が難しい、中高温銀銀河団ペアを作り、その間に存在すると期待される河間物質 (WHIM;Warm-Hot Intergalactic Medium)
フィラメント状の WHIM を SZ 効果を用いて探査をの存在が有力視されている。WHIM は 105 K < T <行う。一つの銀河団ペアから得られた SZ 信号はノイ107 K の水素であり、図 1 に示すように構造形成のズレベルよりも低いため WHIM からの SZ 信号を探シミュレーションから z = 0 ∼ 1 で全バリオンの知することは難しい。そのため多くの銀河団ペアの40 ∼ 50% に相当すると見積もられている (Cen &マップを重ねることで統計的にノイズレベルを下げ
Ostriker 2006)。WHIM はほとんどが電離しているる手法を用いた。
ため中性水素輝線では一部しか捉えられず、また銀河団内物質に比べて希薄であるため X 線では観測が難しく、その全貌は把握されていない。

2

Methods

WHIM を捉える手段はいくつかあるがそのうちの一つに Sunyaev-Zel’dvish(SZ) 効果を用いた方法が本研究では、The Hyper-Suprime-Cam Subaru

ある。SZ 効果は宇宙マイクロ波背景放射 (Cosmic Strategic Program the S18A internal data reMicrowave Background;CMB) 光子が逆コンプトン lease のデータを CAMIRA(Cluster-finding Algo散乱によって電子からエネルギーを受け取ることで、 rithm based on Multi-band Identification of RedCMB のスペクトルが変形する効果である。X 線の表 sequence gAlaxies,(Oguri et al. 2018)) が同定した

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y のマップである。作成の際に CAMIRA カタログとPlanck では銀河団中心がずれている可能性があるた
め角度分解能内で最も明るいピクセルを銀河団中心とした。重ね合わせに用いるマップの x1 、x2 方向のピクセル数は 243 × 243 で 2 つの銀河団中心は mainを (81,122)、sub を (163,122) に配置し、このマップに合わせてそれぞれのペアのマップを変形した。それぞれのペアのマップを重ねる際に以下のように y
マップとノイズマップを作成した。
図 1: 構造形成シミュレーションによるガスの体積比率 (左) と質量比率 (右)(Cen & Ostriker 2006)

CAMIRA 銀河団カタログを使用した。この銀河団カタログの情報は銀河団中心の座標、測光的赤方偏∑i yi × Mi × Wi⟨y⟩ = ∑Mi × Wi√ i√1⟨δy 2 ⟩ = ∑W
i × Miiy マップ (1)
ノイズマップ(2)

移、リッチネスで構成される。リッチネスは赤い銀

M = Mmask ×Mpoint source , W = σ −2 (i : 銀河団ペア)

河の数に対応する量で銀河団質量と相関がある。銀作成に用いたマップは SZ 信号 y 、銀河系マスク

河団カタログから以下の 4 つの条件を課して銀河団

Mmask 、ポイントソースマスク Mpoint source 、ノイ

ペアを選別した; リッチネス Ncor > 15、方位角方ズ σ の四枚である。銀河系マスクは近傍に星が集中−1向の距離 1h−1
70 Mpc < dr < 10h70 Mpc、方位角方向の角度差√dθ < 10arcmin、銀河団間の赤方偏移
1+z
2 + dv 2 (Hubble 後退速度 dv 、銀
dvH
dz < cHp

河団の特異速度 dvp ∼ 1000 kms−1 )。選別したペア
はリッチネスが大きい銀河団を main、小さい銀河団

していて明るい銀河系を、ポイントソースマスクは
銀河系方向以外の明るい天体を省くマスクである。マスクマップは被覆率 60%のものを使用した。ノイズ
マップは SZ 信号のノイズであり、各ピクセルの重み付けに使用した。作成した y マップを図 2 に載せる。

を sub とした。作成した銀河団ペアカタログのデー
タを表 1 に示す。
80

表 1: 銀河団ペア

70374⟨dr⟩ [h−170 Mpc]main⟨z⟩

6.4
0.61

14 −1

main⟨M200 ⟩ [10 h M⊙ ]sub⟨z⟩
sub⟨M200 ⟩ [1014 h−1 M⊙ ]

2.0
0.61
1.2

200

60
50

150

40
30

100

20
10

50

0

次に、作成した銀河団ペアカタログを用いて、銀河団ペアの SZ 信号マップをスタッキングした。SZ

S/N

Npair

50

100

150

200

−10

信号のデータとしては Planck collaboration が提供している Planck Release2 MILCA(Modified Inter-

nal Linear Combination Algorithm) ymap(Planck

図 2: スタッキングした y マップ

Collaboration et al. 2016) を使用した。ymap は天
次に、銀河団成分を除外するため、銀河団ペアの球面上でいたるところでのコンプトンパラメーター モデルマップを作成した。得られたマップに対して

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β モデルを仮定しパラメーターを MCMC 法を用いて推定する。式 3 が銀河団ペアのソースモデルである。
ysource = y1 + y2 + yb =
(
y10
√
r1 =

1 + (r1 /rc1 ))2 0.5−β1+y(x1 − 81)2 + (x2 − 122)220()
2 0.5−β2
1 + (r2 /rc2 )
+ yb
√

r2 =

(3)

(x1 − 163)2 + (x2 − 122)2

実際に観測されるのは点源が角分解能だけ広がりをもった画像なのでその効果を Point Spread Function(PSF) として式 3 に畳み込んだものになる。以下の式 4 が銀河団成分のモデル関数になる。
∫
ymodel (x) =

′

∫

′

′

′

dx2 ysource (x )PSF(x − x)

dx1

(4)

パラメーターは θ = {y10 , y20 , rc1 , rc2 , β1 , β2 , yb }の 7 つである。

図 3: モデルフィッティングの事後分布

このパラメーターを MCMC 法を用いて推定する。

MCMC 法は確率分布に対してその分布のサンプリングを得る手法である。推定方法は分布の最も確率80が高い点を推定値とする MAP 推定と大きな外れ値
た。得た推定値を表 2 に示す。また MCMC 法によって得た事後分布を図 3 に示す。このパラメーターを

70
200

60
50

150

40

用いて作成したモデルマップが図 4 である。

30

100

20

表 2: パラメーターのベストフィット

10

50
MAP

S/N

に対してロバストな推定値を与える CBI 推定を用い

0CBI
3.34 ± 0.01 × 10−6

−10

y10

3.33 × 10−6

y20
rc1
rc2

−6

2.823 × 10
1.46 × 101
4.7 × 101

2.823 ± 0.007 × 10
1.46 ± 0.01 × 101
4.7 ± 0.1 × 101

β1
β2

2.07
9.3

2.07 ± 0.01
9.4 ± 0.3

図 4: スタッキング画像のモデルマップyb

1.27 × 10−8

1.27 ± 0.03 × 10−8

銀河団ペアの平均距離から求めた。この領域内のす

50

100

150

200

−6

べてのピクセルについて以下の式で S/N を求めた。

∑
δy/Npix√
S/N = ∑
≃ −2.2σ 2 /Npix

3

Discussion(5)

S/N が負なので WHIM は検出されていない。つフィラメントの成分の定量的な評価は次のように

まり今回観測した WHIM のコンプトンパラメーター行った。図 2 と図 4 の差分マップ図 5 を作成し、横y は観測ノイズレベルより小さいと言えるので、フィラメントに存在する WHIM の平均コンプトンパラ

が main と sub の銀河団中心の間、縦が銀河団中心から上下に典型的な銀河団半径 ∼ 1h−1
70 Mpc に相当

メーターに y < 5.0 × 10−8 の制限を与えられた。本する幅の領域をフィラメント領域 (図 5 の白破線) と解析の結果は WHIM の存在を有意に示唆するものでする。銀河団マップ上の距離と物理的距離の関係ははなかった。

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また、観測ノイズではなくランダムな構造によるノイズを検証するため、画像の全ピクセルに対して標メーターは本解析のノイズレベル以下であるとしてy < 10−7 を与えた。

準偏差を求めた。ランダムな構造によって WHIM が隠されている時、与える制限は y < 10−7 であった。
後者のノイズが前者より大きいため、今回の結果とReference

して WHIM のコンプトンパラメーターに y < 10−7

Fukugita M., & Peebles P. J. E., 2004, ApJ, 616, 643の制限を与えた。

Cen R., & Ostriker J. P. 2006, ApJ, 514, 1
Oguri M., et al., 2018, PASJ, 70, S20
Planck Collaboration et al., 2016, A&A, 594, A22

図 5: スタッキングマップとモデルマップの差分

4Conclusion

WHIM は近傍宇宙での全バリオンの半数以上を占めていると予想されている物質でありながら未だに完全に観測されてはいない。WHIM の分布を精査す
ることは大規模構造形成の背景に迫る上で重要な意義がある。今回我々は ∼ 1014 h−1 M⊙ スケールの銀河団間に存在すると予想される WHIM の検出を目的とした。まず、HSC-SSP の CAMIRA による銀河団カタログから 1 ∼ 10h−1
70 Mpc の銀河団ペアを選別し、Planck collaboration の提供する全天 y マップ
を利用して数百の銀河団ペアを重ねあわせた銀河団
マップを作成した。次に銀河団マップに等方 β モデ
ルを適用し、MCMC 法を用いて銀河団成分のモデル
マップとその差分マップを作成した。差分マップのフィラメント領域の信号から WHIM の存在を示す有意な結果はなかったため、WHIM のコンプトンパラ

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a9
XMM-Newton 衛星を用いた楕円銀河
NGC 4472 の広がった X 線放射の研究
金沢大学大学院 自然科学研究科
辻 歩美

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

XMM–Newton 衛星を用いた楕円銀河 NGC 4472 の広がった X 線放射の研究
辻 歩美 (金沢大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
NGC 4472 (M 49) はおとめ座銀河団の中心からおよそ 1.5 Mpc 南に位置する X 線で非常に明るい巨大楕円銀河で，NGC 4472 を中心とする銀河群が銀河団中心に向かって落下途中である．本研究では，XMM–Newton
衛星の 2016 年のデータも用いて，NGC 4472 周辺の X 線放射領域を詳細に調査した．hardness ratio の空間構造を調べたところ，北東–南西方向はスペクトルが soft で，それを挟むように北と南側はスペクトルがhard であることが新たにわかった．スペクトル解析より，中心領域は温度 (kT) ∼1.0 keV と ∼1.6 keV の少なくとも 2 つの成分が存在する．さらに，接触不連続面の形状とスペクトルの hardness に相関が見られた．これらの結果より，NGC 4472 周辺の高温ガスは以下の特徴を持つ．1. 北東−南西方向に伸びた温度

1.0 keV 程度の低温ガスと，球形に近い温度 1.6 keV 程度の高温ガスが存在する．2. tail の温度も 1.0 keV程度である．3. 2 つの成分で接触不連続面の位置が異なる．

1

Introduction

た．Su et al. (2019) では，XMM–Newton 衛星の新たな観測も含めた複数のデータを使用し， 広い範

銀河団に属する銀河は銀河団ガス (ICM) など周囲の環境によって様々な相互作用を受ける．特に，銀河が銀河団中を移動する際に星間ガス (ISM) が ICMから受ける動圧によって剥ぎ取られることがある．この動圧剥ぎ取りと呼ばれる現象は，銀河や銀河団の進化を考える上で重要である．
本研究ではおとめ座銀河団の中心からおよそ 1.5

Mpc 南に位置する X 線で非常に明るい巨大楕円銀河

囲に渡って温度と元素量のプロファイルと taill の物
理量について詳細に調べている．本研究では XMM–

Newton 衛星で 2016 年に観測されたデータも用いて，
NGC 4472 周辺の X 線放射領域を詳細に調査した．
なお，NGC 4472 の赤方偏移 z=0.003272 より，銀河までの距離は 14 Mpc とする．1′′ = 0.068 kpc および 1′ = 4.1 kpc に相当する．

NGC 4472 (M 49) に着目した (図 1)．本天体を中心とする銀河群が銀河団中心に向かって落下途中であるため，銀河と銀河団の相互作用を調べるのに適した天体である．ROSAT 衛星による観測では，長く尾を引いた tail 構造が報告され，動圧剥ぎ取りの結果だと考えられている (Irwin & Sarazin 1996)．XMM–

Newton 衛星による観測では，銀河中心の北側およそ
20 kpc の位置に NGC 4472 の ISM とおとめ座銀河団の ICM との接触不連続面の存在が示唆されている．
また，南西方向に 60 kpc 以上伸びた tail を発見し，NGC 4472 が銀河団中心の北方向ではなく，北東方向に落下していることを示唆した (Kraft et al. 2011)． 図 1: ROSAT 衛星によるおとめ座銀河団の X 線イ
しかし，Kraft et al. (2011) では tail 全体を完全にとらえきれておらず，tail について議論不十分であっメージ [Böhringer et al. (1994)]

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Data analysis & results
本解析で使用したデータを表 1 にまとめる．解析

ツールは SAS ver.17 (xmmsas 20180602 1732) を使用した．イメージ解析では 4 観測・全検出器 (MOS1，

MOS2，pn) の観測データを足し合わせて使用し，ス
ペクトル解析では 4 観測のうち obsID: 0761630101の pn 検出器の観測データのみを使用した．
表 1: 解析に使用した観測データの概要
obsID

RA

DEC

Date

0200130101

12h 29m 46.75s+07d 59’ 59.9”

2004-01-01

図 2: 左: 0.8–1.2 keV のイメージ (コントア付き)，

0761630101

12h 29m 36.69s+07d 53’ 33.0”

2016-01-05

右: hardness ratio map (soft: 0.8–1.0 keV，hard:

0761630201

12h 29m 36.69s+07d 53’ 33.0”

2016-01-07

1.0–1.2 keV，左図のコントアを重ねた)

0761630301

12h 29m 36.69s+07d 53’ 33.0”

2016-01-09

2.1

Image analysis

2.1.1

hardness ratio map と flux image の比較

soft イメージ (0.8–1.0 keV) と hard イメージ (1.0–
1.2 keV) を用いて hardness ratio map を作成し，flux
イメージと比較した．hardness ratio は温度に対応しており，図 2 の右図の青色は ∼1.0 keV，黄色は ∼1.7

keV である．図 2 の右図の青い領域は，中心から北

図 3: 異なるエネルギー帯域のイメージ (左: 0.8–0.9

東–南西方向に伸びている．図 2 の左図で南西方向に

keV，右: 2.0–6.0 keV，左図中の矢印はフィラメン

見えている tail を右図で見ると，低温の青い領域がト構造の位置を示す)

一部途切れている．一方，北西–南東方向は黄色やオレンジの領域で温度が高いことを示唆している．この温度構造は Su et al. (2019) の温度マップとほぼ同様の結果を示している．
図 3 で示すように，2 つの異なるエネルギー帯域
でイメージを比較すると，左図の 0.8–0.9 keV の低温のイメージは北東–南西方向に伸び，中心から東と南西の方向に 2 本ずつ Kraft et al. (2011) で言及されていた細長い腕のようなフィラメント構造が見える．また，南西方向には視野の端まで tail のガスが伸びている．一方，右図の 2.0–6.0 keV の高温のイメージは円に近い形をしており，低温のイメージで見えていたフィラメント構造や tail は全く見られないことが分かる．

2.1.2

表面輝度分布図 4 に NGC 4472 の中心から 12 分角までの北側

180◦ を 30◦ ずつ 6 等分した領域の表面輝度分布を調べた結果を示す．真北の領域である緑と青の表面輝度分布を見ると，4 分角あたりで輝度が鋭く落ちている．これは以前に報告されていた (Irwin & Sarazin

1996; Biller et al. 2004; Kraft et al. 2011; Su et al.
2019)M49 中心から北側 ∼ 20 kpc に位置する輝度の不連続面と一致している．また，北東の領域である
赤の表面輝度分布を見ると，6 分角あたりで輝度が鋭く落ちている．これらの表面輝度の不連続面の位置を図 2 の右の hardness で見てみると，北側の不連
続面は高温のガス，北東のでっぱった領域の不連続面は低温のガスが存在している．

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
スペクトル解析のベストフィットパラメタを図 6 に示す．まず温度について，領域 1∼5 の低温成分と領域

11, 12 は ∼1 keV で非常によく揃っており，hardness
ratio から予想された温度と一致する．領域 6∼10 は
1.5 keV 程度であり，hardness ratio から予想される∼1.7 keV よりは少し低いが，hardness ratio から求められる温度はあくまで目安であり，多少のずれは考えられる．領域 1∼5 の高温成分は，領域 6∼10 と
図 4: 左: 領域の定義 (0.8–1.2 keV のイメージ)，右:比べ少し高いがおよそ同等の温度である．

表面輝度分布 (矢印は急激に輝度が変化した位置を示す)

次に元素量について，NGC 4472 の南側である領域 6∼8 は 0.7∼1 程度であり，中心に向かうほど大きくなっていく傾向がみられ，領域 1 ではベストフィッ

2.2

Spectral analysis

ト値が 2 を超えた非常に大きな値を示している．また，北西側の領域 9 でも 1.3 程度の高い値である．

図 5 で示すように，hardness ratio map をもとに領域 10∼12 では統計が足りず誤差が非常に大きい．

領域を定義し，スペクトルを抽出した．本解析ではLoewenstein & Davis (2010) はすざく衛星と XMM–

バックグラウンド領域のスペクトルをソース領域かNewton 衛星の観測データを組み合わせて，中心からら差し引いたため，ソース領域のスペクトルは NGC

8 分角までの領域の元素量を元素ごとに求めた．そ4472 からの放射成分のみが含まれる．NGC 4472 の の結果は，多くの元素が 2 以上の元素量を示してお高温ガスからの放射モデルは，光学的に薄いプラズ り，本解析の結果と矛盾しない．
マモデルとして APEC モデルを採用した．領域 1，2には銀河中心の低質量 X 線連星 (LMXB) を考慮し，Loewenstein & Davis (2010) と同様に輝線のない制動放射のモデルである bremss を加えた．領域 1∼5 の中心に近い領域は，NGC 4472 の銀河ガスとグループガスからの放射成分を考慮し APEC を 2 個用いた．
領域 6∼12 は APEC を 1 個用いた．APEC の元素組

図 6: 領域ごとの profile (左: 温度，右: 元素量)

成は Lodders et al. (2009) を参照した．

3

Discussion

3.1

2 温度モデル

図 3 のエネルギー帯域が異なる 2 つのイメージは，
北東–南西方向に伸びた低温のガスと，球形に近い高温のガスの 2 つの構造が存在していることを示唆す
図 5: hardness ratio map から定義したスペクトル解る．図 2 の右図の hardness ratio map では，北東–南析領域 (左: hardness ratio map，右: pn イメージ)

西方向に soft な領域が伸び，その上下に hard な領域

領域 3 と 4 を合わせた領域を領域 5，領域 6 と 7 をが存在する構造が見られた．また，スペクトル解析で合わせた領域を領域 8 とした．

は，中心に近い領域ではスペクトルを再現するために高温プラズマのモデルである APEC を 2 つ必要と2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
し，温度が高い方の APEC の温度は外側の hard な

4Conclusion

領域の温度とおよそ同程度だった．これらのことより，NGC4472 の周辺には北東–南西方向に伸びた 1

keV 程度の低温成分 NGC 4472 の銀河のガスと，それを覆い囲うような 1.6 keV 程度の高温成分の NGC

4472 のグループのガスの 2 つの成分が存在すると考えることができる．

本研究では XMM–Newton 衛星を用いておとめ座銀河団の中心からおよそ 1.5 Mpc 南に位置する楕円銀河 NGC 4472 とその周辺の X 線放射領域の解析を行った．イメージ解析では，0.8–1.2 keV のイメー
ジから高温ガスが北東–南西方向に伸び，tail が中心
から 100 kpc 程度まで伸びている構造が見られた．

Hardness ratio から，soft を 0.8–1.0 keV，hard を

3.2

高温ガスの構造の起源

NGC 4472 の高温ガスの特徴は 3 つある．1. 北東−南西方向に伸びた温度 1.0 keV 程度の低温成分のガスと，球形に近い温度 1.6 keV 程度の高温成分のガスが存在する．2. tail の温度も 1.0 keV 程度である．3. 2 つの成分で接触不連続面の位置が異なる．
これらの特徴を説明するシナリオを以下に述べる．
まず，北東–南西方向に伸びた約 1 keV のガスについては，電波バブルによって低温成分のガスが中心から押し上げられてできた構造であると考えられる．NGC 4472 の中心から ∼25 kpc の東と南西方向に 2 本ずつ見られるガスが細く伸びた腕のようなフィ
ラメント構造は，過去の AGN の活動で生じた電波バブルを囲っていると考えられている (Kraft et al.

2011)．
次に南西方向に伸びた tail については，電波バブ
ルによって南西に伸びた低温のガスが南方向にかかる動圧によって剥ぎ取られたと考えられる．

1.0–1.2 keV とした場合には，北東–南西方向に soft
な成分が伸び，北と南に hard な成分が存在する軸対称のような構造が見られた．また，北と北東の領域
で輝度が大きく変化し，2 つの接触不連続面の存在を示唆した．スペクトル解析では，中心領域には 1.0

keV と 1.6 keV の 2 つの温度成分のガス，外側の領域には北と南に 1.6 keV の高温成分のガス，tail に
は 1.0 keV 程度の低温成分のガスが存在することを示した．これらの結果から，北東–南西方向に伸びた

1.0 keV 程度の NGC 4472 の銀河のガスを，球形に近い 1.6 keV 程度の NGC 4472 のグループのガスが覆っている構造であると考えることができる．
解析結果から明らかになった NGC 4472 の構造について，北側の表面輝度の不連続面は真北に落下す
る NGC 4472 のガスがおとめ座銀河団の ICM から受ける動圧によって圧縮されてでき，南西方向に伸びる tail は電波バブルによって南西に伸びたガスが剥ぎ取られたものであると考えられる．

最後に異なる 2 つの温度成分の接触不連続面について，北東の不連続面は 1 keV 程度の低温成分のガスであり最初に述べた電波バブルによってできたものだと考えられる．北側の不連続面は，NGC 4472 のグループが真北に落下し，グループのガスがおとめ

Reference
Biller, B. A. et al. 2004, ApJ, 613, 238Böhringer, H. et al. 1994, Nature, 368, 828座銀河団の ICM から受ける動圧によって圧縮されてIrwin, J. A. & Sarazin, C. L. 1996, ApJ, 471, 683

できたと考えられる．しかし，Su et al. (2019) では

甲斐 優, 修士論文, 金沢大学, 2019

北側の不連続面は M49 と ICM の境界ではなく，中Kraft, R. P. et al. 2011, ApJ, 727, 41

心の BGG (Brightest group galaxy) の ISM と M49

Lodders, K. & Palme, H. 2009, Meteoritics and Planetary Science Supplement, 72, 5154のグループのガスとの境界と考えられている．北側の不連続面の解釈については，不連続面のさらに北側のスペクトル解析を行って詳しく調べる必要がある．
以上のようなシナリオで NGC 4472 で見られる複雑な構造を説明できる．

Loewenstein, M. & Davis, D. S. 2010, ApJ, 716, 384
Su, Y. et al. 2019, ApJ, 158, 6

——–index

a10
X 線天文衛星 XMM-Newton を用いた初期衝突銀河団 CIZA1359 の構造解析
名古屋大学大学院 理学研究科
山口 友洋

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

X 線天文衛星 XMM-Newton を用いた初期衝突銀河団 CIZA
J1358.9-4750 の構造解析
山口 友洋 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河団は宇宙最大の重力束縛系であり、衝突・合体を繰り返して成長していく。宇宙の力学進化を研究する上で、その過程である銀河団衝突の中で起こる物理現象を明らかにすることは重要である。銀河団衝突のタ
イムスケールはおよそ宇宙年齢の 0.1 倍と非常に長いので、衝突の初期、中期、後期のそれぞれの段階にある銀河団を別々に観測し、各段階における支配的な物理を理解していくアプローチが求められる. 我々は、衝突初期の例として、CIZA J1358.9-4750 という衝突銀河団に着目したした。先行研究（Kato et al.2015）の
すざく衛星による観測から、2 つの銀河団は質量比がほぼ 1:1 で、2 つの銀河団の間の明るい領域 (ブリッジ領域) に衝撃波が見え、衝突初期の銀河団の中では z = 0.07 と近傍にある貴重な天体であることがわかっている。衝突によって解放されるエネルギーの理解のためには、まず衝突のシナリオを明らかにする必要があ
るが、本天体は衝撃波の分布に偏りがあったりと複雑な構造で衝突していると考えられており、詳細な衝突のシナリオは未だ明らかになっていない。本研究ではそれをより明確にするため、すざくよりも優れた空間分解能、有効面積を持つ XMM-Newton 衛星の観測データを用いた。ブリッジ領域を 40 分割して分光解析を行い銀河団ガスの温度、密度、圧力、エントロピーの分布を求めた。その結果、本衛星の 15 秒角という+0.53
優れた空間分解能を活かして、新たにブリッジ領域の北西の領域で 8.0+1.4−1.1 keV から 4.8−0.52 keV への大きな温度変化のある構造を発見した。これより、先行研究のすざくが見つけた衝撃波が post-shock 領域の南端で、我々が見つけた構造がその北端である可能性や、北側の銀河団が今回の衝突以前に銀河団衝突を経験していた可能性など、新たな衝突のシナリオが考えられる。それを明らかにするため、さらに詳細な分光解析を行った。

1

Introduction
銀河団は宇宙の大規模構造の節に相当する宇宙最大の重力束縛系であり、主に銀河、X 線を放出する高温プラズマ（ICM）、ダークマターから成り立っている。銀河団は衝突・合体を繰り返すことで成長し、現在も成長を続けている。周囲から小さな銀河群が落下して吸収されるケースと異なり、ほぼ同じ大きさの銀河団同士が合体するケースはメジャーマージャーと呼ばれ、宇宙年齢の中で一度か二度ほどしか起きな
いと予想されている。メジャーマージャーでは、大きなエネルギーが一気に解放され、銀河団プラズマも大きくかき乱されて、その後の銀河団の進化に大きな影響を及ぼすと考えられるが、特に ICM の中でのエネルギー開放のプロセスなどの詳細は未だ明らかでない。

銀河団が衝突するにはおよそ数十億年と非常に長い年月を要するため、1 つの銀河団衝突の全過程を追うことは人類にはできない。そのため、衝突初期、
衝突中期、衝突後期の状態にある衝突銀河団をそれぞれ観測することで、衝突過程の解明を行う必要がある。銀河団衝突の際は、メンバーの銀河とダーク
マターは重力相互作用はするが衝突系ではないので、衝突系である ICM との対応が銀河団衝突の情報をよく含んでいる。衝突の際には衝撃波が発生することが知られており、それよって ICM の加熱がされるとともに、粒子加速や磁場増幅、乱流励起などの非熱的エネルギーにも分配されると知られているが、どのように分配されるかは不明である。衝突の初期過程では 2 つの銀河団間の領域（ブリッジ領域）でICM が断熱圧縮され高温になるとともに、衝撃波加熱が行われる。断熱圧縮ではエントロピーは上昇し2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ないが、衝撃波加熱では上昇する。また、衝撃波面がいることなどから、2 つの銀河団はまだお互いのでは温度、密度、圧力も不連続になる。衝突の後期コアがすれ違っておらず、衝突の初期状態にあるとになると衝撃波は外縁部へ拡散し外縁部が高温にな考えられている。さらに、温度から見積もった 2 つるが、ICM 密度が低いため観測が困難になる。

の銀河団の質量比はおおよそ 1:1 であり、完全なメジャーマージャーである。
南西、北東の銀河団の赤方偏移は可視光による観

2

Ovservation

2.1

観測衛星

測からそれぞれ 0.0745、 0.0709 であり、角経距離で290 Mpc ほどの距離にいる非常に近傍に存在する銀河団である。赤方偏移 0.1 以下の衝突初期銀河団は本研究では、欧州が開発した X 線天文衛星 XMM–

CIZA J1358 を含めて 3 天体しか知られておらず、他

Newton によって得られた衝突銀河団 CIZA J1358.9 の 2 天体よりも 2 つの銀河団が近づきあっており、− 4750 の観測データを用いた。XMM-Newton は 3 衝突を起こしている現場も他の天体と比べて非常に台の X 線望遠鏡を搭載した全長 10 m、質量 4000

鮮明に見えている。以上のように、CIZA J1358 はkg の大型 X 線衛星である。また、周回軌道は近地点 衝突初期の銀河団の物理を探ることに非常に有用な6000 km、遠地点 115000 km の楕円軌道を描く。地 天体だと考えられる。しかし、衝撃波の分布が東よ球磁気圏の外を飛行するため、宇宙線の由来のバッりに偏って西には衝撃波がなかったりなど、どのよ

クグラウンドは大きいが、地球の影に観測目標の天うに衝突しているかをより具体的に示す興味深い構

体が入る確率が小さくなるため、 1 つの天体を長時造を持つ。本研究では、本天体がどのような衝突の間観測することが可能できる。また、XMM-Newton

シナリオを経験しているかを追求する。

は 30’ × 30’ の広い視野と 15” の優れた角分解能を持っており、先行研究で用いられた角分解能が 2’ の「すざく」衛星よりも詳細な解析が可能になる。表 1に XMM - Newton と「すざく」の性能比較表を示す。

3

Method
これらの観測データについて XMM-Newton が提供する拡がった天体に特化した解析ソフトウェ
表 1: X 線天文衛星の性能比較表
衛星名
エネルギー帯域 [keV]
視野 [arcmin]
角度分解能 [HPD]
エネルギー分解能 @ 1keV [eV]
有効面積 @ 1 keV[cm2 ]

ア群である ESAS(Extended Source Analysis Soft-XMM-Newton

すざく0.15-120.2-1230’ (circle)

17.8’×17.8’

なった。分光解析では、バックグラウンドとソース

15”

2’

領域からの放射モデルを入れ、スペクトルとのモデ

70 (MOS)

50

4650

1760

ルフィットを行った。これによって温度などを求め

ware)(Snowden et al.2008) を用いて分光解析を行ることができる。 X 線バックグラウンド成分として
は、低温の成分として太陽由来の成分と我々の銀河由来の成分をモデルに入れ、高温成分としては全天一

2.2

観測天体

CIZA J1358.9 − 4750 （以後 CIZA 1358）は先行研究（Kato et al. 2015） の「すざく」衛星による観測結果から、ブリッジ領域において、温度、密度、圧力のジャンプが確認されている上、その領域でのエントロピーの増大が確認されていることから、衝撃波の存在が示唆されている。また、衝撃波が外縁部まで広がっていないことに加えて、2 つの銀河団のコアも合体しておらず、各々の中に大きな楕円銀河様の成分を入れており、さらに衛星の素材に用いられているアルミの輝線成分を入れている。低温成分は点源を除いた視野内の外縁部から見積もり、高温成分については視野内からの見積もりが困難であったた
め、他の多くの天体を解析した観測値である kusino

et al.2002 の値を用いた。また、衛星特有のバックグラウンド成分は別に取り除く。図 1 は実際に得られたスペクトルフィットの一例である。これより温度、密度、圧力、エントロピーの分布を導出した。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 領域のとり方。マジェンタの円内は点源で、分図 1: スペクトルフィットの一例。スペクトル中の黒光解析の際にこの領域は取り除く。

点が実際に得られた検出器の応答特性を取り除いていないスペクトル。赤線は銀河団ガスのスペクトルモデルとバックグラウンドのスペクトルモデルの足し合わせ、その他の色の点線はバックグラウンドの成分に対応。

4

Result4.1

南東の温度変化

ブリッジ領域を図 2 のように 40 領域に分割し分光解析を行った。。分光解析によって得られた領域

図 3: 領域 A（左上）、B（右上）、C（左下）、D（右A,B,C,D の温度プロファイルを図 3 に示す。領域 下）の温度プロファイル。縦軸が温度（keV）、横軸
B-10,C-9 の領域のデータは、バックグラウンドとし が領域番号。
て取り除いた領域にかかっており統計数が悪いので今回の解析では用いない。この領域を除くと、領域

4.2

北西の温度変化+0.5
B4 から B5 で 5.7−0.7
keV から 7.5+0.5−0.5 keV の温度
新たに、領域 A5 から A6 で 8.0+1.4−1.1 keV から
+0.6
+0.9
変化、C4 から C5 で 6.5−0.7 keV から 8.4−1.5 keV 4.8+0.5 keV の温度変化が観測された。この領域で−0.5への有意な温度変化が観測された。この領域ではは、温度変化の領域で圧力、エントロピーは上昇し密度も上昇しており。これは先行研究でも発見されていたが、密度は減少していた。これは衝撃波の兆ている衝撃波の兆候である。衝撃波のマッハ数を M候ではない。この領域の構造をさらに詳しく探るたとした場合に衝撃波の上流および下流の温度をそれめ、この領域近辺でさらに詳細に領域を取って分光解

ぞれ T1 、 T2 とすると、ランキン–ユゴニオ式

T2
5M + 14M − 3
=
T1
16M 2
4

析を行った。その領域を図 4 に、温度と密度のマッ

2(1)から M ≃ 1.3 と求まり、先行研究とほぼ等しい値になった。
衝撃波の位置も先行研究の「すざく」で発見された領域とほぼ一致しているが、今回の解析で南の方角まで広がっていることが確認された。

プを図 5 に示す。温度ジャンプが直線状になっている。温度ジャンプの領域で密度が減少していることから、やはり衝撃波とは言えない。衝突によって断熱圧縮された領域が、衝突軸に垂直に広がっており、この領域はその北端のへりを見ており、南の方角で観測された衝撃波がその南端である可能性が考えられる。この結果に加えて、先行研究より北側の外縁部に衝撃波が伸びていることも確認されていること

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校から (Kato et al. 2015)、この衝突全体の描像として
は 2 つの銀河団の間の ICM が断熱圧縮されて北側に吹き出している可能性などが考えられる。

Reference
Kato et al , 2015, PASJ, 67,71
Kushino et al, 2002, PASJ , 54 , 327-352
Gu et al, 2019, Nature Astoronomy
Ebeling et al, 2002, Apj, 580, 774
Kocevski et al, 2007, Apj, 662, 224
Akamatsu et al , 201, A&A, 606,A1“XMM-Newton Users Handbook”
https://xmm-tools.cosmos.esa.int/external/xmm user support/
documentation/uhb/

図 4: 新たにとった領域。マジェンタ円内の点源領域は取り除く

図 5: 左：図 4 の領域の温度（keV）マップ、右：密度（cm−3 ）マップ 。一行四列目のデータは統計不足のため用いない。

5

Summary
今回我々は CIZA J1358 がどのように衝突しているかをより明確に理解するため、空間分解能や有効面積に優れた XMM-Newton の観測データを用いた。
分光解析を行うことで２つの銀河団の間の領域の温度、密度、圧力、エントロピーのプロファイルを調べた。先行研究で発見された衝撃波と同様の領域で衝撃波の兆候を観測し、新たに衝撃波が南方まで広がっていることがわかった。また、新たに北側の領域でも有意な温度変化を観測した。この領域は断熱圧縮された領域の北端だと考えられる。
。今後の展望としては、視野内全域で分光解析を行い、温度等のプロファイルを出すことを考えている。

“「すざく」ファーストステップガイド”
http://cosmic.riken.jp/suzaku/help/guide/fstep web/fstep.html

——–index

a11
X 線観測による遠方銀河団の高温ガスの重元素比の進化
東京理科大学大学院 理学研究科
米山 理可子2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

X 線観測による遠方銀河団の高温ガスの重元素比の進化
米山 理可子 (東京理科大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究では力学的平衡に近く赤方偏移が 0.06 < z < 0.54 の銀河団のうち 5 天体について、中心から複数の円環領域に分けて解析を行い、銀河団ガス中の鉄/水素個数比と鉄の質量分布を調べた。解析では広い視野を持
ち集光能力の高い XMM 衛星の MOS 検出器、PN 検出器で観測されたデータを用いた。その結果、鉄/水素個数比の分布に赤方偏移による違いは見られなかった。また先行研究 (e.g. Ettori et al. 2015) では銀河団中心部 0 − 0.15 r500 の領域での鉄/水素個数比は遠方 (z ∼ 0.5) ほど小さくなるが、本研究では赤方偏移によらず一定となった。ここで鉄/水素個数比とガス質量の分布から鉄の質量分布を推定したところ、0 − 0.15 r500の領域での鉄の質量は 0 − r500 の領域の質量の約 5〜6 %となり、そもそもこの領域での研究は銀河団全体
での鉄の合成史の研究には適さないことがわかった。また、r500 までの鉄の質量と M500 の比と M500 との関係は z < 0.5 の範囲で赤方偏移によらず一定となった。さらに現在の Ia 型超新星爆発の発生率では宇宙年齢をかけても銀河団ガスに含まれる鉄の質量の 10 %にも満たないことがわかった。したがって z ≫ 0.5 に

Ia 型超新星爆発によって鉄が合成されたと考えられる。

1

Introduction

た。その後の研究で鉄/水素個数比が赤方偏移が大きくなるにしたがって低下する傾向があることが発見

銀河団は数百〜数千個の銀河の集団で、重力的に束縛された宇宙で最大の構造である。銀河団の主要な構成要素の一つである銀河団ガスは全銀河の恒星の数倍の質量を持ち、銀河団全体を満たしている。また銀河団ガスの温度は数千万 K に達するため、銀河団ガス中の重元素は特性 X 線を放射する。この特性

X 線のエネルギーと強度を観測することによって、銀河団ガス中に含まれる重元素の種類やその量を知ることができる。
銀河団の X 線観測から銀河団ガス中には銀河団全体の鉄の数割が存在していることがわかっている。近傍銀河団では鉄は主に Ia 型超新星爆発によって合成されたことが推定されている (e.g. Sato et al. 2007)
ため、鉄の合成史を調べることは銀河団の星形成史
や化学進化を知ることにつながる。遠方銀河団を観測することは銀河団の過去を観測することに相当するため、赤方偏移の異なる銀河団で鉄元素量を観測され、Maughan et al. (2008) では z = 0.1 と z ≈ 1の間で鉄/水素個数比が約 50 %低下することが報告されている。さらにその後の研究で銀河団領域を空間的に分解した鉄/水素個数比の解析が行われ、銀河団中心部 0 − 0.15 r500 *1 において赤方偏移が大きいほど鉄/水素個数比が小さい、つまり現在まで Ia 型
超新星爆発によって鉄が合成されていることが報告されている (e.g. Ettori et al. 2015)。しかし、鉄の合成史を調べるために不可欠な鉄の質量については調べられていない。
本研究では赤方偏移が 0.06 < z < 0.5 の銀河団のうち 5 天体について、鉄/水素個数比と鉄の積
分質量の分布を調べた。宇宙パラメータは H0 =70 km s−1 Mpc−1 , Ωm = 0.3, ΩΛ = 0.7, 基準となる太陽の元素組成比は Anders & Grevesse (1989) を用いた。誤差の範囲は特に明記しない限り 90 %である。

することによって鉄の合成史を調べることができる。
鉄/水素個数比については多くの先行研究で調べられている。初めて遠方銀河団で鉄/水素個数比が調べられた Tozzi et al. (2003) では 0.3 < z < 1.3 の 18
天体を解析した結果、赤方偏移によらず一定となっ*1 r

500：内側の平均密度が宇宙の臨界密度の 500 倍になる半径2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Observations
本研究では広い視野を持ち集光能力の高い XMM

衛星の CCD(MOS 検出器, PN 検出器) で観測され銀河団のうち 5 天体の公開されたデータを用いて解析を行った (表 1)。多くの先行研究ではよりエネル
ギー分解能が高い MOS 検出器のみが用いられてきたが、本研究では大きな有効面積を持つ PN 検出器も用いた (MOS：約 1500 cm2 , PN：約 2000 cm2 , 2

keV)。また、解析の際には点源検出などの標準的なデータのスクリーニングを行った。
表 1: 対象天体

Right ascension

た、力学的平衡に近く赤方偏移が 0.06 < z < 0.54 の26.30026.30026.400
26.40026.500
26.50026.600
26.60026.700
26.70026.800
26.8002207.500 207.400 207.300 207.200 207.100 207.000 206.900

Declination
207.500 207.400 207.300
207.200 207.100 207.000 206.900

天体名

ObsID

z

t*
(ks)

Abell 1795

0097820101

0.06

67

図 1: MOS 検出器で観測された Abell 1795 の X 線

RXC J1044.5-0704

0201901501

0.13

29

イメージ (0.5-2.0 keV)。データのスクリーニングを

Abell 1835

0551830101

0.25

122

MACS J1931.8-2634

0693180101

0.35

40

MACS J1423.8+2404

0720700301

0.54

8

* 観測時間行い、銀河団に無関係な前景背景放射領域は除いている。白は 7’-12’ の円環領域、緑は複数の円環領域を表している。
温ガス中の電子の制動放射による連続成分と、鉄からの赤方偏移した K 殻輝線 (∼ 6.2 keV) が顕著に見えている。本研究ではこれを、衝突電離したガスか

3

Results3.1

スペクトル解析らの放射と、視線方向にある星間物質による光電吸収を組み合わせた放射モデルで再現し、得られたパ

図 1 に Abell 1795 の X 線イメージを例として示す。視野中心にある広がった X 線放射が、銀河団を満たす高温ガスからの X 線である。本研究では、各銀河団について図 1 に緑色で示したように、X 線強度が最も高い場所を中心としてイメージを最小幅 0.02-

ラメータから鉄/水素個数比を求め、鉄の積分質量を導出する。
図 2 のスペクトルには上述した銀河団からの放射に加えて、それ以外からの放射成分 (バックグラウンド) も検出されており、例えば ∼ 7.3 keV には検出器の基板中に含まれるニッケルからの K 輝線が見られる。銀河団ガスからの放射成分に対して、バック− 0.06 r500 の円環領域に分割し、それぞれから抽出
グラウンド放射の寄与は無視できないため、前者をされた X 線スペクトルを以下のように解析した。
精度良く決定するためには、後者の X 線スペクトル
図 2 は Abell 1795 で得られた各検出機の X 線ス
中での寄与を正しく見積もる必要がある。そこで上ペクトルで、図 1 の最内縁領域から抽出したものを述の銀河団領域のスペクトルに加えて、図 1 の白で例として示している。検出器応答で畳み込まれてい示したような外縁領域から、バックグラウンドスペ
るため、有効面積の大きい PN(青) のスペクトルが、クトルを各天体で抽出・モデル化し、同じパラメー
MOS(黒) に対して系統的に ∼ 2 倍高いカウントレー
タをもつ放射成分を図 2 の灰色線のように前述した
トを示しており、銀河団ガスからの放射として、高2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
銀河団からの放射モデルに加えることで、バックグ

z = 0.06
z = 0.13
z = 0.25
z = 0.35
z = 0.54

ンド放射の成分として、天の川銀河のハロー、局所
高温バブル、宇宙 X 線背景放射、OI 輝線 (Sekiya et

al. 2014)、検出器由来の輝線、そして宇宙線を仮定している。OI 輝線には Gaussian モデル、PN 検出器のデータに対して宇宙線の放射には power law モ
デルを用い、その他の成分のモデルとパラメータは

鉄/水素個数比 (太陽組成)

ラウンドの寄与を考慮した。このときバックグラウ(data-model)/error

normalized counts s-1 keV-1

Leccardi & Molendi (2008) を参照した。
1
1

中心からの距離 (r500)

0.1
0.1
0.01
0.01

図 3: 銀河団ガス中の鉄/水素個数比の分布。データ

−3
10
10−3

点の色の違いは天体の違いを表しており、それぞれの天体の赤方偏移の値を図中に示した。

−4
10
10−4

0.5

1

2

5

10

2

4

Discussion0

図 4 は今回解析した 5 天体の 0 − 0.15 r500 の領域−2における鉄/水素個数比と赤方偏移の関係を Ettori et
0.5

1

2
Energy (keV)

510al. (2015) と比較した結果である。本研究では鉄/水素個数比は赤方偏移によらず一定となり、赤方偏移

図 2: Abell 1795 の 0”-20”の領域のスペクトル (黒：MOS、青：PN)。誤差の範囲は 68 %。実線はそれぞが大きいほど鉄/水素個数比が小さくなる Ettori etal. (2015) と異なる結果となった。

れ銀河団ガスの放射モデル (赤)、バックグラウンドの放射モデル (灰色)、全モデルの和 (紫)、下段のデーになることを防ぐため、モデルと残差は MOS の結果のみ示している。

3.2

鉄/水素個数比の分布

Ettori+2015
本研究

鉄/水素個数比 (太陽組成)

タ点はモデルとの残差を表している。また図が煩雑

3.1 節で述べた放射モデルを用いて、各天体・各半
径での X 線スペクトルを XSPEC ver12.1.0 を用いてフィットしたところ、全てのスペクトルが図 2 の下段に示したようによく再現された。各銀河団について、得られた鉄/水素個数比の分布を図 3 に示す。
鉄/水素個数比は ∼ 0.4 r500 より外側では誤差が大きいものの、r500 で規格化した半径で赤方偏移による違いは見られなかった。

赤方偏移

図 4: 0 − 0.15 r500 の領域の鉄/水素個数比と赤方偏移の関係。赤のデータ点は本研究、黒のデータ点と点線はそれぞれ Ettori et al. (2015) での値と best fit

line を表している (論文の値の誤差は 68 %であるが、比較のため 1.3 倍した値を用いている)。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ここで鉄/水素個数比とガス質量の分布から鉄の質量分布を推定した結果を図 5 に示す。先行研究で鉄/の領域の鉄の質量は 0 − r500 の領域の約 5〜6 %であり、0 − 0.15 r500 の領域での研究は銀河団全体の鉄<latexit sha1_base64="qjC4s/P29psZblSG5+IcP5q3WS0=">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</latexit>

鉄の積分質量 (M )の合成史の研究には適さないことがわかった。

r500までの鉄の質量 / M500

水素個数比に赤方偏移依存性が見られた 0−0.15 r500

z = 0.13
z = 0.25
z = 0.35
z = 0.54

z = 0.06
z = 0.13
z = 0.25
z = 0.35
z = 0.54

図 6: M500 と鉄の質量と M500 の比の関係。データ点の色の違いは図 3 と同様。黒は近傍銀河団の値 (Hirai2019)、橙の実線は現在の Ia 型超新星爆発率を仮定した時の値を表している。

中心からの距離 (r500)

Reference

図 5: 銀河団ガス中の鉄の積分質量分布。データ点の色の違いは図 3 と同様。

天海 公志 2018, 修士論文, 東京理科大学
平井 真一 2019, 修士論文, 東京理科大学

一方、r500 までの重力質量 M500 は銀河団の規模

Anders, E., & Grevesse, N. 1989, GeoCoA, 53, 197を表す。今回解析した銀河団 (0.13 < z < 0.54,

Abell 1795 は除く) において r500 までの鉄の質量

Ettori, S., et al. 2015, A&A, 578, A46と M500 の比を求め、M500 との関係を近傍銀河団

Iwamoto, K., et al. 1999, ApJS, 125, 439(0.01 < z < 0.18,

Hirai 2019) と比較したところ図 6 のようになり、赤方偏移による違いは見られなかった。さらに現在の Ia 型超新星爆発の発生率(0.18/100 year/L⊙,B ) のまま宇宙年齢を経過したと仮定し、鉄の質量と M500 の比を推定した。一回の Ia型超新星爆発で合成される鉄の質量の値は Iwamoto

et al. (1999) を参照し、銀河光度が M500 の 1〜2 %程度であること (Hirai 2019) を用いて鉄の質量とM500 の比の予測値を計算したところ 6 × 10

−6となり (図 6 の橙の実線)、実際の観測値の 10 %に満たな
いことがわかった。したがって、現在の Ia 型超新星爆発の発生率では z < 0.5 に存在するほどの鉄を合成することができず、z ≫ 0.5 に Ia 型超新星爆発に
よって鉄が合成されたと考えられる。

Leccardi, A., & Molendi, S. 2008, A&A, 486, 359
Maughan, B. J., et al. 2008, ApJS, 174, 117
Sato, K., et al. 2007, ApJL, 667, L41
Sekiya, N., et al. 2014, PASJ, 66, L3.
Tozzi, P., et al. 2003, ApJ, 593, 705

——–index

a12
すばる超広視野観測で解き明かす大規模構造形成と銀河進化
東北大学理学研究科天文学専攻
山本 直明

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる HSC で探る、銀河団の進化段階と内部の銀河の星形成活動
山本 直明 (東北大学理学研究科天文学専攻)

Abstract
近傍宇宙の観測によると銀河の特性 (色、年齢、形態など) は、銀河がどのような周辺環境にいるかによって大きく異なっている。これらの銀河の環境依存性の起源や進化を過去に遡って調べていくことは、銀河の形成
進化の歴史を辿る上で非常に 重要なテーマである。これまで環境効果が最も顕著に現れる銀河団を探す様々な試みがなされてきた。しかし遠方銀河団のサンプル数も少なく統計的に調べられてきた例は少ないという問題や、形成から十分に時間の経った銀河団が見つかるバイアスがあるという問題があった。そこで私たちは従来よりも視野が広く深い観測データのある、すばる広視野撮像装置 HSC に着目した。この装置は一つの視野で宇宙の大規模構造や数多くの銀河団を効率よく捉えることができる、銀河団探査に適した ユニークな装置である。私たちは HSC の 4 年に渡るレガシーデータ (HSC-SSP) を使って前人未到の銀河団サーベイを行った。私たちは 2 種類の銀河を手掛かりに銀河団サーベイを行った。一つ目は Red sequence survey である。これは従来行われてきた探査方法に近い方法であり、赤く古い銀河の高密度領域を見つけることができる。二つ目は Blue cloud survey であり、青く若い輝線銀河の高密度領域を見つけることができる。サーベ
イの結果、合計 285 個の様々な進化段階の銀河団候補を見つけることに成功した。さらに Blue cloud survey
で見つかった銀河団候補の中で、輝線銀河が多く群れている領域を Blue dominated cluster と命名し、赤い銀河と青い銀河どちらも群れている領域を Dual cluster と命名した。銀 河の色等級図や光度関数によると、

Blue dominated cluster では明るい側にのみ赤い銀河が分布しているが、Dual cluster では赤い銀河が暗い側にまで分布していることが確認できた。私たちの結果は、明るく重い銀河が先に進化し、暗く軽い銀河ほど遅れて進化する「ダウンサイジング」のシナリオと一致する。最後にこのプロジェクト (HSC 2 ) とすばる
次世代多天体分光装置の PFS との関わりについても触れる。

1

Introduction
近傍宇宙の観測によると、銀河の特性（色、明るさ、形態、年齢など）は銀河の周辺環境に大きく依存していることが知られている。例えば、銀河団のような高密度環境では赤く進化の進んだ銀河が多くいることが知られている [1]。この関係がいつどのよ
うに起こり、その後どのように発展していったのかを観測することは、銀河進化の研究において極めて重要なテーマである。特に星形成最盛期 (z=2 3) は、近傍銀河の示すハッブル系列や、銀河団をはじめとする周辺構造が大きく変化した時代であるため、その時代の銀河の性質とその環境依存性を調べることは極めて重要である [2]。
環境効果が顕著に現れる銀河団を探す試みは数多くなされてきた。X 線観測により非常に高温な銀河団
ガスを捉えることでおよそ z=1 までの遠方銀河団を探すことができる [3]。SZ 効果により X 線観測より
遠くの銀河団を見つけられる [4]。他にも電波銀河周りの銀河に密度超過が見られることや [5]、SpARC
サーベイのような銀河団は赤い銀河が数多く群れていることなどを使って、様々な銀河団探査が行われてきた [6]。
しかしながら、これらの探査方法には大きく二つの問題点があった。一つ目は上記述べた銀河団探査方法では、形成から比較的時間がたった銀河団が見つかるというバイアスがあるという点である。二つ目は遠方銀河団自体のサンプル数が少なく統計的に調べられてきた例が少ないという問題点があった。
そこで我々は広視野かつ深い観測データがある HSCSSP に着目し、z=0.5 1.5 の時代の銀河団サンプルを大量に構築するプロジェクトを行った。ここでは二つのサーベイを行われた。一つ目は Blue cloud サーベイ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校である。星形成銀河の出す輝線を狭帯域フィルターで捉え星形成銀河の密度超過領域を探査するサーベイである。二つ目は Red sequence サーベイである。広帯域
フィルターを用いて銀河を色選択し、星形成を終えた
赤い銀河を中心に探査するサーベイである。これら二つの探査法を、HSC-SSP のデータを利用して行うた
め HSC 2 (Hybrid Search f or Clusters with HSC)と呼ぶ。
これまで SSP の DR1 のデータを使って Blue cloud

2.2

銀河団探査法について

Red sequence サーベイでは、色等級図上で Red
sequence 上に分布する赤い銀河の高密度領域を見つけるために、赤方偏移に応じて銀河の色選択を行う必要性がある。今回使用した種族合成モデルは Kodama& Arimoto 1997[9] である。測光赤方偏移が 0.8-0.9の天体で使用した色選択、等級の基準は以下の通りである。

サーベイでは 86 個、Red sequence サーベイでは 199個の銀河団候補を発見されている。同じ赤方偏移で二つサーベイでの銀河団候補領域を比較すると、Blue

cloud サーベイで発見された銀河団候補の中には、輝線銀河が非常に支配的に群れているものも見つかっ

r − i′ > 1.1(1)

r − z ′ > 1.7(2)′

z < 23.7

た。このような銀河団を Blue dominated cluster と(3)し、このサーベイで見つかった残りの銀河団を Dualcluster と定義した。
本研究では、HSC 2 プロジェクトの Blue cloud サー
ベイで見つかった銀河団候補領域において、銀河団の進化段階がそのメンバー銀河の性質とどのような関係があるのかについて光度関数や Main sequnce

diagram などを用いて調べた。

一方、Blue cloud サーベイでは、星形成が活発な
青く若い銀河を選択するために、Hayashi et al. 2018の line emitter catalog を使用した。これは HSC-SSPの photoz, 銀河の色, NB excess を元に、各 redshiftの emitter catalog[10] が作成されている。このカタログから cmodel における nb921 の等級が 24.5 等よ2Data and Methods

2.1

HSC-SSP

すばる望遠鏡の戦略的プログラムである、HSC の大規模撮像サーベイ (PI: Satoshi Miyazaki) は、2014
年から 5 年間で約 300 晩の観測を予定している。観
測の深さや広さに応じて HSC-Wide, Deep, Ultra-

Deep の三種類に分かれている。使用されている広帯域フィルターは g ,r ,i’ ,z’ ,y バンドであり、またDeep, Ultra-Deep では、狭帯域フィルター (NB0816,

り明るいものを選び高密度領域の探査に用いた。

2.3

fixed aperture method

色選択された銀河団の高密度領域を以下のようにして探査した。まず、ある半径の aperture を観測領域に隙間なく敷き詰め、各 aperture 内にある銀河の個数を数えた。次に、aperture 内に含まれる銀河の平均の個数とその分散を求めた。そして、3sigma 以上に対応する aperture 内の銀河の座標の重心を繰り
NB0921, NB101) が使われている [7]。データリリー
返し求め、新しい高密度領域の中心とした。重心をスは DR1、測光赤方偏移は photoz mizuki の結果を求める作業は収束するまで行い、最後に高密度領域利用した [8]。
間の重複を最後に取り除いた。この時の aperture の半径は、銀河団成長のシミュレーション (Chiang etal. 2013)[11] に基づき、z=0 で十分に発達した銀河団になるであろう銀河団半径を使った。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Results3.1

光度関数

Dwarf と定義し、それらの個数の比で表す量である。
今回は N(Giant)/N(Middle), N(Dwarf)/N(Middle)と定義し、銀河団の進化段階による依存性を調べた。

最初に赤い銀河の光度関数を作成し、Blue domi-

その結果、Dual cluster の方が、どちらの比もより大で、photoz で銀河を選択すると実際のメンバー銀河

るい銀河が先に Quench して赤い銀河になっている

nated cluster と Dual cluster でのメンバー銀河の環 きいことが分かった。これは Blue dominated cluster
境依存性を調べた。横軸が cmodel の z’band 等級で のような比較的若い銀河団では、環境効果も効きにある。正確に測光赤方偏移を見積もることが難いの くい環境であることが示唆される。星質量の大きく明の赤方偏移に対して広い範囲で天体を取ってくることになる。銀河団領域は銀河団と前景・後景のフィー
ルド銀河の重ね合わせであるので、Field subtraction
を行うことで統計的な差し引きを行う。フィールド銀河の個数密度に銀河団領域の面積をかけ、フィールド
銀河がどれだけ含まれているかを見積り、それらを差し引くことによって銀河団領域の光度関数を作成した。この時、フィールド領域は Blue cloud survey,

Red sequence サーベイどちらでも 2sigma 以内の領域と定義した。
二つを比較すると、Blue dominate cluster は Dualが、銀河団の進化が進むにつれて、ICM による星形成に使うガスの剥ぎ取り (ram pressure stripping) や
冷たいガスの供給が少なくなること (starvetion) や,銀河の合体や相互作用 (merger, galaxy interaction)など環境による効果を受けやすくなり、星質量の小さい satellite 銀河が Quenching していくのだろう。
また N(Giant)/N(Middle) の値も Dual cluster の方が大きくなっていることから、Giant に属するような特に重い銀河は、major merger や minor merger
を繰り返し、赤く重い銀河が増えていくのだろう。
先行研究では銀河の密度超過で環境が定義されてはcluster に比べて、赤い銀河の個数密度が少ない結果 いるものの、同じような’down-sizing’ の傾向が確認となった。また Blue dominated cluster は特に明る されている（Tanaka et al. 2005）[13]。本研究でもBlud dominate cluster, Dual cluster の順番で銀河Blue dominated cluster と比べて暗い側にまで分布 の個数密度が大きくなっているので、リッチネス (銀河団の質量, メンバー銀河数など) が星形成活動のしていることが確認できた。
quenching に影響を与えているのだろう。また星形成銀河が多い「青い銀河団」では、進化段階がまだい側に赤い銀河が多く存在するが、Dual cluster は若く、ダウンサイジングの遅れとも関係しているこ

3.2

Main sequnce diagramとが分かる。

次に輝線銀河に関して Main sequnce diagram
における環境依存性についても調べた。星形成率はO3 から算出し、ダストの減光補正は Calzetti et al. 4.2
2000[12] を使用した。また τ は photoz mizuki のア
ウトプットのものを利用した。

Main sequnce diagram
次に Main sequence diagram に関して、Mainsequence と銀河のズレから環境依存性について議論を進める。今回使用した MS はフィールドから導出し4

Discussion

4.1

Giant-Middel-Dwarf ratio

た直線である。この直線から 0.5 [dex] より高い値ところに分布している星形成銀河を Star-burst phase

赤い銀河の光度関数をより定量的に議論するためとし、低い銀河を Quenching phase の銀河と定義した。そして MS からのズレをヒストグラムにして、環に、Giant-Middel-Dwarf ratio という量を用いる。 境による違いを調べた。KS テストによると、どのヒ
これは等級の明るい順にそれぞれ Giant, Middle, ストグラム同士でも優位な差が見られないことが分かった。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
これは Quenching のタイムスケールが非常に短いこ[9] Kodama & Arimoto 1998, AA, 334, 99とが示唆される。Koyama et al. 2013 では、狭帯域[10] Hayashi et al. 2018, PASJ, 70, 17

フィルターで選択された銀河団や一般フィールドを比較していたが、銀河の Quenching のタイムスケー[11] Chiang et al. 2013, ApJ, 779, 127

ルが短いため、星形成銀河に着目して環境依存性を[12] Calzetti et al. 2000, ApJ, 533, 682

調べても優位な違いが見られないことが主張されて[13] Tanaka et al. 2005, PASJ, 362, 268

いる [14]。

5

Conclusion
従来にないほど深く、広い HSC-SSP の狭帯域フィ

ルターや広帯域フィルターのデータを用いることで、赤い銀河団候補や星形成銀河の銀河団候補を数多く見つけることができた。特に Blue cloud サーベイでは、これまで見つかっていない星形成銀河だけが非
常に支配的に群れている領域が見つかった。赤い銀
河の割合を使うことで、Blue dominated cluster とDual cluster に分け、銀河団の進化段階による光度関数や Main sequence diagram の違いを調べた。downsizing や Quenching のタイムスケールが短いことが確認できた。今後は特に星形成銀河を分光観測することで、銀河団の同定作業を行っていく。さらに分光データから銀河団の力学的な状態（力学的質量、降着状態）や、過去の星形成史の歴史を金属量から解き明かす予定である。さらに星形成銀河だけではな
く、星形成を終えた赤い銀河や E ＋ A の銀河についても調べ、Quenching のタイムスケールを吸収線の解析から明らかにしていく。

Reference[1] Dressler et al. 1980, ApJ, 236, 351[2] Hopkins Beacom 2006, ApJ, 651, 142[3] Snowden et al. 2008, AA, 478, 615S
[4] Strazzullo et al. 2019, AA, 622, 117[5] Hatch et al. 2011, MNRAS, 410, 1537
[6] Muzzin et al. 2012, ApJ, 746, 188[7] Aihara et al. 2018, PASJ, 70, 8[8] Tanaka et al. 2015, ApJ, 801, 20[14] Koyama et al. 2013, MNRAS, 434, 423

——–index

a13z ∼ 1 銀河団の最新観測で探る 銀河降着過程と星形成活動の関係
東京大学大学院 理学系研究科
朝野 哲郎

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校z ∼ 1 銀河団の最新観測で探る銀河降着過程と星形成活動の関係
朝野 哲郎 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
東京大学アタカマ天文台 (TAO) に搭載予定の近赤外撮像分光装置 SWIMS の試験観測が 2018 年 5 月と2019 年 1 月にすばる望遠鏡で実施された。そこで取得された z = 0.92 の銀河団 (Cl1604-D) の狭帯域撮像
データの解析を行ったところ、銀河団内に 17 個の Hα 輝線銀河 (HAE: Hα Emitter) が発見された。さらに、Cl1604-D 銀河団は、HSP-SSP の wide 領域にも含まれていて、先行研究 (ORELSE サーベイ) の中で取得された中間赤外の撮像や分光赤方偏移などのデータも揃っている。この豊富なデータセットを組み合わせて銀河の性質を様々な観点 (星形成活動の激しさやダスト減光量、形態など) から調べたところ、 SWIMSの観測で見つかった HAE の多くが、銀河団中心部へ落下中のグループを形成しており、このグループ内には高光度赤外線銀河 (LIRG) などスターバースト銀河やマージャー・相互作用銀河も多く見られることがわかった。これらの結果は、銀河団では銀河合体や活発な星形成を経て星形成銀河から静的な銀河への遷移が起こること示唆していて、さらに銀河団の inside-out 的星形成シナリオとも整合的である。

1

Introduction

Lubin et al. 2009) のなかで精力的に観測されてきた。すでに、Spitzer/MIPS-24µm や HST/ACS の撮銀河の性質は周囲の環境に依存し、この事実は銀河の「環境効果」としてよく知られている。特に近傍宇宙の銀河団は強い環境効果が見られる領域であり、そこでは星形成を止めた早期型銀河が支配的である。一方で、遠方宇宙の観測によって過去に遡る

像データ、分光赤方偏移などが揃っているため様々な観点から銀河団銀河の性質を調べることができる。
さらに、本研究では狭帯域撮像によって、星形成銀河のトレーサーである HAE の無バイアスサンプリ
ングを行った。

と銀河団内でも多くの星形成銀河が見つかっていていることから、0 ≲ z ≲ 1 の間に活発な星形成銀河が支配的な銀河団から静的な銀河が支配的な銀河団

2

Data and Observations

2.1

NIR Imagingへの遷移が起こったはずである。
近年の研究からは、こうした銀河団の進化の歴史が次第に解明されつつあり、例えば、MAHALO-Subaru(Mapping H-Alpha and Lines of Oxygen with Subaru; Kodama et al. 2013)) では時間とともに銀河団の内側から外側へと星形成が止まって行く様子が観測されている。この inside-out 的 quenching は、銀河合体によるスターバースや銀河団ガスのラム圧によるガスの剥ぎ取りなどの物理過程を経て起こると思われるが、その詳細については詳しくは解明され

我々は、2018 年 5 月 31 日と 2019 年 1 月 24 日に近赤外の J (中心波長: 1.25 µm, WFHM:0.16 µm) とNB1261 (中心波長:1.261 µm, FWHM:0.012 µm) で撮像観測を行った。NB1261 フィルターは z = 0.92の天体からの Hα 輝線に対応している。各バンドの3σ 限界等級は、J: 24.2mag と NB1261: 23.6mag で
あった。

ていない。
本研究で我々は z = 0.92 の銀河団 Cl1604-D に着目した。Cl1604-D 銀河団は、z ∼ 1 の超銀河団

Cl1604 (図 1) の一部であり、ORELSE (Observationof Redshift Evolution in Large-Scale Environments;

2.2

Existing Data

本研究では、近赤外での撮像データに加えて、先行研究から主に分光赤方偏移と Spitzer/MIPS-24µm の2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ミッターとして選ぶことができる。具体的には、J とNB1261 のそれぞれの 3σ 限界等級よりも明るい天体

43.5
43.4

の内、J−NB1261 が 3σ エラーと 0.25 の両方より大きいものを NB1261 エミッターとして選択した。た

G
F

dec

43.3

H

D

I

だし、この NB1261 エミッターは、必ずしも z = 0.92の HAE ではなく、別の赤方偏移にある別の輝線天体 (e.g. z = 1.5 の [Oiii] など) の可能性がある。そこで、spec-z カタログと比較することで最終的に 17

C

B

43.2

個の HAE が銀河団内に見つかった。
次に、HAE に対して J と NB1261 でのフラック
ス密度 fJ と fNB から

FHα+[N II] = ∆NB

43.1

A

fNB − fJ
1 − ∆NB /∆J(1)の関係式を使って、輝線フラックス (FHα+[N II] ) を求めた。ただし、∆J と ∆NB1261 は各フィルターの43.0241.3 241.2 241.1 241.0 240.9 240.8ra

図 1: Cl1604 超銀河団。0.84 < z < 0.96 の範囲の分

FWHM である。また、FHα+[N II] に対する Hα に隣り合った輝線である [Nii] の contamination を 30%(Tresse et al. 1999) と仮定して [Nii] の寄与を差し引いた。
最後に、ダスト減光補正を行った後に、Kennicutt

光確認された銀河の空間分布。図中の円は超銀河団に含まれる銀河団 (A、B、D) と銀河群 (C、F、G、 (1998) の星形成率 (SFR)–Hα 輝線光度 (LHα ) の関係:

H、I) のビリアル半径を表している。座標と赤方偏移

SFR
LHα= 7.9 × 10−42
.
−1
M⊙ yr
erg s−1のデータは、Lemaux et al. (2012) と Tomczak et al.

(2017) より。
中間赤外の測光、HST/ACS の撮像データを用いた。
これらのデータに関しては、Tomczak et al. (2017,2019); Pelliccia et al. (2019) を参照。さらに、HSC-

星形成率を求めた。さらに、Kocevski et al. (2011) やによる中間赤外の撮像データと Tomczak et al. (2017)による SED-ﬁtting から求められた紫外線のフラックスを使って SFR(IR+UV) を

SFR
LIR + 2.2LUV= 2.5 × 10−44−1M⊙ yrerg s−1

SSP カタログから grizy の可視光の測光データとSED-ﬁtting によって推定された星質量とダスト減光量を使用している。

(2)と計算した (Bell et al. 2005)。ただし LUV(3)=

1.5νlν,2800 かつ lν,2800 は静止系 2800 Å での光度。

3

Analysis
J と NB1261 の２バンドでの測光データを用いて

4

Results

エミッターを抽出するために J 対 J−NB1261 の色

4.1

Colors and Magnitudes

等級図 (Figure 5 in Asano et al. in prep.) を使用した。J-NB1261 の色指標は J と NB1261 バンドでのSWIMS と HSC のデータから J 対 r − J の色等

フラックス密度比に対応するため、NB1261 に対応

級図 (Figure 6 in Asano et al. in prep.) を描き、銀する輝線天体は、系統的に J-NB1261 の色が赤くな

河団メンバーの測光的性質を調べたところ、次のよる。この特性から十分に色が赤い天体を NB1261 エ

うな傾向が見られた。1. LIRG (Luminous InfraRed2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
Galaxy: LIR > 1011 L⊙ ) は系統的に色が赤く、dusty 河団の北東にも LIRG がクランプを形成している領
starburst であると考えられる。2. HAE は LIRG に 域が見られ、ここを NE グループと呼ぶことにする。
次に、上で選んだ３つの領域 (銀河団コア、SW グ

比べると青い傾向が見られるが、一部は red sequenceに侵入するほど強く赤化している。

ループ、NE グループ) が位相空間図 (横軸に天球面

また、先行研究の中で行われていた SED-ﬁttingに射影した銀河団中心からの距離 r、縦軸に銀河団メの結果を用いて描いた銀河団の静止系での U V J 図

ンバーの赤方偏移の中央値から測った視線速度 ∆v を(Figure 7 in Asano et al. in prep.) でも、同様の傾とってプロットしたもの; Figure 11 in Asano et al.

向が見られるとともに、全ての HAE と LIRG の大in prep.) でどこに位置しているかを調べる。銀河団

部分が星形成銀河に分類されていた。

コアは、比較的大きな速度分散を持っていて、ビリア
ル化している銀河の集団であると思われる。SW グ

4.2

Star-forming Main Sequence

ループの銀河は、銀河団の重心速度からの系統的な
オフセットがあり、集団として銀河団中心部に落下し星質量–星形成率図 (Main-sequence diagram) 上でていることがわかる。NE グループの銀河は ∆v ∼ 0

は、LIRG と HAE の星形成モードの違いが、より顕であったが、グループの銀河がほぼ同じ視線速度を著に現れている (Figure 8 in Asano et al. in prep.)。 共有していることからこれもクランプを形成したまSFR(Hα) を用いた Main-sequence diagram 上では、 ま銀河中心へ落下中の集団であると考えられる。

HAE は赤外光度に依存せず、概ね z ∼ 0.95 の Mainsequence と整合的である。一方で、SFR(IR+UV) を用いた場合には、LIRG でない HAE が平均的には普5Discussion and Conclusion

通の星形成レベルであるのに対して、LIRG はほぼ上で見たように、銀河団への降着段階にあるクラ全てスターバースト級の星形成率を示している。こンプに含まれる銀河で活発に星形成が起こっているの結果からは、HAE が普通の星形成銀河からスター

ことがわかった。ここでは、このような活発な星形

バースまでをトレースし、LIRG はスターバース (最成が何によって引き起こされているのかを議論する。

も強くダストの減光を受けて、Hα 輝線が受かっていKocevski et al. (2011) の HST の撮像データから合ないものまで) をトレースすることがわかる。また、 体・相互作用銀河を選別し、銀河団コア、SW グルー
HAE であっても赤外で明るいものに関しては、強く プ、NE グループの各領域でその割合を計算すると、減光を受けるため、ダストの減光量が過小評価され 銀河団コアでは、銀河感相互作用は見られなかった。
ている。

これは、銀河団コアでは速度分散が大きいためだと考えられる。一方で、SW グループと NE グループ

4.3

Structure of Cl1604-D

では、それぞれ ∼20%、∼50%の銀河で合体・相互作用の兆候が見られていて、マージャーが星形成のトはじめに、銀河団内での星形成銀河の空間分布をリガーの一つであることが示唆される。

調べる。LIRG と HAE、その他の銀河団メンバーのまた、平均 speciﬁc star formation rate (⟨SSFR⟩)

天球上での空間分布を描くと、銀河団内でそれらのを系に含まれる銀河の星形成率の和を星質量の和で棲み分けがあることがわかった (Figure 10 in Asano

割ったもの:

et al. in prep.)。銀河団中心部 (r < 0.4rvir ) には、
LIRG も HAE も見られず、ここではすでに星形成がquenching していることがわかる。これ以降、この∑
SSFR⟨SSFR⟩ = ∑M⋆(4)領域を銀河団コアと呼ぶ。一方で、銀河団の中心かとして定義すると、SW グループでは ⟨SSFR⟩= 14 ×

ら南西方向へと繋がるフィラメント上に 星形成銀河

10−10 yr−1 、NE であり ⟨SSFR⟩= 5.5 × 10−10 yr−1

(LIRG と HAE の両方) が集まっている領域があり、 であった。SW グループの方が NE グループよりも
以下ではこの領域を SW グループと呼ぶ。また、銀 ⟨SSFR⟩ が大きく、合体・相互作用銀河の割合とは逆2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校の傾向が見られた。これには、いくつか原因が考え

Pelliccia, D., Lemaux, B. C., Tomczak, A. R., et al.

られるが、位相空間図での分布から NE グループは

2019, MNRAS, 482, 3514, doi: 10.1093/mnras/

SW グループよりも早い時期に銀河団へ落下してきsty2876たと推定されることから、すでに quenching が始まっている可能性がある。
この銀河団で見られている星形成活動性に依る銀河の棲み分けは、銀河団での inside-out 的星形成シ
ナリオと整合的である。最も早い時期に銀河団に降着してきて現在は銀河団中心部の高密度領域にある
銀河 (銀河団コア) は、すでに銀河団ガスのラム圧によるガスの剥ぎ取りが起こっているため星形成活動は見られていないと考えられる。一方で、銀河団の中間密度領域にある銀河団中心部へ落下中の銀河 (SWグループ、NE グループ) では、銀河合体などを経て活発な星形成が起こっているが、これらも後の時代にガスの剥ぎ取りなどによる星形成の停止や形態の変化が起こるはずである。

Reference
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625, 23, doi: 10.1086/429552
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1146/annurev.astro.36.1.189
Kocevski, D. D., Lemaux, B. C., Lubin, L. M., et al.
2011, ApJ, 736, 38, doi: 10.1088/0004-637X/
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Kodama, T., Hayashi, M., Koyama, Y., et al. 2013,
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Lubin, L. M., Gal, R. R., Lemaux, B. C., Kocevski,
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doi: 10.1088/0004-6256/137/6/4867

Tomczak, A. R., Lemaux, B. C., Lubin, L. M., et al.
2017, MNRAS, 472, 3512, doi: 10.1093/mnras/
stx2245—. 2019, MNRAS, 484, 4695, doi: 10.1093/mnras/
stz342
Tresse, L., Maddox, S., Loveday, J., & Singleton,
C. 1999, MNRAS, 310, 262, doi: 10.1046/j.
1365-8711.1999.02977.x

——–index

a14z ∼ 2 における原始銀河団コアの探査とメンバー銀河の性質
東京大学大学院 理学系研究科
安藤 誠

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校z ∼ 2 における原始銀河団コアの探査とメンバー銀河の性質
安藤 誠 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
本研究では、原始銀河団に属するうち最も重いダークマターハロー（DMH）を原始銀河団コアと呼称し、z ∼ 2 の COSMOS 領域で探査した。COSMOS 領域に存在する log(M∗ /M⊙ ) ≥ 11.0 を満たす非常に重い銀河が、DMH の質量進化から予想される原始銀河団コアの大きさに相当する距離に複数存在する領域をコア候補とみなし、これらと 10.2 < log(M∗ /M⊙ ) < 11.0 の銀河との相互相関を用いたクラスタリング解析を行うことによって、コア候補の DMH 質量を推定した。その結果、コア候補の DMH 質量は ≳ 2.5 × 1013 M⊙であり、Extended Press- Schechter モデルを用いた計算から、コア候補は z=0 までに銀河団の典型的質量である 1014 M⊙ に進化できることが確かめられた。今回探し出した原始銀河団コアの周辺に存在する銀河の星質量関数を調べると、フィールド銀河に比べて相対的に重い銀河が多いことがわかった。さらに星形成を止めた銀河の割合は、フィールド銀河に比べて３倍程度高いこともわかった。星質量関数や星形成活動にみられたこのような傾向は、低赤方偏移の成長した銀河団に属する銀河の性質と類似している。したがって、
原始銀河団コアに属する銀河には、z ∼ 2 という比較的高赤方偏移において既に銀河団環境の影響を受けていると考えられる。

1

背景に存在する銀河団の祖先を原始銀河団と呼ぶ。原始銀河団の中でも最も重い DMH、すなわちコアは原ΛCDM 宇宙論による構造形成では、初めに小さな 始銀河団の中で最も早期に緩和する系である。Wang
構造が形成され、それらが降着や合体などを通じて et al. (2016) で発見された z ∼ 2.5 の銀河集団はコア
成長することでより大きな構造が形成されていく。その代表例であるが、そこでは星形成活動が極端に強の中でも現在の宇宙に存在する最大の構造は銀河団

められていることが示されている。また Muldrew et

であり、銀河団の成長過程を知ることは宇宙の構造al. (2018) では、N 体シミュレーションと準解析的モ形成を理解する助けとなる。

デルを組み合わせることで、コアに属する銀河がそさらに、銀河団は銀河進化を理解する上でも非常にれ以外の銀河とは異なる作用を受けて星形成を止め

重要な対象である。銀河の星形成活動や形態といったることが示されている。このようにコアに属する銀

性質は周囲の銀河数密度などの環境に依存している河は特異な進化経路をたどると考えられるが、サンことが知られているが (e.g. Dressler et al. (1980))、 プル数はいまだ少なく、観測の面からコア進化の統銀河団は宇宙で最も物質密度の高い領域であるため、 一的な描像を得るには至っていない。
銀河進化の環境依存性が顕著に現れる領域だからで本研究の目的は、原始銀河団のコアを探査する新ある。近傍の銀河団では、メンバー銀河のほとんどしい手法を開発し、そこに属する銀河の性質を明らが星形成を止めており、楕円銀河となっている。一かにすることである。このために本研究では DMH方で、このような銀河団銀河に特有の性質がいつ・どの質量進化に着目し、z=0 までに十分銀河団に進化のように生じたのかを理解するためには、より高赤することが予想される重い DMH を z ∼ 2 で同定す
方偏移の宇宙で銀河の性質を調べなければならない。 ることを目指した。本研究では ﬂat な ΛCDM 宇宙z ≳ 2 では、z=0 までに銀河団の一部となる領域 論を仮定し，Ω = 0.3, Ω = 0.7 を採用する。まMΛ
のほとんどはまだ緩和しておらず、既に緩和した一 た距離に言及する際、共同距離であるか物理距離で部の重い DMH を含む、∼ 10 Mpc にわたって広がっ あるかを明示する場合、cMpc、pMpc のように表記た構造として存在している。このような高赤方偏移2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
する。

サンプル

3

本研究では，COSMOS 領域における 2015 年版銀2

原始銀河団コア
銀河団は一般に「質量が Mvirial ≳ 1014 M⊙ まで成長したビリアル系」と定義される (Overzier 2016)。
一方で銀河団の高赤方偏移における対応天体である
原始銀河団については、その構造の大部分はいまだ緩和しておらず ∼ 10 Mpc に広がっている。したがって銀河団の祖先である原始銀河団は、「z=0 までにビリアル化して質量が Mvirial ≳ 1014 M⊙ となるが、いまだ全体は緩和していない系」と定義される。一方で、原始銀河団の中でも特に密度が高い領域では早期に重い DMH が誕生し、z ∼ 2 で既に MDMH ∼ 1013 M⊙に達するものも存在する。このような原始銀河団の中で最も重い DMH を原始銀河団のコアと呼称する。

DMH 進化の代表的なモデルである Extended
Press-Schechter モデルによると、MDMH ≳ 2 − 3 ×
1013 M⊙ の DMH は、典型的に MDMH ≳ 1014 M⊙
程度の DMH に進化することが予想される。これは銀河団の DMH 質量に相当するため、z ∼ 2 で

MDMH ∼ 2 − 3 × 1013 M⊙ を持つような重い DMH
は、典型的には原始銀河団コアであるとみなすことができる。本研究では、このような DMH の質量進化の観点から、z = 0 までに MDMH ≳ 1014 M⊙ とな

河カタログ (Laigle et al. (2016)；以下 L16 とする) を用いた。COSMOS 領域にはおよそ 2 deg2 にわたる
広いサーベイエリアにおいて、X 線から電波に至るまでの多波長の深い撮像データが蓄積されている。L16
カタログは COSMOS 領域において Subaru およびUltraVISTA から得られた zYJHKs-band のイメージ
から天体を検出し、各天体について近紫外線から近赤外線までの約 30 バンドに及ぶ深い撮像データを用いることで、星/銀河の分類、星質量や photometricredshift の計算などを行なっている。これらにより、
L16 カタログには 1 < z < 6 について 50 万個を超える銀河が含まれる。
本研究では、L16 カタログに含まれる銀河のうち、恒星などに対するマスクと UltraVISTA の観測領域を考慮した ∼ 1.58 deg2 の領域に存在する銀河のみを用いた。また解析に用いる全ての天体を mag(Ks ) <24.0 を満たすものに限定した。これは L16 で用いている UltraVISTA のイメージには、観測が浅い領域（3σ 限界等級：mag(Ks ) = 24.0）と深い領域（3σ 限界等級：mag(Ks ) = 24.7）とが混在しているため、場所ごとに天体の絶対数にバイアスがかかることを回避するためである。

るような DMH を原始銀河団コアと定義する。
本研究では、以下のようなアイデアに基づいて原始銀河団コアを探す。アバンダンスマッチングなどの手法によると、MDMH ≳ 1013 M⊙ の DMH にホストされる中心銀河は典型的に M∗ ≳ 1011 M⊙ の星質量を持つ (Behroozi et al. 2013)。しかし逆に、M∗ ≳ 1011 M⊙ の銀河が属する DMH の質量範囲は
MDMH ≳ 1012−14 M⊙ と幅広く、M∗ ∼ 1011 M⊙ の

3.1

重い銀河

本研究で用いた重い銀河のサンプルは、M∗ ≥ 11.0
かつ 1.5 ≤ z ≤ 3.0 を満たすものである。選び出された重い銀河の総数は 1745 個である。これら重い銀河は全て十分に明るいため、今回の redshift 範囲でコンプリートなサンプルになっている。

ような重い銀河を見つけたからといって、必ずしもそれが原始銀河団コアに属しているとは限らない。そこでより重い系を見つけるために、M∗ ≳ 1011 M⊙

3.2銀河の星形成活動による分類の銀河が、典型的な原始銀河団コアの DMH の大き

L16 カタログでは、NUV-r/r-J の二色図によってさに対して十分狭い領域に複数存在する領域をコア

星形成銀河と非星形成銀河を分類している。この手の候補とみなすことにする。このようにして見つけ

法では、ダストを多く含む星形成銀河と非星形成銀たコア候補が真に重い DMH に属しているかは、ク河を混同することなく星形成/非星形成の分類を行う

ラスタリング解析によって確かめる。より詳しい解ことができる。本研究では銀河の星形成活動と環境

析法は第４章「解析」で記述する。

の関係を調べるために、この分類を用いた。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

z∼2
フィールド
100億年前z=0
現在∼ 1 Mpc∼ 10 Mpc

進化∼ 0.2 Mpc

コア$%&' ∼ 1×10+, $./0

成長した銀河団

DMH$%&' ∼ 2×10+2 $./0 渦巻銀河

原始銀河団

楕円銀河

図 1: 銀河団進化の模式図。z ∼ 2 において銀河団は ∼ 10 Mpc に広がった構造として存在する。そのうち

MDMH ≳ 1013 M⊙ を持つような重い DMH であるコアは、z=0 までに銀河団へと成長する。

4

解析

4.1

重い銀河のペアの背後に存在する DMH の質量を推定するための手法の一つである。本研究では、原始銀河団コア候補

原始銀河団のコアとみなせるような銀河のグループを探すために，以下のような手続きを行った。

の DMH 質量を推定するためにこの解析を行った。

Landy & Szalay (1993) では、天体の角度二点相
関関数（自己相関関数）ω ACF を求める方法として次のような推定式を提案している。

1. ある銀河に着目し，その銀河を中心として半径∆θ = 30” ，奥行き ∆z = 0.24 の円筒内にある銀河 (「隣接銀河」と呼ぶ) を数える。

ω ACF (θ) =DD(θ) − 2DR(θ) + RR(θ)
RR(θ)

(1)

2. 隣接銀河の数が多い銀河から順に，中心銀河及

ここで、DD,DR,RR はそれぞれ、ある距離 θ だけびその隣接銀河をまとめて原始銀河団コア候補

離れたデータ点とデータ点、データ点とランダム点、とみなす。複数のコア候補に属する可能性があ

ランダム点とランダム点の（規格化された）ペアのる 銀河については，よりメンバー数の多いもの数である。銀河の角度二点相関関数は power-law のの方に属するものとする。

関数形

ω(θ) = Aω θ−β + IC

3. まとめたメンバー銀河の位置・redshift の平均を
原始銀河団コア候補の位置・redshift とする。

(2)でよく表される。ここで、IC は integral constraintと呼ばれる量であり、サーベイエリアが有限である

ここで、半径 ∆θ = 30” はコアに相当する重いことに起因して大スケールでの相関関数が過少評価

DMH のビリアル半径が ∼ 0.2 − 0.3 pMpc である

される影響を補正する項である。観測データの ﬁt かこと、あまり大きな半径では射影の効果によるコンらクラスタリング強度 Aω を求めることができる。同

タミネーションが増えることを考慮して設定した。ま様に異なる天体 (データ１、データ２) の分布の相互た奥行き ∆z = 0.24 はサンプル銀河が持つ redshift

相関関数は以下の式で推定される。

の不定性を考慮して設定したものである。

ω CCF (θ) =4.2

クラスタリング解析

D1 D2 (θ) − D1 R(θ) − D2 R(θ) + RR(θ)
RR(θ)
(3)

ここで、D1 D2 、Di R はそれぞれ、ある距離 θ だけ

クラスタリング解析は、天体の空間分布を定量化

離れたデータ１点とデータ２点、データ i 点とランダしたものである二点相関関数を用いることで、天体

ム点との（規格化された）ペアの数である。この相2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
互相関関数について式 (2) で ﬁt することで、相互相に対するフィールド銀河の寄与は差し引いた。これ

関関数の強度 ACCFを計算できる。この時、データ
ωをフィールド銀河の星質量関数と比較すると、コア

１点の自己相関関数の強度と相互相関関数の強度がに属す銀河の星質量関数はフィールド銀河の物と比求まっていれば、たとえデータ２点のサンプル数がべて top-heavy な形を持っていることがわかった。こ

少なく、自己相関関数を直接計算できない場合でも、 れは、原始銀河団コアには相対的に重い銀河が多い√ことを意味する。このことは、コアでは重い銀河が
ACCF
ω
Aobj2
=
(4)
できやすいか、または軽い銀河が潮汐力による破壊
ω
Aobj1
ω
や衝突合体の影響で減少していることを示唆する。
から Aobj2を推定することができる。
ω
ある天体の背景にある DMH の質量は、この自己相関の強度について単調に増加する。したがって、自己相関の強度が求まればいくつかのモデルを仮定することで（ここでは詳細には述べない）DMH 質量を計算することができる。

6.2

星形成活動

星質量関数を調べるために用いたものと同様の銀河を用いて、星形成を止めた銀河の割合を計算した。
フィールド銀河ではその値が 5% であるのに対し、コアに属する銀河では 16% であった。これは、コア環

5

結果

5.1

原始銀河団コア候補

重い銀河のペアを用いることで、原始銀河団コア
候補を 76 個探し出した（それらの分布については本稿では示さない）。

境では銀河はより星形成を止める傾向にあることを意味する。
このことを前出の星質量関数と合わせて考えると、
原始銀河団コアの銀河は z ∼ 2 という比較的高赤方偏移に存在するにも関わらず、近傍の銀河団銀河と似た傾向を持つといえる。すなわち、原始銀河団のコアでは z ∼ 2 においてすでに環境の効果が効いていることが示唆される。

5.2

原始銀河団コア候補のクラスタリング
解析

今回見つけた原始銀河団コア候補の DMH 質量をReference

推定するために、コア候補と 10.2 < log(M∗ /M⊙ ) <Behroozi, P. S., Wechsler, R. H., & Conroy, C. 2013,
ApJ, 770, 57

11.0 かつ 1.5 ≤ z ≤ 3.0 の銀河との相互相関を調べ

Dressler, A. 1980, ApJ, 236, 351

た。相関の強度からコア候補の DMH 質量を推定す
ると、∼ 2.5 × 1013 M⊙ であった。この質量の DMH
が z=2 に存在する場合、z=0 までに獲得する典型的な質量を Extended Press-Schechter モデルを用いてLaigle, C., McCracken, H. J., Ilbert, O., et al. 2016,
ApJS, 224, 24
Landy, S. D., & Szalay, A. S. 1993, ApJ, 412, 64

計算すると、≳ 1014 M⊙ であることが確かめられた。 Muldrew S. I., Hatch N. A., Cooke E. A., 2018, MNRAS, 473, 2335

原始銀河団コアのメンバー銀河

6

の性質
6.1

星質量関数

原始銀河団コアの中心から 0.3 pMpc 以内に存在する銀河の星質量関数を調べた。この時、星質量関数

Overzier, R. A. 2016, A&AR, 24, 14
Wang, T., Elbaz, D., Daddi, E., et al. 2016, ApJ, 828,56

——–index

a15
z = 2.4 53W002 原始銀河団における大質量銀河の星形成の調査
愛媛大学大学院理工学研究科研究科
米倉 直紀

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

z = 2.4 53W002 原始銀河団における大質量銀河の星形成の調査
米倉 直紀 (愛媛大学大学院理工学研究科研究科)

Abstract
銀河団のような高密度環境における大質量銀河の形成と進化を解明するために、z = 2.4 53W002 原始銀河団において Subaru/S-Cam の B, V, i′ バンド と Subaru/MOIRCS の J, H, Ks バンドの撮像データを解析して大質量銀河の探査と星形成の調査を行った。近赤外線のカラーから原始銀河団に属する z ∼ 2.4 の大質量銀河候補を 96 天体選出した。選出した大質量銀河の可視近赤外線のカラーを種族合成モデルによるカ
ラートラックと比較することで、星形成を調査した。その結果、選出した銀河の中でも (J − Ks)AB > 2 と近赤外線のカラーが非常に赤い銀河はダスト+星形成銀河のモデルのカラーと一致することが分かった。一方で星形成を終えた銀河のモデルのカラーと一致したのは (J − Ks)AB ∼ 1.5 のカラーを持つ銀河であった。
さらに選出した銀河の空間分布を比較すると、ダストに覆われた銀河と星形成を終えた銀河は少しずれて分布していることが分かった。これは原始銀河団の中でも場所ごとに大質量銀河の進化段階が異なることを示唆しているのかもしれない。

1

Introduction

たのかはわからない。すでにこの時代において星形成をやめた大質量銀河が形成されている可能性もあ近傍の銀河団では、銀河の性質と銀河周囲の環境には相関がある。例えば銀河団のような高密度環境
では低密度環境と比較して「楕円銀河」や「星形成をやめた銀河」、「大質量銀河」の割合が高いという傾向が見られる。また、色等級図上では銀河団に存在する。そこで星質量に敏感な近赤外線を用いることで

53W002 原始銀河団で大質量銀河の探査を試みた。
さらに z = 2.4 では静止系紫外線に対応する可視光のデータも組み合わせることで大質量銀河の星形成を調査した。

る星形成を終えた大質量銀河によって red sequenceが構成される。これは銀河の色の分散は非常に小さ
く、明るさが同じであれば大質量銀河の性質はきわめて似ているということを意味する。しかし高密度
環境の大質量銀河がいつ、どのようにしてこのよう

2

Data
解析に用いたデータは Subaru/S-Cam (Suprime′

な性質を持つようになったのかは解明されておらず、 Cam) の B, V, i バンドと Subaru/MOIRCS (Multi高密度環境における大質量銀河の形成と進化は明ら Object Infrared Camera and Spectrograph) のかにされていない重要な問題である。大質量銀河をJ, H, Ks バンドの撮像データである。それぞれの視構成する古い星は z ∼ 2 までに形成されたと考えら

野は図 1 のようになっている。MOIRCS は Mawatari

れていることから、z > 2 の原始銀河団の観測は大et al. (2012) で見つかった LAEs 構造のうち、最も質量銀河の形成と進化の理解につながる。

密度の高い領域をカバーするように観測されている。

今回我々は z = 2.4 にある 53W002 原始銀河団に注

大質量銀河の選出は近赤外線のカラーを用いて行う

目した。53W002 原始銀河団では電波銀河 53W002 周

ため、MOIRCS の視野およそ 70 平方分角で大質量

囲で Lyα 輝線銀河 (Lyman Alpha Emitters : LAEs)

銀河の性質を調査した。測光には SExtractor (Bertinの大規模構造が発見されている (Mawatari et al.

& Arnoults 1996) を用い、天体の検出は Ks バンド′′
2012)。LAEs は質量の若い星形成銀河であると考え で行い、各バンド 2 直径で測光した。

られているため、LAEs のみに注目してしまうと大質量銀河がどのように質量を獲得し、進化していっ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: LAEs の密度分布と S-Cam,MOIRCS の視野。
灰色が LAEs の密度分布のコントア、青の線が S-Cam

図 2: JHKs のカラーカットにより選出された銀河。

の視野、赤の線が MOIRCS の視野を表している。

赤とオレンジのプロットが選出された銀河である。オ
レンジは J バンドで検出されなかった天体。青色の3線が (1) 式を表す。灰色は Ks バンドで検出された天Analysis体を示す。

大質量銀河の選出には Kajisawa et al. 2006 の近赤外線カラーカット (1) 式を採用した(J − Ks)vega > 1.5(J − Ks)vega > 2(H − Ks)vega + 0.5(1)

この方法は z = 2.4 において Balmer/4000Å breakが J バンドと H バンドの間に入ることを利用して銀河を選出している。この二つの break は年齢が上がり、古い星や金属量が増加するほど break が大きくなる。(1) 式のように J − Ks で赤く H − Ks で青い天体を選出すれば、z ∼ 2.4 の大質量銀河の選出が期

図 3: z = 2.4 の星形成銀河のモデルスペクトルと、待される。またこの方法は Balmer/4000Å break が観測フィルターの応答関数。灰色の線は z = 2.4 に入る銀河を選出しているので z ∼ 2.4 のある程度星おける星形成銀河のモデルスペクトルを表している。

形成をしている銀河も選んでいる。この方法を用いることで大質量銀河候補を 96 天体選出した。(図 2)のカラーは星形成の活動性を表す比星形成率に相当

さらに選出した銀河の星形成を調査するために、可する値となる。選出した銀河のカラーを種族合成モ

視近赤外線の 2 色図上で選出した銀河のカラーと種

デルのカラートラックと比較することで、銀河の星族合成モデル (Bruzual & Charlot 2003) のカラート形成を調査した。

ラックを比較した。z = 2.4 の星形成銀河のモデルス
ペクトルと各バンドのフィルターの関係を表したのが
図 3 である。J − Ks のカラーは間に Balmer/4000Å

break を挟んでおり、break の大きさを表す指標になる。V, i′ バンドは z = 2.4 においては静止系紫外線に対応し、V − i′ のカラーは静止系紫外線のスロープを表す。また Ks バンドは星質量と相関があり、V −Ks

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 左 : (J − Ks)AB vs KsAB のグラフを表す。赤が選出した JHKs 銀河、オレンジが J バンドで検出されなかった JHKs 銀河、灰色は Ks バンドで検出された天体を表す。中央 : (J − Ks)AB vs (V − Ks)ABのグラフを表す。線は種族合成モデルのカラートラックを表している。水色が一定の割合で星形成をするモ
デル、茶色は e−t/1Gyr に比例して星形成を行っている銀河のモデル、黄色が星形成をしていない銀河のモデルを表す。破線はそれぞれのモデルに E(B − V ) = 0.25、点線+破線は E(B − V ) = 0.5 の赤化の影響を加えたモデルである。右 : (J − Ks)AB vs (V − i′ )AB のグラフを表す。

4

Result & Discussion

4.1

JHKs 銀河の可視近赤外線カラー

選出した銀河の可視近赤外線の色等級図と 2 色図
上での分布は図 4 のようになった。図 4 の左側の図が (J − Ks)AB vs KsAB の色等級図である。(J −Ks)AB > 2 のところに red sequence ようなものが見られた。図 4 中央の可視光も含めた (J − Ks)AB vs

4.2

JHKs 銀河の空間分布と LAEs 構造の比較選出した銀河のカラーと種族合成モデルのカラートラックとの比較から、JHKs 銀河を 2 色図上で「星形成銀河」、「ダスト+星形成銀河」、「星形成を終えた銀河」の 3 つに分類した。その結果、図 5 のようになった。

(V − Ks)AB の 2 色図上では (J − Ks)AB > 2 の redsequence を構成している銀河はそれ以外の銀河と比較して (V − Ks)AB のカラーが突出して赤いわけではないように見える。同様に図 4 右側の (J − Ks)ABvs (V − i′ )AB の 2 色図上でも (J − Ks)AB > 2 の銀河はそれ以外の銀河よりも (V − i′ )AB のカラーが特別赤いわけではないことが分かった。
また、種族合成モデルのカラートラックと選出した銀河を比較した結果、(J − Ks)AB > 2 の銀河はダスト+星形成銀河のカラートラックと一致することが分かった。これらの銀河が星形成をやめた銀河であるなら、可視近赤外線のカラーが (V − Ks)AB ∼ 8、

(V − i′ )AB ∼ 3 となるほど赤い必要がある。一方で

図 5: 種族合成モデルをもとに銀河を分類した結果。

(J − Ks)AB ∼ 1.5 の銀河が星形成を終えたモデルの 青の領域が「星形成銀河」、緑が「ダスト+星形成」、
赤が「星形成を終えた銀河」の領域を表す。
カラーと一致することが分かった。
分類した銀河の空間分布を LAEs の構造と比較する

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校と図 6 となった。
「星形成銀河」と「ダスト+星形成に対して SED fitting を行うことで星形成率や星質銀河」は LAEs 構造のピークに沿うように分布して量、年齢などを求め、より定量的な議論を行っていいるのに対して、「星形成を終えた銀河」は LAEs 構

く予定である。

造のピークから少し外れて分布していた。
これは原始銀河団において LAEs 構造のピークの場所とピークから少しずれた場所で星形成の進行度

Reference

合いに差があるということになる。つまり原始銀河

Bruzual & Charlot 2003, MNRAS, 344, 1000団の中でも場所ごとに銀河の進化段階に違いがある
ことを示唆している。

Bertin & Arnoults 1996, A&AS, 117, 393
Kajisawa et al. 2006, MNRAS, 371, 577
Mawatari et al. 2012, ApJ, 133, 759

図 6: 分類した銀河の空間分布と LAEs の密度分布の比較。それぞれの色は図 5 で分類した銀河を表す。
マーカーの大きさは Ks バンドの等級を反映している。視野ごとに深さが異なるので KsAB < 23.3 の銀河に限定してプロットしている。灰色のコントアはLAEs の密度分布を示している。

5

Conclusion
高密度環境における大質量銀河の形成・進化の解明を目的として、53W002 原始銀河団に対して近赤
外線カラーにより 96 個の大質量銀河候補を選出した。それらの天体に対して可視近赤外線のカラーから星形成の調査と LAEs 構造との分布の比較を行った。その結果、「星形成銀河」、「ダスト+星形成銀河」
は LAEs 構造のピークに沿っていたのに対して、「星形成を終えた銀河」の分布は LAEs 構造から互ずれて分布していることが分かった。これは原始銀河団の中でも場所ごとに大質量銀河の進化段階に違いがあることを示唆している。今後選出した JHKs 銀河

——–index

a16z ∼ 1.4 の星形成銀河における分子ガス
clump の発見
京都大学大学院 理学研究科 宇宙物理学
教室
牛尾 海登

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校z ∼ 1.4 の星形成銀河における分子ガス clump の発見
牛尾 海登 (京都大学大学院 理学研究科 宇宙物理学教室)

Abstractz ∼ 1 − 3 の星形成銀河の約半数を占める clumpy 銀河についてダークマターハロー等からの gas 降着によってできた gas-rich な円盤の重力不安定性により clump が形成されるという理論的モデルがある。分子ガスのclump を見つけ、このモデルを検証するために我々は z = 1.4 の大質量星形成銀河 (Mstar ∼ 2 × 1011 M⊙ ,SFR∼ 300 M⊙ /yr) に着目した。過去の CO(5-4) の観測でこの銀河には分子ガス clump の兆候が見られていた。この分子ガス clump の性質をより詳しく探るために、ALMA で CO(2-1) の観測を行った。その結果、分子ガス clump を 6 つ検出した。分子ガス clump の物理量の平均値は、deconvolved size ∼ 2.3 kpc, Mmol ∼1.5 × 1010 M⊙ であった。また、銀河全体の分子ガス質量は ∼ 1.5 × 1011 M⊙ であり、gas-rich(fgas ∼ 0.4)であることがわかった。分子ガスの運動状態は回転が支配的であり円盤状であると考えられる。その回転速
度は r ∼ 5 kpc で vrot ∼ 250 km/s であり、ガスの速度分散 (∼ 50 km/s) 等から計算される円盤の Toomreの Q 値は Q ∼ 0.1 であった。これらの結果は重力不安定による clump 形成のモデルを支持する。

1

1 − 100 M⊙ /yr である (e.g., Guo et al. 2018)。

Introduction
今日観測される円盤銀河はいつ、どのような過程を経て形成されたのだろうか？各赤方偏移におけるUV luminosity function の観測から宇宙の星形成率
密度のピークは z ∼ 1 − 3 であるということが分かっている (e.g., Madau & Dickinson 2014)。また、z ∼ 2 − 3 から現在の円盤銀河のようなものが現れ始め、z ∼ 1 − 2 では可視でバルジや円盤のような構造が観測されている (e.g., Cameron et al. 2011)。
これらの観測結果から今日の円盤銀河は z ∼ 3 からz ∼ 1 にかけて進化し形成したと考えられる。
理論的には、ダークマターハローやその外からの冷たいガスの降着によりガス円盤が形成され、重力不安定によりガス円盤の中に clump が形成される。そしてその中で星が形成され、clump はやがて dynam-

ical friction によって銀河中心に落ちていき、バルジを形成すると考えられている (e.g., Noguchi 1999;

Bournaud et al. 2014)。
HST による高空間分解能・高感度観測により、z ∼1 − 3 の星形成銀河のおよそ半数には、UV で明るいキロパーセクスケールの星形成領域の clump があることがわかった (e.g., Elmegreen et al.

2007)。

観測によるとこれら clump の一般的な物理量は、恒星質量 ∼ 108−10 M⊙ 、size ∼ 1 − 2 kpc、SFR ∼ところで、z ∼ 1 − 3 の星形成銀河において星の材料である分子ガスはどのような構造・物理的性質を持つのだろうか？z ∼ 1 − 3 の主系列銀河に対して分子ガスの観測が行われ始め、その質量割合 (fgas =Mgas
Mgas +Mstar ) は近傍銀河 (fgas ∼ 0.1) に比べ、かな

り高い (fgas ∼ 0.5) ということがわかってきた (e.g.,

Tacconi et al. 2013; Seko et al. 2016)。clump がガス円盤の重力不安定性によりできたとするならば、初めに分子ガス clump が形成され、分子ガス clump の中で形成された星が、UV で観測される stellar clumpとなると考えられる。重力不安定性のシナリオをテストするためにもこれらの銀河に対してキロパーセクス
ケールで分子ガスを観測する必要があるが、z ∼ 1−3の星形成銀河・clumpy 銀河で分子ガス clump を観測した研究は非常に限られている。
そこで、我々は Subaru-XMM/Newton Deep Sur-vey (SXDS) 領域にある z = 1.450 の大質量星形成
銀河 (SXDS1 13015; Mstar ∼ 2 × 1011 M⊙ , SFR∼

300 M⊙ /yr; Yabe et al. (2012)) に着目した。この銀河は Seko et al.

(2016) による Atacama Large
Millimeter/submillimeter Array (ALMA) の CO(54) 輝線観測が行われており、position-velocity (PV)
図上で分子ガス clump のような構造が見えている2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

度が良くなかった。この研究では、分子ガス clump

本研究では宇宙論パラメータとして、Ωm = 0.3,

0.8

40.0"

0.6

40.0"

0.4
0.2

0.1

40.5"

41.0"

0.0

41.0"

41.5"

0.1

41.5"

13.70s

13.65s
13.60sRA (J2000)

2h17m13.55s

0.0
0.2
0.4
13.70s

13.65s
13.60sRA (J2000)

2h17m13.55s

200 0 200
velocity [km/s]

400

1.50

0.4

1.25
1.00
flux density [mJy/beam]

flux density [mJy/beam]

0.3

Observation and Data Reduction

39.5"

40.5"

ΩΛ = 0.7, H0 = 70.0 km/s Mpc−1 を用いており、
z = 1.450 では 8.45 kpc/” である

0.2

Dec (J2000)

0.3

Jy/beam km/s

CO(2-1) 輝線の観測を行った。

2

1.0-5°09'39.0"

0.4
39.5"
Dec (J2000)

を検出し、その物理的特徴を調べるために ALMA で0.5-5°09'39.0"

Jy/beam km/s

が、分子ガス clump を有意に検出できるほど観測感

0.2
0.1
0.0
0.1

0.75
0.50
0.25
0.00
0.25
0.50

800

600

400

200 0 200
velocity [km/s]

400

600

800

800

600

400

600

800

ALMA による CO(2-1) の観測は Cycle 3 期間中に行われた (ID: 2015.1.01129.S, PI: K. Ohta)。アン

図 1: Top: CO(2-1) (左) および CO(5-4) (右) の積分

テナ配置から計算される角分解能は ∼ 0.”55、maxi-

強度マップ。輝線プロファイル (下) で赤く塗られた
mum recoverable scale (MRS) は ∼ 11” である。周 速度範囲で積分している。Contour は 3σ, 7σ, 11σ, ...
波数分解能は 564.453 kHz で、∼ 1.8 km/s に相当 を示している。左下の黒楕円は synthesized beam のする速度分解能である。CO(5-4) のデータは Seko et

大きさを表している。Bottom: CO(2-1) (左) およびal. (2016) によるものを用いた。

CO(5-4) (右) の輝線プロファイル。SXDS1 13015 か
ALMA のデータは Common Astronomy Software らの輝線が赤く示されている。
Applications (CASA; McMullin et al. 2007) を用い√て解析された。CO(2-1)、CO(5-4) のデータに対し
FWHMmajor FWHMminor = (4.0 ± 0.5) kpc となって CASA のタスク tclean を用いて 25 km/s ビンの た (エラーはフィッティングエラーのみを含む)。
チャンネルマップを作成した。この時、weighting パラ銀河のガス質量を求めるために以下の式を用いた。
)
メータとして robust = 0.5 を採用した。また、CO(5- ()() (L′CO(1−0)
αCO
Mmol
=
4) のデータについては CASA のタスク uvcontsubM⊙M⊙ /(K km s−1 pc2 )K km s−1 pc2を用いてダスト連続光を取り除いている。CO(2-1)(1)()と CO(5-4) の synthesized beam size はそれぞれ、(ν)−2 ( D )2
L′CO(1−0)
rest:CO(1−0)
L= 3.25 × 107
0.”61 × 0.”52 and 0.”84 × 0.”60 となった。
K km s−1 pc2
GHz
Mpc
(
)
SCO(2−1) ∆v−1 −1(1 + z) R21
Jy km/s3 Results(2)3.1

銀河全体のガスの性質

図 1 に示されている CO の積分強度マップと輝線プ
ロファイルが得られた。CO(2-1) の輝線プロファイル
が２つのピークを持ち軸対称であることからガスは円盤状になって回転していると考えられる。積分強度
マップに対して 2 次元 Gaussian をフィッティングすると、CO(2-1) と CO(5-4) の flux (Sν ∆v) はそれぞれ(1.03 ± 0.05) Jy km/s, (1.2 ± 0.2) Jy km/s となった。
また CO(2-1) の deconvolved FWHM は FWHM =ここで、αCO は CO-to-H2 conversion factor であり、この研究では金属量依存性を考慮した式 (Gen-zel et al.

(2012) の Equation (7)) を用いて2.7M⊙ /(K km s

−1pc2 ) とした。また、R21 は CO(2-1)/CO(1-0) flux 比であるが、CO(5-4)/CO(2-1) flux
比 (R52 ) が ∼ 1 であることから銀河の CO 励起はMilky Way like であると仮定し (Carilli & Walter2013)、銀河のガス質量を求める際には R21 = 2 とした。SXDS1 13015 のガス質量は (1.54 ± 0.07) ×

1011 M⊙ と計算された。ただし、このエラーには2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
フィッティングのエラーだけが含まれており、αCOR21 = 3 とした。また、空間分解能が十分でないたや R21 の不定性は考慮されていない。

め、分子ガス clump のサイズ (deconvolved FWHM)

ガスの速度場が図 2 に示されているが、major axisにはおよそ 100%のエラーが含まれている。平均するに沿って明らかな速度勾配が見られる。中心から ∼とガス質量は 1.5 × 1010 M⊙ 、FWHM は 2.3 kpc と2 kpc(∼ 0.”24) の位置で ∼ ±130 km/s の速度で運動 なる。
していることから、剛体回転を仮定すると、ガスは∼ 1 × 108 yr の周期で回転していることがわかった。
300
200

39.5"

100

40.0"

0

100

40.5"

200

41.0"
41.5"

velocity [km/s]

Dec (J2000)-5°09'39.0"300
13.70s

13.65s 13.60s2h17m13.55s
RA (J2000)

MC6

velocity (km/s)

200

MC5
MC4
MC3
MC2
MC1

-200
-1.5

図 3: 分子ガス clump の CO(2-1) 積分強度マップ。

Contour は各マップの 3σ, 5σ, 7σ, ... を示す。

0

-1

-0.5
0
0.5
OFFSET (arcsec)1

図 2: Top: CO(2-1) の速度場。黒線は銀河の major

axis を示している。Bottom: major axis に沿った

4

Discussion

4.1

UV clump との比較

本研究で見つかった分子ガス clump と rest UV で観PV 図。薄い contour は σ, 3σ を、 濃い contour は 測されている stellar clump の関係を調べるために両5σ, 7σ, 9σ を示す。6 つの分子ガス clump(MC1 − 6) 者の比較を行った。Guo et al. (2018) による z ∼ 1−3が検出された。

の stellar clump の大規模サンプル研究の結果、stellar

clump は一般的に 108−10 M⊙ の恒星質量を持ち、サイズは ∼ 1 − 2 kpc であることがわかっている。本研

3.2

分子ガス clump

究の分子ガス clump(ガス質量で 1.5×1010 M⊙ 、サイズは 2.3 kpc) と比較すると、stellar clump の方が少major axis に沿って PV 図を作ると図 2 のように し軽く小さいということが言える。分子ガス clump
なった。PV 図上で速度方向に目で見て分子ガスを の中で星形成が起き、一部のガスが恒星になること分解すると、6 つの分子ガス clump(MC1 − 6) が検で stellar clump が形成されるのではないかと考えら出された。それぞれの分子ガス clump が存在する速れるが、分子ガス clump の中でどのくらい星形成が度領域を決定し、CO(2-1) の積分強度マップを作成

起きていて、実際に stellar clump になりうるのかとすると図 3 のようになった。章 3.1 と同様に CO のいうことはわかっていない。

flux を求め、ガス質量を計算した結果が表 1 にまとめてある。ただし、低 CO 励起 (R52 ∼ 1) の分子ガス

clump(MC4 − 6) については R21 = 2、高 CO 励起(R52 ∼ 2) の分子ガス clump(MC1 − 3) については

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 銀河と分子ガス clump のガス物理量
速度領域

SCO(2−1) ∆v a R52 b

Mmol aFWHMc(km/s)(Jy km/s)(1010 M⊙ )(kpc)

galaxy[-325,325]

1.03 ± 0.05

1.1

15.4 ± 0.7

4.0 ± 0.5MC1[-225,-175]

0.16 ± 0.01

1.9

1.6 ± 0.1

2.7

MC2
MC3

[-150,-125][-100,-50]

0.074 ± 0.005
0.119 ± 0.007

2.1
1.9

0.74 ± 0.05
1.18 ± 0.07

1.5
2.9

MC4

[50,100]

0.14 ± 0.01

0.70

2.0 ± 0.1

2.6

MC5

[150,175]

0.084 ± 0.004

0.94

1.26 ± 0.06

2.0

MC6

[225,275]

0.159 ± 0.009

1.0

2.4 ± 0.1

2.3

ID

a エラーはフィッティングエラーのみである。
b 値に含まれるエラーはおよそ 20%である。

√
FWHMmajor FWHMminor )、分子ガス clump について値に含まれるエラーはおよそ 100%である。

c deconvolved FWHM (=4.2

重力不安定性シナリオの検証

5

対象銀河における分子ガスの質量割合を計算する
M

Conclusion
分 子 ガ ス clump を 観 測 す る た め に CO(5-4)

gasと、fgas = Mgas +M∼ 0.43 となった。この値はstarの観測でその兆候が見られていた星形成銀河

近傍の銀河での値 (fgas ≲ 0.1) に比べてかなり大き(SXDS1 13015) に対して CO(2-1) の観測を ALMA

く、対象銀河は gas-rich であることがわかった。

で行った。その結果、6 つの分子ガス clump(平均すまた、銀河のガス円盤の重力不安定性を議論する

ると Mmol = 1.5 × 1010 M⊙ , deconvolved FWHM

ために Toomre の Q パラメータの計算を行った。ガ= 2.3 kpc) を検出した。銀河は gas-rich(fgas = 0.43)

ス円盤の Toomre の Q パラメータは式 3 で表され、 であり、ガス円盤は重力不安定 (Q ∼ 0.6) であった。

Q < 1 であれば不安定、Q > 1 であれば安定となる。 これらの結果は gas-rich な円盤の重力不安定性によっQ=

σgas
πGΣgas /κ

て clump が形成されるという理論シナリオを支持

(3)

する。

ここで、σgas はガスの速度分散、Σgas はガス面密度、

κ はエピサイクル振動数である。σgas として分子ガス
clump の典型的な速度方向への広がり (∼ 50 km/s)、
Σgas として銀河のガス質量を見かけの面積で割ったReference
Madau & Dickinson 2014, ARA&A, 52, 415

値 (∼ 8.1 × 109 M⊙ kpc−2 )、κ として剛体回転を仮Cameron, Carollo, Oesch et al. 2011, ApJ, 743, 146

定した値 (κ = 2Ωgas ∼ 4.2 × 10−15 rad/s) を用いて

Noguchi 1999, ApJ, 514, 77

計算すると、Q ∼ 0.06 となった。このことからガス

Bournaud, Perret, Renaud et al. 2014, ApJ, 780, 57

円盤は重力不安定であると考えられる。

Elmegreen, Elmegreen, Ravindranath & Coe 2007, ApJ, 658,763

これらの結果から、分子ガス clump は gas-rich な
円盤が重力不安定性を起こすことによって形成され

Guo, Rafelski, Bell et al. 2018, ApJ, 853, 108

たと考えられる。

Tacconi, Neri, Genzel et al. 2013, ApJ, 768, 74
Seko, Ohta, Yabe et al. 2016, ApJ, 819, 82
Yabe, Ohta, Iwamuro et al. 2012, PASJ, 64, 60
Genzel, Tacconi, Combes et al. 2012, ApJ, 746, 69
Carilli & Walter 2013, ARA&A, 51, 105

——–index

a17
ALMA を用いた z ∼ 3.2 のサブミリ波
銀河 AzTEC8 の構造解析
新潟大学大学院 自然科学研究科
小山 紗桜

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA を用いた z ∼ 3.2 のサブミリ波銀河 AzTEC8 の構造解析
小山 紗桜 (新潟大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
COSMOS 領域 (1.4 × 1.4 degree) に存在する z = 3.179 のサブミリ波銀河 (SMG) AzTEC8 について、
Atacama Large Millimeter/submillimeter Array (ALMA) を用いて 870 µm のダスト連続波を観測した。
0.015′′ -0.05′′ (116-385 pc) という高解像度で観測した結果、銀河内には複数のダストの塊 (クランプ) が存
在し、星形成の領域は 900 pc 程度の非常にコンパクトな領域に集中していることがわかった。また、各クランプでは Maximum Starburst (∼ 1000 M⊙ yr−1 kpc−2 ) に近いスピードで星形成が行われており、銀河全体の星形成率 (SFR) は 2373 M⊙ yr−1 を示すという驚くべき結果が明らかになった。

1

Introduction
遠方宇宙には爆発的に星形成を行なっている銀河(SMG) が存在し、サブミリ波で明るく輝く姿が観測されている。その中でも特に活発に星形成を行うものは 1000 M⊙ yr−1 を超える星形成率を示し、近傍宇宙の星形成銀河の性質とは大きく異なる。SMG の性質について理解を深めることは、衝突合体や宇宙の大規模構造に沿った質量降着など、銀河がどのようにして質量を獲得し成長していくのか、銀河の形
成・進化を理解する上で重要である。そのためには、銀河内における星形成のプロセスや空間分布の詳細を調べることが必要である。現在、これらの課題については、ALMA を用いて SMG を非常に高い空間分解能で観測し細部を研究することにより、大きく進展しつつある。

Younger et al. (2010) は Submillimeter Array(SMA) を用いて SMG AzTEC8 の観測を行い、そこから銀河全体のフラックスが F890µm = 17.7 ±2.3 mJy であるという結果を得た。このときのビー
ムサイズは 0.86′′ × 0.55′′ であり、分解能が足りなかったために内部構造を調べるには至らなかった。
その後 Iono et al. (2016) による ALMA を用いた観測では、0.017′′ × 0.014′′ という非常に高い分解能での観測が行われた。その結果 AzTEC8 の中心付
近には複数のクランプが存在し、銀河中心部のおよ
そ 200 pc の距離に 2 つの巨大なクランプが存在する
ことがわかった。しかし Missing Flux の影響により

F860µm = 1.63 ± 0.16 mJy と、90 %以上のフラック
スが拾えていなかった。そのため 2016 年 10 月に行なわれた ALMA による観測では、アンテナの基線長を短くして分解能を下げ、銀河の広がった構造を観測することで Missing Flux 問題の解決に努めた。
今回の研究では Iono et al. (2016) の観測データと2016 年 10 月の観測データを足し合わせてイメージ
ングすることで、銀河の広がった構造を拾いつつ内部の詳細な構造を描くことを目的とした。
本研究の観測対象である AzTEC8 は z = 3.179、

SFR = 2818 ± 66 M⊙ yr−1 、Mdust = 5.0 × 109 M⊙ 、
M∗ = 3.2 × 1011 M⊙ 、LIR = 2.8 × 1013 L⊙ である(Smolc̆ić et al. 2012; Toft et al. 2014)。AzTEC8 はCOSMOS 領域においてコンパクト且つ最も明るく、
重力レンズの影響を受けていない SMG である。このような非常に明るくコンパクト且つ大質量な銀河
は SFR が非常に高いため、SFR が銀河形成に与える影響を考えることは重要である。
ここでは H0 (ハッブル定数) = 67.8 km s−1 Mpc−1 、ΩM (物質密度パラメータ) = 0.315、ΩΛ (ダークエネ
ルギー密度パラメータ) = 0.685 を採用した (Planck

Collaboration : Ade et al. 2014)。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

ALMA Observations

3

本研究では、Extended configuration (EXT) と

Results
ALMA を用いて観測した EXT と COM の 2 つのCompact configuration (COM) のアンテナ配列で 2 データを、uv 上で EXT : COM = 1 : 0.2 の重みで足回に渡って観測した。EXT は AzTEC8 の内部構造

し合わせて AzTEC8 のイメージを作成した (図 1)。

を知ることを目的に 2015 年 11 月に行い、COM は

この結果より、AzTEC8 は内部に細かい構造を持つ

サイズやフラックスの測定を目的に 2016 年 10 月にことがわかった。また、3σ 以上の領域のフラックス行なった。観測データの諸元を以下の表 1 に示す。

は AzTEC8 全体 (13.3 ± 0.7 mJy; COM のみの観測データにおける全フラックス) の 36 %であったた

表 1: 観測データ
Data productRedshifta
1 arcsec
R.A. (J2000)
Decl. (J2000)
Band
Frequency
Beam (Position angle) :EXT
Beam (Position angle) :COM
Antenna configuration :EXT
Antenna configuration :COM
Number of antenna :EXT
Number of antenna :COM
Maximum baseline
Minimum baseline
Robustbab

め、細かい構造だけでなくその周りにも広がった構造としてフラックスが存在することがわかる。

3.179
7.7 kpc
9:59:59.3400+2:34:41.0007
343.769 GHz
0.017′′ ×0.014′′ (87◦ )0.194′′ ×0.160′′ (86◦ )C36-8/7
C40-6
48
429743.7 m
15.3 m0.5

Smolc̆ić et al. (2012)
CASA で使用する Robust パラメータの値。

4

Discussion
3σ 以上でビームサイズより大きく且つ 4σ 以上のピークを持つものをクランプとして評価し、図 1 にラベル付けした。各クランプの SFR や星形成率面
密度 (ΣSFR ) については表 2 に示す。この結果から、

AzTEC8 は Maximum Starburst (Eddington 限界に迫る Starburst ∼ 1000 M⊙ yr−1 kpc−2 ) に近いスピードで星形成をしていることがわかる。さらに、銀河内に複数存在するクランプにおいても、中央天体に匹敵するスピードで爆発的に星形成を行なっている
ことがわかった。
続いて、AzTEC8 のイメージングをする際に uv

taper = 0.05′′ として clean map を作成した。これに対し Sersic 則を用いて GALFIT によるモデリングをした結果を図 2 に示す。モデリングから、Re (有効半径) = 924 ± 6 pc、n (Sersic 指数) = 1.23 ± 0.01を得た。Sersic 指数が 1 に近いことは、AzTEC8 の輝度分布が円盤型の形態をしていることを示唆している。また、今回得られた AzTEC8 の Re との比較を行うために、他の明るい星形成銀河の Re と赤方偏移の関係を図 3 にプロットした。このプロットは、

high-z 側ほど Re が小さく、z が小さくなるにつれて銀河のサイズが成長していることを示す。ここで z= 3 付近に注目すると、AzTEC8 の Re は他の星形
成銀河に比べて非常に小さいことがわかる。さらに、
図 1: AzTEC8 の 870 µm 連続光画像。コントアは観測されたフラックスからガス質量を見積もるため、3σ から 1σ のステップで表示 (1σ = 16.5 µJy)。ビー Scoville et al. (2016) の式を用いて計算すると Mmol
ムサイズは 0.019′′ × 0.015′′ (71◦ )。
= 1.4 × 1011 M⊙ が得られた。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 2: クランプの評価
ID
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
CenteraTotalbab

Source Size
[kpc2 ]
0.01300.02170.00720.06000.01910.02020.02820.00650
0.01410.01480.932
10.7

Flux Density[µJy]
46.0 ± 2.3
76.0 ± 3.8
24.9 ± 1.2
20.6 ± 1065.2 ± 3.3
67.8 ± 3.4
89.1 ± 4.5
20.5 ± 1.0
43.8 ± 2.2
45.6 ± 2.3(4.13 × 103 ) ± 210(1.12 × 104 ) ± 560

Peak Flux[µJy]
84.5 ± 4.2
81.0 ± 4.1
77.1 ± 3.9
88.6 ± 4.4
86.3 ± 4.3
80.5 ± 4.0
78.5 ± 3.9
67.6 ± 3.4
67.7 ± 3.4
69.8 ± 3.5
206 ± 10136 ± 68

SFR
[M⊙ yr−1 ]9.75 ± 3.71
16.1 ± 4.8
5.28 ± 2.74
43.6 ± 8.4
13.8 ± 4.5
14.4 ± 4.7
18.9 ± 5.5
4.34 ± 2.59
9.28 ± 3.85
9.66 ± 3.95875 ± 692373 ± 173

ΣSFR[M⊙ yr−1 kpc−2 ]749 ± 285743 ± 223730 ± 380728 ± 140722 ± 237
710 ± 230670 ± 196
668 ± 399
659 ± 273652 ± 267
939 ± 47
222 ± 16

図 1 中央天体の ≥3σ の領域。
図 2 (左) の観測データにおける ≥3σ の領域。

図 2: Fitting により得られた Best fit model と ALMA data の比較。(左)ALMA data。コントアは (3, 5, 7, 9, 11,
15, 20, 25, 30, 40, 50, 55) × 1σ 、1σ = 23.2 µJy。ビームサイズは 0.074′′ × 0.052′′ (69◦ )。(中)Sersic 則による model。
(右)ALMA data から model を引いた残差。コントアは 3σ から 1σ のステップで表示。

図 3: Re と Redshift の関係。AzTEC8 は図中に赤い星印で示す。緑の点は AzTEC4 を示す。
黄色は LIR ∼ 4 × 1012 L⊙ の ALESS SMG のサンプルである。青は LFIR = 1012 − 1013 L⊙の範囲の z = 1-2, z = 2-4, z = 4-6 の SMG の平均値を示す。黒の点線は z>4 の LBG (rest-

frame UV) の fitting である。黒の実線は M∗> 1010 M⊙ の星形成銀河の fitting である。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion
本 研 究 で は 、COSMOS 領 域 に 存 在 す る SMG

AzTEC8 (z = 3.179) について ALMA を用いた高解像度での観測を行うことで内部構造を調べた。この結果、以下のことが判明した。

Scoville, N., Sheth, K., Aussel, H., et al. 2016, ApJ, 824,
63
Shibuya, T., Ouchi, M., Harikane, Y., et al. 2015, ApJS,
219, 15
Simpson, J. M., Swinbank, A. M., Smail, I., et al. 2014,
ApJ, 788, 125

1. Re = 924 ± 6 pc、Mmol = 1.4 × 1011 M⊙ と非 Smolc̆ić, V., Aravena, M., Navarrete, F., et al. 2012,
常にコンパクトでありながら大質量な SMG である。

2. 銀河の中心部分だけでなくその周辺のクランプにおいても高い SFR を示し、銀河全体で Max-

imum Starburst に近いスピードで星形成を行なっている。

3. n = 1.23 ± 0.01 と円盤銀河寄りの輝度分布を持つ。
これらのことから、AzTEC8 は近傍銀河とは異なった性質を持つことがわかる。また、AzTEC8 が成長したら中心にコンパクトな円盤を持つ巨大楕円銀河に進化するのではないかと考えられる。今後はガスの観測を行うことで、銀河の円盤内で発生するガスの流入や流出を検出し、星形成の要因についてさらに詳細な議論を行うことを目指す。

Reference
Allen, R. J., Kacprzak, G. G., Glazebrook, K., et al.
2017, ApJL, 834, 11
Danielson, A. L. R., Swinbank, A. M., Smail, I., et al.
2017, ApJ, 840, 78
Fujimoto, S., Ouchi, M., Shibuya, Y., et al. 2017, ApJ,
850, 83
Hodge, J. A., Swinbank, A. M., Simpson, J. M., et al.
2016, ApJ, 833, 103
Iono, D., Yun, M. S., Aretxaga, I., et al. 2016, ApJL,
829, 10
Iono, D., Yun, M. S., Ken-ichi, T., et al. 2019, in prep.
Planck Collaboration: Ade, P. A. R., Aghanim, N.,
Armitage-Caplan, C., et al. 2014, A&A, 571, 16
Scoville, N., Sheth, K., Aussel, H., et al. 2016, ApJ, 820,
83

A&A, 548, 4

Toft, S., Smolc̆ić, V., Magnelli, B., et al. 2014, ApJ,
782, 68
Younger J. D., Fazio, G. G., Ashby, M. L. N., et al.
2010, MNRAS, 407, 1268

——–index

a18
Stripe 82X の多波長観測データを用いた電波銀河の研究京都大学大学院 理学研究科
瀬戸口 健太2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Stripe 82X の多波長観測データを用いた電波銀河の研究
瀬戸口 健太 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河の中心には超巨大ブラックホール (Supermassive Black Hole; SMBH) が存在する。SMBH へ莫大な質量が降着する銀河では中心核が非常に明るく輝き、活動銀河核 (Active Galactic Nucleus; AGN) として観測される。AGN のうち、特に強力なジェットを放出する電波銀河は、ジェットによる周辺環境へのフィード
バックを理解する上で鍵となる天体である。近傍 (z < 1) の電波銀河は星形成率が小さいため、銀河進化の最終段階の天体とされている。しかし、遠方 (z ∼ 1) の電波銀河については、観測的な制限により詳細な研究は行われておらず、その性質が近傍と同様かは不明である。そこで我々は、広範囲を多波長で探査した天体カタログ Stripe 82X(LaMaasa et al. 2016) に着目した。なぜなら、電波銀河は個数密度が小さいため、
その統計的性質の解明には、広範囲かつ多波長での観測データが必要不可欠なためである。本研究では、電波干渉計 FIRST で検出され、かつ SDSS で赤方偏移が求められている 10 天体をサンプルとした。我々は、多波長観測データ解析により母銀河の星形成率と星質量、AGN の X 線光度、SMBH 質量を推定した。結果は以下の通りである。(1) 星質量と SMBH 質量を比較し、SMBH 質量が卓越していた。(2) エディントン
比と星形成率が近傍の典型的な電波銀河より大きかった。(3) 星形成率と質量降着率 (X 線光度に比例) を比較し、SMBH 成長が優勢であった。これらの結果は、遠方 (z ∼ 1) の電波銀河が近傍 (z < 1) の電波銀河と異なる特徴を持つ可能性を示唆している。

1

Introduction
銀河の中心には超巨大ブラックホール (Supermas-

sive Black Hole; SMBH) が存在し、母銀河のバルジ
質量と SMBH 質量には強い相関があること (マゴリアン関係: Magorrian et al. 1998) が知られている。
このことから、母銀河と SMBH は相互に影響しながら共進化すると考えられている (Kormendy & Ho2013)。しかし、共進化の物理過程は未だ解明されていない。
この問題を解く鍵が、活動銀河核 (Active Galactic

Nucleus; AGN) ジェットである。AGN とは、SMBH
へ莫大な質量が降着することで中心核が非常に明るく輝く現象を指す。AGN ジェットは周辺環境にある物質を吹き飛ばすため、母銀河の星形成を抑制する
作用 (AGN フィードバック) を持つと考えられている。つまり、共進化を理解する上で AGN ジェットの調査は必要不可欠である。

AGN ジェットを調べる上で電波銀河は重要な天体である。なぜなら、AGN から強力なジェットが放出される場合、シンクロトロン放射により電波で明るく輝くからである。近傍 (z < 1) の電波銀河では星形成率 (Star Formation Rate; SFR) が小さいため、
銀河進化の最終段階の天体と考えられている。しかし、遠方 (z ∼ 1) の電波銀河については観測的な制限により詳細な研究が行われておらず、その性質が近傍と同様かは不明である。
本研究では、(1) 広範囲 (31.3 deg2 ) かつ (2) 多波長で探査した天体カタログ Stripe 82X(LaMassa et

al. 2016) を用いて、遠方 (z ∼ 1) の電波銀河の性質を調査した。なぜなら、(1) 電波銀河は個数密度が小さ
く、統計的性質の解明には広い領域を探査する必要がある。(2) 母銀河、および SMBH の性質を比較す
るには多波長観測データが不可欠となる。具体的には、母銀河の進化を考察するためには電波/可視光/
赤外線の広帯域スペクトルから星質量 (M stellar ) とSFR 、SMBH の進化を考察するためには可視光、X
線スペクトルから BH 質量 (M BH ) と質量降着率の情報を推定する必要がある。このカタログに収録されている電波銀河の多波長観測データ解析により、近傍から遠方までの電波銀河における母銀河と SMBH

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校の相関について議論する。

Best model for 3960 at z = 1.075. Reduced 2=15.37
104

Methods

2.1

Sample Selection

本研究では、Stripe 82X カタログの中から 10 天体の多波長観測データを解析した。Sample Selection
は以下の通りである。

• 電波干渉計 FIRST で検出されている• SDSS により赤方偏移が求められている

102

Stellar attenuatedStellar unattenuatedNebular emission
Dust emission
AGN emission
Radio nonthermal
Model spectrum
Model fluxes
Observed fluxes

101
100
10 1
1

Relative residual flux

2

Flux [mJy]103(Obs-Mod)/Obs

0
1

100

101

104
105
102
103
Observed wavelength [ m]

106

107

図 1: CIGALE を用いた電波、可視光、赤外線スペクトルのフィッティングの一例。

特に本研究では、上記の条件を満たす約 60 天体の中から、X 線で明るい 10 天体を解析した。

2.2

Spectral Analysis

Python コード CIGALE (Boquien et al. 2019) を利用し、電波/可視光/赤外線データの多波長スペク
トル解析を行った。データは FIRST、SDSS、WISE、VISTA により観測されたものを用いた。電波放射、星雲、母銀河ダスト、AGN、星成分、ダスト減光を考慮したモデルによるフィッティング (Toba et al. 2019)

図 2: QSFit を用い、可視光スペクトルをフィッティ

から、母銀河の M stellar と SFR を求めた (図 1)。

ングした一例。

QSFit(Calderone et al. 2017) を利用し、SDSS の
可視光スペクトルに対し、広輝線、狭輝線、母銀河
由来の連続光の成分を考慮したモデルでフィッティン
グを行った (図 2)。広輝線の半値幅 (Full Width atHalf Maximum; FWHM) と連続光成分の光度が推定され、M BH を求めることが可能になる。M BH の推定にあたり、用いた式は以下の 2 つである (Wang

J.-G. et al. 2009)。
)
(
MBH
L3000
log 6
= (1.13 ± 0.27) + 0.5log
10 M⊙
1044 erg s−1[]
図 3: XSPEC を用い、X 線スペクトルをフィッティン
FWHM(MgII)+ (1.51 ± 0.49)log
グした一例。赤色：XMM-Newton/PN。黒色：XMM1000km s−1(1) Newton/MOS。
)
(
MBH
L5100
log 6
= (1.39 ± 0.14) + 0.5log
10 M⊙
1044 erg s−1[]
FWHM(Hβ)+ (1.09 ± 0.23)log
1000km s−1(2)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 赤方偏移 z と X 線光度 LX の関係。

図 6: 星形成率 (SFR) と X 線光度 (LX ) の比較。黒線
は共進化関係の時間微分に相当する典型的な式 SFR∼ 200Ṁ ∼ 1042 LX を表す。

図 5: M stellar と M BH の相関。黒線：共進化関係(Kormendy & Ho 2013)。
図 7: 各天体のエディントン比と M BH
ここで、L3000 , L5100 はそれぞれ 3000 Å, 5100 Å
における連続光の光度を指す。

きい天体を選択するというバイアスが含まれている。

X 線スペクトル解析ソフト XSPEC を利用し、X
線天文衛星 XMM-Newton の X 線スペクトルに対し、銀河面吸収、天体由来の吸収を考慮したべき関数の4

Discussionモデルでフィッティングを行った (図 3)。その結果、 4.1

スペクトルの再現に成功し、吸収補正した AGN 成
分の X 線光度 LX を推定した。

星質量と BH 質量の比較

図 5 は M stellar と M BH の関係を示す。ここで、M stellar はバルジ成分以外も含んでいる。
図 5 から、今回のサンプルでは近傍の共進化関係

3

Results
多波長データを用いたスペクトル解析の結果、8 天

よりも、M BH が卓越していたことが分かった。これは SMBH の進化が優勢であることを示唆する。

体の M BH と LX が得られた。図 4 に、各天体の赤方偏移と X 線光度を示した。図 4 から、遠方 (z ∼ 1) の電波銀河が選出できたことが分かる。ただし、今回
は X 線で明るい天体を選出したため、X 線光度が大4.2

SFR − LX 関係

次に、母銀河と SMBH の進化段階について探るため、M stellar と M BH の時間微分に相当する SFR と2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
質量降着率 (Ṁ ) について調べた。Ṁ は、以下の式 3から見積ることができる。

Ṁ =

Lbol
30LX
∼
ηc2
0.1c2

6

Future Work本研究の今後の展望、課題は下の通りである。

(3)

ここで、Lbol ,η はそれぞれ bolometric 光度、放射効率を表し、Lbol ∼ 30 LX 、η ∼ 0.1 を用いた。図 6
は SFR と LX の相関を示す。
今回の天体では近傍の電波銀河と異なり、SFR の大きいもの (102 − 103 M⊙ /yr) が見られた。また、近傍の共進化関係と比較して、これらのサンプルではLx > SFR であった。これは星形成に対し SMBH の成長が優勢であることを示唆する。

• X 線で明るくない残りの天体データについても解析する• ジェットを持たない AGN との比較から、ジェットが放出される条件を考察する• 電波のフラックスからジェットの規模を評価し、他の物理量との具体的な関係を調べる• すばる望遠鏡の HSC (Hyper Supreme-Cam)
データで同様の手法を用い、より遠方、より暗い天体を調査する

4.3

エディントン比M BH とエディントン比の関係を図 7 に示した。ここで、エディントン比 λEdd とはエディントン光度とLbol の比であり、SMBH 質量で規格化した質量降着率を表す。
近傍の電波銀河における典型的なエディントン比は logλEdd ∼ −3 程度である。しかし、我々が扱った天体では λEdd ∼ −1 − +1 と非常に大きい。これは、近傍より高い質量降着率を持つことを示唆する。

5Conclusion

Acknowledgement
本研究を行うにあたり、京都大学の上田佳宏先生
をはじめ、研究室の先輩方には素晴らしいご指導をして頂きました。
また、京都大学 学振特別研究員の鳥羽儀樹氏にはスペクトル解析データの提供など、多くのご助力を頂きました。皆様に感謝申し上げます。

Reference
Boquien et al. 2019, A&A, 622, A103

本研究では、母銀河と SMBH の共進化を理解する上で重要な AGN ジェットについて調べるため、電波銀河に着目した。天体カタログ Stripe 82X を利用

Calderone et al. 2017, MNRAS, 472, 4051-4080
Kormendy, & Ho 2013, ARA&A, 51, 511

し、多波長観測データのスペクトル解析から星質量、 LaMassa et al. 2016, ApJ, 817, 172
星形成率、SMBH 質量、X 線光度を推定した。今回のサンプルでは• M BH が卓越している• エディントン比、SFR が大きい
• 星形成より SMBH 成長が優勢という性質が見られ、従来の電波銀河の描像と異なる特徴を持つ天体の存在を確認できた。

Magorrian et al. 1998, AJ, 115, 2285
Toba et al. 2019, ApJS, 243, 15
Wang J.-G. et al. 2009, ApJ, 707, 1334

——–index

a19銀河の相互作用、及び衝突・合体が活動
銀河核の活動性に及ぼす影響について
総合研究大学院大学 物理科学研究科
小林 宇海2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河の衝突と合体が活動銀河核に及ぼす影響小林 宇海 (総合研究大学院大学 物理科学研究科)

Abstract
冷たいダークマターモデルによれば、銀河同士の衝突・合体、相互作用は宇宙ではありふれた現象である。
これらのプロセスは銀河の進化において非常に重要な役割を果たしていて、この時銀河に起こっている現象を理解することは、銀河の形成と進化を知る上で大きな手がかりとなる。近年では銀河と活動銀河核の共進化が提案されており、銀河の衝突合体と活動銀河核の関係を観測的に検証することは極めて重要である。衝突合体の過程で活動銀河核が誘発されることがナイーブに期待されるが、現在までの先行研究では、その明確な観測的証拠は掴めていない。しかしながら、今までの研究は浅い SDSS のデータや、狭い領域のハッブル宇
宙望遠鏡のデータに基づいたもので、銀河の衝突合体というイベントを確実に捉えるには適していなかった。
そこで、我々は Hyper Suprime-Cam の戦略枠プログラムによる広くて深いデータを用いて、銀河同士の衝突・合体、相互作用が活動銀河核の活動性に及ぼす影響を調べた。本研究では、SDSS の DR14 から取ってきた赤方偏移 0.2 未満の 6044 個の銀河について HSC の画像を目で見て、衝突・合体銀河かどうかを判別した。そして、そういった銀河の星質量、環境分布を評価し、さらに活動銀河核を持つ割合を BPT diagramを使って調べていた。本公演では、衝突・合体銀河の特徴と活動銀河核について得られた結果を、議論し考察を行う。すると、衝突合体している銀河の方が活動銀河核を持ちやすく、より重いことがわかった。それ
故、活動銀河核を発現する一つの要因は衝突合体であり、その時より重い銀河ができることが示唆される。
しかし、環境分布については衝突合体銀河とそれ以外で違いは見られなかった。

1

Introduction
冷たいダークマターモデルに基づくと、構造は階層的に進化している。言い換えれば、小さな天体は重力で引き合い合体し、より大きく、重い天体を形成する。それ故、銀河同士の衝突・合体、相互作用
は宇宙において頻繁に起こっている。これらのプロ
セスは銀河の進化において非常に重要な役割を果たしていて、この時銀河に起こっている現象を理解することは、銀河の形成と進化を知る上で大きな手がかりとなる。近年では銀河と活動銀河核がともに進化してきた描像が提案されており、銀河の衝突合体と活動銀河核の関係を観測的に検証することは極めて重要である。
それというのも衝突合体が起こるとその過程でガスは角運動量を失い、また重力不安定性から中心核に流れ込む。この時、このガスによって中心で星生成率が上がったり、活動銀河核が誘発されることがナ
イーブに期待されるが、現在までの先行研究では、活動銀河核の誘発についてはその明確な観測的証拠は掴めていない。
その原因として、多くの原因があるが、ここでは二つのことが挙げる。一つ目は活動銀河核をどのように見つけるかということである。大質量ブラックホールへの降着が起こると、降着円盤、dusty トーラス、ジェット、コロナなどから X 線から電波と様々な波長で放射が出てくる。そのため活動銀河核の選び方
は多岐にわたる。それ故、どの波長でどんな方法で選ぶかで見ている活動銀河核の性質が違う。そして、二つ目は衝突合体してる銀河をどのように選ぶかである。銀河同士が衝突合体すると銀河はその形態が乱される。そのため衝突合体している銀河を見つける手段の一つとして目で見つけるという方法がある
が、衝突合体銀河が示す特徴はかなり淡いものである。それ故、衝突合体銀河を見つけるには高いクオ
リティの画像が必要である。しかしながら、今までの研究は浅い SDSS のデータや、狭い領域のハッブ
ル宇宙望遠鏡のデータに基づいたもので、銀河の衝
突合体というイベントを確実に捉えるには適してい2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校なかった。そこで、我々は Hyper Suprime-Cam のなしていて、左上から弧を描きながら下へ落ちてい戦略枠プログラムによる広くて深いデータを用いて、 くトレンドに乗るよう分布する。しかし、もし銀河銀河同士の衝突・合体、相互作用が活動銀河核の活が活動銀河核を持っている場合は活動銀河核からの動性に及ぼす影響を調べた。

強い放射で完全電離領域と部分電離領域を作り、完
全電離領域では [OIII] が、部分電離領域では [N II]が強くなるため、通常の銀河のトレンドから外れ右2

Methods/Instruments
先に述べた通り、活動銀河核と衝突合体の関係性を理解するには、活動銀河核と衝突合体銀河をどのよ上に分布するようになる。この性質を利用し、活動銀河核を持つ銀河は図の一点鎖線より上に分布する銀河として定義する。

うに選ぶかという二つの山場があり、ここではそのそれぞれについて用いた手法を紹介する。また、用いた

2.2

merger sample selection

装置についても軽く触れる。今回の研究では SDSS
衝突合体している銀河は図のような tail や shell のDR14 から赤方偏移 0.01 から 0.2 の 6044 個の銀河をような構造を示す。

対象に行った。

2.1

AGN sample selection

まず、活動銀河核をいかにして選ぶかであるが、今回は SDSS DR14 の銀河から可視光の輝線を使って活動銀河核を持つ銀河を選んできた (kauﬀmann etal.(2003))。この方法は BPT diagram と呼ばれる。
ここではその手法を簡単に紹介する。
まず図 1 のように [OIII], Hβ の比を縦軸、[N II], Hαの比を横軸に取った散布図をみる。

図 2: tail 例
このような特徴が見られるかを一つ一つ目で見て確認し、分類した。

3

Results & Discussion
分類を行うと、6044 個の銀河のうち衝突合体銀河と分類されたのは 1174 個であった。

3.1
図 1: BPT diagram

AGN fraction

先に述べた BPT diagram を用いて衝突合体銀河とそれ以外の銀河、それぞれついて活動銀河核を持すると、通常の星生成銀河はこの図上で相関関係をつ割合を調べた。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
すると、衝突合体銀河とそれ以外で分布に違いは見られなかった。それ故、銀河の衝突合体は特殊ないるため起こるわけではないことが示唆される。

3.3

Stellar mass distribution

次に衝突合体銀河のどんな星質量を持っているのかについて考える。星質量については星の種族合成を用いて求めた。すると、星質量の分布は次のようになった。

図 3: BPT diagram
すると、衝突合体銀河のうち活動銀河核を持つ割合
は 13%, それ以外は 9%ほどでわずかではあるが衝突合体銀河の方が高いことがわかった。それ故、活動
銀河核を誘発する一つの要因が銀河同士の衝突や合体であることが示唆される。しかし、一方でその割合は低いので、衝突合体が活動銀河核を発現させる
支配的な要因とは言えない。

3.2

enviromment

図 5: 星質量の分布

次に衝突合体銀河がどんな環境にいるかを評価した。まず、環境を評価するパラメーターとして次のようなパラメーターを導入する。

δ4 + δ5)log Σ = log(
2
n
δn =
πd2n
すると、その分布は次ようになった。

見てわかるように衝突合体銀河の方が少し重い側に分布していることがわかる。それ故、衝突合体している銀河はしていないものより統計的に重いことが(1) わかった。
(2)

3.4

Stellar mass vs AGN fraction

最後に星質量を横軸、縦軸に活動銀河核を持つ確率とし、銀河の質量が上がるにつれて活動銀河核を持ちやすくなるのか否かについて考える。まず結果
は次のようになった.
すると、衝突合体している銀河の場合は星質量が重くなるにつれて活動銀河核を持つ割合がコンスタン
トに上がっていく様子が見られる。一方でそれ以外の銀河は星質量が重くなると活動銀河核を持つ割合
は途中までは上昇傾向にあるが、途中から減少に転

図 4: 環境の分布じる様子が見られる。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Kewley, L. J., Dopita, M. A., Sutherland, R. S., Heisler,
C. A., Trevena, J., 2001, ApJ, 556, 121
Ellison, Sara L, et al., 2008, AJ, 135, 5
Ellison, Sara L, et al., 2019, MNRAS, 487, 2
Ackermann, S., Schawinski, K., Zhang, C., Weigel, A.
K., Turp, M. D., 2018, MNRAS, 479, 415

図 6: 星質量と活動銀河核を持つ確率の関係
この違いをより明確にするために衝突合体銀河がそれ以外と比べてどれくらい活動銀河核を持ちやすいかを見るために衝突合体銀河が活動銀河核を持つ割合のそれ以外が活動銀河核を持つ割合に対する超過を見てみると次のようになる。

図 7: 衝突合体銀河の活動銀河核の持ちやすさ
すると、質量の高いところで超過が見られる。これが意味するのは衝突合体している銀河はそれ以外と比べて少なくとも 1.5 倍活動銀河核を持ちやすい。つまり、質量の重い側にある銀河の核の活動性は衝突合体によって誘発されやすいことが示唆されている。

ReferenceKauﬀmann, G., et al., 2003, MNRAS, 341, 33

——–index

a20
AGN の活動性が狭輝線領域の電離ガスに与える影響愛知大学大学院 理工学研究科
城 知磨

2019 ೥౓ ୈ 49 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ

AGN ͷ‫׆‬ಈੑ͕‫ًڱ‬ઢྖҬͷి཭Ψεʹ༩͑ΔӨ‫ڹ‬৓ ஌ຏ (ѪඤେֶେֶӃ ཧ޻ֶ‫ڀݚ‬Պ)

Abstractɹ‫׆‬ಈۜՏ֩ (AGN) ͷτʔϥεߏ଄‫ܗ‬੒Ϟσϧͷͻͱͭͱͯ͠ɺ“᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧ”(Wada 2012, Wadaet al. 2018) ͕ߟ͑ΒΕ͍ͯΔɻ᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧͰ͸ɺτʔϥεߏ଄‫ܗ‬੒աఔʹ͓͍ͯΞ΢τϑϩʔ͕ࣗવʹ‫ܗ‬੒͞ΕΔͨΊɺ‫ًڱ‬ઢྖҬ (NLR) ʹߴີ౓ΨεӢΛ‫͍ͯ͠څڙ‬Δ͜ͱ͕‫ظ‬଴͞ΕΔɻ͜ͷϞσϧͷ
ଥ౰ੑΛ‫؍‬ଌతʹ‫͢ূݕ‬ΔͨΊʹɺຊ‫Ͱڀݚ‬͸ 2 ‫ ܕ‬AGN (Seyfert, LINER) ͷ NLR ͷి཭ΨεΛ Sloan

Digital Sky Survey (SDSS) େ‫ن‬໛Մࢹ෼ޫσʔλΛ༻͍ͯ‫ܥ‬౷తʹௐࠪͨ͠ɻSDSS αϯϓϧ໿ 125,000ఱମͷిࢠີ౓Λଌఆ͠ɺՄࢹޫًઢൺ਍அਤ (BPT ਤ: [NII]λ6584/Hα vs. [OIII]λ5007/Hβ) ্Ͱͷ෼෍Λௐ΂ΔͱɺNLR ͸௨ৗͷ੕‫ܗ‬੒ۜՏͷ HII ྖҬΑΓߴີ౓Ͱ͋Δ͜ͱ͕෼͔ͬͨɻ͞ΒʹɺAGN ͷ‫׆‬ಈੑ͕ߴ͍΄Ͳిࢠີ౓͸ߴ͍܏޲͕͋Δ͜ͱ΋෼͔ͬͨɻ·ͨɺ[OIII]λ5007 ͷ଎౓෼ࢄ΋ AGN ͷ‫׆‬ಈੑͱਖ਼ͷ૬͕ؔΈΒΕͨɻ͜ΕΒ͸ɺத৺֩෇͔ۙΒ NLR ·Ͱਧ͖ग़͞Εͨߴີ౓ΨεӢ͕ AGN power-law์ࣹʹΑͬͯి཭͞Ε͍ͯΔͱ͍͏᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧͷඳ૾ͱ߹க͢Δ݁ՌͰ͋Δɻ

1

Introduction‫׆‬ಈۜՏ֩ (AGN) ͸ɺத৺ʹ௒େ࣭ྔϒϥοΫϗʔϧ (supermassive black hole: SMBH) Λ࣋ͪɺͦͷपғͷ߱ணԁ൫ɺ޿ًઢྖҬ (broad-line region:

BLR)ɺμεττʔϥεɺ‫ًڱ‬ઢྖҬ (narrow-line region: NLR) ʹΑͬͯߏ੒͞Ε͍ͯΔɻμεττʔϥε͸ 1 ‫ ܕ‬AGN ͱ 2 ‫ ܕ‬AGN ʹ͓͚ΔεϖΫτϧ
ͷҧ͍Λઆ໌͢ΔͨΊʹॏཁͳଘࡏͰ͋Δɻ͔͠͠ɺ
τʔϥεͷ‫ܗ‬੒աఔ΍ੑ࣭͸·ͩղ໌͞Ε͍ͯͳ͍ɻ

SMBH ͱ฼ۜՏͷதؒతͳۭؒεέʔϧΛ࣋ͪɺͦΕΒͷ‫ڞ‬ਐԽʹରͯ͠ॏཁͳ໾ׂΛ୲͍ͬͯΔͱߟ͑ΒΕΔμεττʔϥεͷղ໌͸ॏཁͰ͋Δɻ

Wada (2012) Ͱ͸ɺτʔϥεߏ଄‫ܗ‬੒Ϟσϧͷͻ ਤ 1: ᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧͷΠϝʔδ (Izumi et al.
ͱͭͱͯ͠ “᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧ” ͕ఏҊ͞Ε͍ͯ 2018; ⃝NAOJ)cɻΔɻਤ 1 ͸᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧͷΠϝʔδਤͰ͋Γɺ

SMBH ෇ۙͷΨεͷྲྀΕΛ͍ࣔͯ͠ΔɻSMBH ෇ ૾ʹ͓͍ͯࣗવʹ‫ܗ‬੒͞ΕΔத৺͔֩ΒͷΞ΢τϑ
ۙͷΨε͸ɺSMBH ΛऔΓ‫͘ר‬ԁ൫ͷதͰճస͠ͳ ϩʔ͸ɺNLR ʹߴີ౓ΨεӢΛ‫͢څڙ‬Δ͜ͱ͕‫ظ‬଴͕ΒམԼ͢Δ੒෼ɺத৺͔Βͷ᫔ࣹʹΑͬͯਧ্͖

͞ΕΔɻΞ΢τϑϩʔ͸ɺAGN ͔ΒΤωϧΪʔ΍͛ΒΕΔ੒෼ɺਧ্͖͛ΒΕͨΨεͷҰ෦͕ॏྗʹӡಈྔΛड͚औͬͯҾ͖‫͜͞ى‬ΕΔͨΊɺͦͷ‫౓ڧ‬ΑΓ࠶ͼԁ൫ʹམԼ͢Δ੒෼Λ࣋ͪɺ͜ͷಈతͳඳ͸ AGN ͷ‫׆‬ಈੑʹґଘ͢Δͱߟ͑ΒΕΔɻΑͬͯɺ૾ʹΑͬͯτʔϥεߏ଄Λઆ໌ͨ͠ɻ

AGN ͷ‫׆‬ಈੑͱ NLR ͷి཭Ψεͷੑ࣭ͱͷؔ܎Λ

NLR ͸த৺͔֩Β 10

2−4

pc ʹΘۭͨͬͯؒతʹ

ௐࠪ͢Δ͜ͱ͸ɺ᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧͷଥ౰ੑΛ਍޿͕ͬͨి཭ྖҬͰ͋Γɺ਺ඦ km/s ͷًઢ଎౓෯

அ͢ΔͨΊɺͻ͍ͯ͸τʔϥεߏ଄Λཧղ͢ΔͨΊͰಛ௃͚ͮΒΕΔɻ᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧͷಈతͳඳʹॏཁͰ͋Δɻ

2019 ೥౓ ୈ 49 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ

2

Methods

2.1

Sample selection[OII]λ3729/[OII]λ3726 ͸ ‫ ͍ ޓ‬ͷ ً ઢ ͷ த ৺ ೾ ௕͕ ඇ ৗ ʹ ۙ ͍ ͨ Ί ɺSDSS ͷ ೾ ௕ ෼ ղ ೳ Ͱ ͸ ेզʑ͸ɺAGN ͷ‫׆‬ಈੑʹ‫ى‬Ҽ͢Δ NLR ͷి཭Ψε෼ ʹ ෼ ղ Ͱ ͖ ͯ ͍ ͳ ͍ ɻͦ ͷ ͨ Ί ɺຊ ‫ Ͱ ڀ ݚ‬͸

R[SII] = [SII]λ6717/[SII]λ6731 Λ༻͍ͨɻR[SII]ͷ‫ܥ‬౷తͳੑ࣭Λௐࠪ͢ΔͨΊʹɺେ‫ن‬໛Մࢹ෼ޫα͔Βిࢠີ౓Λಋग़͢ΔͨΊʹ IRAF ͷ temdenϯϓϧͰ͋Δ Sloan Digital Sky Survey (SDSS; YorkΛར༻ͨ͠ɻిࢠີ౓ͷଌఆʹ͸ిࢠԹ౓ Te ͷ

and Johns Hopkins University (MPA-JHU) Χλϩ[OIII]λ4363 ͕ඇৗʹඍऑͰ͋ΔͨΊਫ਼౓ͷྑ͍

et al. 2000) DR15 ͷσʔλΛ༻͍ͨɻ·ͨɺًઢϑ ৘ ใ ͕ ඞ ཁ Ͱ ͋ Δ ɻి ࢠ Թ ౓ Λ ଌ ఆ ͢ Δ ͨ Ί ʹϥοΫε஋͸ Max Planck Institute for Astrophysics [OIII]λ4363/[OIII]λ5007 ͕ Α ͘ ༻ ͍ Β Ε Δ ͕ ɺά (1,329,296 ఱମ) (Tremonti et al. 2004) Λ࢖༻͠ଌఆ͕೉͍͠ɻ ਤ 2 ͸ిࢠԹ౓ Te = 5, 000 Kɺͨɻ͜ͷΧλϩάͷத͔Βຊ‫͢༻࢖ʹڀݚ‬ΔαϯϓTe = 10, 000 [K]ɺTe = 25, 000 K ͦΕͧΕʹର͠ϧΛҎԼͷํ๏Ͱબग़ͨ͠ɻ

ͯ temden Λ༻͍ͯ R[SII] ͔Βిࢠີ౓Λଌఆ͠

1. SDSS ͷ෼ޫϑΝΠόʔͷ௚‫ܘ‬͸ 3′′ ʹ‫ݻ‬ఆ͞Ε͍ͯΔͨΊɺఱମ·Ͱͷ‫͕͗ۙ͢཭ڑ‬ΔۜՏ͸શମΛ෼ޫͰ͖͍ͯͳ͍Մೳੑ͕͋ΔͨΊɺ

z > 0.02 ͷఱମΛબ୒ͨ͠ɻ(870,010 ఱମ)ͨ݁ՌͰ͋Δɻ͜ͷਤΑΓɺిࢠີ౓ଌఆʹ͓͍ͯిࢠԹ౓ͷґଘੑ͸খ͍͜͞ͱ͕෼͔ΔɻΑͬͯࠓճ͸ NLR ΍ HII ྖҬͷయ‫ܕ‬తͳԹ౓Ͱ͋Δ

Te = 10, 000 K ΛԾఆͨ͠ɻ

2. Մࢹޫًઢൺ਍அਤ (BPT ਤ; Baldawin et al.
1981) Λ࡞੒͢ΔͨΊʹඞཁͳًઢ HαɺHβ ɺ[OIII]λ5007ɺ[NII]λ6584ɺ[OI]λ6300 ͱిࢠີ౓
ଌఆʹඞཁͳًઢ [SII]λλ6717, 6731 ͷશͯʹରͯ͠ S/N > 3 ͷఱମΛબ୒ͨ͠ɻ(202,361 ఱମ)

3. ًઢ෯ͷ޿͍ఱମ (1 ‫ ܕ‬AGN ͱࢥΘΕΔ) ͷࠞೖΛ๷͙ͨΊʹɺ|σbalmer −σforbidden | ≤ 100 km/sͷఱମΛબग़ͨ͠ɻ(199,599 ఱମ)

4. R[SII] = [SII]λ6717/[SII]λ6731 ͕ిࢠີ౓ʹରͯ͠හ‫ͳײ‬ൣғ 0.46 < R[SII] < 1.43 Ͱ͋Δఱ

ਤ 2: ҟͳΔిࢠԹ౓ʹର͢Δɺిࢠີ౓ͱ [SII] ًମΛબग़ͨ͠ɻ(124,608 ఱମ)ઢ‫౓ڧ‬ൺͷؔ܎ɻҎ্ͷํ๏Ͱબग़ͨ͠ 124,608 ఱମ (ҎԼ BPT αϯϓϧͱ‫ )Ϳݺ‬Λ BPT ਤʹΑͬͯ෼ྨ͢Δͱ (Kauﬀ-

mann et al. 2003ɺKewley & Dopita 2001ɺKewley
et al. 2006)ɺSF: 85,251 ఱମɺcomposite (BPT ਤ
্Ͱͷ SF ͱ AGN ͷதؒతఱମͱఆٛ͞Εͨ΋ͷ):

2.3

BPT ਤ

AGN ͷ‫׆‬ಈੑΛධՁ͢ΔͨΊʹ BPT ਤΛ༻͍22,303 ఱମɺSeyfert: 11,919 ఱମɺLow-Ionization Δɻ[NII]λ6584 ΍ [OIII]λ5007 ͳͲͷి཭ًઢͷ‫ڧ‬
Narrow Emission-Line Region (LINER): 5,135 ఱମ ౓͸ి཭‫ݯ‬ͷεϖΫτϧΤωϧΪʔ෼෍ (Spectral͕ಘΒΕͨɻ

Energy Distribution: SED) ʹ‫͘ڧ‬ґଘ͢ΔɻSF ͷి཭‫͋Ͱݯ‬Δ OɺB ‫ܕ‬੕ͳͲͷେ࣭ྔ੕͸ࠇମ์ࣹ

2.2

Electron density[SII]λ6717/[SII]λ6731ɺ[OII]λ3729/[OII]λ3726Λࣔ͢ͷʹରͯ͠ɺAGN ͷి཭‫ݯ‬͸த৺͔֩Βͷpower-law ์ࣹͰ͋Δɻ͜ΕΒͷҟͳΔ SED ʹΑͬͯి཭ًઢ‫ʹ౓ڧ‬ಛ௃͕ੜ͡ɺBPT ਤ্Ͱͷ෼෍͸ɺిࢠີ౓ͷࢦඪͱͯ͠༻͍ΒΕΔɻ͔͠͠ɺ ͕෼͔ΕΔɻਤ 3 ͷΑ͏ʹԣ࣠ʹ [NII]λ6584/Hαɺ2019 ೥౓ ୈ 49 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍॎ࣠ʹ [OIII]λ5007/Hβ ΛͱΔͱɺࠨ্͔ΒӈԼʹ

2.4

͔͚ͯ SF ͕෼෍͠ɺࠨԼ͔Βӈ্ʹ͔͚ͯ AGN(Seyfert ͓Αͼ LINER) ͕෼෍͢ΔɻBPT ਤ্ͷ
SF ྖҬͱ AGN ྖҬ͸ɺͦΕͧΕ HII ྖҬ͔Βͷ
์ࣹͱ NLR ͔Βͷ์ࣹΛτϨʔε͍ͯ͠Δɻ·ͨɺ

AGN ྖҬʹ͓͍ͯ͸ BPT ਤӈ্΄Ͳ [OIII]λ5007
ͱ [NII]λ6584 ͷ૬ର‫͍ڧ͕౓ڧ‬ͷͰɺAGN த৺͔֩Βͷ์ࣹ͕ΑΓ୎ӽ͍ͯ͠Δͱߟ͑ΒΕΔɻ͜ͷΑ͏ʹ BPT ਤ্ͷ෼෍͸ి཭‫ݯ‬ͷੑ࣭΍‫׆‬ಈੑΛ[OIII]λ5007 velocity dispersion

ಈతͳτʔϥεߏ଄‫ܗ‬੒Ϟσϧ͔Β༧૝͞ΕΔΞ΢τϑϩʔͷ଎౓ʹ͍ͭͯ΋ɺௐࠪΛࢼΈͨɻAGN ʹ͓͍ͯɺ[OIII]λ5007 ͷ଎౓෼ࢄ σ[OIII] ͸ power-low์ࣹʹΑΔి཭͕୎ӽͨ͠ NLR ͷΨε଎౓ͷࢦඪʹͳΔͱߟ͑ΒΕΔɻిࢠີ౓ͱಉ༷ʹͯ͠ɺBPTਤ্Ͱͷ σ[OIII] ͷ෼෍Λௐ΂ͨɻHII ྖҬͱͷൺֱͷͨΊɺSF ͷ σ[OIII] ΋߹Θͤͯௐࠪͨ͠ɻ

൓ө͢Δɻ͜ΕΛ౿·͑ɺBPT αϯϓϧΛ࢖༻ͯ͠

BPT ਤ্ʹ͓͚Δిࢠີ౓෼෍ͷৼΔ෣͍ΛΈΔ͜
ͱͰɺAGN ͷ‫׆‬ಈੑͱ NLR ͷΨεີ౓ͷؔ܎Λ‫ܥ‬

3Results౷తʹௐࠪ͢Δɻαϯϓϧશମͷฏ‫ۉ‬తͳిࢠີ౓

BPT ਤ্ʹ͓͚Δిࢠີ౓ͱ σ[OIII] ͷίϯτΞΛ

෼෍Λௐ΂ΔͨΊʹɺBPT ਤΛॎԣ 0.1 dex ͝ͱʹਤ 4 ʹࣔ͢ɻSF ͷྖҬʹରͯ͠ɺcomposite ͱ AGN

۠੾ΓɺͦΕͧΕͷϏϯͰిࢠີ౓ͷฏ‫ۉ‬Λௐ΂ͨɻ ͷྖҬ͸‫ܥ‬౷తʹߴີ౓Ͱ͋Δ͜ͱ͕෼͔Δɻ·ͨɺ

AGN (ͱΓΘ͚ Seyfert) ͷྖҬʹ͓͍ͯɺBPT ਤӈ্΄Ͳߴີ౓ɺߴ଎౓෼ࢄʹͳΔ܏޲͕‫ݟ‬ΒΕΔɻ
ҰํɺBPT ਤӈԼͷ composite ͷҰ෦ʹ΋ߴີ౓ͳఱମͷ෼෍͕‫ݟ‬ΒΕͨ (4.2 અࢀর)ɻً֤ઢۜՏ
छ଒ͷฏ‫౓ີࢠిۉ‬Λද 1 ʹ·ͱΊΔɻද 1: ً֤ઢۜՏछ଒ͷฏ‫౓ີࢠిۉ‬ًઢۜՏछ଒ ఱମ਺ ฏ‫[ ౓ີࢠిۉ‬cm−3 ]ਤ 3: log([NII]λ6584/Hα) vs. log([OIII]λ5007/Hβ)
ͷ BPT ਤɻϓϩοτ͍ͯ͠Δαϯϓϧ͸ BPT αϯϓϧͰ͋Γɺփ৭ɺࠇ৭ɺ྘৭ɺԫ৭ͷ఺͸ͦΕͧΕ SFɺcompositeɺSeyfertɺLINER Λද͢ɻࠇ͍఺ઢ͸ Kewley et al. (2001) ʹΑΔ SF ͷ‫ݶ‬ք‫ۂ‬ઢɻࠇ͍࣮ઢ͸ Kauﬀmann et al. (2003) ʹΑΔ SF
ͱ composite Λ෼͚Δઢઢɻ

SF

85,251composite
Seyfert

22,303
11,919

LINER

5,135

130.0
252.0
400.3
333.0

4

Discussion

4.1

AGN ͷ‫׆‬ಈੑͱ NLR ͷి཭Ψεຊ‫Ͱڀݚ‬͸ɺSF ΑΓ composite ΍ AGN ͷີ౓͕‫ܥ‬౷తʹߴ͘ɺBPT ਤӈ্΄Ͳߴີ౓ɺߴ଎౓෼ࢄ
ʹͳΔ܏޲͕͋Δͱ͍͏݁Ռ͕ಘΒΕͨɻBPT ਤӈ্΄Ͳ AGN power-law ์ࣹʹΑΔి཭ًઢ‫͕౓ڧ‬୎ӽ͍ͯ͠ΔͨΊɺAGN ‫׆‬ಈੑ͸ߴ͍ͱߟ͑ΒΕΔ
ͷͰ AGN ͷ‫׆‬ಈੑͱ NLR ͷిࢠີ౓ɺσ[OIII] ʹ͸ਖ਼ͷ૬͕ؔ͋Δͱ‫͑ݴ‬Δɻ͜ͷ݁Ռ͸ɺAGN ͷ฼ۜՏͰ͸௨ৗͷ੕ؒΨεʹՃ͑ɺத৺֩෇͔ۙΒਧ͖ग़͞ΕͨΨε੒෼͕ AGN power-law ์ࣹʹΑͬ2019 ೥౓ ୈ 49 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍͯి཭͞Ε͍ͯΔͱ͍͏᫔ࣹ‫ۦ‬ಈ෾ਫϞσϧͷඳ૾ఱମͷ͏ͪ L1.4GHz > 1023 W/Hz ͷఱମ) ͷϚονͱҰக͢Δɻ

ϯά཰Λࣔ͢ɻਤͷӈԼ෦෼͸Ϛονϯά཰͕ߴ͘ͳ͍͜ͱ͔Βి೾δΣοτ‫ى‬Ҽͷিܸ೾ʹΑΔΨε
ͷѹॖ͕ߴີ౓Խʹ‫د‬༩͍ͯ͠ΔՄೳੑ͸௿͍͜ͱ͕෼͔ͬͨɻ

ਤ 5: log([NII]λ6584/Hα) vs. log([OIII]λ5007/Hβ)
ͷ BPT ਤʹ͓͚Δ BPT αϯϓϧͱ radio-loud αϯϓϧͷϚονϯά཰ͷίϯτΞɻ

Referenceਤ 4: log([NII]λ6584/Hα) vs. log([OIII]λ5007/Hβ)
ͷ BPT ਤʹ͓͚Δిࢠີ౓ͷίϯτΞ (্) ͱ σ[OIII]ͷίϯτΞ (Լ)ɻ

Baldwin, J. A., Phillips, M. M., & Terlevich, R. 1981,
PASP, 93, 5
Becker, R. H., White, R. L., & Helfand, D. J. 1995,
ApJ, 450, 559
Izumi, T., Wada, K., Fukushige, R., Hamamura, S., &Kohno, K. 2018, ApJ, 867, 48

4.2

composite ͷߴີ౓ྖҬʹ͍ͭͯ

ਤ 4 ΑΓɺBPT ਤӈԼͷ composite ͷྖҬͰߴີ౓ͳఱମ͕෼෍͢Δ͜ͱ͕෼͔ͬͨɻ͜ΕΒͷఱମ͸[OIII]λ5007 ًઢ͕ऑ͍ͨΊɺయ‫ܕ‬తͳ AGN power-

Kauﬀmann et al. 2003, MNRAS, 346, 1055
Kewley et al. 2001, ApJ, 556, 121
Kewley et al. 2006, MNRAS, 372, 961

low ์ࣹʹΑΔޫి཭͕୎ӽͨ͠ఱମͰ͸ͳ͍ɻ͜ Tremonti, C. A., Heckman, T. M., Kauﬀmann, G., etΕΒͷఱମΛߴີ౓Խͤ͞ΔཁҼͷҰͭͱͯ͠িܸ

al. 2004, ApJ, 613, 898

೾ʹΑΔΨεͷѹॖ͕ߟ͑ΒΕΔɻి೾δΣοτʹΑ

Wada, K. 2012, ApJ, 758, 66

Δ‫د‬༩Λௐࠪ͢ΔͨΊʹ ‫؍‬ଌྖҬ͕ SDSS ͱ໿ 93%

Wada, K., Yonekura, K., & Nagao, T. 2018, ApJ, 867,49Ұக͍ͯ͠Δి೾ΧλϩάͰ͋Δ the Faint Imagesof the Radio Sky at Twenty-cm (FIRST; Becker etal. 1995) ͷσʔλΛ༻͍ͨɻਤ 5 ͸ɺBPT ਤ্ʹ͓͚Δɺ BPT αϯϓϧͱ radio-loud ఱମ (FIRST

York, D. G., Adelman, J., Anderson, J. E., Jr., et al.
2000, AJ, 120, 1579

——–index

a21[O IV] 25.89µm と 12µm の光度比を用いた”塵に埋もれた”活動銀河核の診断法
京都大学大学院 宇宙物理学教室
山田 智史

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校[O IV] 25.89 µm と nuclear 12 µm の光度比を用いた“塵に埋もれた” 活動銀河核の診断法
山田 智史 (京都大学大学院 宇宙物理学教室)

Abstract
超/高光度赤外線銀河 (Ultra/luminous Infrared Galaxies; U/LIRGs) は、星形成が活発な進化段階の銀河である。近傍 U/LIRGs の多くはガスが豊富な銀河同士の合体によって生じており、ガスやダストの効率的な角運動量損失により、活動銀河核 (Active Galactic Nucleus; AGN) を誘発する天体も多い。合体の最終段階では、急激な質量降着に加え、AGN トーラスが全体を覆うほどに “塵に埋もれた” 構造になると予測されている。しかし、ダスト減光などの影響のため、埋もれた AGN を特定し、これらを実証することは困難であった。そこで、透過力の高い X 線や中間赤外線 (5–30 µm) での観測が不可欠である。本研究では、

U/LIRG 中の埋もれた AGN を特定するため、[O IV] 25.89 µm と nuclear (subarcsecond scale) 12 µmの光度比を用いた新しい判定法を導入した。これらは AGN の狭輝線領域とトーラスから放射されている。
我々はこの判定法の妥当性を確かめ、さらに、AGN を持つ近傍の様々な合体段階にある U/LIRGs の 23 天体に適用した。その結果、合体の最終段階では AGN は埋もれている一方、初期段階や合体でない U/LIRGs
では埋もれていないことが分かった。これは、銀河同士の相互作用が進むにつれて U/LIRGs が持つ埋もれた AGN の割合が大きくなることを示している (Yamada et al. 2019)。

1

なる。Hopkins et al. (2008) の銀河合体シミュレー

Introduction

ションによると、合体の最終段階では、急激な質量
超/高光度赤外線銀河 (Ultra/luminous Infrared

降着に加え、中心核がガスやダストに覆われて “埋Galaxies; U/LIRGs) は、ダスト放射による莫大なもれた AGN” になることが予測されている。この銀赤外線光度を持つ。1 これは、U/LIRGs が強いエネ
河合体におけるブラックホールの成長シナリオを検
ルギー源である激しい星形成や活動銀河核 (Active
証するには、埋もれた AGN を特定し、合体段階ごGalactic Nucleus; AGN)2 を持ち、これらがガスやとにその割合を比較することが重要である。
ダストに覆われていることを示唆する。宇宙全体で埋もれた AGN の判定法の一つとして、高い透過の赤外線光度密度における U/LIRGs の寄与は、赤力を持つ X 線での広帯域スペクトル (∼1–100 keV)
方偏移とともに急激に増加する (Casey et al. 2014)。
は有用である。AGN の X 線スペクトルは、トーラス
それゆえ、U/LIRGs の研究は、星形成と AGN の相による吸収を受けた直接成分、トーラスや降着円盤
関や、ダストに隠された星形成とブラックホール成からの反射成分、狭輝線領域から散乱された吸収を長の宇宙論的共進化の理解に不可欠である。
受けていない成分によって構成される。散乱成分と吸近傍宇宙において、U/LIRGs の多くはガスの豊富収補正した直接成分の 1 keV における強度比 (fscat )な銀河同士の合体で生じている (e.g., Kartaltepe etは、トーラスが全体を覆うにつれて小さくなり、特にal. 2010)。銀河合体では、ガスやダストの角運動量損
fscat が 0.5%よりも小さい AGN は “埋もれた AGN”
失により、効率的に数 kpc から数 pc スケールの巨の良い候補と考えられている (e.g., Ueda et al. 2007,
大ブラックホール近傍領域へ降着することが可能に
2015)。しかし、U/LIRGs のように深い吸収を受け
1 ULIRG と LIRG はそれぞれ、L12
IR(8−1000µm) > 10 L⊙ 、

LIR = 1011 –1012 L⊙ の赤外線光度で定義される。
2 AGN とは、銀河中心の巨大ブラックホールに莫大な質量が降着することで、中心核領域が非常に明るく輝く現象である。

た天体では、高精度な X 線スペクトルが得られる天体が少なく、十分なサンプルで統計的に議論を行う
ことが困難であった。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

-1

(nuc)

log (L[O IV] / L12 µm)-1.5

fscat =1-2%
fscat =0.5-1%
fscat <0.5%

-2
-2.5
-3
-3.5

図 1: 埋もれた AGN の概念図。トーラスが全体を覆-10
log fscat (%)

うほどに発達している。
(nuc)

図 2: logfscat 対 logL[O IV] /L12 µm 光度比の依存性。
そこで本研究では、ダスト減光を受けにくい中間fscat がそれぞれ <0.5%、0.5–1.0%、1.0–2.0% の値

赤外線に着目し、[O IV] 25.89 µm 輝線と nuclear

ごとに赤、黄、青で分類している。太いクロスは各(subarcsecond scale) 12 µm の光度比を用いた “埋 色ごとの平均値と標準誤差を示している。
もれた AGN” の判定法を導入した。それぞれ狭輝線
領域とトーラスから主に放射されている。母銀河で トルから分離する必要があるため、2 型 AGN (水の星形成の寄与を最小限にするため、12 µm 光度は素柱密度が logNH /cm−2 = 22–24) を選出した。非高空間分解能な観測によって得られた中心核領域か常に大きい吸収を受けている Compton-thick AGN

らの光度を使用する (Asmus et al. 2014)。[O IV] 輝(logNH /cm−2 > 24) は、fscat の値がトーラスモデ

線では、一般的に使われる [O III] λ5007 輝線に比べルに依存するため使用していない (e.g., Tanimoto etても、星形成の寄与は非常に小さい (≲5%)。以上よ

al. 2018)。(2) fscat が 2%より大きい天体は、視線方向の部分吸収による影響を含んでいる可能性がある(nuc)
り、L[O IV] /L12 µm の光度比は、トーラスが全体を覆うにつれて小さくなり、埋もれた AGN を特定でため除外している (Ueda et al. 2015)。(3) fscat にはきる指標になることが期待される (図 1)。

母銀河が持つ大質量 X 線連星の成分も含まれるため、赤外線光度 (Lutz et al. 2018) から 0.5–2 keV の X

2

(nuc)
L[O IV] /L12 µm

線光度への影響を算出し (e.g., Mineo et al. 2012)、

Ratio as Diag- その影響が ≲0.1% の天体のみを選出した。以上か
ら、最終的に 16 天体の AGN をサンプルとした。
nostics of Torus Structure

これらの AGN に対し、 [O IV] 25.89 µm 光度は赤

我々はまず、[O IV] 25.89 µm と nuclear 12 µm

外線衛星 Spitzer /IRS による中間赤外線観測から推の光度比がトーラスの立体角の良い指標になるのか定される結果を適用した (Weaver et al. 2010; Weed-を確認するため、近傍の Swift/BAT 9ヶ月カタログ

man et al. 2012)。中心核の 12 µm 光度は Asmus etの X 線天体を用いて、この光度比と fscat に相関がal. (2014) から引用した。この値は Very Large Tele-

見られるかを調査した。この Swift/BAT カタログに

scope (VLT)、Gemini/Michelle、Subaru/COMICS

は X 線スペクトル解析が行われた AGN が 103 天のデータを使用しており、≲ 0.4 秒角スケール (赤方体含まれており (Ueda et al. 2015)、その中で精度偏移 z ∼ 0.03 で ≲ 300 pc に相当) での高空間分解

よく fscat が推定されている天体を次の 3 つの条件

能な中間赤外線観測データを使用している。

により選出した。ただし、Kawamuro et al. (2016)

以上の結果を用いて、logfscat と logL[O IV] /L12 µm

により X 線衛星「すざく」を用いた広帯域 X 線ス

光度比を比較したのが図 2 である。この図から、fscat

ペクトル解析が行われた天体には、その結果を適用が小さくなるにつれ、 logL[O IV] /L12 µm が小さくなした。(1) AGN からの直接成分と散乱成分をスペクる傾向が示唆された。fscat < 0.5% を持つ埋もれた

(nuc)

(nuc)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
AGN と他の AGN を比較すると、その光度比は約 3倍も小さい。この違いは Kolmogorov-Smirnov (KS)かった。この結果は、AGN 構造の非対称性による見込み角の影響だけでは説明ができず (X 線、Liu et al.

2014; 中間赤外線、Stalevski et al. 2016)、この光度比が埋もれた AGN の良い指標として使用できるこlog (L[O IV] / erg s-1)

テストでも > 99%の信頼区間で優位であることが分42

Nonmergers
Pre-Mergers
Early Stage
Mid-Stage
Late Stage×3(SB)Sy2

08572

ESO 286-19

41とを支持している。
42

3

Application to U/LIRG(nuc)

次に我々は、L[O IV] /L12 µm による埋もれた AGN

43
44
(nuc)
log (L12 µm / erg s-1)

45

(nuc)

図 3: GOALS サンプル 23 天体における logL12 µmの判定法を GOALS サンプル (Armus et al. 2009)

対 logL[O IV] 。合体段階毎に色で分類している (Stier-に適用した。GOALS サンプルとは、赤外線衛星

walt et al. 2013)。中抜きマークは星形成が主要な天

IRAS の掃天観測によって検出された近傍 U/LIRGs 体で、他は AGN が主要な天体を示している。黒線
202 天体のことであり、全天体について赤外線衛星 は典型的な 2 型 AGN における関係式 (Yang et al.
Spitzer /IRS により [O IV] フラックスが推定されて 2015)、青い点線は中間赤外線における AGN の寄与
いる (Inami et al. 2013)。このうち、nuclear 12 µm が 1/3 の場合における関係式をそれぞれ示している。
光度が得られている 23 天体をサンプルとした。銀河-1.5の合体段階については、Spitzer /IRAC による 3.6 µm

Average
SF-corrected(Upper limit)

具体的には 5 つに分類しており、Nonmergers (合体の兆候がないもの)、Pre-mergers (最初に遭遇する前の銀河ペア)、Early-stage mergers (銀河の円盤は対(nuc)像から分類が行われている (Stierwalt et al. 2013)。

log (L[O IV] / L12 µm)

画像や、他の文献から得られるより高い解像度の画-2

Swift/BAT AGN-2.5

称的だが、潮汐テールが見られるもの)、Mid-stage

mergers (不定形な円盤構造や、潮汐テールなどの合体の兆候が見られるもの)、Late-stage mergers (二つの核が共通外層の中にあるもの) と定義している。

U/LIRGs では、nuclear 12 µm 光度に対してさえも星形成の寄与が有意になる。Dı́az-Santos et al.

-3

Nonmerger

Pre + Early
Merger Stage

Mid + Late(nuc)

図 4: 合体段階毎における L[O IV] /L12 µm 光度比。

青い菱形は平均値と標準誤差を示している。赤い三(2017) では、Spitzer /IRS の観測データから GOALS 角形は nuclear 12 µm 光度から星形成の寄与を差しサンプルの各天体について、中間赤外線光度におけ 引いた場合の結果を示しており、上限値に相当する。
る AGN 成分の寄与を算出している。そこで、AGNの寄与が 1/3 よりも小さいものは星形成成分が主要、 Mid-/Late-stage の合体銀河では、星形成による寄与
他の天体は AGN 成分が主要として分類した。
(nuc)を最大限に考慮した関係式 (AGN の寄与が 1/3 の場

これらの近傍 U/LIRGs における logL12 µm と合) と比較しても、[O IV] 光度が小さい。従って、こlogL[O IV] の光度を比較したのが図 3 である。AGN れらの結果は合体後半の U/LIRGs の多くは埋もれ
成分が主要な天体に着目すると、合体していない天 た AGN を持つことを示唆している。
体や Pre-/Early-stage の合体銀河では典型的な 2 型

さらに、この結果をより定量的に評価するため、合(nuc)
AGN の関係式に従っていることが分かった。一方で、 体段階毎での L[O IV] /L12 µm 光度比を求めた (図 4)。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ここでは、より保守的に議論を行うため、星形成がた、国立天文台の川室太希様、今西昌俊様に心から主要な天体、X 線観測から AGN の存在を裏付けで感謝申し上げます。

きていない天体 (IRAS 08572+3915、ESO 286-19)、
可視光観測から 1/1.5 型 AGN に分類されている天体（NGC 7469; 図 3 の菱形マーク)、を除外した 13 天体

Referenceのみを使用している。この場合でも、合体進化に伴っ Armus, L., Mazzarella, J. M., Evans, A. S., et al. 2009,(nuc)て L[O IV] /L12 µm 光度比が小さくなる傾向が示され(nuc)た。2 章での Swift/BAT サンプル (L[O IV] /L12 µm =−2.3 ± 0.1) や、典型的な 2 型 AGN (≈ −2.1; Yang

PASP, 121, 559
Asmus, D., Hönig, S. F., Gandhi, P., Smette, A., &Duschl, W. J. 2014, MNRAS, 439, 1648et al. 2015) と比較して、合体の後期段階の天体の光 Casey, C. M., Narayanan, D., & Cooray, A. 2014,
度比はとても小さい (≈ −2.8)。合体後期の天体と他の天体について KS テストを行い、> 99%の信頼区間で光度比に差があることを確認した。以上の結果
は、銀河同士の相互作用が進むにつれて、U/LIRGs
中の埋もれた AGN の割合が増加するシナリオを支持している (Yamada et al. 2019)。

4

Conclusion
本研究では、AGN が埋もれているかどうかを判定する手法として、[O IV] 25.89 µm と nuclear 12 µmの光度比を用いた “埋もれた AGN” の診断法を初めて提案した。まず、この判定法の妥当性を確かめる
ために、Swift/BAT サンプルのうち X 線衛星「すざく」によって観測された 2 型 AGN の 16 天体を用
(nuc)

いて、 L[O IV] /L12 µm 光度比と fscat との相関を調査した。これにより、fscat < 0.5% である埋もれた

AGN では [O IV] 光度が比較的小さく、この光度比が埋もれた AGN の良い判定法であることが分かった。さらに、この判定法を近傍の U/LIRGs の 23 天体に適用することで、合体の最終段階では AGN は埋もれている一方、初期段階や合体でない U/LIRGs
では埋もれていないことが分かった。これは、銀河同士の相互作用が進むにつれて U/LIRGs が持つ埋もれた AGN の割合が大きくなることを示している。

Physics Reports, 541, 45

Dı́az-Santos, T., Armus, L., Charmandaris, V., et al.
2017, ApJ, 846, 32
Hopkins, P. F., Hernquist, L., Cox, T. J., et al. 2008,
ApJS, 175, 356
Inami, H., Armus, L., Charmandaris, V., et al. 2013,
ApJ, 777, 156
Kartaltepe, J. S., Sanders, D. B., Le Floc’h, E., et al.
2010, ApJ, 721, 98
Kawamuro, T., Ueda, Y., Tazaki, F., Ricci, C., &Terashima, Y. 2016, ApJS, 225, 14
Liu, T., Wang, J.-X., Yang, H., Zhu, F.-F., & Zhou,
Y.-Y. 2014, ApJ, 783, 106
Lutz, D., Shimizu, T., Davies, R. I., et al. 2018, A&A,
609, A9
Mineo, S., Gilfanov, M., & Sunyaev, R. 2012, MNRAS,
419, 2095
Stalevski, M., Ricci, C., Ueda, Y., et al. 2016, MNRAS,
458, 2288
Stierwalt, S., Armus, L., Surace, J. A., et al. 2013,
ApJS, 206, 1
Tanimoto, A., Ueda, Y., Kawamuro, T., et al. 2018,
ApJ, 853, 146
Ueda, Y., Eguchi, S., Terashima, Y., et al. 2007, ApJL,
664, L79
Ueda, Y., Hashimoto, Y., Ichikawa, K., et al. 2015, ApJ,
815, 1
Weaver, K. A., Meléndez, M., Mushotzky, R. F., et al.
2010, ApJ, 716, 1151

Acknowledgement
本研究にあたってご指導頂いている京都大学の上田佳宏先生、同研究室の谷本敦先輩、鳥羽儀樹様、まWeedman, D., Sargsyan, L., Lebouteiller, V., Houck, J.,& Barry, D. 2012, ApJ, 761, 184
Yamada, S., Ueda, Y., Tanimoto, A., et al. 2019, ApJ,
876, 96
Yang, H., Wang, J., & Liu, T. 2015, ApJ, 799, 91

——–indexa22
X 線観測で探るセイファート 1 型銀河のトーラス構造京都大学大学院 理学研究科
小川 翔司

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

X 線観測で探るセイファート 1 型銀河のトーラス構造
小川 翔司 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河中心には超巨大ブラックホール （Supermassive Black Hole; SMBH） が普遍的に存在し、SMBH と母銀河は互いに影響を与え合いながら「共進化」してきたと考えられている （e.g., Kormendy & Ho 2013）。
共進化を解明する上で重要となるのが、活動銀河核（Active Galactic Nucleus; AGN）である。AGN とは、

SMBH に落ち込む物質の重力エネルギーが解放され、銀河中心が明るく輝く現象である。AGN は、中心のSMBH、降着円盤、それらを取り囲むトーラスから構成される。このトーラスは SMBH への質量供給源と考えられ、共進化の鍵となる構造である。しかしながら、その基本的な性質は未だによく理解されていない。
我々は、赤外線スペクトルからトーラス中のダスト分布がすでに調べられている近傍のセイファート 1 型銀河 5 天体 (Ichikawa et al. 2015; Garcı́a-Bernete et al. 2019) に着目した。これらの天体の広帯域 X 線スペクトルに、赤外線スペクトルモデル (Nenkova et al. 2008a,b) と同様の構造を仮定した X 線スペクトルモデ
ル（XCLUMPY; Tanimoto et al. 2019）を適用することで、トーラスの赤道面における水素柱密度と開口角を推定した。赤外線との比較から、以下の結果が得られた。（1）これら AGN のトーラスでは NH /AV 比
は銀河系星間物質の平均 0.2 倍の値であった。このことは、これらの 5 天体のトーラスでは銀河系星間物質
よりもガスに対するダストの比が大きいということを示唆する。（2）σ は赤外線スペクトルから求められた値の平均 0.17 倍であった。このことは、トーラス中のダストはガスに対して広がっていることを示唆する。

1

Introduction
銀河中心には超巨大ブラックホール（Supermassive

Black Hole; SMBH）が普遍的に存在し、銀河バルジ
質量と SMBH 質量の間には非常に強い相関関係がある（Magorrian et al. 1998）。このことから SMBH と母銀河は互いに影響を与え合いながら「共進化」してきたと考えられている (e.g., Kormendy & Ho 2013)。

SMBH と母銀河には圧倒的な空間の隔たりがあり、どのような物理過程を通じ、互いに影響を及ぼしてきたのかは謎である。共進化を解明する上で重要となるのが、活動銀河核（Active Galactic Nucleus; AGN）
である。AGN とは、SMBH に落ち込む物質の重力エネルギーが解放され、銀河中心が明るく輝く現象である。AGN は SMBH と降着円盤、それらを取り囲
むトーラスから成る（図 1）。このトーラスは SMBH
への質量供給源と考えられ、共進化を理解する上で重要な構造である。しかしながら、トーラスの空間分解は困難であり、幾何構造やガス・ダスト比などの基本的な性質は未だによく理解されていない。

AGN の X 線スペクトルにみられる、SMBH 周辺

物質からの反射成分に付随する 6.4 keV の幅の狭い

Fe Kα 輝線は、ガス・ダスト両方を含めたトーラ
ス構造を調べるのに有用である (e.g., Tazaki et al.

2013; Kawamuro et al. 2016; Ogawa et al. 2019)。
特に、トーラスによる視線方向の吸収が見られない

1 型 AGN でさえも、この Fe Kα 輝線を用いてトーラス構造を調べることができる。鉄輝線からトーラ
ス構造を調べるには、複雑な幾何構造からの X 線ス
ペクトルモデルが必要不可欠である。近年、多波長観測の結果から、クランプ状にガスやダストが分布する「クランピートーラス」が示唆されている。クランピートーラスからの X 線スペクトルモデルは、単純な構造のものしか作成されていなかった。そこ
で我々の研究室では、クランピートーラスからの赤
外線スペクトルモデル (Nenkova et al. 2008a,b) を参考に、より現実的な幾何構造の X 線スペクトルモ
デル（XCLUMPY; Tanimoto et al. 2019）を作成した。これにより、X 線スペクトルからトーラスの現実的な情報を得ることができるようになった。

XCLUMPY モデルはモンテカルロ輻射輸送計算フ

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: XCLUMPY モデルの構造。
図 1: AGN の構造。
レームワーク MONACO(Odaka et al. 2016) を用いたモンテカルロシミュレーションによるモデルで、クランプの分布は赤外線のモデルと同様、動径方向にはべき分布、角度方向には赤道面を中心とした正規分布である。XCLUMPY モデルの構造を図 2 に示す。フ
リーパラメーターには赤道面の水素柱密度（NHEqu ）、観測者の見込み角、トーラスの開口角（σ ）が指定できる。

XCLUMPY モデルは赤外線のモデルと同様の構造を仮定しているので、X 線の結果と赤外線の結果を直接比較することが可能である。赤外線スペクトルからはダストの情報を得ることができるのに対して、X
線スペクトルからはガス・ダストを含む全物質の情報を得ることができる。すなわち、赤外線と X 線の結果を比較することはガス・ダスト比などトーラスの性質を探る上で重要である (e.g., Ricci et al. 2014;

Baloković et al. 2018; Ogawa et al. 2019)。そこで我々は、赤外線スペクトルからトーラス中のダスト分布がすでに調べられている近傍のセイファート 1型銀河 (Ichikawa et al. 2015; Garcı́a-Bernete et al.

2

Methods
我々は現実的なトーラスモデルである XCLUMPY

モデルを用いた広帯域 X 線スペクトル解析によって、
セイファート 1 型銀河のトーラス構造を調べた。対象天体は赤外線スペクトルからトーラス中のダスト分布がすでに調べられている近傍のセイファート 1型銀河 (Ichikawa et al. 2015; Garcı́a-Bernete et al.

2019) のうち、X 線天文衛星 NuSTAR と、すざく/XMM-Newton による同時観測データのある 5 天体（IC 4329A、NGC 7469、NGC 3783、NGC 7314、

MCG-06-30-15）を選んだ。モデルは先行研究 (e.g.,
Miyakawa et al. 2012) を参考に部分吸収を受けた直接成分とそのトーラスからの反射成分、軟 X 線超過成分を仮定した（図 3 （b））
。トーラスからの反射成分として XCLUMPY モデルを用いた。観測者の見込
み角は赤外線から求められている値を仮定し、NHEqu 、

σ をフリーパラメーターとした。フィッティングの結果とスペクトルモデルの例を図 3 に示す。図 3（a）のようにモデルは観測スペクトルをよく再現できた。

X 線スペクトル解析の結果、トーラスの赤道面における水素柱密度と開口角を推定することに成功した。

2019) を対象に、XCLUMPY モデルを適用すること
でトーラス構造を推定した。そして、赤外線の結果と、我々の X 線による結果を比較することで、トーラス中のガスやダスト分布について調べた。

3

Discussion
X 線スペクトル解析により得られたトーラス構造について、赤外線の結果との比較を行う。まず赤道面の水素柱密度 NHEqu について比較する。赤外線からは赤道面の減光量 AEquが求められている。この値と、V

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: （a）観測スペクトルとベストフィットモデル。下図はデータ点とモデルの残差を示す。黒：XMM-

Newton 。赤：NuSTAR 。（b）スペクトルモデル。黒：全成分のトータル。赤：部分吸収を受けた直接成分。
橙：軟 X 線超過成分。青：トーラスからの反射成分（連続成分）。水色：トーラスからの反射成分（輝線成分）。

図 4: （a）AEqu
対 NHEqu 。黒直線は銀河系星間物質における比 NHEqu /AV ∼ 1.87 × 1021 cm−2 mag−1 をあVらわす。（b）σ IR 対 σ XR 。黒直線は σ XR /σ IR = 1 をあらわす。
今回我々が求めた NHEqu を組み合わせることにより、次に σ の値を X 線（σ XR ）と赤外線（σ IR ）の結果

NH /AV 比という形でガス・ダスト比を求めることが で比較したところ、5 天体すべてで σ XR は σ IR より）。σ IR はできる。5 天体の NHEqu /AV 比の値を、銀河系星間物 も小さいという結果が得られた（図 4 （b）
質における値（NHEqu /AV ∼ 1.87×1021 cm−2 mag−1 ;σ XR の平均 1.6 倍であった。このことは、トーラス

Draine 2003）と比較したところ、5 天体すべてが小 中のダストはガスに対して広がっていることを示唆
さいという結果が得られた（図 4 （a））
。銀河系星間 する。
物質における値が平均 10 倍大きい値であった。このことは、これらの 5 天体のトーラスでは銀河系星間物質よりもガスに対するダストの比が大きいということを示唆する。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Conclusion

1. 我々は、セイファート 1 型銀河 5 天体（IC 4329A、Ichikawa, K., Packham, C., Ramos Almeida, C.,et al. 2015, , 803, 57

NGC 7469、NGC 3783、NGC 7314、MCG-06- Kawamuro, T., Ueda, Y., Tazaki, F., Terashima,Y., & Mushotzky, R. 2016, , 831, 37
30-15）の広帯域（0.3–70 keV）X 線スペクトルにクランピートーラスからの X 線スペクトルモ
デル XCLUMPY を適用した。我々のモデルは観測スペクトルをよく再現することができ、トーラスの赤道面における水素柱密度と開口角を推定することができた。

2. NH /AV 比は銀河系星間物質における値よりも小さいことがわかった。このことは、これら 5
天体のトーラスでは銀河系星間物質よりもガスに対するダストの比が大きいということを示唆する。

3. トーラス開口角 σ の値を赤外線の結果と比較したところ、赤外線から求められた値よりも小さいということがわかった。このことは、トーラ
ス中のダストはガスに対して広がっていることを示唆する。
今後は Ichikawa et al. (2015)、Garcı́a-Bernete

et al. (2019) の残りの天体についても同様の解析を行い、トーラス構造の解明を目指す。

Acknowledgement
この研究は京都大学の上田佳宏先生、谷本敦さん、
山田智史さん、尾道市立大学の川口俊宏先生との共同研究です。研究にあたって多くのご指導をいただ
きました、大変感謝しております。

Reference
Baloković, M., Brightman, M., Harrison, F. A.,
et al. 2018, , 854, 42
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Tazaki, F., Ueda, Y., Terashima, Y., Mushotzky,
R. F., & Tombesi, F. 2013, , 772, 38

——–index

a23
SDSS と WISE を用いた、可視光線で極めて青い Dust-Obscured Galaxies の探査
愛媛大学大学院 理工学研究科
登口 暁

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

SDSS と WISE を用いた、可視光線で極めて青い
Dust-Obscured Galaxies の探査
登口 暁 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
母銀河と超巨大ブラックホールの共進化を理解する上で、ガスを豊富に含んだ銀河同士の合体シナリオが近年注目されている (Hopkins et al. 2008)。このシナリオの中で Dust-Obscured Galaxies (DOGs) はク
エーサーへ進化する前の塵に覆われた段階の天体だと考えられているが、観測的には明らかにされていな
い。Noboriguchi et al. (2019) では、すばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam (HSC) と Wide Infrared Survey

Explorer (WISE) を用いて発見した 571 天体の DOGs から、可視光線で極めて青い DOGs (Blue-excess
DOGs; BluDOGs) を 8 天体選出した。この天体は塵に覆われた活動銀河核でありながら可視光線では青いという興味深い性質を示し、中心の AGN 光が漏れ出しているかもしれないと示唆された。しかし、その統計的性質は見つかった BluDOGs の天体数が少ないことから議論できていない。また、この天体は HSC で観測されるような可視光線で暗い光度レンジだけで見られる天体なのか、より明るいレンジでも見られる天体なのかは明らかではない。そこで本研究は、 Sloan Digital Sky Surveu (SDSS) の可視光線超広域サーベ
イデータと WISE の全天サーベイデータを用いて、比較的可視光線で明るい BluDOGs の探査を行った。結果として、 SDSS-WISE DOGs の中にも BluDOGs は存在し、可視光線の暗い光度レンジでしか見られない現象ではないことがわかった。

1

Introductionの晴れた AGN (=クエーサー) へ進化すると考えられている (Hopkins et al. 2008; Dey et al. 2008) 。

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

すなわち、クエーサーの形成と進化を研究する上で塵に覆われた段階は重要な段階である。
blackhole; SMBH) の質量とそれを宿す母銀河の星質塵に覆われた段階を研究するために、先行研究では量の間に見られた相関関係がある (e.g., Magorrian etdust-obscured galaxies (DOGs: Dey et al. 2008) と
al. 1998)。この関係から、 SMBH とその母銀河は呼ばれる、可視光線の R バンドのフラックスよりも中
お互いに影響を及ぼしあいながら成長してきた可能
間赤外線の 24 µm バンドのフラックスが 1000 倍以上性が示唆されている (SMBH と母銀河の共進化; e.g.,
も明るい天体に着目することで、効率よく塵に覆われ
Kormendy & Ho 2013)。しかしながら、この共進た SF 段階や AGN 段階の天体を発見した。また、す化プロセスがどのような物理過程で生じているのか、
ばる望遠鏡の可視光線超広視野主焦点カメラ (Hyper
その実態は未だに明らかにされていない。この問題
Suprime-Cam; HSC: Miyazaki et al. 2018) を用に迫るシナリオの一つとして、ガスを多く含む銀河
いたすばる戦略枠観測 (Subaru Strategic Program;
同士の合体シナリオがある。ガスや塵を多く含んだ
SSP) によるサーベイのデータと中間赤外線の全天探
銀河同士の合体が生じると、合体した銀河は塵に覆査衛星 Wide-field Infrared Survey Explorer (WISE;
われた活発な星形成 (star-formation; SF) の段階をWright et al. 2010) のデータを用いて、 Toba et al.
経験し、その後で銀河中心に降着する物質によって(2015) や Noboriguchi et al. (2019) では DOGs を
SMBH 周りが明るく輝く、塵に覆われた活動銀河核
効率良く広範囲で選出した。これら DOGs は分光赤(active galactic nucleus; AGN) 段階になる。そして、
方偏移 (e.g., Dey et al. 2008) や 測光赤方偏移 (e.g.,
AGN 活動により覆っていた塵が吹き飛ばされて、塵Toba et al. 2017) より、典型的に DOGs の赤方偏2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
移 z は 1−2 とされている。一方で、 Noboriguchi et

2.2

al. (2019) では塵に覆われているはずの DOGs の中に可視光線で極めて青い天体 (blue-excess DOGs:

BluDOGs; Noboriguchi et al. 2019 ) を 571 天体の DOGs から 8 天体発見した。この BluDOGs はClean samples

本研究では星のコンタミをなるべく避けるために、銀偉が −20 ∼ +20 の間の範囲の天体以外を使用した。また、各カタログのクロスマッチを行う前に、明るい天体の近くで天体内のピクセルが影響を受けてFν ∝ λα で可視光線波長帯をフィットし、 α < 0.4
いるものや、宇宙線の影響を受けているもの、限界等を示す天体として選出された。これら BluDOGs の級以下の等級の値を持っているものなどをそれぞれ近赤外線と中間赤外線の性質は塵に覆われた AGNのカタログデータから除外した “クリーンサンプル”
であることを示唆しつつも可視光線で極めて青いたと呼ばれるサンプルを作成した。SDSS DR14 カタロ
め、周りの塵を吹き飛ばしてクエーサーへ進化しよグデータ (794,328,715 天体) のクリーンサンプルはうとしている天体ではないかと示唆された。しかし
76,372,480 天体になり、ALLWISE カタログデータながら、この BluDOGs は 8 天体しか発見できてお(747,634,026 天体) のクリーンサンプルは 3,471,990
らず、その統計的性質は未だに理解されていない。
天体になった。
本研究では、 Sloan Digital Sky Survey (SDSS;York et al. 2000) のデータと WISE によって得られたデータから

超広範囲 DOGs サーベイを行い、 2.3

Cross-matches and selection

その DOGs サンプルより BluDOGs の選出及び、統まず、 SDSS クリーンサンプルと WISE クリー

計的性質を調査した。

ンサンプルでサーチ半径 3” でクロスマッチを行い、2Sample selection

2.1

Catalogs

930,671 天体をマッチングした。ここでのクロスマッ
チではサーチ半径内にある天体の中で最も位置が近い
もの同士でのマッチングを行った。そして、 DOGsの定義である (i − [22 µm])AB ≥ 7.0 (Toba et al.

2015) を満たす天体を選出した。その結果、 5,322 天
体が SDSS-WISE DOGs として選出された。
外線のカタログデータとして、 SDSS と WISE のカ
次に、 BluDOGs の選出を行うために、 Noタログデータを用いた。
boriguchi et al. (2019) での BluDOGs の定義を
可視光線のカタログデータとして可視光線大規模
SDSS-WISE DOGs に対して適用した。その結果、サーベイデータ (観測領域が約 15,000 平方度) であ
41 天体を SDSS-WISE BluDOGs 候補天体として選る、 SDSS data release 14 (DR14) カタログデータ出した。最後に、各天体の画像データを確認し星形を使用した。このカタログには、 u, g, r, i, z バン
成領域等が一つの天体と認識されてしまったためにドの 5 つの広帯域フィルターの測光情報が掲載され
BluDOGs と選出されてしまった天体を除外し、36ており、それぞれの 5 σ 限界等級は 22.0, 22.2, 22.2,
天体の SDSS-WISE BluDOGs を選出した。
21.3, 20.5 AB mag である。
本研究の広範囲 DOGs 探査には可視光線と中間赤

中間赤外線のカタログデータとして WISE を用いた中間赤外線全天サーベイデータである、 ALL-

3

WISE カタログデータを使用した。このカタログにはW 1(3.4µm), W 2(4.6µm), W 3(12µm), W 4(22µm) 3.1
バンドの 4 つの広帯域フィルターの測光情報が掲載されている。それぞれの 5 σ 限界等級は観測領域によって異なるが、 19.6, 19.3, 16.4, 14.5 AB mag より良い。

Results and Discussions
The i-band magnitude distribution of SDSS-WISE DOGs and
HSC-WISE DOGs

本研究で新たに選出した SDSS-BluDOGs (36 天体) と HSC-WISE DOGs (8 天体) の i バンドにおけ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
る等級の分布を見た (図 1)。SDSS-WISE BluDOGs

104の i バンド等級の平均と分散は 20.97 ± 0.27 であり、

BluDOGs を取得することができており、 BluDOGs
が HSC レベルでの光度レンジでしか見つからない
天体ではなく、 SDSS レベルでも見つかる天体であり、幅広い光度レンジを持つと考えられる。

103
i-band normalized flux

HSC-WISE BluDOGs の i バンド等級の平均と分散
は 22.73±0.85 であった。以前の研究に比べて明るいHSC
VIKING
WISE

102
101
100

SDSS-WISE BluDOGs (31)HSC-WISE BluDOGs (8)

12

10−1

100
101
Obs.-frame wavelength [μm]Counts1086

図 2: HSC-WISE BluDOGs の i バンドフラックス

4で規格化した SED。青が HSC で、緑が VIKING

2

で、赤が WISE のバンドである。平均を求める際に

0

20

21

22
23
i-band magnitude [AB mag]24は相乗平均を使用した。

104

図 1: SDSS-WISE BluDOGs と HSC-WISE Blu-

3.2

The averaged SEDs of SDSSWISE DOGs and HSC-WISE
DOGs

103
i-band normalized flux

DOGs の i バンド等級の分布。青が SDSS-WISE
BluDOGs で、赤が HSC-WISE BluDOGs。丸括弧内は天体数。

SDSS
WISE

102
101
100

10−1

100
101
Obs.-frame wavelength [μm]選出された SDSS-WISE BluDOGs が本当に期待している天体を選出できているのか、また SDSS-

図 3: SDSS-WISE BluDOGs の i バンドフラックス
WISE BluDOGs と HSC-WISE BluDOGs の SED で規格化した SED。青が SDSS で、赤が WISE の上に差異が見られるのかを知るために、それぞれの平 バンドである。平均を求める際には相乗平均を使用
均の SED を作成した (図 2 & 3)。図を比較すると、 した。
可視光線と中間赤外線の間では赤いカラーを示しながらも、可視光線のバンドにおいては短波長側に向WISE DOGs の可視光線 u バンドにおいては、 g

かうにつれて青いカラーを示すという構造は SDSS-

バンドよりも暗くなっている SED になっている。こWISE DOGs でも、 HSC-WISE DOGs にでも見ら れが u ドロップであると仮定すると 、 SDSS-WISEれた構造であった。即ち、 SDSS-WISE BluDOGs BluDOGs の一部は z ∼ 2 − 3 の天体を含んでいるサンプルは HSC-WISE BluDOGs サンプルと同じよ と示唆される。
うな天体が選出できていると判断した。また、 SDSS-

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

The spectra of SDSS-WISE BluDOGs

F_lambda [10^-17 erg/s/cm^2/Ang.]

3.3

14
12
10

SDSS-WISE BluDOGs の中には分光されている
天体が 4 天体存在した。表 1 に各天体の分光赤方偏移をまとめる。この結果より、過去の研究で示されてきた DOGs の赤方偏移である 1 < z < 2 の間に含まれる天体は 1 天体のみであり、半分は z > 2.3

8
6
4
2
0
4000

5000

の天体であった。SDSS の u バンドの超波長側は

6000
7000
Wavelength [Angstroms]

8000

9000

∼ 4000Å までであり、 z > 2.3 天体はライマン α 輝
図 4: SDSS-WISE BluDOGs の内の Sp 3 の分光
線 (1216Å) が観測波長で ∼ 4000Å を越えた位置に現データ。
れる。故に、 SDSS-WISE BluDOGs の平均の SEDにみられた u ドロップは、 SDSS-WISE BluDOGsに z > 2.3 の過去の研究では見つかっていない、高赤4Conclusion

方偏移 BluDOGs が含まれていることが示唆される。

今回、 SDSS, WISE のデータを用いて、 SDSSWISE BluDOGs を 31 天体発見した。BluDOGs は
HSC レベルで到達できる深い観測のみで見つかる

表 1: SDSS-WISE BluDOGs の分光赤方偏移
IDSpec-zugriz

天体ではなく、 SDSS レベルの光度レンジにもみ

Sp 1
Sp 2

2.59
2.37

21.8
21.6

20.4
20.7

21.1
21.1

20.9
21.2

19.7
20.6

Sp 3
Sp 4

0.93
1.64

20.9
21.4

20.3
20.4

20.3
20.6

20.2
20.5

19.7
20.1

BluDOGs の平均の SED にみられた u ドロップは、
SDSS-WISE BluDOGs に z > 2.3 の過去の研究による赤方偏移帯と異なる、高赤方偏移 BluDOGs がられる天体であるとわかった。また、 SDSS-WISE

含まれていることが示唆される。SDSS-WISE Blu-

DOGs の中で分光観測されているものには Fe II の
図 4 には Sp 3 の分光データを示す。このスペク構造や [O II] 輝線にみられた blue-wing からは、中トルにおいては、 5400 Å 付近に Mg II 輝線や Fe II

心の AGN が見え始めていることや塵を吹き飛ばすの構造がみられたり、 7200 Å 付近に [O II] 輝線がみ

アウトフローの兆候が示唆された。

られる。Mg II 輝線や Fe II の構造は中心の AGN の
広輝線領域からの光が見えていると考えられ、中心核が見えつつある状況だと示唆される。また、 7200

ReferenceÅ 付近にみられた [O II] 輝線の短波長側は長波長側 Dey et al. 2008, ApJ, 677, 943に比べてわずかになだらかな構造 (blue-wing) を示

Hopkins et al. 2008, ApJS, 175, 356

しており、 AGN を覆っている塵を吹き飛ばすアウ

Kormendy & Ho 2013, ARA&A, 51, 511

トフローの兆候を示していると示唆される。これは、 Magorrian et al. 1998, AJ, 115, 2285

(Hopkins et al. 2008) で示されたクエーサーの形成
Miyazaki et al. 2018, PASJ, 70, S1と進化シナリオに合致するものであった。BluDOGsの分光データについては、今後 BluDOGs のブラッNoboriguchi et al. 2019, ApJ, 876, 132

クホール質量やアウトフローのエネルギーを推定す

Toba et al. 2015, PASJ, 67, 86

るためにより詳細な解析を行う必要がある。

Toba et al. 2017, ApJ,835, 36
Wright et al. 2010, AJ, 140, 1868
York et al. 2000, AJ, 120, 1579
Wright et al. 2010, AJ, 140, 1868

——–indexa24
銀河衝突はクエーサー活動に影響を及ぼすのか? ∼ 撮像・分光データによる
検証 ∼国立天文台 / 総合研究大学院大学 物理科学研究科
中野 すずか2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河衝突はクエーサー活動に影響を及ぼすのか?
〜撮像・分光データによる検証〜
中野 すずか (国立天文台 / 総合研究大学院大学 物理科学研究科)

Abstract
クエーサーは太陽の 100 万倍以上の質量を持つ超巨大ブラックホール (SMBH) にガスが降着し、重力エネ
ルギーを解放して銀河の中心核が非常に明るく輝いている天体である。その発現メカニズムは未解明であるが、複数の銀河の衝突合体により発現するという有力候補がある (e.g.,Hopkins et al. 2007)。このため、クエーサーを宿す母銀河の形態とクエーサー活動の関係を調べることは、銀河の衝突合体によるクエーサー活動への影響を探る上で重要となってくる。しかし母銀河からの放射はクエーサー放射に比べて弱く、後者に埋もれているため、そのままでは母銀河の形態を調べることが難しいという問題がある。そこで本研究では、
赤方偏移 z < 1 の Sloan Digital Sky Survey (SDSS) クエーサー 748 天体に対し、高い感度と角度分解能を持つ、すばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam (HSC) の i バンドの撮像データを用いて、個々のクエーサー
母銀河の衝突合体の兆候の有無を調べた。母銀河の形態を調べるためには、クエーサーの中心核からの光を取り除く必要がある。そこでクエーサー成分を点源 (PSF) モデル、母銀河成分をセルシックモデルで表し、それらを組み合わせたモデルでクエーサーと母銀河の分離を行い母銀河のみの画像を作成した。クエーサー
成分を分離した画像から母銀河の衝突合体の兆候の有無を調べ、結果として、748 天体のうち、150 天体を衝突合体、272 天体を非衝突合体と分類した (残りは現段階で判断が難しいもの)。また、衝突合体の有無により SDSS のスペクトル上に違いが現れるのかについて調査した。その結果、衝突合体しているクエーサー
は、非衝突合体に比べて (1) よりダストに覆われている (減光し赤い) (2) 中心の BH 質量が小さく、活動
性が高い (エディントン比が大きい) といった特徴を示した。これは、クエーサーの進化段階に違いがあることを示唆し、銀河の衝突合体によるクエーサー発現メカニズムと整合する結果である。

1

Introduction

れている (e.g., Hopkins et al. 2007)。(図 1)

ほとんどの銀河の中心には、MBH = 106 −1010 M⊙の質量を持った超巨大ブラックホール (SMBH) が存在する。その中には、ガスが SMBH に落ちること
で、重力エネルギーを輻射や熱エネルギーとして解放し、中心部の非常に狭い領域から銀河全体を凌駕するようなエネルギーを放射しているものがある。この領域のことを活動銀河核 (Active Galactic Nucleus:

AGN) と呼び、特に明るい天体はクエーサーと呼ぶ。
その放射エネルギーは、L > 1012 L⊙ になる。
クエーサーがどのようなメカニズムにより発現す
るのかは未だ解明されていない問題である。現在、有力な仮説の 1 つとして複数の銀河が衝突・合体する
ことにより、銀河中心のブラックホールに大量のガスが降着することでクエーサーが発現すると考えら

図 1: クエーサー発現メカニズムの概念図
クエーサーを宿す銀河 (母銀河) の形態とクエー
サー活動の関係を調べることは、 クエーサーの発現メカニズムと 銀河衝突・合体によるクエーサー

活動への影響を探る上で重要となってくる。しかし、母銀河からの放射はクエーサー放射に比べて弱く、後者に埋もれてしまっているため、図 1 の右図

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校のように、望遠鏡の集光力が低ければ、クエーサー

光をセルシックモデルで定義し、これらを組み合わは点源として観測されることが多い。従って、そのせたモデルを用いて、クエーサーからの光を表した

ままでは母銀河の形態を調べることが難しいという問題がある。そのため、これまで調べられたクエー(Ishino et al. in prep)。図 2 のように、天体からの光からクエーサー成分を引いてやることで、母銀河

サー母銀河の数が少ない、それらの観測データの分成分のみの撮像データを作成した。作成した母銀河解能がよくないなどの問題があり、クエーサーの母の撮像データを用いてクエーサー母銀河の衝突・合銀河の形態についての詳細な研究はあまり進んでこ

体の兆候の有無について調べた。

なかった。
これらの問題に取り組むために本研究では、赤方偏移 z < 1 の Sloan Digital Sky Survey (SDSS) ク
エーサー 748 天体に対し、The Hyper Suprime-Cam

Subaru Strategic Program (HSC-SSP) と呼ばれる
すばる望遠鏡での大規模観測によって取得された撮像データを用いた。HSC-SSP の撮像データは、深く分解能がよいためクエーサー母銀河の暗い構造を

図 2: 母銀河の撮像データの作成

みるのに適している。また、クエーサー母銀河の形
態によって物理的違いが現れるのかについて、SDSS

DR7 のクエーサーカタログ (Shen et al. 2011) の分
2.3 スペクトルの解析
光スペクトルデータを用いて検証を行った。本研究は HSC の大規模データを用いて初めて、統計的研
衝突・合体の兆候の有無によってスペクトルに違い究を行った。
が現れるのかを調査するため、それぞれの母銀河群のスペクトルをスタッキング処理することで平均的なスペクトルを求めた。スタッキング処理とは、端2Data & Analysis

2.1

sample data & selection

本研究では、分光データとして、z < 1 の SDSS的に言うと、各天体のスペクトルの足し合わせの処理である。各波長ごとのスペクトルデータの平均値や中央値を取ることで各母銀河群の平均的なスペク
トルデータを作成することができる。作成した平均DR7 クエーサーカタログ、撮像データとして、HSC- 的スペクトルを比較することで、物理的違いがある
SSP S17A wide カタログを用いた。サンプルセレク かどうかを確認した。
ションとして SDSS DR7 クエーサーカタログ (Shenet al. 2011) (27620 天体) と HSC-SSP カタログ
(3040735 天体) を 1 matching (1040 天体) し、その中で、flux の 90 ％ 以上が PSF モデルで再現されたものを除いた母銀河が見えている 748 天体を対象としている。

3

Results

3.1

クエーサー母銀河の形態分類目で確認することによって、クエーサー成分を分離した画像から、母銀河を衝突・合体の兆候の有無

2.2

クエーサー母銀河の形態の解析により分類した (図 4、図 5)。tidal tails が確認できるものや母銀河の形態が非対称的であるもの、また、クエーサー母銀河は暗く、そのままでは、詳細なクエーサー成分を引くことで 中心部分が 2 つに分離

形態調査ができない。そこで、クエーサーからの光されるものを衝突・合体と判断し、周りに他の銀河を点像分布関数 (Point Spread Function: PSF) の定が存在しない、また相互作用している銀河がないも数 A 倍としたモデル (PSF モデル) で、母銀河ののを非衝突・合体と判断した。結果として、748 天2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
体の母銀河のうち、150 天体を衝突・合体、272 天4Discussion

体を非衝突・合体と分類することができた。残りの326 天体は現時点では明確な分類が難しいものであり、スペクトルの解析から除いた。

本研究の結果、衝突・合体の有無により、相加平
均、相乗平均、中央値の 3 つのスタッキング処理によるどのスペクトル上においても、以下で述べる違いがあった。このスペクトルの違いの要因について、物理的に考察を行った。

図 3: 衝突合体の母銀河の例

図 5 の 2000-4000 Å に着目すると、衝突・合体の方がスペクトルの傾きが小さいことが分かる。波長の短い光ほど、周囲のダストによる吸収や散乱の影響を強く受ける傾向がある。つまり、衝突・合体

図 4: 非衝突合体の母銀河の例の方が、低波長側の青い光が減光し、赤化しており、ダストに覆われていることを示唆する。

3.2

母銀河の衝突・合体の有無による平均的スペクトル

衝突合体型、非衝突合体型と分類したクエーサー
に対し、SDSS DR7 クエーサーカタログのスペクト
ルデータを用いて、各母銀河群のスペクトルの相加平均、相乗平均、中央値の 3 つのスタッキング処理を行った。図 6 は母銀河の衝突・合体の有無によって、スペクトルを中央値スタッキング処理した結果である。赤線が衝突・合体の、黒線が非衝突・合体の図 6: Hα 輝線

平均的なスペクトルを表している。波長 2798 Å でMgII 、4861 Å で Hβ 、6563 Å で Hα のなどのクエーサー特有の輝線がみえる。

図 6 は、Hα 輝線周りを拡大したスペクトルを表す。この図より、衝突・合体のスペクトルの方が Hαの輝線幅が狭いことが分かる。ここで、銀河中心のブラックホール質量 (BH 質量) は放射源であるガスの速度分散に比例し、輝線幅は速度分散に比例する。
従って、輝線幅が狭いことから、衝突・合体のクエーサーの方が BH 質量が小さいことを示唆する。

SDSS DR7 のクエーサーカタログ (Shen et al.
2011) には、測定された BH 質量などが記載されており、カタログの BH 質量の分布を比較してみた。
しかし、カタログの BH 質量に違いはみられなかった。これは、カタログの BH 質量は、輝線幅に違い
図 5: 中央値スタッキング処理によるスペクトルの比較がみられない MgII と Hβ 輝線から推定されており、違いがでなかったと考える。輝線強度が大きい、Hα輝線から推定される BH 質量の方が真の質量に近いと考えると、カタログの BH 質量は過大評価している可能性がある。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
同様にカタログ上のエディントン比を比べてみた。
エディントン比は、放射による力と重力のつり合いで決まる理論上の最大の光度に対して、観測される
光度がどれくらいの割合なのかを示している。つまり、衝突・合体の方がエディントン比が高いので、中心の BH の活動性が高いことを示唆している。
これまでの結果から衝突合体しているクエーサー
は非衝突合体より減光し赤いためダストに覆われており、中心の BH 質量が小さいにも関わらず、活動性が高いことが分かった。以上より、クエーサーの進化段階に違いがあることを示唆する結果が得られた。さらに、銀河の衝突・合体により、ガスが中心

BH に落ち込むことで、中心 BH が活発になりダストを生成し、クエーサーが発現するというシナリオが考えられ、銀河の衝突・合体を発現メカニズムとするシナリオと整合する結果が得られた。

5Conclusion
クエーサーの発現メカニズムの有力候補として、複数の銀河が衝突・合体することによって発現するシナリオがある (e.g.,Hopkins et al. 2007)。本研究では、4 章で見てきたように、クエーサーの進化段階の違いを示唆し、銀河の衝突合体によるクエーサー発現メカニズムと整合する結果が得られた。しかし、Hαの輝線幅のみに違いが現れるのかについては、物理的にわかっていない。従って、より詳細な解析が必要になってくる。また、クエーサーの発現シナリオに対して他の可能性も含め、現在のデータではこれ以上の定量的な考察には限界があり、サンプル数を増やすなどの研究を進める必要性がある。

Reference
Hopkins P. F., Richards G. T., Hernquist L., 2007, ApJ,
654, 731
Shen Y., et al., 2011, ApJS, 194, 45

——–index

a25
binary QSOs as tracer of mergers
東京大学大学院 理学系研究科
Tang Shenli2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Revealing a population of dual supermassive black holes at close
separation using Subaru s Hyper Suprime-Cam
Shenli Tang (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
The wide-area coverage and deep depths of the Subaru Hyper Suprime-Cam (HSC) Strategic Survey
Program (SSP) are already transforming our understanding of the supermassive black hole (SMBH)
population out to the early Universe. For example, the HSC SSP survey has now probed the rare andfaint quasar population during the ﬁrst billion years of our Universe (z > 6) for the ﬁrst time with
suﬃcient statistics (Matsuoka, Y. et al. 2015). Across all cosmic epochs, the wide-area imaging can beused to search for other rare and key phases of black hole growth such as when both galaxies, undergoinga major merger, exhibit signs of accretion onto a supermassive black hole (SMBH), hence observed asa dual quasar. With quasars being highly variable, the visibility of dual quasars during their life timeis expected to be low as shown through simulations. The area coverage of HSC is now suﬃcient todetect these rare events in signiﬁcant numbers. Equally important, dual quasars can be identiﬁed down
to close separations of ∼3 kpc, i.e., a scale similar to that of a massive galaxy, due to the remarkablespatial resolution (median seeing of 0.61

in the i-band) of the HSC imaging which is by design tomeet the technical requirements of the HSC weak- lensing science program. This approach oﬀers muchpromise with knowledge that quasars and Active Galactic Nuclei (AGN) activity have higher rates ofincidence in galaxy mergers14,15,16, usually in one of the two components.

1

Introduction
As a consequence of the hierarchical formation of

for those with close separation (i.e., during the ﬁnal stages in the merger; ≲ 30 kpc). Although,there are some rare conﬁrmed examples. The diﬃstructure in our Universe, galaxies experience, on
culty is due to issues with the instrumental spatial
occasion, a major merger with a neighboring galaxy.
resolution and the challenge to disentangle Active
Such phenomenon can induce prodigious levels of
Galactic Nuclei activity from other eﬀects (e.g., outnuclear star formation and boost the growth of theirﬂows). Here, we use a diﬀerent approach by exploitcentral supermassive black hole (Di Matteo et al.
ing the wide-area and deep coverage of the Subaru
2005). In this scenario, cosmological hydrodynamic
Hyper Suprime-Cam (HSC) Strategic Survey prosimulations (Capelo, P. et al. 2016) demonstrategram with excellent spatial resolution to search forthat there should be observed cases where accredual systems among the known 7787 quasars fromtion onto a supermassive black hole occurs in thethe Sloan Digital Sky Survey imaged by the current
nucleus of both galaxies concurrently as they ap796 deg 2 of the HSC survey. Based on an autoproach coalescence thus seen to an observer as amated search algorithm, we identify 181 candidates
luminous dual quasar.
with 60 of them having an optical brightness of the
To date, numerous eﬀorts to ﬁnd dual quasars (Hentwo components within a factor of three.
nawi, J. et al. 2010) and pairs of less luminous
We report on the conﬁrmation of the ﬁrst three dual
Active Galactic Nuclei have not met expectations
quasars with projected separations between 4 and2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
13 kpc, using optical spectroscopy with Keck/LRIS band for which the quasar is not saturated in theof nine candidates at z < 1. In two cases, each HSC image. We then run an automated algorithm
quasar in the pair has clear (i.e., unobscured) signs

to detect two distinct optical sources with separa-of ionized gas in the vicinity of a diﬀerent supermas-

tions between 0.6 - 4 ″ while simultaneously consid-

sive black hole while the other one is a unique mix ofering the shape of the point-spread function, andan unobscured and obscured quasar. The deep HSC

deblending the emission from the underlying hostdata further reveals the underlying host galaxies to galaxy for those primarily at z < 1. In total, weshow signs of undergoing a merger of two massive ﬁnd 181 dual quasar candidates up to z = 4.5 after
galaxies. Based on our spectroscopic success rate,

removing a few cases through visual inspection andwe estimate that 1% of all known luminous quasars

those that were known lensed quasars. The num-are powered by dual supermassive black holes hav- ber distribution of projected separation is between
ing separations between 4 - 30 kpc. This fraction

3 – 30 kpc (0.6 – 4 ″ ; Fig1 bottom panels) andappears to be generally constant with redshift dis-shows no preference for a particular scale, contrary

similar to that seen in hydrodynamic simulations to some recent claims for more at larger separation,and have a slight increase at later cosmic epochs. and against our intuition where we would expect
These results demonstrate the power of HSC to tap more actively accreting SMBHs at smaller separainto the dual quasar population with large number tions.
statistics out to even earlier cosmic times thus improving our understanding of the merger-induced
growth of galaxies and their supermassive black
holes. Hence, this new sample can aid in constraining estimates of gravitational wave detections withLISA and PTA.

2

Sample Selection
Rather than search for new quasars or galaxies

that are undergoing a merger, we start with the
known luminous quasars from the Sloan Digital Sky
Survey (SDSS) for which we know there is at least
one SMBH present. These are initially identiﬁed
as a single quasar based on optical photometry andspectroscopy that exhibit broad emission lines characteristic of ionized gas in the vicinity of a SMBH

Fig 1: HSC/SDSS sample characteristics

with MBH ∼ 107−9 M⊙ . For dual quasars with aseparation of ≳ 2 ″ , SDSS would miss the nearby
companion quasar due to ﬁber collisions. We havecross-matched the SDSS DR7 quasar catalog with
the image foot print of the HSC wide- area surveythat currently covers 796 square degrees. As a re-3

Results
Using the Keck Telescope with LRIS, we are ablesult, there are 7787 SDSS quasars (Fig1) at all red- to conﬁrm the nature of three out of eight candishifts that have HSC imaging in the optical (iAB ) dates at z < 1, a level of success that is high as com-

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
pared to past searches (Comerford, J. et al. 2018).
In Figure 2, we show the images of these three dual
quasars demonstrating that HSC can cleanly spatially separate the individual components. In all
three cases, there are clear signs in the images thatthese systems are present within galaxies undergoing a strong merger as evidence by the irregular light distribution on spatial scales larger than
the two nuclei. In particular, SDSS J1416+0033(Fig2 bottom panel) has tidal features including
fan-shaped diﬀuse emission to the south thus clear
evidence for an interacting system likely with the

Fig 3: Keck spectra of SDSS J141637.44+003352.2.

neighboring galaxies to the northwest.

Left panel:MgII region for the two components;
Right panel:[OIII]λ5007 & Hβ region; Green lines
label the position of [OIII]λ5007 line in component
A, to show the displacement in two componets.
tive of the kinematics of the warm ionized gas on
the larger scale of the host galaxy, shows a velocity
oﬀset of ∼100kms−1 between the two components.
This provides further conﬁdence that this system
is not due to lensing and indicates that the ionizedgas is consistent with an ongoing merger.

4

Discussion
With a statistical sample of 181 dual quasar can-didates out of a large parent population, we estimate the frequency at which dual quasars occur.
Fig 2: Subaru/HSC iAB band image (30 x 30 ) of Current observational estimates are mainly limited
three spectroscopically-conﬁrmed dual quasars at z to the local Universe for dual quasars at these close< 1 with the scale bar shown in the lower left corner.

separations. Here, we are now able to measure thisThe evidence for two SMBHs is based on the de-out to z ∼ 3). In Figure 4, we plot the fraction

fraction across ∼11 billion years of cosmic time (i.e.,

tection of a broad MgII emission line from each of quasars that are dual with projected separation
component with a shape dissimilar to each other between 4 - 30 kpc while incorporating a selection(Fig3).

function and a success rate of 40% based on the op-

In addition, a broad Hβ emission line is also tical spectroscopic follow up described above. Overpresent for each as shown in the right-most panels. all, we ﬁnd a dual fraction of 1% for the entire samFurthermore, the emission line [OIII]5007, descrip-

ple that is nearly constant with redshift. There is2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
a slight upturn at the lowest redshifts (z ≲ 0.7). In
addition, we indicate the dual fraction (∼0.5%) for
only those having a ﬂux ratio of 3:1 between the two
quasars. The redshift evolution is similar to the fullsample.
We compare our observational results with cosmological and detailed hydrodynamic simulations ofgalaxy mergers to further investigate the evolution
in the rate of dual AGNs (Figure 4). As mentioned
above, we ﬁnd no such change with redshift. However, given the errors based on Poisson statistics
and the uncertainty in our spectroscopic successrate, we cannot rule out the existence of some mild
evolution in the rates. Even so, the data hint at the Fig 4: Fraction of SDSS QSOs that have dual comopposite where the rate of dual AGNs is slightly ponents (colored region with 1 σ conﬁdence interhigher at lower redshift. If true, this may mean val) with projected separation of 4 - 30 kpc overthat the timescales to bring SMBHs down to these the last 11 billion years of cosmic time (i.e., out toseparations may be longer than expected. Inter- z ∼ 3). The top (maroon) region represents our fullestingly, there is a clear discrepancy of an order of sample while the blue shows only those having a ﬂux
a magnitude at the lowest redshifts (z ≲ 0.7). As ratio within 3:1. The black dashed line is the prementioned, we need to spectroscopically conﬁrm a diction based on the EAGLE hydro-dynamical coslarge sample of dual quasars especially at z > 1 and mological simulation ( Rosas-guevara, Y. M. et al.
having a mass ratio larger than 3:1. Although, at2019) that indicates an increase in the dual quasar

higher redshifts, we expect the success rate to drop fraction with redshift that is not seen in our data.
given the higher likelihood of contamination due to In addition, we show both numerical predictions
projection eﬀects and lensing.

in ﬁlled shapes and other published observational
studies in hollow shapes.

5Conclusion

Reference

To conclude, we highlight that the next decade Matsuoka, Y. Strauss, M. & Kashikawa, N. 2018, ApJ
will be an era of wide-ﬁeld astrophysics with HSC,Di Matteo T., Springel, V. & Hernquist, L. 2005, Nature

LSST, Euclid and WFIRST all providing optical
Capelo, P. Dotti, M. & Volonteri, M. 2016, MNRAS
and near-infrared imaging from the ground andspace to generate large statistical samples of dual

Hennawi, J. Myers, A. & Shen, Y. 2010, ApJ

quasars. These observatories will be nicely com-

Comerford, J. Nevin, R. & Stemo, A. 2018, ApJ

plemented with further resolving power from the Rosas-guevara, Y. M. Bower, R. & Mcalpine, S. 2019,
MNRAS
next generation of 20-30m class extremely large
telescopes to put tight constraints on the incidenceof dual SMBHs and their rates of merging that has
important consequences for gravitational wave detections of SMBHs with LISA and PTA.

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a26
超大規模「面分光サーベイ」による
AGN サンプル構築と AGN duty cycle の制限
東京大学大学院 理学系研究科
鹿熊 亮太

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

超大規模「面分光サーベイ」による AGN サンプル構築とAGN duty cycle の制限
鹿熊 亮太 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
SDSS のような分光観測には事前のターゲットセレクションが必要であり、観測されるのは明るい天体のみに限られてきた。しかし、SMBH 進化を考える上でこのような観測のバイアスは大きな問題となっている。
例えば、Adelberger & Steidel (2005) では、AGN の Duty cycle (SMBH が生涯のうち AGN として輝いている期間の割合) に光度依存性がある可能性を提示した。暗い AGN と明るい AGN とでは SMBH への質量
降着・成長の描像が異なるというのだ。未だ謎が多く残る SMBH 進化に関する詳細な描像を得るには、明
るい天体のみでなく、暗いものまで含めた大規模な AGN サンプルが必要となる。そこで着目されてているのがファイバーなどの装置を使い、観測領域すべてを分光してしまう【面分光サーベイ】だ。この 4 月、史上初の大規模面分光サーベイである Hobby-Eberly Telescope Dark Energy Experiment(HETDEX) が初
期データを公開した。輝線情報のみから天体を検出できるため、連続光が暗い AGN を含めた巨大サンプルが構築できる。しかし、大規模な面分光サーベイデータというの世界で初めて登場したものであり、天体検
出のアルゴリズムは確立されていない。そこで、我々は独自のパイプラインを組み、初期サイエンスとして、

COSMOS 領域のデータより絶対等級 mUV ∼ −19.5 までの type1 AGN サンプルの構築に成功した。このサンプルより z ∼ 3 における AGN 光度関数を描き、faint end slope が flat であることが確かめられた。全

field のデータを用いる最終サンプルは duty cycle の光度依存性を制限することが可能であると期待される。

1

Introduction
現代の天文学に残された大きな課題の 1 つが、銀河らエディントン限界で降着を続けても、z = 7.5 で∼ 109 M⊙ に到達できない。
この成長の問題を解決するために、より重い種ブの中心に存在する超大質量ブラックホール (SMBH)

ラックホールや、超エディントン降着が理論研究からの形成と進化である。Event Horizon Telescope によ提案されている。観測から初期ブラックホール成長のる直接撮像により銀河の中心には SMBH が存在しているということが改めて確認された (EHT Collabo-

ration 2019)。
SMBH は降着円盤を作り輝くと同時に、その質量を増していく。現在、確認されている最遠方の SMBH
は z = 7.5 にあり、その質量は ∼ 109 M⊙ と見積もられている (Bañados et al. 2018)。宇宙開闢わずか

7 億年の頃にこれだけの質量をもった SMBH がすでに存在しているのである。この質量への短期間での成長がどのように実現されるのかが、大きな問題となっているのである。ブラックホールへの質量降着が球対称に起こり、輻射圧と重力とが釣り合う限界
がエディントン限界である。初代星起源のブラック
ホールはその質量が ∼ 103 程度である。この質量か描像を明らかにしていくためには、低質量の SMBH
観測が不可欠である。SMBH の質量と活動銀河核(AGN) 光度には大まかに相関があるため、低光度の AGN を観測していかなければならない。

Adelberger & Steidel (2005) では、Keck LRIS による分光サーベイにより視等級 25.5 までの 1.8 ≤z ≤ 3.5 の AGN サンプルを構築した。このサンプルを光度で 2 つのサンプルに分け、AGN の Duty cycle(SMBH が生涯のうち AGN として輝いている期間の割合) に光度依存性がある可能性を示した。しかし、サンプル数が小さいために結論付けられてはいない。
低質量の SMBH の成長すなわち降着がどのような描像で進んでいるのかを明らかにすることは、初期宇宙における SMBH 進化を考える上で重要である。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
Duty cycle の制限には、光度関数と clustering 解析

面分光で広い観測領域をすべて掃いて観測するのが必要であり、どちらも大規模なサンプル構築が不が面分光サーベイである。面分光サーベイでは、観測可欠である。

領域内のすべての天体のスペクトル情報を得て、輝AGN の大規模サンプルの構築には、SDSS のよう 線情報のみから天体を検出できるため、連続光が暗に分光サーベイ (Laurent et al. 2017)、または HSC

い AGN を含めた巨大サンプルが構築できる。こののように多色測光と morphology とを組み合わせて4 月、史上初の大規模面分光サーベイである Hobby-

行われてきた (Akiyama et al. 2018)。しかし、低光

Eberly Telescope Dark Energy Experiment (HET-度 AGN のサンプル作りにはこれらは向いていない。 DEX) プロジェクトの初期データが公開された (HillSDSS のような大規模な分光サーベイは事前の分光候 et al. 2008)。HETDEX はテキサス大学オースティ
補天体のセレクションが必要となり、明るいものがン校が中心となって進める面分光サーベイであり、選択される。多色測光と morphology とを組み合わ

434 平方度の超広領域に約 35,000 本のファイバーをせる方法で暗い AGN を選択すると、contamination

持つ巨大な分光器を向けて輝線銀河を観測する計画が多く、completeness も小さくなってしまう。

である。

そこで低光度 AGN のサンプル構築において着目されてているのが、観測領域すべてを分光してしまう【面分光サーベイ】である。本研究では、面分光サー
ベイのデータを用いることで、AGN の duty cycle の
光度依存性に制限をかけることを目標とする。

2

Observations/HETDEX
スリットを用いた分光観測では、空間方向 1 次元の情報を潰すことでスペクトル情報を得ていた。面
分光はファイバーなどの装置を用いることで、空間情報を潰さずに波長方向の情報も同時に得る観測である。1 つの輝線に着目することで、波長方向は奥行
き (赤方偏移) 方向に対応するため、図 1 のように 3次元キューブのデータを得られる。

図 2: Hobby-Eberly Telescope。直径 11m の主鏡と35,000 の fiber を持つ分光器を搭載。
HETDEX の初期データでは 690,868 本の輝線を
3 次元キューブ内から検出している。しかし、星や
Lyα forest、systematics が間違えて検出されていた
り、連続光のピークと異なる位置で輝線が検出されているなどの問題があった。これらは、AGN サンプルの構築に際しては大きな問題となる。そこで、我々のグループは自ら観測データから AGN を検出することを決めた。

図 1: 面分光により得られる 3 次元キューブ。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Data reduction
HETDEX の分光データの sensitivity は ∼ 10−17

erg/cm−2 /s 程度しかなく、暗い天体の場合 continuum の検出ができない。そこで輝線の等価幅を出す
ために、測光観測で得られる情報を組み合わせている。我々は、HSC の public data release 2 の r band
画像を用いることにした。限界等級は m5σ ∼ 26.2

ばならない。そこで、我々は等価幅を用いることでLyα 輝線天体 (LAE) を取り出すという作戦を採用した。銀河の紫外輝線のうち、Lyα は最も強い輝線である。狭帯域フィルターを用いた LAE 検出では、静止系で 20Å 以上の等価幅を持つ天体を LAE と同定している (Konno et al. 2016)。ちなみに、静止系の等価幅 (EWo ) と観測系の等価幅 (EW) には以下のよ
うな関係がある。

であり、HETDEX と観測が被っている領域は COS-

EWo = EW ×

MOS、AEGIS、HETDEX-spring の 3 つで ∼ 10, 650

1
1+z

(1)

arcmin2 である。

Lyα より短波長の輝線は視線上の水素ガスにより吸HETDEX の fiber は密には詰まっておらず、天球 収されるため検出されることはほぼ無い。ある輝線
面上での各点でのスペクトルを求めるためには、周囲 を Lyα と仮定した場合、他の輝線を仮定した場合よの fiber のスペクトルを合成させる必要がある。我々 り赤方偏移が一番大きくなる。したがって、静止系
は、HSC r < 25.5 で検出された天体のスペクトル の等価幅は他の輝線を仮定した場合より小さくなる。
を、HETDEX の fiber スペクトルを Point spreadfunction で重み付けすることで合成した。

EWo > 20Å の条件を課した結果、714 の LAE を検出した。

合成されたスペクトルから 5σ で輝線を検出し、ささらに、この LAE の中から AGN を取り出すためらに visual check により systematics などの contam-に、速度幅による条件を課すことにした。一般的に星ination を除いた。その結果、COSMOS field から 914 形成銀河の速度幅は ∼ 200Å 程度である (Sobral et al.
の輝線天体を検出した。今回は、COSMOS field (314 2018)。それに対し、AGN の Broad line region が見え

arcmin2 ) のみから AGN サンプルの構築を行い、pi- る type1 AGN の場合には速度幅が 1000Å − 10000Å
lot study として HETDEX のデータの統計的強みを に達する。そこで、FWHM > 1000Å の条件を課す確かめる。全体の field は COSMOS field の 34 倍の面積がある。

ことで、15 の type1 AGN を検出した。観測領域内には、すでに SDSS で確認されていた AGN は 1 つ存在したが、この天体も我々のデータ、パイプライ
ンから再度検出された。

図 3: Pipeline のアウトライン。左：HSC image で検出された天体の周囲の Fiber の位置を示す。中：合成されたスペクトルと輝線の検出。右：輝線の測定。

5

Disucussion
今回得られたサンプルより z ∼ 3 type1 AGN の光度関数を描いた結果を図 4 に示した。mUV ∼ −19.5までデータ点があり、これは過去のどの研究よりも4

Analysis/AGN selection

暗いところまで制限をかけられている。また、AGNの光度関数は Double power law (DPL) により、よく

2 つのステップ (i) 等価幅による Lyα 輝線同定 (ii) fitting できることが知られている。HETDEX による
半値全幅 (FWHM) による Broad line 天体検出 を踏結果と、SDSS からの結果とを同時に DPL で fitting

むことで、type1 AGN のサンプルを構築する。

したところ、faint end slope が α = −1.34 となった。

HETDEX データは、波長幅が 3500Å − 5500Å し これは、Akiyama et al. (2018) (z ∼ 4) や Matsuoka
かない。また、sensitivity もあまり良くないため、1 et al. (2018) (z ∼ 6) の HSC による、より high-z の本の強い輝線のみが受かる天体がほとんどである。そ

結果と同じく、faint end slope が flat であることをの場合、1 本の輝線のみから輝線の同定を行わなけれz ∼ 3 でも支持するものとなった。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ル数 (N ∼ 500) からは duty cycle の光度依存性を制限することが可能であると期待される。

Reference
Adelberger, K. L., & Steidel, C. C. 2005, Astrophys.
J., 630, 50
Akiyama, M., He, W., Ikeda, H., et al. 2018, Publ.
Astron. Soc. Japan, 70, doi:10.1093/pasj/psx091
Bañados, E., Venemans, B. P., Mazzucchelli, C.,
図 4: z ∼ 3 における type1 AGN LF。SDSS とet al. 2018, Nature, 553, 473

VVDS による結果も同時に plot した。また、曲線は本結果と SDSS との結果とを DPL で fitting した

EHT Collaboration. 2019, Astrophys. J., 875, L1

結果である。

Hill, G. J., Gebhardt, K., Komatsu, E., et al. 2008,
399, 115

今回のサンプルからは clustering 解析から統計的に優位なシグナルを出すことはできず、duty cycleの制限をかけるところまではできなかった。ただし、今回は COSMOS 領域のデータのみを用いており、全サンプルは今回の 30 倍以上のボリュームになる。

Adelberger & Steidel (2005) でのサンプル数 ∼ 60 と比較すると、我々の予測される最終サンプル数 (N ∼500) は duty cycle の光度依存性を制限することが可能となると期待される。

Konno, A., Ouchi, M., Nakajima, K., et al. 2016,
Astrophys. J., 823, 20
Laurent, P., Eftekharzadeh, S., Goﬀ, J.-M. L., et al.
2017, J. Cosmol. Astropart. Phys., 2017, 017
Matsuoka, Y., Strauss, M. A., Kashikawa, N., et al.
2018, Astrophys. J., 869, 150
Sobral, D., Matthee, J., Darvish, B., et al. 2018,
Mon. Not. R. Astron. Soc., 477, 2817

6

Conclusion
本研究では、史上初の面分光サーベイである HET-DEX の初期観測結果を用いて、低光度の AGN を含む大規模な AGN サンプルの構築を目指した。

Pilot study として、パイプラインを自ら組み COSMOS field のデータより type1 AGN サンプルを構築した。z ∼ 3 における type1 AGN の LF を描き、過去のどの研究よりも暗いところまで (mUV ∼ −19.5)
制限をかけることに成功した。また、faint end slopeが z ∼ 3 でも flat であることを支持する結果となった。今回のサンプルからは clustering 解析から統計的に優位なシグナルを出すことはできず、duty cycleの制限をかけるところまではできなかった。全 fieldのデータを用いて得られると予測される最終サンプ

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HSC-SSP & CHORUS を用いた z = 4.9
における Type-ii AGNs 探査
愛媛大学大学院 理工学研究科
岩下 昂平

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Subaru / HSC 狭帯域フィルターを用いた活動銀河核探査
岩下 昂平 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
巨大ブラックホール進化の全貌を解明するには、塵に隠された 2 型 AGN も含めた完全性の高い AGN 探査が必要だが、X 線を用いても 2 型 AGN の広域探査は現状では困難である。そこで我々はすばる望遠鏡の Hyper Suprime-Cam (HSC) に搭載された狭帯域フィルターに注目した。狭帯域フィルターを用いれば2 型 AGN であっても AGN 由来の輝線放射を検出できる。そこで複数の狭帯域フィルターを用いて AGN
特有の組み合わせの輝線を捉えることで、AGN を選出できると考えた。特に、赤方偏移 z ∼ 4.9 の AGN
は Lyα と C IV の輝線が狭帯域フィルター NB718、NB921 の帯域へそれぞれ赤方偏移し、この 2 種類の狭帯域フィルターで共にフラックス超過を示すと考えられる。C IV 輝線は星形成銀河からは強く放射されな
いため、上記の特徴を示す天体は z ∼ 4.9 の AGN であると判断できる。本研究では、HSC を用いて進行中のすばる戦略枠 (SSP) サーベイおよび CHORUS サーベイで得られた広域撮像データを用いて、NB718と NB921 の両フィルターでフラックス超過を示す天体の探査を行った。その結果、両フィルターでフラッ
クス超過を示しつつ、広帯域フィルターのカラーが高赤方偏移の兆候であるライマンブレイクの特徴を示す
ような、z ∼ 4.9 の AGN の候補天体を複数選出することに成功した。

1

Introduction
活動銀河核 (active galactic nucleus: AGN) とは銀河中心にある巨大ブラックホールにガスが降着し、重力エネルギーを解放して明るく光る天体のことである。AGN では、中心核をトーラス状に覆うように
光学的に厚い塵が分布しており、中心核が直接観測できるものは 1 型 AGN 、塵に中心核が隠されているものは 2 型 AGN と分類されている。この AGN
はブラックホールの質量成長段階と考えられており、この AGN の性質を正しく理解することはブラック
ホール進化を解明するために極めて重要である。
これまでの遠方宇宙における AGN 探査では、主に 1 型 AGN が発見されてきている。その理由は、

1 型 AGN であれば中心核からの強い放射を直接観測できるので高赤方偏移であっても観測することが比較的容易であるためである。一方、2 型 AGN は中心核からの直接光が塵トーラスによって強く減光を受けるため、可視光線における観測が困難である。
透過力の強い X 線の放射を観測することにより、可視光線で発見が困難な 2 型 AGN も探査することは可能であるが、 線望遠鏡は視野が狭いという理由か
ら、系統的な探査は一般に困難であった。

そこで、われわれが提案するのは狭帯域フィルターを用いた可視光での AGN 探査である。狭帯域フィ
ルターを用いることで、弱い輝線であっても連続光のフラックスに対してフラックス超過を検出することができ、輝線天体を選出することができる。2 型

AGN の狭輝線放射領域は一般にトーラス状の塵が分布する領域よりも外側にあるので塵トーラスによる減光を受けず、そのためこの狭帯域フィルターを用いた方法により 2 型 AGN も検出が可能である。
ただし、単一の狭帯域フィルターだけを用いた輝線天体探査では、輝線の種類やその輝線を発する天体の赤方偏移を特定することはができない。。そこで、複数の狭帯域フィルターで同時に超過を示す天体を選出することで、特定の赤方偏移の AGN の選出を試みた。
今回、我々が狙う赤方偏移 z ∼ 4.9 の AGN を選出するために、NB718 (中心波長 7180Å, 透過波長
幅 111Å) と NB921 （中心波長 9210Å, 透過波長幅

133Å） という 2 つ狭帯域フィルターを用いた。 z∼ 4.9 の 天体が発する Lyα (1226Å)、C IV (1549Å)の輝線はそれぞれ NB718 、 NB921 の波長帯に赤方偏移される。また、C IV 輝線は AGN から強く放射2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校される一方で星形成銀河からはほとんど放射されないので、NB718 、NB921 で共にフラックス超過を示す天体は z ∼ 4.9 の AGN であると考えられる。

2

Data and methods
我々は、高感度、広視野での撮像観測が可能である

すばる望遠鏡 Hyper Suprim-Cam (HSC; Miyazaki

et al. 2018) を用いて得られたデータを使用した。狭帯域フィルターでフラックス超過を示す輝線天体を探査するため、すばる戦略枠プログラム (SSP; Aihara

et al. 2018) により取得されたデータと、Cosmic HydrOgen Reionization Unveiled with Subaru (CHO-

図 1: N B718 emitter サンプル構築のために使用しRUS) プロジェクトによって得られたデータを使用し たフラグと天体数の推移。
た。HSC-SSP は 2014 年 に開始し現在も進行中の広域撮像観測プログラムであり、観測領域の広さと観選出を行った。まず初めに NB718 emitter の選出方

測の深さの異なる “Wide”, “Deep”, “Ultradeep” の法について述べる。

3 種類の観測が行われている。3 種類のうちの 1 つ

NB718 フラックスには輝線光だけでなく連続光にである “Wide” では 5 種類の広帯域フィルター (g,よるものも含まれているため、NB718 の波長におけr, i, z, y) での観測が行われ、最終的には 1,400 平 る連続光フラックス密度 fri を以下のようにして見積
方度の観測が予定されている。Deep, Ultradeep の もる (Shioya et al. 2003)。今回の解析では、PSF サ
観測は、前述の 5 種類の広帯域フィルターに加えてイズが異なるバンド間で整合的に開口測光を行うた

NB387 , NB816 , NB921 , NB1010 といった複数の めに、PSF サイズが 1.1 arcsec になるように像質を狭帯域フィルターを用いた観測も行われている。一揃えてから直径 2.0 arcsec の開口測光を行って得た方、CHORUS は HSC-SSP のターゲット天域のひと等級情報を用いた。また、狭帯域フィルター NB718

つである COSMOS 領域に対して、HSC-SSP では観で超過を示す天体を選択するため、NB718 の波長に測しない狭帯域フィルター (NB387, NB527, NB718,

対応する連続光強度 fri を以下のように得た。

IB945, NB973) を用いた観測を行うプロジェクトである。 (Itoh et al. 2018, Zhang et al. 2019)fri = 0.68fi + 0.32fr(1)

我々は、HSC-SSP と CHORUS のチーム内部向け

fi , fr はそれぞれ、i, r バンドの等級に相当するフ

リリースデータである S18A カタログの測光データ

ラックス密度を表している。r バンド、i バンドの透を用いて、COSMOS 領域において高赤方偏移 (z ∼過波長帯はそれぞれ NB718 を挟むように位置して

4.9) の AGN 候補天体のサンプル構築を行った。初

おり、それぞれの中心振動数から係数を決定した。

めに、宇宙線の影響を受けていたり明るすぎる天体

この fri に相当する等級を ri としたとき、以下のが近くに存在したりするなどの理由から正しく測光

以下の条件を満たす天体を、NB718 emitter とした。

が行われなかった天体を、HSC 解析パイプラインにより与えられたフラグによって除去したクリーンサ

ri − NB718

> 0.3

(2)

ンプルを作成した。使用したフラグについてまとめ

ri − NB718> (ri − NB718 )3σ(3)たものを 図 1 に示した。次に、そのクリーンサンプ

NB718< 26.0(4)

ルの中から、NB718 と NB921 でフラックス超過を示す輝線天体 (NB718 emitter, NB921 emitter) の(2) 式により、NB718 の等級が連続光の等級に対して 0.3 等明るい天体を選出している。これは、等価

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
幅が 35 Å 以上である天体を選出していることと同義

NB921 emitter の選出条件を (6) (7) (8) 式に示す。

である。ri の限界等級 (27.04 mag) より暗い天体に

fzy

ついては、ri − NB718 は、rilim − NB718 の値を採

= 0.69fz + 0.31fy(5)

用する。(3) 式では、(ri − NB718 )3σ が ri − NB718

zy − NB921

> 0.2

(6)

の誤差の 3 σ の値を表しており、(3) の条件によってzy − NB921> (zy − NB921 )3σ(7)示された狭帯域フィルターにおけるフラックス超過

NB921< 25.45(8)が統計的に有意であるものを選択している。 (4) 式
は、rilim − NB718 の直線と、(3) 式の交点のよりも明るい天体を選出するような条件となっている。riの等級が限界等級よりも暗い天体については ri lim −ただし、NB921 は NB921 の等級、zy は NB921 の波長帯に相当する連続光の等級、(zy − NB921 )3σ は

zy − NB921 の誤差の 3σ の値を表している。

NB718 の値を用いて輝線天体の選出を行うため (4)式を満たさない天体、つまり ri の限界等級より暗い
天体は、(3) 式によって除かれる。

3

Results and Discussion
NB718 emitter として選出された天体は 1,314 天体、 NB921 emitter として選出された天体は 492 天体であった。そして、この 2 つの狭帯域フィルターで共にフラックス超過を示す天体は 48 天体であった。

図 2: NB718 等級の連続光に対する超過を NB718

図 3: 高赤方偏移 AGN 候補天体の一例。各点は 5の関数として示した図。灰色の点は、はすべての種類の広帯域フィルター (g, r, i, z, y) と 2 種類のN B718 クリーンサンプルを示している。赤色の実 狭帯域フィルター (NB718, NB921) の等級をプロッ
線は ri − NB718 = (ri − NB718 )3σ (3) の条件を、 トしている。x 方向の誤差棒は、各フィルターのバ
青色の実線は ri−NB718 = rilim −NB718 の関数を

ンド幅を示し、y 方向の誤差棒は 1 σ の等級誤差を表している。青色の点線は ri − NB718 = 0.3 、青色示している。

の破線は NB718 = 24.0 を示している。橙色の点は(2) (3) (4) の条件により選出された NB718 emitterを表している。

NB718 と NB921 の両方でフラックス超過を示す
天体が z = 4.9 の天体である場合、連続光放射にライマンブレイクが見られるはずであるため、g バン

狭帯域フィルター NB921 についても同様の手法

ドで非常に暗いことが期待される。そこで、NB718

で連続光のフラックス密度に相当する等級を求めた。 と NB921 の両方でフラックス超過を示す 48 天体のその際、NB921 は z バンドと y バンドの間に位置し可視光線におけるスペクトルエネルギー分布を確認ているため、NB921 の波長帯に相当する連続光のフしたところ、図 3 に示すようにライマンブレイクがラックス密度 (fzy ) の計算には z バンドと y バンド

見られる天体が 10 個あることが分かった。このスペの測光データを用いる。fzy の計算方法を (5) 式に、 クトルエネルギー分布からは、z =4.9 の 2 型 AGN

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校に期待される、顕著なライマンブレイク、等価幅の大きな Lyα および C IV 輝線の特徴が明瞭に確認できる。このことから、複数の狭帯域フィルターを使用する方法により確かに z = 4.9 の 2 型 AGN が選出できることが分かった。
図 3 に示した例について、NB718、NB921 で観測された狭帯域フィルターの超過量を比べると、NB718
での超過量の方が大きい。NB718、NB921 で観測された狭帯域フィルターの超過量をそのまま輝線の強さだと仮定すると、NB718 の波長帯に赤方偏移する

Lyα 輝線のほうが NB921 の波長帯に赤方偏移する
C IV 輝線に比べて明るいことが示唆される。高赤方偏移の 2 型 AGN について Lyα のほうが C IV に比べて明るいという結果は、Matsuoka et al. (2009)などで報告されている結果と一致している。

Reference
Aihara et al. 2018, PASJ, 70, 8
Itoh et al. 2018, ApJ, 867, 461
Matsuoka et al. 2009, A&A, 503, 721
Miyazaki et al. 2018, PASJ, 70, 1
Shioya et al. 2003, ApJ, 695, 546
Zhang et al. 2019, arXiv:1905.09841

——–indexa28星形成銀河のアウトフロー速度の赤方偏移進化
東京大学大学院 宇宙線研究所
菅原 悠馬

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

星形成銀河のアウトフロー速度の赤方偏移進化
菅原 悠馬 (東京大学大学院 宇宙線研究所)

Abstract
本講演では、z ∼ 0, 1, 2, 5–6 における星形成銀河のアウトフロー速度を測定・比較した結果を報告する。サンプルはアーカイブデータから、各赤方偏移における最大級の分光カタログを使って構築した。z ∼ 0 では

SDSS DR7, z ∼ 1 では DEEP2 DR4, z ∼ 2 では Erb, et al. (2006) ApJ, 647, 128、そして z ∼ 5–6 ではCapak, et al. (2015), Nature, 522, 455 を使った。個別の銀河スペクトルは信号雑音比 (S/N) が小さく、吸収線を検出するのは難しい。これらの銀河は赤方偏移 (zsys ) が輝線から精密に求まっているので、zsys を基に z ∼ 0, 1, 2, 5–6 でスペクトルを合成した。合成スペクトル中の吸収線に Gaussian-like なプロファイルをフィッティングして、アウトフロー速度を測定した。各赤方偏移のアウトフロー速度を比較したところ、同じの星質量・星形成率範囲の銀河のアウトフロー速度は、z ∼ 0 から z ∼ 2 にかけて 0.2 dex ほど単調に増加した一方、z ∼ 5–6 では z ∼ 2 と同程度の値 (700–800 km s−1 ) を示した。さらに、アウトフロー速度は、星・ハロー質量比を使って星質量から換算したハローの回転速度と強い相関を示した。本研究の観測結果はFIRE シミュレーション (Muratov, et al. 2015, MNRAS, 454, 2691) の予測とも良く一致した。本研究で使用した星質量 (M∗ ∼ 10.1 M⊙ ) の銀河では、ハローの回転速度は ∝ (1 + z)0.5 で進化する。アウトフロー
速度がハローの回転速度により決まるならば、アウトフロー速度の赤方偏移進化は自然に説明されることを
示した。

1

導入

生成された金属量を銀河の外へ運ぶ。これにより、銀河の質量–金属量関係を形づくる。最後に、放出され活発な星形成銀河では、超新星爆発のエネルギー

た金属量は銀河周辺物質 (CGM) や IGM を汚染するや運動量により星間ガスが加速され、銀河スケール

ため、それらの金属量進化を駆動する。このようにのアウトフロー (銀河風) が生じる。アウトフローを

アウトフローは銀河と IGM の進化を繋ぐ役割を果た構成するガスは電波で観測可能な分子雲から、X 線

すと考えられる。

で観測可能な高温ガスまで、幅広い温度と密度を持

アウトフローによる質量やエネルギーの放出率は、つ。(レビュー論文: Veilleux et al. 2005)。銀河内部

これまで観測と理論の両面から調べられてきた (レに存在するガスの質量、運動量、エネルギーはアウビュー論文: Rupke 2018; Zhang 2018)。古典的には、

トフローによって銀河の外へ運ばれるため、銀河やChevalier & Clegg (1985) が断熱球対称を仮定して銀銀河間物質 (IGM) の形成・進化に大きな影響を与河風の広がりを解析的に調べた。その結果は近傍の Xえると考えられている (レビュー論文: Somerville &線観測と概ね一致している (Strickland & Heckman

Davé 2015)。第一に、星形成に伴って起こるアウト

2009)。しかし、その質量放出効率は観測された銀河
フローが銀河のガス質量を減少させるため、ネガティ の星質量関数の折れ曲がりを再現するほど大きくな
ブフィードバックとして働き、新たな星形成を抑制 く、多くの質量は X 線で観測される高温ガス以外のする。この機構を通じて銀河進化を制御し、特に小形で放出されていると予想される。原子ガスや電離質量銀河 (M∗ ≲ 1010 M⊙ ) の数密度を減少させるこ

ガスが質量の多くを担っている場合、可視・紫外観とで銀河の星質量関数に折れ曲がりを生む。また星測によるアウトフローの速度や質量への制限が重要

質量関数から導かれた星・ハロー質量比も小質量側になる。

で減少する (Behroozi et al. 2013)。次に、アウトフ
ローは銀河の星質量を制御する一方で、銀河内部で原子ガスや電離ガスのアウトフローの特徴は紫外・2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
可視域において輝線や吸収線として現れる。よく使アウトフロー速度を赤方偏移ごとに比較することで、われる観測手法として、銀河自体の金属吸収線からアウトフロー速度の赤方偏移進化を調べる。本発表

アウトフローの情報を抜き出す down-the-barrel 法がにおける結果は、Sugahara et al. (2017) と Sugahara

ある。銀河に対して視線方向観測者手前側にあるガet al. (2019) に基づいている。

スは銀河スペクトル中に金属吸収線を生じさせるが、アウトフローガスは銀河から観測者の向きに速度をもって吹き出しているので、ドップラー効果により青方偏移した吸収線を生む。そのため金属吸収線のう
ち青方偏移した成分を抜きだすことでアウトフローの情報を得ることができる。大雑把には、吸収線の等価幅はアウトフロー質量、吸収線の青方偏移量は2サンプル
星形成銀河のサンプルは、スペクトルがアーカイブデータとして公開されている、各赤方偏移における最大級のカタログから取り出した。z ∼ 0 では Sloan

Digital Sky Survey DR7 (Abazajian et al. 2009) から、z ∼ 1 では DEEP2 Redshift Survey DR4 (New等価幅はガスの柱密度、被覆率 (covering fraction)、
man et al. 2013) から、z ∼ 2 では Erb et al. (2006)
速度分散のパラメータによって決まるので、縮退をの Keck 望遠鏡の LRIS で撮られたカタログから、解いてアウトフロー質量を求めることは難しい。一z = 5–6 では Capak et al. (2015) の Keck 望遠鏡の方でアウトフロー速度は、仮定次第で不定性がある
DEIMOS で取られたカタログから、利用可能なスペ
ものの、観測結果から直接算出できる量である。
クトルをもつ星形成銀河のサンプルを構築した。こ
これまで、銀河の金属吸収線の青方偏移から銀河
れらのデータは観測系で可視域にある。静止波長でのアウトフロー速度が各赤方偏移で求められてきたはそれぞれ 4000–7000 Å、2750–3800 Å、1200–1700(Chisholm et al. 2015, 2016b,a, 2017; Heckman et al.
Å、そして 1200–1450 Å の波長域が解析可能である。
2015; Heckman & Borthakur 2016; Martin 2005;
利用可能な吸収線は、z ∼ 0 で Na i D 、z ∼ 1 で Mg i
Martin et al. 2012; Rupke et al. 2005a,b; Weinerと Mg ii 、z ∼ 2 で Si ii, C ii, Si iv, C iv 、そしてet al. 2009; Rubin et al. 2014; Chen et al. 2010;z ∼ 5–6 で Si ii, C ii, Si iv である。
Concas et al. 2017; Roberts-Borsani & Saintonge
銀河の物理量は基本的に文献から引用した。全サ
2018; Steidel et al. 2010)。過去の研究により、銀河
ンプルの星質量は 9.0 ≲ log(M∗ /M⊙ ) ≲ 11.5 であの星質量 (M∗ ) や星形成率 (SF R)、星形成率面密度り、z ∼ 0, 1, 2, 5–6 における星質量の平均値は、そ(ΣSF R ) など銀河の性質とアウトフロー速度との間
れぞれ log(M∗ /M⊙ ) ≃ 10.5, 10.2, 10.3, 10.1 である。に、正の相関関係があることが明らかになった。これら近傍のアウトフローの性質が高赤方偏移でも同じであるか、つまりアウトフローによるフィードバッ 3
解析手法
アウトフロー速度の情報を含む。しかし、実際にはク効果は赤方偏移に依存するか、を調べるためには、
赤方偏移の異なる研究結果を比較すればよい。しかアウトフロー速度は吸収線を解析して求めるが、し広い赤方偏移にわたるデータがあるにも関わらず、 個々のスペクトルは信号雑音比 (S/N) が小さく吸収
これまでの研究ではサンプルの種族や解析手法が統 線を解析するのは難しい。そこで銀河を SF R ごと一されていない。そのため、研究間には系統的誤差にビンに分け、輝線から求まった赤方偏移を基にスが含まれており、研究結果を単純に比較して赤方偏ペクトルを足し合わせて S/N の高い合成スペクトル移進化を議論することが難しかった。

を作成した。各赤方偏移ごとに 6 個、3 個、1 個、1本発表では、星形成銀河のアウトフローの重要な個の合成スペクトルを得た。

パラメータの一つであるアウトフロー速度を、赤方z ∼ 0, 1, 2 のスペクトルは S/N が高いので、星由偏移 z ∼ 0, 1, 2, 5–6 の銀河について報告する。各

来の連続光を決めることができる。年齢と金属量を赤方偏移における最大級のカタログからサンプルを変えた 30 種類の星種族合成モデルを線形結合したモ

構築し、統一的な手法によりスペクトルを解析した。 デルを作成し、合成スペクトルにフィッティングする2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ことで連続光成分を導出した。得られたベストフィッ
トモデルで合成スペクトルを割ることにより、スペクトルを規格化すると同時に、吸収線から星由来の3.0銀河の吸収線のモデルには、物理に基づいた吸収線
プロファイル Iout (λ) を用いた (Rupke et al. 2005a):)~0

め、この違いは無視できると考えられる。

2.6

2.4
(1)

M

τ (λ) = τ0 exp(−(v(λ) − v0 )2 /b2 )。

(2)

2.2
1.8

5
+1

Iout (λ) = 1 − Cf + Cf exp (−τ (λ))

このとき Cf は被覆率、τ は光学的厚さ、τ0 は吸収

z~1

(z

間吸収線は星由来の吸収成分をほとんど含まないた

z~6

16

た。しかし、z ∼ 2 や z = 5–6 で扱う遠紫外域の星

z~2

2.8

H&
B

トルでも S/N が低いので、連続光成分は求めなかっ

log(Vmax [km s−1])

吸収成分を引くことができる。z = 5–6 は合成スペク

z~0
2.0
2.2
2.4
log(vcir [km s−1])

線中心における光学的厚さ、v0 は吸収線の中心速度、c は光速、b は Doppler 幅を表す。自由パラメータは
図 1: vmax と vcir の関係。z ∼ 0–2 (青・シアン・緑
v0 , Cf , τ0 , b である。このプロファイルを観測した
点; Sugahara et al. 2017) と z = 5–6 (赤点; Sugahara
吸収線に当てはめ、得られたパラメータからアウト
et al. 2019) のデータ点が直線状に正の相関を示してフローの最大速度いる。実線は FIRE シミュレーションの予想を示す√()(Muratov et al. 2015)。破線は z ∼ 0 の爆発的星形
11vmax = −v0 + b − lnln,
(3)
成銀河の傾向を示す (Heckman & Borthakur 2016)。
τ0 0.9Sugahara et al. (2019) より転載。
を求めた。この vmax は、吸収線の底から連続光までの 90%の深さに相当する短波長端の速度と定義され致する。しかし、近傍の爆発的星形成銀河の結果とており、アウトフローガスの最大速度を表す。
は傾向は一致するものの、≃ 0.2 dex のオフセットを示した。

4

図 2 に星質量 log(M∗ /M⊙ ) ∼ 10.1 をもつ銀河の結果

vmax の赤方偏移進化を示す。z ∼ 0 から 2 へかけて

図 1 に各赤方偏移の vmax を示す。同様な星質量範

大きく増加し、z ∼ 2 から 6 へは小さく増加する傾囲の銀河では、vmax の値が z ∼ 0 から z ∼ 2 にかけ向が表れている。この傾向は FIRE シミュレーショ

て 0.2 dex ほど単調に増加する。一方、z ∼ 5–6 にン (Muratov et al. 2015) の結果とも一致しており、−1

おける vmax の値は 700–800 km s

であり、z ∼ 2z ∼ 2–4 の重力レンズ天体の観測結果 (Jones et al.

と同程度の値である。図 1 では銀河の物理量として、 2013) とも矛盾がない。vmax が vcir に強く依存する
ハローの回転速度 vcir を横軸にとった。ここで vcirと仮定すると、このような vmax の進化は vcir の赤方

は Behroozi et al. (2013) の星・ハロー質量比と Mo

偏移進化で説明できる。log(M∗ /M⊙ ) ∼ 10.1 の銀河& White (2002) の式 (1) を使って星質量から換算し では、ハロー質量 Mh はほとんど赤方偏移に依らなた。図から vmax は z = 0 から 6 を通じて vcir と直 い (Behroozi et al. 2013)。このため、Mh 一定のとき線状に強い正の相関を示す。このことから、vmax を ハロー半径 rh が (1 + z)−1 に比例することを考慮す√決定する銀河の物理量が vcir であることが示唆され ると、vcir = GMh /rh は ∝ (1 + z)0.5 で進化する。
る。驚くべきことに、この観測結果は FIRE シミュ この vcir ∝ (1 + z)0.5 という関係は、vmax の z ∼ 0–2
レーション (Muratov et al. 2015) の予測ともよく一における急な増加と z ∼ 2–6 における緩やかな増加2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
Chisholm, J., Tremonti, C. A., Leitherer, C., et al. 2015,
ApJ, 811, 149
Concas, A., Popesso, P., Brusa, M., Mainieri,
V., & Thomas, D. 2017, ArXiv e-prints,
arXiv:1710.08423v1
Erb, D. K., Steidel, C. C., Shapley, A. E., et al. 2006,
ApJ, 647, 128
Heckman, T. M., Alexandroﬀ, R. M., Borthakur, S.,
Overzier, R., & Leitherer, C. 2015, ApJ, 809, 147
Heckman, T. M., & Borthakur, S. 2016, ApJ, 822, 9

図 2: log(M∗ /M⊙ ) ∼ 10.1 をもつ銀河の vmax の赤方偏移進化。色付きシンボルは図 1 と同じ。実線はJones, T. A., Ellis, R. S., Schenker, M. A., & Stark,
D. P. 2013, ApJ, 779, 52

FIRE シミュレーションの予想 (Muratov et al. 2015)

Martin, C. L. 2005, ApJ, 621, 227

を星・ハロー質量関係 (Behroozi et al. 2013) で変換したものを表す。バツは z = 2–4 の重力レンズ天体のMartin, C. L., Shapley, A. E., Coil, A. L., et al. 2012,
ApJ, 760, 127

観測結果を示す (Jones et al. 2013)。Sugahara et al.

Mo, H. J., & White, S. D. M. 2002, MNRAS, 336, 112(2019) より転載。
を同時に再現する。

Acknowledgement
本研究は科学研究費助成事業の特別研究員奨励費により支援を受けている。

Muratov, A. L., Kereš, D., Faucher-Giguère, C.-A.,
et al. 2015, MNRAS, 454, 2691
Newman, J. A., Cooper, M. C., Davis, M., et al. 2013,
ApJS, 208, 5
Roberts-Borsani, G. W., & Saintonge, A. 2018, ArXiv
e-prints, arXiv:1807.07575
Rubin, K. H. R., Prochaska, J. X., Koo, D. C., et al.
2014, ApJ, 794, 156
Rupke, D. 2018, Galaxies, 6, 138

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

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ApJS, 160, 87—. 2005b, ApJS, 160, 115
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——–index

a29
HSC-SSP で探る z ∼ 4 − 5 の AGN 光度関数
東京大学大学院 理学系研究科
Shimodate Karin2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

HSC-SSP で探る z∼4-5 の AGN 光度関数
下舘 果林 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
赤方偏移 z∼1100 で中性化した銀河間の水素原子は z∼6-10 で再び電離した。これを宇宙再電離と呼ぶ。宇
宙再電離は宇宙史最後のビッグイベントであるが、その原因や電離過程には謎が多い。宇宙再電離の原因は宇宙初期の天体からの紫外放射と考えられる。しかし紫外放射源となった天体の正体はわかっていない。最有力候補は星形成銀河 (SFG) と活動銀河核 (AGN) である。最近まで、主な紫外放射源は AGN ではなく、SFG であると考えられてきた。それは、宇宙初期における AGN は電離光子源として非常に数が少ないと予想されていたからである (e.g., [1])。しかし最近の観測結果から、宇宙初期の AGN はこれまでの予想よりも多く存在することが示唆された ([2]G15)。そのため AGN が宇宙再電離の主な原因である可能性が見直されている。本研究の目的は宇宙再電離の原因天体を特定し、これまで多くなされていた議論に決着をつけることである。

AGN の宇宙再電離への寄与を議論するためには AGN の光度関数及びその進化を調査することが必要である。従来の研究のほとんどは形態や色等から AGN 候補天体を選択し、光度関数を描いていた。しかしこの手法では他天体の混入率や AGN 選択の完全性の検証は難しい。AGN の光度関数は double power-law(DPL)、SFG の光度関数はシェヒター関数または DPL でよく表されることが知られている。そこで今回の研究では
z∼4, 5 それぞれにおいて検出された全天体の光度関数にシェヒター関数と DPL を合成してフィッティング
した。今回得られた z∼ 4 での光度関数が予想する暗い (紫外等級 >-22 等級)AGN の数密度は、これまでの研究の中で最高密度を予想する G15 と同程度であった。しかし、z∼5 においては G15 よりも暗い AGN が少ないという結果になった。これは、G15 で示されたよりも AGN の個数密度が z>4 で急激に減少することを示す。宇宙再電離期である 6<z<12 でもこの紫外放射が急激に小さくなる傾向が続くとすると、AGNはほとんど宇宙再電離に寄与していなかったと結論づけることができる。

1

Introduction

はその電離紫外放射率が大きい反面、高赤方偏移領
域でその数密度が急激に低下すると考えられていたビッグバン直後の宇宙は高温・高密度であったた
め、全ての物質は電離していた。宇宙が膨張するとともにその温度と密度は低下し、z∼1100 で電子と陽子が初めて結合し元素が誕生した。その後暗黒時代を経て多くの天体が誕生した。それら初期天体からの紫外線放射により銀河間物質 (IGM) の原子が電離していった。そして z∼6-10 の宇宙において、銀河間物質の原子が完全に電離したと考えられている。これを宇宙再電離と呼ぶ。宇宙再電離を引き起こした電離源である天体の正体は未だ明らかになっていな
い。
過去の研究では、宇宙再電離を担う主な電離光子源
は星形成銀河 (SFG) であり、活動銀河核 (AGN) は
ほとんど寄与しないと考えられてきた。それは AGNためである (e.g. Masters et al. 2012)。一方、SFG
は数密度が大きいが、その電離紫外線放射率について確かな情報はわかっていない。さらに、近年の多波長観測によって、これまで検出されていなかった暗い AGN が見つかるようになり、暗い AGN が宇宙再電離に大きく寄与する可能性が指摘されている (e.g.

Giallongo et al. 2015; cf. Parsa et al. 2018)。この研究の目的は宇宙再電離に対する暗い AGN の寄与を見積もることである。
宇宙再電離への AGN の寄与を推定するためには、

AGN の光度関数を正確に求めることが重要となる。
しかし現在の技術では宇宙再電離期の宇宙を詳細に観測することは困難である。そのため z∼4-6 の観測2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
結果から外挿的に宇宙再電離期の AGN の光度関数偏移が同定される。これにより、AGN と星形成銀河を議論することが多い (e.g. Masters et al. 2012)。 を区別することなく直接それぞれの天体の光度関数
これまでの多くの研究は形態・スペクトルの違いからをフィットすることができた。また、最近の研究ではAGN と SFG を区別し、光度関数を求めていた (e.g. 遠方の星形成銀河については DPL の方がよく一致す
Masters et al. 2012)。しかし、AGN の特徴が現れ るとの研究結果も出てきているので (e.g.,Ono et al.
る静止系近赤外波長は赤方偏移すると観測が困難で2018)、2 つの DPL を合成したフィッティングも行っあるため、遠方で AGN と星形成銀河を見分けるのた。

は難しい。そのため、より正確に光度関数を得られ得られた AGN 成分の光度関数から AGN の電離紫る手法が求められていた。

外放射量を計算し、紫外背景放射に対する AGN の寄与を調べた。

2

Methods
AGN と SFG の光度関数にはそれぞれよく一致す

る関数があることが知られている。AGN について

3

Results得られた z∼4,5 における光度関数はそれぞれ図 1、は double power-law(DPL)、SFG についてはシェヒ

図 2 に示されている。

ター関数である。従来の AGN 研究のほとんどは形態

z ∼ 4 において、これまでの研究で最も高密度な AGN

や色等から AGN 候補天体を選択し、光度関数を描き、 の存在を示唆していたのは X 線観測から AGN 候補

DPL でフィッティングしていた。しかしこの手法では 天体を選択した Giallongo et al. 2015(以下 G15) でAGN 候補天体を選択する際に大きな不定性が生まれ あるが、それと同程度に急峻な AGN 光度関数が得る。そこで本研究では z ∼4,5 それぞれにおいて検出られた。これは、多くの研究で考えられていたより

された全天体 (すなわち AGN・SFG 双方が含まれる)も高密度な AGN の存在を示唆する。z ∼5 においての光度関数にシェヒター関数と DPL を合成してフィッ は G15 よりも低密度な AGN の存在を示唆する結果
ティングした。これには、明るい AGN が優勢の光度となった。z ∼5 においては z ∼4 と比べて AGN がから暗い SFG が優勢な光度までの天体を含む、∼-28

かなり低密度なことが示唆される。

等級から ∼-21 等級の広い光度範囲の天体サンプルが必要だった。これは明るい AGN からなる SDSS ク
エーサーカタログ (Schneider et al. 2010, McGreeret al. 2013) とすばる HSC による、かつてなく広範
囲 (∼100deg 2 ) かつ限界等級が暗い (∼27 等級) 観測
により得られた、過去最大規模の天体サンプル (∼100
万天体) である Great Optically Luminous Dropout

Research Using Subaru HSC (GOLDRUSH) カタロ
グ (Ono et al. 2018) 利用することで実現した。このカタログは Hyper Suprime-Cam Subaru Strategic

Program (HSC SSP) 探査 (Miyazaki et al. 2012) により得られたデータから z∼4-7 のドロップアウト天体を選出したものであり、AGN・SFG 双方を含んでいる。ドロップアウト天体とは、中性水素による吸収のため、静止系で 1216Å より短波長側にスペクト
ルに鋭い落ち込みが見られる天体である。このドロップアウトが見られる観測波長から、その天体の赤方

図 1: z∼4 での AGN・SFG 光度関数
図 3 は z∼4-5 での AGN 光度関数の進化を示す。
この図から SFG 光度関数はあまり赤方偏移進化していない一方で AGN 光度関数は大きく赤方偏移進化
することがわかる。特に AGN は暗い側で急激に赤方偏移進化し、個数密度が z ∼5 では z ∼4 の ∼1/10

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: z∼5 での AGN・SFG 光度関数

図 4: 背景紫外放射に対する AGN の寄与。Γ−12 は 1
つの水素原子が 1 秒間に電離される確率 (10−12 s−1 )を表す。黒点は紫外背景放射量。色付きの点は各研究で得られた AGN 光度関数に基づく AGN の電離
紫外放射量を示す。
ていたが、AGN と銀河は連続的に変化するものであ
るため、それらを切り分けるのに基準を設定しなけ
ればならなかった。今回得られた光度関数は、これまで色・形態では選択されていなかったような、AGN

fraction (母銀河全体の光度に対する AGN の寄与の図 3: z∼4-5 での AGN 光度関数進化程度となっている。
図 4 は各赤方偏移における背景紫外放射に対する

AGN の寄与が示されている。今回の結果から AGN
は z ∼4 で紫外背景放射にほぼ 100% 寄与するのに対し、z ∼5 では ∼10% 程度しか寄与していない。つまり AGN の電離紫外放射は z ∼ 4 − 5 で急激に減割合) が比較的低い AGN を含めた結果であるという可能性が考えられる。この可能性を考察するためには、各等級での AGN fraction の分布を調査することが必要である。
今回導いた AGN の紫外電離放射量は、AGN fractionを考慮していないので、上限であると言える。このことは、AGN が宇宙再電離に寄与しないという予想
をさらに支持する。

少する。この減少傾向が z >6 でも続くと仮定すると、AGN は宇宙再電離にほとんど寄与しないと考えられる。

5Conclusion
今回得られた AGN 光度関数から、AGN が z ∼4 でこれまでの研究で考えられていたよりも高密度に存

4Discussion
今回の研究でこれまでの研究と異なる結果が得られた原因を考察する。今回の研究とこれまでの研究との大きな違いは AGN 候補天体を銀河カタログか
ら個々に選択していないという点にある。これまでの研究の多くは AGN 候補天体を色と形態から選択し在するが、z ∼5 では急激にその数が減少することが示された。この結果は、これまでの色・形態による方法では選択されていなかったような、AGN fractionの小さい AGN も考慮した結果である可能性が考えられる。この減少傾向がより遠方でも続くとすれば、AGN は宇宙再電離にほとんど寄与しなかったと結論づけることができる。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

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——–index

a30
宇宙再電離期における暗いクェーサー
周囲の近接電離領域
東京大学大学院 理学系研究科
石本 梨花子2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

宇宙再電離期における暗いクェーサー周囲の近接電離領域
石本 梨花子 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
宇宙再電離は銀河間空間の電離状態が大きく変わる初期宇宙の一大イベントであるが、いつ、何が、どのように引き起こしたのかは完全に理解されていない。観測的に宇宙再電離を定量化する手法の一つにクェー
サーのスペクトルの near-zone size(以下 Rp ) を測る方法がある。これはクェーサー近傍の電離バブルの半径に対応し、クェーサー周囲の中性度、クェーサーの光度と年齢に依存するとされてきたが、中性度にはよらないという指摘もある (Eilers et al. (2017))。この Rp は、今まで比較的光度の高いクェーサーについてしか測定されていない。よって、その時代の宇宙全体の平均的な中性度を反映した結果かどうかは定かではない。そこで、われわれは、すばる望遠鏡で新たに見つかった、これまでよりも暗いクェーサーのスペクトルを用いて Rp の測定を行った。用いたクェーサーは [CII] による正確な赤方偏移が分かっており、Rp の測定をより正確に行うことができる。IGM 吸収を受ける前のクェーサースペクトルの推測には PCA(主要因解析) を用いた。さらに、先行研究で用いられた明るいクェーサーの赤方偏移をより正確なものに更新し、暗いクェーサーを加えることで、光度のダイナミックレンジを従来に比べて 6 倍程度広げることができた。これにより、まず Rp の光度依存性を調べ、理論と合致するという結論を得た。この光度を補正し赤方偏移に対する依存性を見たところ、この進化は緩やかであり、これについても先行研究と合致する。明るいクェー
サーと暗いクェーサーでは、光度補正した Rp に有意な違いは見られなかったが、中には極端に小さい Rp を持つクェーサーも存在した。このようなクェーサーは、他に比べて年齢が若い可能性が示唆される。

の年齢 tQ 、赤方偏移 zQ を用いて、
(
)1/3
N˙Q
プラズマ状態にあった初期宇宙の IGM は、宇宙膨−1/3
Rp = 8.0f (HI)
6.5 × 1057 s−1
張とともに温度が低下して中性になり、宇宙の晴れ上()1/3
がりと呼ばれる時期を迎える。その後初代天体により
tQ
7
×
Mpc
IGM は電離され、現在のような電離した IGM となっ
2 × 107 yr
1 + zQた。この宇宙再電離と呼ばれるイベントは、z ∼ 8 か と表される (Carilli et al. (2010))。

1

Introduction

ら z ∼ 6 の間で進んだとされるが、詳細な時期や電離源はいまだわかっていない。

(1)

一方、Bolton & Haehnelt (2007) では、シミュレー
ションにより Rp の中性度に対する依存性が調べら

高赤方偏移のクェーサースペクトルは、クェーサーれており、観測される Rp は実際の電離領域の大きさの視線上の中性 IGM の吸収を大きく受ける。したがっ とは異なるため、宇宙の中性度によらないと指摘さてその観測は再電離の制限に用いられる。本研究で れている。
は、高赤方偏移のクェーサースペクトル上の特徴のEilers et al. (2017) では、SDSS 等から得られた 30

中から、Near zone に注目する。これはクェーサーかのクェーサーについて Rp を測定し、Rp の赤方偏移

らの放射によりクェーサー周囲の IGM が電離されてに対する依存性はそれまでの研究で得られていたもできた HII 領域で、その大きさ Rp は、理想的な状のより緩やかであるとの結果を得た。これは、Rp は、

況では IGM の中性度 f (HI)、クェーサーから単位時間あたりにでる電離フォトンの割合 N˙Q 、クェーサー

クェーサー年齢が若くない限りは IGM の中性度にはあまり依存せず、クェーサー放射により決まるからであるとし、Rp を IGM 中性度の制限に使うのはふ
さわしくないと結論づけている。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
また、光度補正を行なっても 1Mpc を下回る小さなRp を持つクェーサーも発見され、年齢の若いクェーサーである可能性が示唆された。
しかしながら、これら先行研究は明るいクェーサーのみが対象になっている。宇宙により多く存在するのはさらに暗いクェーサーであり、先行研究の結果は宇宙の普遍的な状況を反映しているとは言い切れない。
したがって、本研究では、Subaru High-z Explorationof Low-Luminosity Quasars project (SHELLQs) で新たに見つかった、今までよりも暗いクェーサーを

図 1: 用いたサンプルの M1450 の比較。青が SHEL-

用いて Rp を測定した。

LQs で新たに見つかったクェーサー、橙が Eilers et

2

3

Method

3.1

Continuum Normalization

Sample
本研究では、すばる望遠鏡 Hyper-Suprime-Cam(HSC) による Subaru High-z Exploration of LowLuminosity Quasars project (SHELLQs) で新たに発見された、5.93 ≤ z ≤ 6.39、−25.1 ≤ M1450 ≤−22.83 のクェーサー 7 天体を用いた。(Matsuoka
et al. (2016), Matsuoka et al. (2018a), Izumi etal. (2018), Matsuoka et al. (2018b), Onoue et al.
(2019)) これらのクェーサーの赤方偏移は全て [CII]
輝線により求められた ∆z ≤ 0.0005 の正確なものである。

al.(2017) で用いられたクェーサーを表す。

透過率の計算にはクェーサーの吸収前のスペク
トルの推測が必要である。本研究では、Suzuki etal.(2005) において、IGM 吸収を受けていない lowz のクェーサースペクトルを用いて PCA (Principal
Component Analysis: 主要因解析) により求められた PCS (Principal Component spectra) を利用した。
クェーサースペクトル qi (λ) は、スペクトル平均 µ(λ)
と j 番目の PCS ξj (λ)、定数 cij を用いてさらに、明るいクェーサーと合わせて解析を行う

qi (λ) ∼ µ(λ) +ため、Eilers et al. (2017) で測定された Rp を用いた。

m∑cij ξj (λ)

(2)

j=1

ただし、議論を正確に行うため、赤方偏移が Lyα 輝
線で求められているサンプルは除外し、より正確なと表すことができる。観測されたクェーサースペク

赤方偏移が新たに測定されたクェーサーは、赤方偏トルのうち、IGM 吸収を受けていない静止系 1216′

移を更新してサンプルとして用いた。これにより、 1600Å を用いて、PCS の重み cij を求める。10205.77 ≤ z ≤ 6.54, −29.1 ≤ M1450 ≤ −24.5 の 27 の 1600Å での PCS の重み cij は Suzuki et al.(2005) のクェーサーを Eilers et al. (2017) から用いた。

変換行列 X を用いて、

図 1 は用いたクェーサーの絶対等級 M1450 の分布

cij = X · c′ijを表すヒストグラムで、青が SHELLQs で新たに見つ(3)

かった 7 つのクェーサーを、橙が Eilers et al.(2017)のように求められる。この cij と PCS を用いることで用いられたクェーサーを表す。本研究ではこのよ

で吸収前のクェーサースペクトルを推測する。

うに従来よりも暗いクェーサーの Rp を調べること
で、先行研究における議論がより暗いクェーサーについても成り立つのかを検討することを目指す。

3.2

Measuring Rp

クェーサーの Rp の定義には、Fan et al. (2006) の方法、すなわち、Lyα 輝線の短波長側で透過率が初2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
めて 10%を下回った場所とホスト銀河の距離を用い

2 つのベストフィットは誤差の範囲で一致しているた。これは、クェーサーホスト銀河と Rp の端の赤方が、いくらか急峻な関係が得られた原因として、Lyα偏移をそれぞれ zQ , zGP 、これらの赤方偏移から求めによる不正確な赤方偏移しかわかっていない天体はられる共動距離 DQ , DGP を用いて除いたこと、SHELLQs クェーサーが加わったことでDQ − DGP
1 + zQ

明るさのダイナミックレンジが広がったこと、Rp の(4) 誤差を考慮したことがあげられる。

Rp =の式で表される。透過率の測定には観測されたスペクトルを 20Å でスムージングしたものを用い、3 ピ

我々はこのフィットが妥当であると判断して、Rpを明るさに関して補正した Rp,corr を

Rp,corr = Rp × 100.4(M +25)/3.04

クセル連続で 10%を下回った時に、そのうちの最初のピクセルを Rp の端と判断した。

4

Results

4.1

Luminosity Dependence(6)として求めた。

4.2

Redshift Evolution

式 (6) を用いて補正した Rp,corr の赤方偏移に関す

まず、クェーサーの光度依存性を知るため、power-

る進化を調べる。図 3 は光度補正した Rp,corr の赤方偏law でフィットすると、Rp = 2.57 × 10−0.4(M +25)/3.04(5)の関係を得た。Eilers et al. (2017) では Rp 測定の誤差を考慮せずフィットが行われていたが、ここでは誤差を考慮した。図 2 は各クェーサーの Rp と M1450 の

図 3: 赤方偏移 z と Rp,corr の関係。
移進化を表す。青と橙の点がそれぞれ SHELLQs で新たに見つかったクェーサー、Eilers et al. (2017) で用いられたクェーサーを表す。青の点破線は SHELLQsのクェーサーのみから得られた赤方偏移進化のベス
図 2: 絶対等級 M1450 と Rp の関係。
関係とそれらのベストフィットを表す。青と橙の点がそれぞれ SHELLQs で新たに見つかったクェーサー、

Eilers et al.(2017) で用いられたクェーサーを、緑の実線は本研究での 34 天体を用いたフィット、灰色に塗られた範囲がその 1σ を表す。赤の点線は Eilers etal.(2017) でのフィットである。

トフィットで、(
Rp,corr = 4.95 ±

1+z
7

)0.00
(7)

を表す。また、緑の破線は全てのクェーサーのベス
トフィットで(Rp,corr = 2.70 ±1+z
7)−2.92(8)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校の式で表され、灰色に塗られた範囲はこの 1σ である。 けることで、クェーサーや母銀河の成長を観測する
赤の点線は Eilers et al. (2017) で用いられたクェー

ことができると考えられる。

サーのみのフィットで(Rp,corr = 2.74 ±
を表す。

1+z
7

)−2.86(9)

いずれのベストフィットも、Eilers et

Reference
Bolton, J. S., & Haehnelt, M. G. 2007, MNRAS, 374,493

al.(2017) と同様、赤方偏移に対する進化は緩やかで Carilli, C. L., Wang, R., Fan, X., et al. 2010, ApJ, 714,ある。
834
また、図 4 で示すように、SHELLQs で発見されたクェーサーは、光度補正を行なった場合でも、明るいクェーサーよりも Rp が小さい傾向があるようにも見えるが、KS 検定を行うと p = 0.085 を得るた
め、異なる分布ではないとはいえない。

Eilers, A.-C., Davies, F. B., Hennawi, J. F., et al. 2017,
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Fan, X., Strauss, M. A., Becker, R. H., et al. 2006a, AJ,
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5
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図 4: SHELLQs のクェーサーと Eilers et al. (2017)のクェーサーの Rp,corr

5Discussion
Rp の赤方偏移に関する進化は緩やかであるという結論から、Rp は宇宙の中性度にはよらないと考えることができ、これは Eilers et al. (2017), Bolton &Haehnelt (2007) の主張と一致する。
また、SHELLQs のクェーサーにも、明るさを補正してもなお 1Mpc を下回る Rp を持つものが発見された。これは手前に中性ガスの塊があるために Rp の成長が妨げられているか、成長途上の若い (tQ < 106 yr)
クェーサーである可能性が挙げられる。このような若いクェーサーだった場合、同様の天体を多く見つ

——–index

a31
重力レンズ効果と可視/近赤外深撮像観
測で探る z ∼ 6 − 9 の低質量銀河と球状星団候補
東京大学宇宙線研究所
菊地原 正太郎2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

重力レンズ効果と可視/近赤外深撮像観測で探る z ∼ 6 − 9 の低質量銀河と球状星団候補菊地原正太郎（東京大学宇宙線研究所）

Abstract
本講演では、Hubble Frontier Fields (HFF) で検出された赤方偏移 z ∼ 6 − 9 の銀河の星質量を Spitzer な
どでの観測と重力レンズ効果の解析により求めた結果を紹介する。本研究ではまず HFF で検出された 357
個の z ∼ 6 − 9 銀河の真のスペクトル (SED) を求め、それをもっとも良く再現するようなモデル SED から銀河の星質量 M⋆ を求めた。上記の解析で得た M⋆ の分布から星質量関数を求めた結果、星質量関数に対してこれまでの研究でもっとも低質量の M⋆ ∼ 106 M⊙ にまで制限をかけることに成功した。さらに星質量関数を積分して星質量密度を導出したところ、星質量密度の進化は星形成密度の積分により予測される進化と概ね一致しており、z > 8 におけるダークマターハロー内の星形成効率が初期宇宙ほど大きい可能性が示された。また銀河の有効半径 Re と M⋆ の分布を求め、銀河系内の球状星団の分布と比較した。その結果、銀河系内の球状星団と同程度の Re と M⋆ をもつ銀河が複数個見つかった (Re ≤ 40 pc かつ M⋆ ≤ 107 M⊙ )。
球状星団は一般に非常に年老いていることを併せて考えると、これらの銀河は現在の球状星団の祖先 (初期球状星団候補) の可能性がある。

1

INTRODUCTION
赤方偏移 z ≳ 6 (宇宙年齢 ≲ 0.9 Gyr) における銀河、すなわち初期銀河がどのように生まれ進化したかを明らかにすることは、現代の天文学における重
要な課題の一つである。この課題に取り組むために重要な物理量が、銀河の星質量 M⋆ である。この講演では z ∼ 6 − 9 における M⋆ ∼ 106 − 109 M⊙ の銀河、すなわち初期低質量銀河に着目する。初期宇宙では低質量銀河が支配的だったことに加え、初期低質量銀河は z ∼ 0 で銀河系と同程度の星質量をもつ銀河に成長することがシミュレーションで示唆されている (Behroozi et al. 2013) という点において、初期低質量銀河を調べる意義があるのである。

重力レンズ効果による増光という。HFF の長時間探査 + 重力レンズによる増光という組み合わせを利用することで、星質量関数の低質量側を制限するのが本研究の一つめの目的である。
また、重力レンズ効果は天体を見かけ上拡大させる。ゆえに、HFF のデータは初期低質量銀河の有効半径 Re を測るのに適している。過去の研究ではこの特性を利用し初期銀河と銀河系内球状星団の類似性が調べられていたが、例えば Bouwens et al. (2017)
では UV 等級 MUV が Re との比較に用いられていた。そこで形態をより直接的に表すと期待される M⋆
を Re と比較することで、球状星団との類似性を調べるのが本研究の二つめの目的である。

しかし過去の研究では観測の深さが十分ではなかったため、初期低質量銀河の星質量関数 (単位星質量あたりに含まれる銀河のヒストグラム) はよく制限されていなかった。そこで本研究では Hubble Frontier

Fields (HFF) という、6 個の銀河団を含む領域を Hubble 宇宙望遠鏡 (HST) の 800 orbit で探査したデータを用いる。銀河団は自身の強い重力により周囲の時
空を歪め、遠方銀河からの光を強める。これを強い

2

DATA AND SAMPLES

2.1

Images

HFF の Abell 2744, MACS J0416.1-2403, MACS
J0717.5+3745, MACS J1149.6+2223, Abell S1063,
Abell 370 の 6 領域、およびそれぞれに付随する 6 領
域の計 12 領域 (画像の広さは ≈ 4.1 − 4.8 arcmin2 )2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校を解析する。HST の観測機器とバンドは、ACS の

3

STELLAR POPULATIONS

F435W, F606W, F814W と WFC3/IR の F105W,
F125W, F140W, F160W である。実際の解析には、 3.1
Shipley et al.

SED Modeling(2018) が HFF から公開されている一つ一つの LBG は暗いため、LBG を z および
画像を整約したもの1 を用いる。整約後の画像は、 M
UV の値でサブサンプルに分け、サブサンプルご
PSF が F160W 画像の PSF に合うように調整され とに LBG 周りの画像をスタックする。ただしこれ以(調整後の PSF の FWHM は ≈ 0′′ .18)、銀河団内光 降、z ∼ 6 − 7, 8, 9 LBG の M はそれぞれ F125W,
UV(ICL) と銀河系内の減光の影響が差し引かれたもの F140W, F160W バンドでの真の絶対等級とする。図である。限界等級 (5σ) は直径 0′′ .35 の円形測光で≈ 28.4 − 29.2 mag である。
また HST の画像に加え、VLT/HAWK-I および

Keck-I/MOSFIRE を用いた K-band Imaging of the

1 の上部にある画像は、z ∼ 6 − 7, − 21.0 ≤ MUV ≤−20.5 のサブサンプルをバンドごとにスタックしたものである。このスタック画像を元に LBG の測光を行い、SED を描く (図 1 下部の赤色四角)。

Frontier Fields (KIFF) プログラム (Brammer et al.
2016) で撮られた Ks バンドの画像を用いる。画像は HST 画像と同様に PSF 合わせと ICL および減光の引き算が行われ、調整後の PSF FWHM は ≈0′′ .4 − 0′′ .5、5σ 限界等級は直径 0′′ .35 の円形測光で ≈ 25.3 − 26.2 mag である。さらに Spitzer/IRACの ch1, ch2 の画像も用いる。この画像は 2016 年 12月までに行われた種々の観測の画像を Shipley et al.

(2018) が足し合わせたものである。PSF FWHM は≈ 1′′ .7 − 2′′ .0、5σ 限界等級は直径 3′′ .0 の円形測光で ≈ 24.5 − 25.5 mag である。

2.2

Samples and Magnifications

サンプルは、Kawamata et al. (2018) によって選ばれた z ∼ 6 − 7, 8, 9 Lyman ブレイク銀河 (LBG)

図 1: (上) z ∼ 6 − 7, − 21.0 ≤ MUV ≤ −20.5 のサ
ブサンプルのバンドごとのスタック画像。サイズはのうち、改めて測光を行った結果 Lyman ブレイクよ

4′′ × 4′′ 。(下) 赤色四角は観測された SED。黒色曲

りも短波長側で S/N < 2 かつ長波長側で S/N ≥ 3 を

線は best-fit なモデル SED、青色バツはそれを各バ満たすものとした。最終的に、z ∼ 6 − 7, 8, 9 LBGがそれぞれ 267, 54, 36 個 (計 357 個) 選ばれた。

LBG の真の等級2 や星質量を求めるには増光率による補正が必要である。そこで本研究では Kawamata

et al. (2018) により求められた増光率の値 µ を用いる。この µ は、観測された多重像ペアの位置をもっとも良く再現するような銀河団の質量分布モデルから求められたものである。

ンド (透過率曲線を下部に示した) で観測した結果。
次に、MUV ごとの典型的な星質量を見積もるた
めに、SED フィッティングを行う。実際の解析には

BEAGLE コード (Chevallard & Charlot 2016) を用いる。モデル SED は星からの放射 (Bruzual & Charlot

2003) と星雲輝線 (Gutkin et al. 2016) を足し合わせたものである。フィッティングの際は一定の星形成率、Inoue et al.

(2014) の銀河間物質吸収モデル、Calzetti et al. (1994) の減光モデルを仮定する。モ
1 http://cosmos.phy.tufts.edu/\UTF{223C}danilo/

HFF/Download.html
2 この集録において「真の」とは「重力レンズ効果による増光・拡大を受けなかった場合の」という意味である。

デル SED を銀河の赤方偏移, 銀河の年齢, イオン化パ
ラメータ, 星質量, 星の金属量, F606W バンドでのダ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
スト減光の光学的厚さの 6 個を自由パラメータとしけて求める。その結果を図 3 に赤色円で示す。本研

た上で変化させ、観測で求められた SED をもっとも究の結果は、過去の研究の結果と広い範囲で一致し良く再現するようなモデルを求める。図 1 の下部のている (z ∼ 6 − 7 で M⋆ ∼ 107 − 109 M⊙ )。一方低黒色実線は、赤色四角で示した SED に対するフィッ 質量側では、本研究の結果は過去の研究よりも 1 桁
ティングで求められた best-fit なモデル SED である。 程度以上小さい M⋆ ∼ 106 M⊙ まで及んでいる。

Best-fit なモデル SED は観測された SED を良く再現していることが読み取れる。

星質量-UV 光度関係(2)を、統計的精度を上げるために本研究の点と Song et

前節で求めた MUV ごとの best-fit な星質量 M⋆ を
図 2 に示す (赤色円)。これは過去の研究の結果 (その他シンボル) と概ね一致した傾向を示している。得られた M⋆ -MUV 関係に対し、log(M⋆ /M⊙ ) = a0 + a1 (MUV + 19.5)(1)をフィットする。切片 a0 と傾き a1 が自由パラメー
タだが、z ∼ 8, 9 では制限の個数が少ないため a1 の値は z ∼ 6 − 7 における best-fit な a1 の値に固定す

al. (2016) の点 (橙色五角形) 全体に対してフィットする。自由パラメータは Ψ∗ , M ∗ , α の 3 つである。

Best-fit な Schechter 関数を図 3 に黒色実線で示す。

log GSMF [dex−1 Mpc−3 ]3.2

また Schechter 関数
(
)α+1
(
)
M⋆
M⋆
Ψ(M⋆ ) = ln(10)Ψ∗
exp
−
M∗
M∗

る。Best-fit な a0 の値はどの z においても 1σ の範囲内で互いに一致しており、今回の MUV の範囲で

z=6-7

0

z=8

z=9

2
4
6

6

8

10

6 8 106log Stellar Mass [M ¯]

810は銀河の星種族が有意には赤方偏移進化しないこと

図 3: 左から順に z ∼ 6 − 7, 8, 9 での星質量関数 (赤が示された。

色円)。黒色実線は best-fit な Schechter 関数。橙色

log Stellar Mass [M ¯]

11
10
9
8
7
6

五角形は Song et al. (2016) より。他のシンボルは

z=6-7

21

18

15

z=8

21 18 15
21
Intrinsic UV Magnitude

18

z=9

その他過去の研究から引用。

15

4.2

図 2: 左から順に z ∼ 6 − 7, 8, 9 での M⋆ -MUV 関
係 (赤色円)。黒色実線と陰はそれぞれ best-fit な M⋆ -Galaxy Stellar Mass Densities

星質量関数を星質量に関して積分することで銀河の星質量密度が求められる。前節で求めた best-fit な

Schechter 関数を z ∼ 6 − 7, 8, 9 のそれぞれに対し

8
13
MUV 関係とその 1σ 信頼区間。他のシンボルは過去 て 10 ≤ M⋆ /M⊙ ≤ 10 に渡って積分した結果を図4 に赤色円で示す。本研究の結果は z ∼ 6 − 7 で過去の研究から引用。

の研究の結果と 1σ の範囲内で一致している。
星質量関数は、星形成率密度を時間積分すること
で今回の手法とは独立に求めることができる。そこ

4

RESULTS

4.1

Galaxy Stellar Mass Functions

で図 4 に Madau & Dickinson (2014) と Oesch etal.

(2018) の星形成率密度 (それぞれ z > 8 で ∝(1 + z)−3.9 , ∝ (1 + z)−10.9 ) の時間積分を描いた。
銀河の星質量関数を、Ishigaki et al. (2018) の光 本研究の結果とそれぞれの積分の χ2 を計算したとこ度関数に前節で求めた best-fit な M⋆ -MUV 関係を掛 ろ、Madau & Dickinson (2014) の星形成率密度の2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
時間積分に対する χ2 の方が ≈ 2.8 小さかった。これ

104
E/S0

を支持している。また z > 8 で星質量が大きいためには、ハロー内での星形成効率が高赤方偏移ほど大きくなければならないことが示唆される (Harikane

log GSMD [M ¯ Mpc−3 ]et al. 2018; Oesch et al. 2018)。

9
8
7
6
5
4

This Work

Effective Radius [pc]は z > 8 における星形成率は緩やかに成長すること
1000

100
log µ

10

0

106

1

108
1010
Stellar Mass [M ]

2

1012

図 5: LBG の Re -M⋆ 関係。本研究の結果 (大きな円)

0

2

4

6 8
Redshift

10 12の色は右下に示された増光率 µ の値に対応する。左下のシアン色の領域に含まれる LBG を初期球状星団候補と定義する。その他のシンボルは近傍の恒星系の Re -M⋆ 関係 (Norris et al. 2014)。

図 4: 星質量密度の進化。赤色円は本研究の、その他のシンボルは過去の研究の結果。黒色と青色の実
線はそれぞれ Madau & Dickinson (2014), Oesch etal. (2018) の星形成率密度を時間積分したもの。

5

SUMMARY本研究では HFF で検出された z ∼ 6 − 9 LBG に対して Spitzer などの静止系可視のデータと重力レンズ効果による増光を適用し、星質量 M⋆ を調べた。その主な結果をまとめると次の通りである。

4.3

Size-Mass Relations

1. LBG の典型的な M⋆ を UV 等級 MUV ごとに調

最後に、LBG と近傍恒星系の有効半径 Re -星質量

べ、M⋆ -MUV 関係を構築した。それを光度関数

M⋆ 関係を比べる。銀河系内の球状星団の最大有効半に掛けて導出した星質量関数は、M⋆ ∼ 107 −径は 40 pc、最大質量は ∼ 107 M⊙ である (Baum-

109 M⊙ では過去の研究の結果と一致し、低質

gardt & Hilker 2018) ことを根拠に、LBG のうち量側では過去の研究よりも 1 桁程度以上小さい

Re ≤ 40 pc かつ M⋆ ≤ 107 M⊙ を満たすものを「初M⋆ ∼ 106 M⊙ に制限がかけられた。

期球状星団候補」と定義する。

LBG の M⋆ は、MUV に第 3.2 節で求めた MUV -M⋆
関係を掛けて求める。一方 LBG の真の有効半径は、2. 星質量関数を積分することで星質量密度を求めたところ、Madau & Dickinson (2014) の星形

Kawamata et al. (2018) が Sérsic 分布フィティング

成率密度を時間積分したものと一致していた。

から求めた結果を引用する。こうして求めた Re -M⋆

3. LBG の有効半径 Re と M⋆ の関係を求めたとこ

関係を図 5 に示す。LBG のうち 2 個が初期球状星団

ろ、銀河系内の球状星団と似た Re (≤ 40 pc) と候補の定義を満たしている。これらはいずれも AbellM⋆ (≤ 107 M⊙ ) をもつ LBG を 2 個見つけた。

S1063 に含まれる。Abell S1063 で検出された天体に

これは現在の球状星団の祖先としての候補天体

対して Re -M⋆ 関係を求めたのは本研究が初めてであである。この 2 天体は本研究で初めて候補天体

り、これら 2 天体も本研究で初めて初期球状星団候として同定された。

補であることが示された。

——–index

b1
ALMA を用いたサブミリ波銀河のクラスタリング解析東京大学大学院 理学系研究科、国立天
文台
三橋 一輝

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA を用いたサブミリ波銀河のクラスタリング解析
三橋 一輝 (東京大学大学院 理学系研究科、国立天文台)

Abstract
近年見つかっているサブミリ波で明るい銀河（サブミリ波銀河、SMGs）は、その星形成率が非常に高いことが知られている。その SMGs は、一般的な星形成銀河と比較した時、星形成率以外に何か銀河として根本的な差異があるのだろうか。それとも、一般的な星形成銀河のうちの一部であるのか。クラスタリング解析
による先行研究ではサブミリ波観測による分解能の低さおよびサンプル不足から、未だ結論が導かれていない。そこで我々は、ALMA による高分解能でのクラスタリング解析により、SMGs と一般的星形成銀河との差異または類似点を調べる。

1

銀河形成とサブミリ波銀河

マターハローの質量を推定するものである。SMGsを対象としたクラスタリング解析はこれまでもいく

銀河の形成を理解することは、現在の天文学におつか行われている（図 1）。Wilkinson et al (2017)

いて重要な目標の一つである。現在見られるようなは SCUBA-2 で観測された SMGs に対してクラスタ

巨大な楕円銀河は、星形成をほとんど行なっていな

リング解析を行ったものであり、図 2 がその結果でいにも関わらず、星質量は非常に大きい。このようある。これによると SMGs と一般的星形成銀河とのな巨大な楕円銀河は、ガスの含有量が少ない銀河同間にはクラスタリング強度（図 2 上の縦軸、bias の士の Major Marger によってその後ほとんど星形成

値に対応）に差がほとんど見られていない。ところが起こらず形成されるとされている。一方で、SMGsがこれらの先行研究にはいくつか課題があり、それは非常に星形成率が大きく、その星形成率であればらは主に SMGs を捉える波長帯がサブミリ波帯であ巨大楕円銀河ほどの銀河を形成することが可能であり、観測機器の空間分解能が十分でないことと、解析るため、SMGs は銀河単体で巨大な楕円銀河の祖先に用いるサンプル数が十分でない点に起因する（図となりうると考えられているのである。SMGs のみ

1）。

が巨大楕円銀河となるのか、はたまた SMGs は一般的星形成銀河のうちの星形成が活発な部分を捉えただけで、実際には全ての銀河が Major Marger によって巨大な楕円銀河となりうるのか。SMGs と同じ時
代の星形成銀河を比べた時、サブミリ波銀河のみが巨大楕円銀河となり得るならば、どこかに差が出るはずである。

2

クラスタリング解析
図 1: 先行研究と本研究との比較
本研究では SMGs と他の銀河との比較に際してクラスタリング解析を用いる。クラスタリング解析は、そこで本研究では、それらの課題を解決すべく観測から得られる銀河のクラスタリング強度と、理ALMA によって得られた多数の SMGs のサンプル論モデルによって計算されるダークマターのクラス

を用いてクラスタリング解析を行う。

タリング強度を比較することにより、銀河のダーク2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: SMGs の相関関数（左図、緑丸）と、相関関数から求めた bias（上図）。bias が大きければ大きいほ
ど大きな DMH に属していると言える。黒の実線は各質量のダークマターハローのそれぞれの赤方偏移での bias の値を計算したもの (Mo&White, 2002)。

Wilkinson et al. (2017) より転載。

3

結果と考察
クラスタリング解析において非常に重要なのは、

completeness である。クラスタリング解析は位置情報を用いるので、領域の completeness はもちろん、今回は COSMOS2015 カタログ (Laigle et al. (2016))
を tracer のサンプルとして相互相関を用いるため、それらの tracer のサンプルの質量の completeness も考えなければならない。加えて今回は SCUBA-2 で捉えた SMGs のうちある明るさ以上の SMGs をフォロー
アップ観測したものであるので、SMGs で ALMA 観
実際にはまず調べたいサンプル (s) と tracer のサン

測対象となったもののうち、multiple（1 つの SMGs

プル (t) との相互相関関数 (CCF) および tracer のサと思われていた SMGs が 2 つ以上の SMGs からの合

ンプルの自己相関関数 (ACF) を次のように求める。 成であること、Hodge et al. (2013)）によって元々の

Ds Dt (θ) − Ds R(θ) − Dt R(θ) + RR(θ)ω(θ)ccf =RR(θ)
Dt Dt (θ) − Dt R(θ) + RR(θ)ω(θ)acf =RR(θ)

観測対象選択の際の明るさの下限よりも暗いと判明したものはクラスタリング解析には用いることができない。これらの completeness によるサンプルの絞り込み、およびそれらの分布を考慮し、相互相関関数を計算した結果が図 3 である。SMGs と COSMOS2015

これらの量から相互相関のバイアス bst 、tracer のサ

カタログの天体との間に相互相関があることが見てンプルのバイアス bt を求め、調べたいサンプルのバ取れた。

イアスを下のように得る。

bs =

b2st
bt

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: SMGs-COSMOS2015 カタログの相互相関関数

4

研究計画
得られた相互相関関数から SMGs の相関長、バイアス、およびダークマターハロー質量を推定する。
これにより先述の先行研究の課題を大きく改善し、

SMGs と一般的な星形成銀河とのより正確な比較が可能となると考えられる。

5

References

Williams C. C., et al., 2011,ApJ,733,92,
Hickox R. C., et al. , 2012,MNRAS,421,284,
Wilkinson A., et al., 2017,MNRAS,464,1380,
Mo & White, 2002, MNRAS,336,112,
Hodge J., et al., 2013, ApJ, 768, 91
Laigle C., et al., 2016, ApJ, 224, 24

——–indexb2
すばる Hyper Suprime-Cam で見つかった青い銀河団の X 線の性質
奈良女子大学 宇宙物理研究室
美里 らな2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる Hyper Suprime-Cam で見つかった青い銀河団の X 線の性質
美里 らな (奈良女子大学 宇宙物理研究室)

Abstract
銀河団は銀河を数百から数千個含む天体であり、自己重力系にある天体として宇宙で最大である。これまでの研究から、遠方の銀河団ほどメンバー銀河中のブルーフラクション (星形成活動が活発な青い銀河の割合)が増加することが知られている (Butcher, & Oemler, 1984)。これより、銀河団領域での大局的な星生成活動が時間とともに減衰してきたことが分かる。近傍の銀河群については、ブルーフラクションが大きいほど X
線光度が小さい (Mulchaey 2000; Ota et al. 2004) ことが知られているが、遠方の銀河団についてはまだ解明されていない。そこで、本研究では、青い銀河団中のブルーフラクションと X 線光度の関係について解明す
ることをめざす。今回は、すばる望遠鏡の銀河団探査プロジェクトである、Hybrid Search for Cluster with

HSC(HSC-HSC) カタログから 1 天体、HSCJ2327-0018(赤方偏移 0.84) を選択し、その高温ガスの X 線光度を調べた。XMM-Newton 衛星の観測データを解析した結果、X 線光度は LX (0.5−2.0 keV) = (6.3±1.8)×1043[erg/s] となった。この値は他の銀河団の分散の範囲内である。一方、銀河団の周りに AGN が存在することが分かった。PN 検出器の輝度分布からでは X 線放射の広がりを判別することが難しかったため、今後、AGN放射の寄与を見積もり、より正確な銀河団光度を求める必要がある。

1

研究背景
銀河団は銀河を数百から数千個含む天体であり、自己重力系にある天体として宇宙で最大である。銀河団は、ダークマター、高温ガス、星で構成され、質量比は 85 ％、13 ％、2 ％ある。銀河団の典型的な大きさは数 Mpc で、総質量は 1014 − 1015 M⊙ である。
これまでの研究から銀河は多種多様な性質を持っており、銀河の形態や色は銀河が存在する環境に大きく依存していることが分かっている。その関係を形態-密度関係 (Dressler, 1980) といい、近傍銀河団だと、銀河の個数密度が高い環境 (銀河団中心) では、
楕円銀河 (赤い銀河) の割合が高く、逆に銀河の密度が低い環境 (銀河団の外側) では、渦巻銀河 (青い銀

図 1: 赤方偏移と銀河団中の青い銀河の割合の関係

河) の割合が高い。このことから、銀河の進化を理解(Butcher, & Oemler, 1984)。横軸は赤方偏移、縦軸するために周囲の環境がどのような影響を及ぼしては青い銀河の割合。

いるのかを理解することは重要である。
遠方の銀河団ほどメンバー銀河中のブルーフラク

る。その後の研究により、銀河団の成長と銀河の形態

ションが増加するというブッチャー・エムラー効果がが確立されてきた時代が赤方偏移 1-2 であると考え確認されている (Butcher, & Oemler, 1984)。その結られているが (Kodama et al. 2007)、遠方銀河団は果を図 1 に示す。これより、銀河団領域での大局的な見かけのサイズが小さく暗いため観測が進められて

星生成活動が時間とともに減衰してきたことが分かいなかった。しかし、近年のすばる望遠鏡の Hyper2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
Suprime-Cam(HSC ; Miyazaki et al. 2018) を用い Camera (EPIC) と呼ばれる X 線 CCD カメラが配置た戦略枠観測 (Aihara et al. 2018) によって遠方銀河されている。EPIC には宇宙放射線による非Ｘ線バッ団の観測が可能になった。本研究では特に、銀河団

クグラウンドや宇宙 X 線背景放射によるＸ線バック

探査プロジェクトの一つである、Hybrid Search forグラウンドが発生するため、解析の際はそれらを取Cluster with HSC(HSC-HSC) サーベイで見つかった り除く必要がある。
銀河団に着目する。
銀河団では高温ガスの大部分が銀河団内になめらかに分布しており、ガスの温度は数千万Ｋもあるた

2.2

XMM 観測データ

め、原子はイオン化してプラズマ状態になり、X 線

HSC の銀河団探査プロジェクトである、HSC-HSC

を放射している。その X 線放射を観測するためにはカタログから青い銀河団の選定を行い、その銀河団

地球の大気よりも上に観測衛星を飛ばす必要がある。 を XMM-Newton 衛星の観測データを用いて解析を中でも、銀河団のような広がった天体の観測に適し行った。今回のターゲット天体は HSC-HSC カタロているのが、XMM-Newton 衛星であり、2.1 節で紹グでは、HSCJ2327-0018 であり、XMM-Newton 衛介する。高温ガスの大部分は、一度も星になったこと

星の OBSID は 0673002351 である。基本データを表のない原始ガスだと考えられている。また、高温ガス

1 に示す。

は銀河に動圧を及ぼし、銀河からガスをはぎ取ると考えられており、これが環境効果の原因の一つになっている。これまでの研究から、近傍の銀河群ではメン

2.3

解析方法

バー銀河に含まれるブルーフラクションが大きいほ

データ解析には広がった天体の解析に特化した、ど、高温ガスの X 線光度が低い、あるいはほとんど

Extended Source Analysis Software (ESAS) を用い

X 線放射を持たないことが知られている (Mulchaey, て、X 線イメージを作成した。その際のエネルギー
2000; Ota et al.2004)。しかし、銀河団については 範囲は 0.4-2.3 keV とした。続いて、銀河団観測の邪まだまとまった調査はされていない。そこで本研究魔になる可能性のある視野内のＸ線源を同定するたは、赤方偏移 0.84 にある青い銀河団のブルーフラク

めに点源検出を行った。なお、ターゲット自身の放ションと X 線光度の関係について解明することを目射を点源だと誤解して除去されないように銀河団の的とする。今回は、高いブルーフラクションを持つ

中心から半径 0.2 Mpc 以内の点源は抜いていない。
HSCJ2327-0018 の X 線光度の測定について報告す なお、銀河団の中心座標は HSC-HSC のカタログ値る。なお、本研究では平坦な宇宙を仮定し、宇宙論 (表 1 の座標) を用いた。図 2 は PN 検出器の視野内パラメータは ΩM = 0.27, ΩΛ = 0.73, h = 0.7 とする。z = 0.84 において 1′′ = 7.75 [kpc] に相当する。

に検出された点源を白色の円で表している。
次に、X 線光度を求めるためにスペクトル抽出を行った。銀河団の領域は中心座標からビリアル半径2

観測データと解析手順

2.1

XMM-Newton 衛星

XMM-Newton 衛星は、3 台の X 線望遠鏡を搭載した X 線天文衛星である。広い視野 (30′ ) と大きな

R500 (0.5 Mpc) までとし、バックグラウンドの領域
は銀河団半径の 2 倍から 3 倍の円環としている。図3 に各領域を表示したイメージを示す。ここで、ビリアル半径 R500 とは、銀河団の質量密度が宇宙の臨界密度の 500 倍になる半径のことである。
今回、それぞれの検出器で検出された光子数が 20

有効面積 (1500 cm2 @1 keV) をもち、さらに約 6 秒個程度と少なかったため、銀河団の典型的なスペク角の空間分解能をもつため、銀河団のような広がっ トルモデル (apec*phabs) を仮定して、観測されたカ
た天体の観測に適している。望遠鏡は 2 台の表面照 ウントレートから光度を見積もった。表 2 に銀河団放射型検出器 (MOS) と 1 台の裏面照射型検出器 (PN)

射モデルのパラメータを示す。より具体的には、仮定で構成され、各焦点面に European Photon Imaging

したモデルから想定される X 線光度とカウントレー

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: HSCJ2327-0018 の基本データ
ターゲット名赤経 [時, 分, 秒]

赤緯 [度, 分, 秒]

赤方偏移

XMM 観測 ID

観測日

観測時間 [ksec]

HSCJ2327-0018

23:27:13.18-00:18:18.2

0.8406730002351

2012-05-2515.8

図 2: XMM-Newton 衛星視野内の PN 検出器による

図 3: XMM-Newton 衛星の 3 つの検出器のイメー

HSCJ2327-0018 領域のイメージ。白色で囲んだ領域 ジを合成した画像 (スムージング済み)。HSCJ2327は除去する点源、緑色で囲んだ領域は銀河団の半径 0018 X 線スペクトルを抽出した領域を緑の円で表0.2 Mpc の領域。

し、2 つの白い円で囲まれた領域をバックグラウンドの領域とした。十字は銀河団の中心座標。

表 2: 銀河団放射モデルのパラメータ
表 3: HSCJ2327-0018 の X 線光度測定結果

モデル

パラメータ

値

apec

kT [keV]

5.00

検出器名

光度 [erg/s]

Abundance [solar]

0.30

MOS1

(6.9 ±4.0) × 1043

redshift

0.84

MOS2

(2.1 ±3.3) × 1043

norm

1.00

PN

(8.8 ±2.6) × 1043

nH [1022 cm− 2 ]0.0423phabs

3トの比を求め、観測されたカウントレートから光度に換算した。

結果
HSCJ2327-0018 の各検出器ごとの X 線光度を表 3にまとめる。その X 線光度の重み付き平均は LX (0.5−

2.0 keV) = (6.3 ± 1.8) × 1043 [erg/s] である。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

議論

5

今後の課題

まず HSCJ2327-0018 の X 線光度が銀河団放射とし

今回、すばる望遠鏡 HSC で見つかった青い銀河て妥当かどうかを調べるため、HSC サーベイに基づい団について、XMM 観測データを用いてＸ線光度のた可視銀河団カタログ (Oguri et al. 2018) と比較す測定を行った。考察をふまえて、X 線光度に対するる。そのため、解析で得られた X 線光度を E(z) =√ΩM (1 + z)3 + ΩΛ で割ると、[E(z) ](−1) LX (0.5 −

AGN の影響を調査し、HSCJ2327-0018 の銀河団 X

2.0 keV) = (3.9 ± 1.1) × 1043

線光度をより正確に決定する必要がある。青い銀河[erg/s] が見られた。 団の解析数を増やし、将来的には銀河団のブルーフ

論文 Oguri et al. 2018 と今回の解析に用いたリッチ

ラクションと X 線光度の関係を導くことである。

ネスの定義が違うため、厳密に比較することは難し
いが、HSCJ2327-0018 の X 線光度は、既知の銀河団のばらつきの範囲内であると言える。次に、X 線放射の広がりについて調べるために、輝度分布と Point

Spread Function(PSF) を比較した。輝度分布については光子統計が良い PN 検出器のデータを用いた。図

4 に PN 検出器の輝度分布を示す。この図から輝度分
布は PSF と同等の広がりを持つことが分かる。同時に、銀河団の典型的なコアサイズ 100 kpc は 10 秒角

謝辞
研究を進めるに当たり、東北大学の児玉忠恭氏には HSC-HSC カタログをご提供いただきました。また、日頃よりご指導いただいている京都大学の鳥羽儀樹氏、同研究室の嶋口先輩にはたくさんのアドバ
イスをいただきました。ありがとうございました。

ほどに相当する。そのため、輝度分布のみから、放射の起源を特定することは難しい。
次に、Active Galactic Nucleus(AGN) からの放射の寄与を探るため、銀河団中心から 1.5 Mpc の領域内の AGN の有無を調べた。可視光線の Sloan Digital

Sky Survey(SDSS) により、銀河団中心の近くにクエーサーが存在することが分かった。また、赤外線
天文衛星 WISE の観測データより、AGN 候補が 5 天体あることが分かった。以上から、X 線放射が点源起源であることも否定できない。

Reference[1] Aihara, H., Arimoto, N., Armstrong, R., et al.
2018, PASJ, 70, S4[2] Butcher, H., & Oemler, A., Jr. 1984, ApJ, 285,426
[3] Dressler, A. 1980, ApJ, 236, 351[4] Kodama et al. 2007, MNRAS, 377, 1717
[5] Miyazaki, S., Komiyama, Y., Kawanomoto, S.,et al. 2018, PASJ, 70, S1[6] Mulchaey, J. S. 2000, ARA&A, 38, 289[7] Oguri, M., Lin, Y., Lin, S., et al. 2018, PASJ,70, 20[8] Ota, N., Morita, U., Kitayama, T., Ohashi, T.
2004, PASJ, 56, 753

図 4:

XMM-Newton 衛 星 PN 検 出 器 に よ る

HSCJ2327-0018 の X 線の輝度分布。赤の十字は PN
検出器データ、緑の線は PSF モデルである。

——–indexb3
CLUMP-3D: Three-dimensional Shapeand Structure of 20 CLASH Galaxy Clusters from Combined Weak and Strong
Lensing
広島大学大学院 理学研究科
奈女良 朱里2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

CLUMP-3D:Three-dimensional Shape and Structure of 20
CLASH Galaxy Clusters from Combined Weak and Strong
Lensing
奈女良 朱里 (広島大学大学院 理学研究科)

Abstract
私は CLASH(the Cluster Lensing And Supernova survey with Hubble) サーベイで観測された 20 個の銀河団に対して、強弱重力レンズ効果を組み合わせることで銀河団の三軸不等質量モデルに対して制限をした
論文 (Chiu et al. ApJ, 860, 126) のレビューを行う。

ΛCDM モデルに基づく N 体シミュレーションによると、銀河団ハローは球対称ではなくプロレート型の三軸不等モデルが望ましいと予言される。本モデルでは、三軸不等の NFW(Navarro-Frenk-White) モデルを採用し、質量とコンセントレーションパラメータと三軸不等比の主に 3 つのパラメータに対してベイズ推定を用いて制限を与える。本レビューでは、三軸不等の質量モデルの解析解の説明を最初に行い、ベイズ推定の説明、及び本論文の結果について紹介する。

1

果と呼ぶ。弱い重力レンズ効果は歪みの効果は小さ

Introduction

いが、多数の銀河の形状を測定することによって重銀河団は宇宙の階層的構造のうち自己重力系としては最大の構造である。その銀河団の質量の大部分はダークマターが担うことが観測的に分かっている。

ΛCDM モデルに基づく N 体シミュレーションによると、銀河団ハローは球対称ではな三軸不等モデルが望ましいという結果が得られていることから、本モデルでは以下のような中心密度パラメータ ρs , ス
ケール半径 Rs の 2 つのパラメータで特徴付けられる三軸不等の NFW モデルを採用し、銀河団ハローの形状を特徴付けるパラメータに対してベイズ推定を用いて制限を与える。

ρ(R) =

ρs(R/Rs )(1 + R/Rs )2

R2 =

X2
Y2
+
+ Z2
qa2
qb2

力レンズ信号を取り出すことができる。一方、強い重力レンズ効果は、銀河団の中心部の質量の大きい領域で見られる現象で、背景銀河の像が複数に分かれたり、像がアーク状に大きく歪んで観測される。こ
れらの情報から両者のデータを組み合わせることで、銀河団の中心部から外縁部までの質量分布を復元することができる。
以下に重力レンズ効果の理論の概要をまとめる。図1 に示すように、天球上における像までの角度ベク−→−→
トルと光源までの角度ベクトルをそれぞれ θ , β と−→→すると、曲がり角を表すベクトル −α ( θ ) を用いて重(1) 力レンズ方程式は、
−
→ →−
→
−
→ −
→ Dds −̂→α ≡ θ −−α( θ )
β = θ −
Ds

(3)(2) で与えられる。このとき角度は十分小さいことから、

2 次元平面ベクトルに近似される。したがって、角度−→ −→ベクトル θ 、 β の変換を表すヤコビアン行列 A は、
2 Theory/Observation Data()
1 − κ − γ1
−γ2
∂ β⃗
A=
=
(4)
一般相対性理論に基づくと、銀河団のような重た−γ21 − κ − γ1
∂ θ⃗
い天体の周囲では時空が歪むため、光の経路が曲がり背景にある銀河の像が歪む。これを重力レンズ効 である。ここで、κ,γ1 ,γ2 は、レンズ天体の質量分布

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
による 2 次元の重力レンズポテンシャル ψ を用いて、 3

κ≡

γ1 ≡

1 ∂2ψ ∂2ψ(+)
2 ∂θ12∂θ22
1 ∂2ψ ∂2ψ(−)
2 ∂θ12
∂θ22

γ2 ≡

∂2ψ
∂θ1 ∂θ2(5)の関係については、図 1 のような結果が得られた。質(6) 量が大きいほどコンセントレーションパラメータが小さくなっていることから、階層的構造形成モデルの検証ができていることを示す。また、三軸不等モデ(7) ルと球対称モデルでコンセントレーションパラメー

magnigﬁcation µ は、
1
1
µ=
=
detA
(1 − κ)2 − |γ|2

銀河団質量の集中度合いを表すコンセントレーショ
ンパラメータ c200c (≡ R200c /Rs ) と銀河団質量 M200cとする。この変換に伴う天球面上における像と光源の面積比

Results

タの値がほとんど変わらないことから、多くのサンプルに対する解析においては球対称モデルが良い近似となっていることが分かる。

(8)で計算される。
弱い重力レンズ効果を用いると、表面輝度の 2 次モーメントから計算される reduced shear γ と mag-niﬁcation µ を組み合わせることで無次元の質量分布
κ を求めることが可能となる。

図 2: コンセントレーションパラメータ c200c と質量
図 1: 重力レンズ効果の概略図
本論文で用いた銀河サンプルは、CLASH サーベ
イにおいて、X 線で観測された銀河団 16 個と増光率の高い銀河団 4 個の合計 20 個の銀河団である。銀河団の中心領域についてはハッブル望遠鏡で観測されたデータから復元された強い重力レンズ質量を、銀河団中心部より外側の領域についてはすばる望遠鏡

M200c の関係
銀河団ハローの短軸長軸比 qa と銀河団質量 M200cの関係については、図 2 のような結果が得られた。qaの値から銀河団ハローの三軸不等性が見られることが読み取られる。また、プロットの色の違いはベイズ推定する際に用いた prior に数値シミュレーションから得られた値を用いているか否かの違いであるが、このことから用いる prior によって得られる値に差がSuprime-Cam で観測されたデータから復元された質生じることが読み取られる。ゆえに、観測データか
量分布マップを用いている。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
らだけでは強い制限がつけられないことが分かる。

図 3: 銀河団ハローの短軸長軸比 qa と質量 M200c の関係

4Conclusion
20 個の CLASH 銀河団の 3 次元質量密度分布において三軸不等の NFW モデルを仮定し、強弱重力レンズ効果から得られるデータを組み合わせてベイズ
推定することで形状を特徴づけるパラメータを制限した。銀河団質量が大きくなるほど中心集中度は小
さくなること、多くの銀河サンプルに対する解析においては銀河団の方向に対するバイアスがないために球対称モデルが妥当なモデルであること、個々の銀河団については短軸長軸比 qa と中間軸長軸比 qbの値から三軸不等性が見られたが観測データのみか
らでは銀河団ハローの形状に対して強い制限を付けることはできなかったこと、銀河団の扁平率はある
一方の軸方向のみに長い形状をしている傾向にある
ことが分かった。

Reference
Chiu et al. ApJ, 860, 126

——–indexb4系外銀河の電波源におけるファラデー
回転測度と赤方偏移依存性の調査
九州大学大学院 宇宙物理理論研究室
大前 陸人

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系外の電波源におけるファラデー回転測度と赤方偏移依存性の調査
大前 陸人 (九州大学大学院 宇宙物理理論研究室)

Abstract
宇宙の大規模構造の形成や銀河形成において、宇宙磁場が重要な役割を果たすことが理論的に指摘されている。磁場情報は、電波連続波の偏波観測から回転測度 (RM) を導出することで得ることができる。しかし、銀河系外の電波源を観測して得られる磁場情報には、天の川銀河成分と背景の大規模構造の情報も含まれている。そこで、天の川銀河磁場をモデル化し、観測値から差し引き、銀河系外を起源とする RM である

Residual Rotation Measure(RRM) を赤方偏移 z の関数として導出する試みが多数なされてきた。
本講演でレビューする Hammond ら (2013) では、NRAO Very Large Array Sky Survey により検出された

4003 個の系外の電波源の RRM といくつかの可視光サーベイにより得られた赤方偏移の情報を組み合わせて、RRM と赤方偏移のカタログを作成している。このカタログを用いた統計解析の結果、赤方偏移に伴うRRM の有意な変化は見られなかったが、RRM と偏波率 p の間には強い反相関が確認された。これは前景
磁場または電子数密度の小規模変動によるビーム偏波解消の結果であると主張している。また、Hammond
らは観測された RRM の分散と、RRM と p の反相関の両方の結果から、視線上に存在する銀河系外の介在物質も考慮する必要性を示唆している。

1

Introduction
宇宙磁場は銀河や星の形成において重要な役割を果たし、また、宇宙線の加速と伝播の主なメカニズ
ムであるとしても考えられている。しかし、現在、宇宙空間が磁場で満ちていることは知られているが、磁場の起源や進化の過程は、未解明な点が存在する(Wielebinski & Beck 2005)。そこで、この論文では磁場の進化の解明を目指している。磁場情報を得る
有効な方法としてファラデー回転測度 (RM) があり、赤方偏移 z に対する RM の分布を明らかにすること
により、宇宙磁場の進化を明らかにできると考えられている。
ファラデー回転は電磁波がプラズマ領域を通過する際の偏波面の回転を指し、ファラデー回転による偏波角の変化の大きさは ∆θ = RM λ2 で与えられる。

λ は観測波長 (m) であり、回転測度 (RM) は以下のように定義される。
∫ 0
ne (z)B∥ (z) dl
RM(zs ) = 0.81
dz rad m−2 (1)(1 + z)2 dz
zs
ここで、zs は偏波源の赤方偏移、ne (z) (cm−3 ) は赤方
偏移 z における前景の電子数密度、B∥ (z) (µG) は赤

方偏移 z における磁場の視線方向成分、dl は視線方向の線素である。複数波長で偏波角を観測し、∆θ − λ2プロットに線形近似することで RM が求められる。
式 (1) から、RM は全ての視線方向の磁場からの寄与を積分していることがわかる。観測された RM には、ターゲット天体自体、天の川銀河、銀河間ガスまたは独立したプラズマガス等の銀河系外に存在する介在物質など、多くの寄与がある。銀河系外を観測する場合には、常に天の川銀河による前景寄与がある。
そこで天の川銀河の回転測度 (RM) を GRM とすると、本論文で求めたい RM の銀河系外要素 RRM は、

RRM = RM − GRM を計算することで求められる。
過去数十年、銀河系外の磁場を調べる為に赤方偏移 z の関数として RRM を用いた研究が多数されてきており、今も議論されている。本論文以前の論文(Kronberg ら 2008) では z ＝ 3.7 までで 268 天体のRRM を得たものが最大のサンプル数であった。本論文では過去のサーベイやデータベースを用いて、z ∼ 5.3 までの 3650 天体以上のサンプル数がある
RRM-赤方偏移カタログを作成した。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Observation and Analysis

2.1

Databases and Surveys

分布する天の川銀河成分の GRM を引くことによって RRM の計算した。

電波カタログとして NRAO Very Large Array Sky

Survey (NVSS;Condon ら 1998) を用いた。NVSS は
VLA を用いた、赤緯 δ ≥ −40◦ 、1.4 GHz の全天電波

3Results

サーベイである。また、角度分解能は R ≈ 45′′ であ3650 個の RRM-赤方偏移カタログは赤方偏移 0 ≤z ≤ 5.27 の範囲をカバーし、中央赤方偏移 z = 0.70、る。このカタログには 180 万天体以上のストークパラ

赤方偏移 z > 1 では約 1400 個のデータがある。RRM

メータ I 、Q、U の情報が含まれる。Taylor ら (2009)の範囲は −476.5 ≤ RRM ≤ 206.1 rad m−2 であり、は、NVSS における 1364.9 MHz と 1435.1 MHz の二√つの周波数帯で RM、偏波強度 P ≡ Q2 + U 2 、偏標準偏差は 23.2 rad m−2 であった。サンプルの 1.4

波率 p ≡ P/I を決定した。本論文では、銀河系外のの範囲であり、中央値は 300mJy である。偏波強度

電波源の RM として、Taylor らの RM カタログの値

は 2.6 mJy から 1.3 Jy の範囲で、中央値は 8 mJy でを採用している。

ある。

GHz のストークス I フラックスは 11mJy から 55Jy

赤方偏移の情報は The NASA/IPAC Etragalactic

統計的解析を行う際、RRM-赤方偏移カタログ中でDatabase (NED; Helou ら 1998) と The Set of Iden- サーベイの特性の違いを反映しないために、ある程
tifications, Measurements and Bibliography for As- 度統計数のある SDSS だけに限定した 3 つのサブセッ

tronomical Data (SIMBAD; Wenger ら 2000) の二つ トも検討する。そのサブセットは、赤方偏移が SDSSのオンラインデータベースと the Sloan Digital Sky から引き出された 1376 個の天体「SDSS sources」、Survey (SDSS; York ら 2000)、その他３つの可視光 SDSS によって可視光スペクトルが銀河として分類さサーベイから得た。
れた 516 個の天体「SDSS galaxies」、および SDSS
これらの電波・可視光データを用いて、ターゲッ によって可視光スペクトルがクエーサーとして分類
トとなる電波源の赤方偏移を明らかにした。加えて、 された SDSS 赤方偏移を持つ 860 個の天体「SDSS
低い分解能の電波サーベイの NVSS (R ≈ 45′′ ) と高′′い分解能の FIRST (R ≈ 5 ) を組み合わせることに
より、天体の構造をクラス分けした。
以上の結果、4003 個の RM と赤方偏移が対応した

quasars」である。
これら 4 つのデータセットのそれぞれについて、

RRM と赤方偏移、偏波率 p と赤方偏移、RRM と偏波率 p の 3 つの関係を検討する。

天体を獲得した。

3.1
2.2

The RRM-REDSHIFT Catalog

RRM vs. Redshift

図１は RRM の赤方偏移の分布図である。図１の銀河系外の磁場の発展を記述する際に、天の川銀

赤実線は 50 点おきに平均をとったものであり、破線

河による前景のファラデー回転 (GRM) を考えなくは ±1σ である。SDSS quasars の赤方偏移分布（赤てはならないので、RM と赤方偏移の関係を単にプ

方偏移の中央値 z = 1.22）と SDSS galaxies の赤方

ロットするだけでは不十分である。銀緯が低いとこ偏移分布（赤方偏移の中央値 z = 0.17）に違いが見ろでは GRM の空間的な変動が大きくなるので、銀られる。図１の検討した 4 つのサンプルのいずれに

緯 |b| < 20◦ にある全てのソースを除外し、3650 天

おいても、z の関数としての RRM の平均または標体の RRM を算出した。

準偏差に明らかな傾向はない。

本論文で使用する GRM は、Oppermann ら (2012)
次に観察された RRM の起源について考察する。図によって求められた天の川銀河の前景 RM である。 １ (a) の RRM に見られる標準偏差は 23.2 rad m−2 でTaylor ら (2009) の RM 値からターゲット天体方向に ある。Taylor ら (2009) の RM カタログにおける個々2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校の RM の測定誤差や Oppermann ら (2012) が行った

この特徴は図２の (c) と (d) から簡単に説明でき

GRM の計算に関する誤差などの測定誤差による RM る。SDSS galaxies は低赤方偏移で高い偏波率を示すの標準偏差を引くと、標準偏差が 20 rad m−2 残る。こ一方、SDSS quasars は高赤方偏移まで広がり、低い−2

偏波率を示している。SDSS galaxies の NVSS におけれは物理的現象に由来すると考えられる。20 rad mの標準偏差を引き起こす原因として、まず第一に、 る対応天体は活動銀河の電波ローブであり、Faraday-

RRM が Oppermann ら (2012) の GRM マップによっ thin と予想される。したがって高い偏波率を示すとてサンプリングされているよりも小さい角度スケー

考えられる。対照的に、SDSS quasars に対応する

ルでの天の川銀河の RM 変動の寄与が考えられる。 NVSS における対応天体は radio-loud core であるの
これを検討するために、Oppermann ら (2012) が述で、光学的に厚く、強い磁場が存在するために消偏波

べた天の川銀河の偏波構造の典型的なスケールに注し、偏波率が低くなると予想される。§2.1 で行った

目する。それらの前景マップを計算するのに使用さマッチングからこの仮説が確認できる。マッチングのれた間隔は ∼ 1◦ であり、Stil ら (2011) によると 1◦際に行ったクラス分けから SDSS galaxies の中で約スケールでの RM の標準偏差は 12 − 17 rad m−2

であ

65% は構造的に電波ローブと分けられ、約 35% はコる。以上より、観測された標準偏差から測定誤差によアと分けられる。一方で、SDSS quasars は約 46% はる寄与と銀河系による寄与を引くと、10−15 rad m−2

電波ローブと分けられ、約 54% はコアと分けられる。

が残る。この 10 − 15 rad m−2 の標準偏差を引き起こ

従って、SDSS galaxies はローブが支配的で、SDSSす原因として考えられるものは、銀河系外に介在しquasars はコアが支配的と考えられる。

ている系である。

図 2: 偏波率と赤方偏移の図
図 1: RRM と赤方偏移の図。(a) RRM-赤方偏移カ
タログの全てのデータ、(b) 全ての SDSS sources のデータ、(c) SDSS galaxies、(d) SDSS quasars。

3.3

RRM vs. Polarized Fraction

図３は偏波率 p に対する RRM の分布である。(a)3.2

Polarized Fraction vs. Redshift〜(d) 全ての図において、RRM の標準偏差が低偏波率では大きく、高偏波率では小さくなっている。

図２は赤方偏移 z に伴う偏波率 p の変化を表したもこの現象の原因として考えられるのは、ビーム偏のである。(a)、(b) を見ると明らかなように z ≤ 0.5

波解消である。RRM の値が高いところは、電波源のでは偏波率 p = 30% まで範囲が広がっているが、 角度範囲より小さいスケールでの RRM の大きな変動を意味する。この変動によりビーム内の異なる偏z ≤ 0.5 では、p ∼ 5% と小さくなっている。
波角が打ち消され、偏波率が減少する。Haverkorn ら2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校(2008) によると、∼ 200 rad m−2 のレベルでの銀河系内 RM の変動により、〜2 のファクターでビーム
偏波解消が起きる。しかしながら、図３は、RRM の変動が約 50 rad m−2 の大きさで、背景光源を約 3〜5 倍で偏波解消できることを示している。従って、銀河系内の小規模な RM の変動によってのみでビーム
偏波解消を説明するのは困難である。 つまり、RRMの大きさから推測される偏波解消への重要な寄与と図 4: 図２の SDSS galaxies と SDSS quasars をロー

して、ターゲット天体と天の川銀河の間に介在するブとコア由来のもので色分けした図。黒点：全ての系による寄与も考えなけらばならない。

データ、赤点：ローブ成分、青点：コア成分

5Conclusion• RM の赤方偏移カタログでは、RRM の分散が赤方偏移に伴って変化する傾向は見られなかった。

• RRM の全体的な標準偏差は 23 rad m−2 であり、そのうち 13 rad m−2 は測定と前景除去の誤差によるものであり、12−17 rad m−2 は銀河系内 RMの小規模な揺らぎの残差によるものである。残りの 10 − 15 rad m−2 は銀河系外のファラデー回転であり、電波源と天の川銀河の間に介在する系に起因する可能性が高い。
図 3: RRM と偏波率

• SDSS における対応天体が銀河であるものとク
エーサーであるもので偏波率が異なる。Ham-

mond ら (2013) は構造的にローブが支配的か、コ

4Discussion
Hammond ら (2013) は §3.2 で、偏波率は電波構造

がローブやコアによって異なると主張している。この主張を再検討するために、SDSS galaxies と SDSS

quasars の二つのデータでローブとコアに色分けした。
その結果が図４である。図４を見ると SDSS galaxiesと SDSS quasars のどちらもローブとコアで偏波率にアが支配的かで偏波率が異なると主張している。
しかし再解析したところ、構造がローブかコア
かによらず偏波率は変わらないことがわかった。

• RRM-赤方偏移カタログで強い偏波解消が見られる。理由として分解できない天の川銀河と偏波源の間にある介在する系の RM 変動によるビーム偏波解消と考えられる。

違いが見られない。つまり、SDSS galaxies と SDSS

quasars で偏波率の違いは見られるが、その原因はローブとコアのどちらが支配的であるかどうかに依らないことがわかった。Hammond ら (2013) の主張とは異なる結果が得られた。

Reference
Alison, M. Hammond., Timothy, Robishaw. & B. M.
Gaensler. 2013, arXiv:1209.1438v3
Wielebinski, R., & Beck, R., eds. 2005, Lecture Notes
in Physics, Berlin: Springer Verlag 664, Cosmic Magnetic Fields
Oppermann, N. et al.. 2012, A&A, 54

——–index

c1
初代銀河からのダークマターの性質の手がかり
茨城大学大学院 理工学研究科
佐藤 裕太

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

初代銀河によるダークマターの性質を探る
佐藤 裕太 (茨城大学大学院 理工学研究科)

Abstract
2021 年に JWST 打ち上げが予定されており, 今後数年のうちに高赤方偏移 (z ∼ 6) 宇宙に関する膨大なデー
タが利用可能になると予想されている. これらのデータは初期段階の銀河形成の理解に役立つ. 一方でダーク
マター (DM) 探査は未だ成功しておらず, DM の質量が軽いためと予想されている. DM はその速度により分類され, 粒子速度の速い DM を Hot DM(HDM), 遅い DM を Cold DM(CDM), その中間に位置する DM
を Warm DM(WDM) と呼ぶ. CDM モデルは, 大スケールでは観測とよく一致しているが, 銀河以下の小ス
ケールでは, 一致しないことが知られている. これを解決し得るのが Warm DM(WDM) である. 本発表では, [1] の論文レビューを行う. 本研究では, z ∼ 10 から 5 の銀河形成の 38 個の高解像度シミュレーションを使って, 赤方偏移の大きい宇宙における 3keV の WDM 候補の影響を調べた. ここでは, 星の質量関数とグローバルな星生成率に注目し, 中性水素の割合の時間発展と電子散乱の光学的厚さについて考察し, 次の結果
が WDM と CDM の区別に寄与していることを見いだした. まず, WDM は数 109 M⊙ 未満の質量を持つハ
ローの数を抑制すること, 次に一定のハロー質量では, WDM は CDM よりも生成される星が少ないことが分かった. これらの結果により, 107 M⊙ 以下の星質量を持つ銀河では, WDM でより低い星質量関数が生成される. z > 7 の場合, WDM シナリオでは, グローバルな星生成密度は 1/2 低くなった. しかし, 脱出率を

23 %から 34 %に増やすことによって, CDM および観測値と部分的に一致することが分かった. 本研究の結果として, バリオンの物理モデルが与えられれば, 高赤方偏移での銀河形成シミュレーションが, 暗黒物質候
補を区別するための重要な道具になり得ることが示された.

1

Introduction
2021 年に JWST 打ち上げが予定されており, 今後

数年のうちに高赤方偏移 (z ∼ 6) 宇宙に関する膨大なデータが利用可能になると予想されている. これらのデータは初期段階の銀河形成の理解に役立つ. 一
方で, ダークマター (DM) 探査は未だ成功しておらず, その性質はよくわかっていない.
ダークマターはその速度分散により分類分けされており, 速度の速い DM を Hot DM(HDM), 遅い DM

れる”Lyman-α の森”(Irsic et al.2017;Yeche et al.

2017) によって, 候補にできる粒子の質量を m >3.0keV に制限することができる.
本研究では, 低赤方偏移で観測と非常によく一致している, 銀河形成における数値モデルである”NIHAO

project”を高赤方偏移にまで拡張する. 38 個の高解像度シミュレーションを用いて, 赤方偏移 5 < z < 10での銀河の恒星質量関数を高精度に出し, 3keV の

WDM の初代銀河への影響を調べた.

を Cold DM(CDM), その中間を Warm DM(WDM)と呼ぶ.

2

Simulations

WDM は, CDM に対して小スケールにおいてパワースペクトルが小さいため, 構造形成が遅延する.

本シミュレーションでは, flat な宇宙における CDM

このような遅れは, 通常の銀河形成においては目立たと WDM のモデルについて, 宇宙論パラメータを以ないが, 初代銀河ではその影響が目立つ. そのため,

下のように採用した (Plank Collaboration et al.).

それらを区別するための糸口は高赤方偏移にあると考えられる.

ハッブルパラメータ H0 = 67.1 km s−1 Mpc−1

WDM の質量は, パワースペクトルの観測で得ら 物質密度 Ωm = 0.3175

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
輻射密度 Ωr = 0.00008
ダークエネルギー密度 ΩΛ = 1 − Ωm − Ωr = 0.6825
正規パワースペクトル σs = 0.8344
パワースペクトル勾配 n = 0.9624

Box

Size

N

mdm

Mpc
1

ϵdm

M⊙

5

250

3
3

kpc

1.00 × 10

60.50

2.70 × 10

7

1.50

2

15

250

3

20

5003

8.00 × 106

1.00

40

600

3

3.70 × 10

7

1.67

500

3

1.00 × 10

9

5.00

500

3

8.00 × 10

9

10.0

4
5
6

100
200

表 1: 6 つの範囲での DM ハローシミュレーション

Level

mDM

mgas

ϵDM

ϵgas

図 1: ハロー質量関数. 上図は z = 6, 下図は z = 10

pc

pcである.CDM の結果には青丸,WDM の結果には赤四131.95 × 10

2

3.56 × 106327

角で表した. エラーバーはポアソン誤差である.

2

1.56 × 104

2.85 × 103

125

53

3

5

1.25 × 10

2.28 × 104

250

107

ミュレーションをもとに, z = 5 − 10 の間における

45

4.21 × 10

47.70 × 10

375

160

ハロー質量をサンプリングした.

5

5.78 × 10

1.06 × 10

417

178

M⊙

M⊙

5

5

2.3

表 2: シミュレーションの解像度レベル

2.1

Initial Condition

Hydrodynamical Simulations

次に,DM のみで実行されたシミュレーションの中から, 19 個のハローを選び, バリオンを含んだ高解像度のズームインシミュレーションを行った. 銀河の銀河の初期状態は,N 体シミュレーションと流体シ

ビリアル半径の内側に SPH 粒子が約 100 万個存在す

ミュレーションを用いて生成した. ここで, N 体シミュるようにした. また表 2 は, シミュレーションで使用

レーションと流体シミュレーションには修正バージョ

した 5 つの解像度を表している.

ンの GRAPHIC2 パッケージを用いた (Bertschinger

2001; Penzo et al. 2014). WDM モデルについては,

3

Results

パワースペクトル以外 CDM と同様とし, 乱数種についても同様とした.

以下では, 銀河シミュレーションの結果を,CDM とWDM についてそれぞれ示す.

2.2

N-body Simulations

3.1

Halo mass function

まず, DM のみを含んだハローの N 体シミュレー
ションを行った. ハローのシミュレーションは, その大きさについて, 表 1 のように 6 つの範囲を指定
し, それぞれにおいて数値計算を行った. softning は,初期の粒子の大きさの 1/40 に設定した. これらのシ

WDM と CDM のハロー質量関数をそれぞれ図 1に示した. WDM は CDM に比べて, ハローの質量が M200 > 1010 M⊙ では,WDM は CDM に比べてハ
ロー質量関数が小さいことがわかる. これは, 小ス
ケールにおいて WDM のパワースペクトルが, CDM2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校に比べて欠如していることが原因であると考えられほとんどできないほどまでに抑制される. もし恒星粒る. 図 1 の青と赤の線は, 以下の修正された Schecter

子がなければ, そのハローは”dark”であると考える.
図 2 は WDM は CDM に対して, 108 M⊙ の低質量

Function
(
log

dN
dlogM

)

においては, WDM は少ないと見て取れる. 青丸より

= A − B log M − Ce(M0 −log M )α(1)を示した. A, B, C, α, M0 はフィッティングパラメー
タである.

3.2

も赤い四ケ区の方が少ないことを考えると, この結果は大部分が暗い銀河であることを示唆していると考えられる.
このことを定量的に考えるため, ビリアル質量の関数として, 星形成ができる割合を調べた.

図 3 は z = 6 と z = 10 の結果を示した. フィッ
Stellar Mass - Halo Mass Relaティングは
f = 1 − Ndark /Nhalo で定義され, ハロー
tion

流体シミュレーションによって, 図 2 のような内に形成される星の割合は以下の関数

CDM と WDM 宇宙モデルにおける星-ハロー質量f=比が得られた. 図 2 を見ると,CDM と WDM の区
別をつけることはできなかった. これは, WDM が

1 + tanh [β (log M − M1 )]2(2)で表される. β と M1 はパラメータである.

CDM と比較して, 高赤方偏移において WDM の暗い銀河の割合が大きいことを示している. これについては次のセクションで詳しく見る.

図 3: CDM,WDM それぞれのハローとしての星を含
む銀河の割合.
図 2: z = 6, 10 における星-ハロー質量比. 青い丸と赤い四角は CDM と WDM の流体シミュレーションに対応する. 青と赤の実線は冪乗 fit である.

3.4

Stellar Mass Function

次に, 図 2 と図 3 をかけることにより,図 3.4 に示すように恒星質量関数を得た. その結果,WDM と CDM

3.3

Dark Fraction

低質量のハローにおいては, ガスは中心に collapse
できず, UV のバックグラウンドの影響で, 星形成がのズレは質量が 106 M⊙ 付近で最も大きくなり, 恒星
質量関数は z = 10 よりも z = 6 の方が WDM とCDM に大きな違いが見られた.

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: CDM と WDM での, それぞれの恒星質量関数.

図 6: 赤方偏移の関数としての中性水素の割合

実線が z = 6, 点線が z = 10 を表す.

3.5

Star Formation Rates

銀河の SFR は, それ自身の興味だけでなく, 宇宙の
再電離の歴史は SFR に大きく依存している. そこで,

SFR を求め, その密度を導出する. 次に, 恒星質量関数と SFR を一緒に, グローバルな星形成率 ρSF R を掛け合わせれば, 図 5 が得られる.

これは, ρSF R の

赤方偏移の進化である.

かった. また, 図より 5 < z < 7 の範囲において中性水素の割合は WDM が CDM に対して約 0.3 高く,それぞれの違いが見られた.

4

Conclusion
本研究では, CDM と WDM の宇宙論モデルで銀河形成の高解像度宇宙流体シミュレーションを行った. WDM モデルとしては現在の制約と一致させ, 3

keV とした. WDM のシミュレーションでは, 低質量において恒星質量関数が小さいことが分かった.
赤方偏移の全てにおいて, 2 つの質量関数は 107 M⊙
で開始し, 差は M ∼ 105.5 M⊙ でピークに達し, 高い
赤方偏移でより顕著になった.

WDM の遅れにおいて星形成密度は高赤方偏移での WDM は CDM に関して, 大きな差が見られ, z ∼ 6
図 5: 赤方偏移の関数としてのグローバルな星形成率

では, この 2 つのモデルは非常によく似ている.
最後に, WDM と CDM の星形成史は, 宇宙の再電密度

離化に大きく影響をのこす. WDM における中性水恒星質量関数と SFR-恒星質量比を用いて図 5 を求めた. 低赤方偏移では WDM と CDM の違いは見ら素の割合は, fesc = 0.23 で, 赤方偏移 5 < z < 7 において CDM よりも 0.3 高かった.

れなかったが, 高赤方偏移 z = 6 以上では, WDM と本研究の結果は, 高赤方偏移が, 銀河形成で WDM

CDM の差に大きな違いが見られることがわかった.

の候補を探すよい場所であることを示している. 3keV

3.6

Reionization History

このセクションでは, 宇宙再電離化における WDMの質量でも, 星質量関数や宇宙の再電離の進化のような, 観測可能な量で, WDM は構造形成の遅れの痕跡をはっきりと残すことがわかった.

宇宙の影響を探っていく.
図 6 は中性水素の割合を表している. 図 1 で予測した恒星質量関数で制限し, z < 6 での観測値 QH =1 となることを目標とし, ダークマターの脱出率をWDM と CDM で別々に調整した. その結果, CDM
では, Fesc = 0.23 で観測値とよく一致し, その結果,WDM は必然的にに Fesc = 0.34 となることがわ

Reference
Boyan K. Stoychev et al.(2019),arXiv:1905.00432
Schechter P.(1976),Apj,203,297
Benjamin P. Moster et al.(2013),MNRAS,428,3121

——–index

c2
ダークマター欠乏銀河の形成過程
筑波大学大学院 数理物質科学研究科
大滝 恒輝

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

ダークマター欠乏銀河の形成過程について
大滝 恒輝 (筑波大学大学院 数理物質科学研究科)

Abstract
現在の宇宙における銀河形成の標準模型では，コールドダークマターによる階層的な構造形成がその主要な枠組みとして受け入れられている．最先端の理論的および観測的知見によれば，ダークマターが銀河質量の 9 割以上を占めていることが知られている．しかし最近，Dragonfly Telephoto Array によって，楕円銀
河 NGC1052 に所属する銀河 NGC1052-DF2 のダークマター質量は，理論的に予測される量よりも極端に少ないことが示唆された (van Dokkum et al. 2018)．この銀河は ultra diﬀuse galaxy(UDG) に分類される．

UDG とは，天の川銀河程度の eﬀective radius の大きさに対して，表面輝度が矮小銀河程度の非常に小さい銀河のことであり，現在では 1000 個近い UDG が近傍宇宙で見つかっている (van Dokkum et al. 2015;

Koda et al. 2015)．NGC1052-DF2 内にある球状星団の速度分散から計算される力学質量と光度から得られる恒星質量はどちらも 108 M⊙ のオーダーである．同程度の恒星質量を持つ銀河で予測されるダークマターの質量より二桁小さく，バリオンが支配的でダークマター欠乏銀河であることがわかる．また 2019 年新たに，同様な性質を持つ銀河 NGC1052-DF4 が発見され，このような銀河は特別な銀河ではない可能性が示唆された (van Dokkum et al. 2019)．ダークマターが支配的なこの宇宙において，このようなダークマター
欠乏銀河の形成シナリオの理論研究は始まったばかりである．我々は，このようなダークマター欠乏銀河がダークマターサブハロー同士の衝突によって形成される可能性を考えており，現在 SPH 法と N 体計算を用
いて，ガスの冷却や星形成効率等を考慮した数値シミュレーションを行なっている．本講演では，これらの結果・考察について紹介し，議論する．

1

マターが占めていることがわかる．

Introduction
銀河サーベイやシミュレーションにより，銀河内に含まれるダークマターハローの質量と恒星質量には関係があることがわかっている．Behroozi et al. (2013)
は PRIMUS survey での遠方銀河調査による観測か

2

NGC1052-DF2
van Dokkum et al. (2018) は，Hubble Spaceら，abundance matching という手法により，ハロー

Telescope (HST) と Keck spactroscopy を用いて，質量を推定した (図 1)．恒星質量 Mstars ≈ 10 M⊙

NGC1052 グループ内にある NGC1052-DF2 を観測10した．NGC1052 は楕円銀河であり，距離 D1052 =20.4 Mpc にある銀河である．HST/Advaned Camera for Surveys (ACS) 画像を図 2 に示す．画像の大きさは 3.2′ × 3.2′ または 18.6 kpc × 18.6 kpc であり．位置は赤経 α = 2 h 41 min 46.8 s，赤緯 δ =図 1: ハロー質量-恒星質量関係程度の大質量銀河に含まれるハロー質量 MDM ≈1012 M⊙ であり，恒星質量 Mstars ≈ 1010 M⊙ 程度の低質量銀河では MDM ≈ 5 × 1010 M⊙ となっている．このことから銀河内の質量のほとんどをダーク−8◦ 24′ 12′′ (J2000) である．DF2 内には 10 個のコン
パクト天体が確認でき，その位置を図 2 に番号付けした．

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: DF2 内のコンパクト天体の速度分散

8.4 km s−1 であり，観測誤差を考慮した速度分散は
図 2: HST/Advaned Camera for Surveys image of−1
σintr = 3.2+5.5である．
−3.2 km s

NGC1052-DF2

2.1

Ultra Diﬀuse Galaxy (UDG)

DF2 は Ultra Diﬀuse Galaxy (UDG) に分類される．UDG とは天の川銀河程度のサイズで，表面輝度が矮小銀河程度の非常に淡い銀河である．Dragonfly

Telescope Array を用いた観測により，van Dokkum
et al. (2015) が Coma Cluster 内に存在する 47 個のUDG を初めて発見し，さらに，すばる望遠鏡によってKoda et al. (2015) が 854 個の UDG を発見した．DF2の中心表面輝度は µ(V606 , 0) = 24.4 mag arcsec−2 で

図 4: a, DF2 内の 10 個のコンパクト天体の視線速度と NGC1052 グループ内にある 21 個の銀河の視線速度．b, DF2 の速度分散．cz = 1803 km s−1 を中心とした．

あり，全光度の半分を含む半径である eﬀective radiusは re = 2.2 kpc である．

2.3
2.2

コンパクト天体の速度分散

距離推定

van Dokkum et al. (2018) では，DF2 が楕円銀河 NGC1052 との projected distance が短いこ

van Dokkum et al. (2018) は W. M. Keck Obser-とから，NGC1052 がホスト銀河である可能性がvatory によって DF2 内のコンパクト天体の分光を行 高いと考え，距離を推定した．NGC1052 の距離はなった．最も強いカルシウム三重線のスペクトルを図 D
1052 = 20.4 Mpc である．また，DF2 の視線速度3 に示す．それぞれのコンパクト天体の位置は図 2 に cz = 1803+2 km s−1 と Hubble 定数 H0 = 70 ±−2
対応しており，コンパクト天体のパネルの大きさは 3 km s−1 Mpc−1 より，Hubble flow 距離 D = 25±
HF

1.7′′ × 1.7′′ または 165 pc × 165 pc である．DF2 内の 1Mpc を得る．また van Dokkum et al. (2018) は surコンパクト天体のうち，最も外側にある天体は中心か face brightness fluctuations (SBFs) から距離を推定
ら Rout = 7.6 kpc の位置にある．10 個のコンパクト

した．I814 バンドの見かけの等級と絶対等級との差−1
天体の平均視線速度は ⟨cz⟩ = 1803+2
km
s
である．
−2
が m − M = 31.39 ± 0.20 となり，距離 DSBF =また，NGC1052 グループの視線速度は 1425 km s−1 19.0 ± 1.7 Mpc が得られた．以上より，NGC1052-

である．これらの視線速度を図 4 に示した．これ

らの観測から得られる DF2 の速度分散は σobs =DF2 は D ≈ 20 Mpc の位置にいると考えられる．

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.4

質量推定

van Dokkum et al. (2018) は金属量 [Z/H] = −1，
年齢 11 Gyr と仮定したモデルの恒星種族合成モデル
から恒星質量を決定した．これらのモデルは Coma

Cluster 内の UDG の分光学の制約よるものである．
距離 D = 20 Mpc の位置における恒星集団を配置し，Kroupa 初期質量関数に対して，得られた恒星質量

図 5:は 1.8 × 108 M⊙ である．また，観測によって得られに含まれる質量．灰色の線は Navarro-Frenk-White

た DF2 の総光度は L = 1.1 × 108 L⊙ であり，質量光

プロファイルを仮定した時のハロー質量 M200 =度比 (M/M⊙ )/(L/L⊙ ) = 2.0 としたときの恒星質量108 M⊙ , 109 M⊙ , 1010 M⊙ , 1011 M⊙ を表す．矢印は2.2 × 10 M⊙ と近い．このため，van Dokkum et al.
8

ハロー質量に対する制約．a, ある半径内左から，球状星団の数が半分となる時の半径，最も外(2018) では，DF2 の恒星質量を Mstars ≈ 2 × 108 M⊙

側の半径を示す．b, ハロー質量の上限，とハロー質とした．

量関数と銀河進化をモデル化した研究から予想され力 学 質 量 は ，tracer mass estimator (TME)

るダークマター質量との比較．Ref.2:Behroozi et al.

method(Watkins et al. 2010) を用いて推定した．こ (2013)，Ref.30:Rodrı́guez-Puebla et al. (2017)
れは衛星銀河や球状星団などの離散 tracer から，ある半径内の力学質量を求めるのに用いられる手法である．最も外側のコンパクト天体の半径以内の質量はMTME =C ⟨ 2 α ⟩ 1−αv r routG

2.5

NGC1052 グループ

van Dokkum et al. (2019) は NGC1052-DF2 と(1) 同様な性質を持つ NGC1052-DF4 を発見した．ホで与えられる．ここで C は定数，v はそれぞれのスト銀河と考えられている楕円銀河 NGC1052 とcluster の速度，r は銀河の中心からの cluster の pro- NGC1052-DF2，NGC1052-DF4 について，Dragonjected distance，rは最も外側の cluster の pro- fly Telephoto Array で得られた画像を図 6 に示す．
out

jected distance，α はポテンシャルの勾配を表す (密 DF2 と同じ手法を用いて推定された DF4 の恒星質度 ρ ∝ r−(α+2) )．観測誤差など修正し，等温な速度
分散 (α = 0) と等方性軌道を仮定したとき，MTME =

C 2
σ rout ,G intrC=4(γ + 1)Γ ( 52 )√3 πΓ (1)(2)

で与えられる．γ は cluster の密度プロファイルのpower-law の勾配，Γ (x) はガンマ関数である．分光観
測による DF2 内の球状星団の分布と power-law フィッ
ティングにより，γ = 0.9±0.3 を得た．その結果，DF2の力学質量は，90%信頼度で MTME < 3.4 × 108 M⊙
であることがわかった．以上で得られた恒星質量と力学質量を図 5 に示した．力学質量は恒星質量とほぼ一致しており，90%の信頼度でダークマターハロー
質量は Mhalo < 1.5 × 108 M⊙ である．また，図 5b

図 6: NGC1052 グループ

より，恒星質量 Mstars = 2 × 108 M⊙ を持つ銀河の予想されるハロー質量は Mhalo ≈ 6 × 1010 M⊙ であり， 量，力学質量はそれぞれ，Mstars = (1.5 ± 0.4) ×+1.2
van Dokkum et al. (2018) が求めたハロー質量は約 108 M⊙ , MTME = 0.4−0.3 × 108 M⊙ となり，ダーク400 倍小さくなっている．

マターハローが欠乏している．このような銀河が発2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
見されたことから，DF2 だけが特別な銀河というわ

Reference

けではない可能性が発生してきている．

Behroozi, P. S., Wechsler, R. H., & Conroy, C. 2013,
The Astrophysical Journal, 770, 57

3

まとめ
van Dokkum et al. (2018) は楕円銀河 NGC1052に所属する Ultra Diﬀuse Galaxy の NGC1052-DF2は，恒星質量と力学質量が同じオーダーであることを導いた．これは，ダークマター質量が理論値よりも二桁小さい，ダークマター欠乏銀河が発見された

Koda, J., Yagi, M., Yamanoi, H., & Komiyama, Y.
2015, The Astrophysical Journal, 807, L2Rodrı́guez-Puebla, A., Primack, J. R., Avila-Reese,V., & Faber, S. M. 2017, Monthly Notices of theRoyal Astronomical Society, 470, 651ということになる．また，van Dokkum et al. (2019)van Dokkum, P., Danieli, S., Abraham, R., Conroy,

は DF2 と同様な性質を持つ NGC1052-DF4 を新た

C., & Romanowsky, A. J. 2019, The Astrophysi-に発見した．このような銀河が発見されていく中で，

cal Journal, 874, L5

それらの形成シナリオの理論研究は始まったばかりである．

van Dokkum, P., Danieli, S., Cohen, Y., et al. 2018,
Nature, 555, 629
van Dokkum, P. G., Abraham, R., Merritt, A., et al.
2015, The Astrophysical Journal, 798, L45
Watkins, L. L., Evans, N. W., & An, J. H. 2010,
Monthly Notices of the Royal Astronomical Society, 406, 264

——–index

c3
シミュレーションによるダークマター
ハローへの質量降着と星形成率の関係の考察
大阪大学大学院 理学研究科
奥 裕理

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

シミュレーションによるダークマターハローへの質量降着と星形成率の関係の考察
奥 裕理 (大阪大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究では、宇宙論的流体シミュレーションコード Gadget3-Osaka を用いて、高赤方偏移 z = 3–6 での銀河進化と星形成の関係を調べた。特に、シミュレーション結果が、先行研究によって観測的に知られている、ダークマターハローへの質量降着に対する星形成率の比と、ハロー質量の関係 (SF R/Ṁh – Mh 関係) を再現できるかを調べた。その結果、本研究のシミュレーション結果は、Harikane et al. (2018; Ha18) で示された SF R/Ṁh – Mh 関係を再現できないことが分かった。シミュレーションの結果は、これまでに知られているハロー成長のモデルと星形成効率のモデルとは一致することから、本研究のシミュレーションではフィードバック機構が星形成を十分に抑制できなかったということが示唆される。

1

近年の観測機器の性能向上により、高赤方偏移のIntroduction

銀河について多くの観測データが得られるようになっ銀河形成を理解することは天文学における重要な問題の一つである。銀河は大きく分けて、ダークマ
ター、ガス、星の 3 つの要素から構成されていると考えられているため、銀河形成を理解するには、この 3 要素の関係性を理解することが必要である。例
えば、ハロー質量 Mh に対するハロー内の星質量 M∗の比とハロー質量 Mh の関係 (stellar-to-halo mass

ratio; SHMR) は、観測と理論の両方で多くの研究がなされてきた (Behroozi et al. 2013; Thompson etal. 2014; Harikane et al. 2016, 2018)。Λ cold dark
matter (ΛCDM) モデルでは、銀河はダークマターハ
ロー内でガスが冷えて形成されると考えられており、ダークマターハロー内でのガスの冷却効率は、ダー
クマターハロー質量に間接的に依存する。そのため、ダークマターハロー質量 (Mh ) は、銀河形成における最も基本的な物理量である。一方、ハロー内の星てきており、その中でも、広い視野と高い分解能を誇るすばる望遠鏡の Hyper Supreme-Cam (HSC) は、
遠方銀河の数多くの高解像度データを提供している。

HSC による観測結果から、高赤方偏移における銀河の様々な物理的性質とダークマターハロー質量 Mhの関係が明らかになってきた。特に、ダークマターハ
ローへの質量降着 (Ṁh ) に対する星形成率 (SFR) の比とダークマターハロー質量 (Mh ) の関係 (SF R/Ṁh– Mh 関係) は、赤方偏移によらず、高赤方偏移の宇
宙での銀河形成における基本的な関係性であると示唆されている (Harikane et al. 2018)。SF R/Ṁh の
値は、Mh = 1011.35 M⊙ で最大値をとり、Mh が小さい銀河では超新星（SN）フィードバック、Mh が大きい銀河では活動銀河核（AGN）フィードバックに
よって SFR が抑えられていると考えられている。
本研究では、宇宙論的流体シミュレーションを用い

質量 M∗ は、銀河内での星形成の結果と言える物理て、銀河の星形成率、ダークマターハロー質量、ダー量であるので、SHMR は、銀河そのものの形成と銀

クマターハローへの質量降着を調べ、観測から得ら河内での星形成を結びつける、銀河の形成と進化において重要な関係である。SHMR には、超新星爆発

れた SF R/Ṁh – Mh 関係を再現できるかを調べる。

(SN) フィードバックと活動銀河核 (AGN) フィード
バックによって星形成が抑制されていることが表れていると考えられており、この関係は赤方偏移とともに変化する。

2

Methods
本 研 究 で は 、流 体 シ ミュレ ー ション コ ー ド

Gadget3-Osaka (Aoyama et al. 2017; Shimizu et al.

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
2019) を用いて、宇宙論的流体シミュレーションを行う。Gadget3-Osaka は、SN フィードバックとして、
従来の熱的フィードバックに、新たに運動量フィード
バックを加えた、‘Osaka feedback model’ を導入した流体シミュレーションコードである (Shimizu et al.

2019)。赤方偏移 z = 49、共動体積 (10 h−1 Mpc)3 、
ダークマター粒子 2563 個、ガス粒子 2563 個の初期状態を、MUSIC コード (Hahn & Abel 2011) を用いて作り、シミュレーションを行う。このシミュレー
ションの空間分解能は、1.3 h−1 kpc (comoving) である。赤方偏移 z = 3, 4, 5, 6 のそれぞれでスナップ
ショットを書き出し、それぞれのスナップショット
を初期状態として、再びシミュレーションを行う。3枚のスナップショットを短い時間間隔 (15 Myr) で書
き出し、それぞれのスナップショットから、FOF ア
ルゴリズムを用いて 400 個のダークマターハローを見つけ出し、SUBFIND アルゴリズム (Springel et al.

2001) を用いてハロー内の中心銀河を見つけ出す (図1)。ダークマターハローを構成する粒子の ID 番号を利用して、異なるスナップショットでのダークマ
ターハローを対応付けることで、ハロー質量の時間
微分 Ṁh を求める。ハロー質量 Mh と SFR は 3 枚のスナップショットでの値の平均値を利用する。全てのシミュレーションにおいて、宇宙論的パラメータは、Ωm = 0.3089, ΩΛ = 0.6911, Ωb = 0.04860, h ≡H0 /(100 km s−1 Mpc−1 ) = 0.6774 (Planck Collaboration XIII 2016) とした。

3

Results

3.1

SF R/Ṁh – Mh 関係

シミュレーションで得た、赤方偏移 z = 3, 4, 5, 6

図 1: FOF アルゴリズムを用いて得たハロー（上）、SUBFIND
アルゴリズムを用いて得た中心銀河 (中)、ハロー全体と中心銀河の差分 (下)。グレーの点はダークマター粒子、黄色の点は星粒子の分布を表している。ガス粒子は星形成率の値で重みづけして、青色で示している。

3.2

Ṁh – Mh 関係

でのスナップショットから、ハロー質量と星形成率をシミュレーション結果が Ha18 の SF R/Ṁh – Mh

求め、シミュレーションで SF R/Ṁh – Mh 関係を再

関係を再現できない理由を調べるため、ハローへの質

現できるかを調べた (図 2)。その結果、シミュレー

量降着とハロー質量の関係が、Behroozi et al. (2013;
ションでは、SF R/Ṁh の値が Ha18 に比べて大きく、 Be13) の結果と整合するかを調べた (図 3)。Ha18 でHa18 の結果と整合する SF R/Ṁh – Mh 関係は得ら は、ハローへの質量降着のモデルとして、Be13 の結れなかった。しかしながら、シミュレーションによっ 果を用いている。図 3 から、シミュレーション結果て得られた SF R/Ṁh – Mh 関係も、確かに、赤方偏は、エラーバーの範囲を含めても Be13 の結果と整移の変化に対して不変な関係性となっている。

合しない点があるものの、本研究のシミュレーショ

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

102

100

101

SFR/Mh

10 1
10 2

Ha18
z=3
z=4
z=5
z=6

10 3
10 4

100

101
Mh(1010M )SFR(M /yr)

101

100
10 1
2
10 10
3

102

Sc15 z=3
Sc15 z=4
Sc15 z=5
Sc15 z=6
z=3
z=4
z=5
z=6

10 2

10 1
100
10
M * (10 M )101

図 2: シミュレーションから求めた SF R/Ṁh – Mh 関係。 図 4: シミュレーションから求めた SFMS。青、橙、緑、青、橙、緑、赤の線はそれぞれ z = 3, 4, 5, 6 での結果であ 赤の線はそれぞれ z = 3, 4, 5, 6 での値で、実線はシミュる。代表点は中央値で、エラーバーは標準偏差を示してい レーション結果、点線は Sc15 の結果を示している。代表
る。点線は Ha18 の SF R/Ṁh – Mh 関係を示している。 点は中央値で、エラーバーは標準偏差を示している。

103呼ばれる。図 4 はその結果である。シミュレーション

Mh(M /yr)の結果は Sc15 の値とよく一致しており、シミュレー
ションで設定した星形成効率は、観測から知られて

102
Be13 z=3
Be13 z=4
Be13 z=5
Be13 z=6
z=3
z=4
z=5
z=6

101
100

100

101
Mh(1010M )102

いる、銀河内での星形成効率のモデルと整合することが分かる。

3.4

SHMR

これまでの結果から、本研究のシミュレーションでは、星形成効率は観測の結果と整合するものの、ハ

図 3: シミュレーションから求めた Ṁh – Mh 関係。青、 ロー質量に対して星質量が大きいことが示唆される。
橙、緑、赤の線はそれぞれ z = 3, 4, 5, 6 での値で、実線はシミュレーション結果、点線は Be13 の結果を示している。 このことを明らかにするために、SHMR を Ha18 と代表点は中央値で、エラーバーは標準偏差を示している。 比較した (図 5)。その結果、確かに、シミュレーショ
ンから得られる SHMR は、観測から求められた値にンが SF R/Ṁh – Mh 関係を再現できないことを説比べて大きいことが分かった。

明できるほどの差は、無いことが分かる。

3.5
3.3

SF R – Mh 関係

SF R–M∗ 関係

最後に、本研究のシミュレーション結果と Ha18
SF R/Ṁh – Mh 関係と Ṁh – Mh 関係を調べた結 の、星形成率とハロー質量の直接の関係を比較した
果、ハロー質量に対して星形成率 (SFR) が大きいこ (図 6)。この結果から、本研究のシミュレーションでとが分かった。これらの直接の関係を比較する前に、 は、ハロー質量に対する星形成率が、Ha18 で示されシミュレーションで設定した星形成効率が、観測とた結果よりも大きく、この差があるために、SF R/Ṁh

整合するものであることを確認するために、銀河の– Mh 関係が一致しなかったことがわかる。

星質量に対する星形成率の関係を調べ、Schreiber etal.(2015; Sc15) と比較した。星質量に対する星形成率の関係は、star formation main sequence (SFMS) と2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
レーションの結果は、これまでに知られているハロー

M * /Mh

10 1

成長のモデルと銀河内の星形成効率のモデルの両方

10 2
10 3
10 4

100

101
Mh(1010M )Ha18 z=4
Ha18 z=5
Ha18 z=6
z=3 c
z=4 c
z=5 c
z=6 c
z=3 s
z=4 s
z=5 s
z=6 s

と、整合していると言える。これらの結果から、本102クモデルに、新たに ‘Osaka feedback model’ を導入

研究のシミュレーションでは、ハロー質量と星形成を結びつける物理を再現できていなかったことが示唆される。ハロー質量と星形成に関わる物理プロセスとしては、フィードバック機構が考えられる。本研究で用いた Gadget3-Osaka は、SN フィードバッ
した流体シミュレーションコードである (Shimizu et

図 5: シミュレーションから求めた SHMR。青、橙、緑、
赤の実線はそれぞれ、z = 3, 4, 5, 6 での、中心銀河についての SHMR。紫、茶、ピンク、グレーの実線はそれぞれ、z = 3, 4, 5, 6 での、ハロー内の矮小銀河についてのSHMR。代表点は中央値で、エラーバーは標準偏差を示している。

SFR(M /yr)

ミュレーションの空間分解能が高かったために、星形成が活発になり、SFR の値が大きくなった可能性も考えられる。
質量関数 (galaxy stellar mass function) を調べ、シミュレーション結果が、先行研究と整合する点、し101

ない点をより明らかにしたい。また、ボックスサイ
ズ、粒子数の異なるシミュレーション結果を解析し100

Ha18 z=4
Ha18 z=5
Ha18 z=6
z=3
z=4
z=5
z=6

10 1
100

101
Mh(1010M )て、本研究のシミュレーションで星形成率が高くなった原因を調べる予定である。

102

Reference

図 6: シミュレーションから求めた星形成率とハロー質量の関係。青、橙、緑、赤の線はそれぞれ z = 3, 4, 5, 6 での値で、実線はシミュレーション結果、点線は Ha18 の結果を示している。代表点は中央値で、エラーバーは標準偏差を示している。

4

抑制できなかった可能性がある。また、本研究のシ今後は、本研究のシミュレーションでの、銀河の星

102

10 2

al. 2019) が、SN フィードバックが星形成を十分にBehroozi, P., Wechsler, R. H., & Conroy, C. 2013, ApJ,
770, 57
Hahn, O., & Abel, T. 2011, MNRAS, 415, 2101
Harikane, Y., Ouchi, M., Ono, Y., et al. 2016, ApJ, 821,
123

Discussion & Conclusion
本 研 究 で は 、Gadget3-Osaka を 用 い て 、zAoyama, S., Hou, K., Shimizu, I. et al. 2017, MNRAS,
466, 105=3, 4, 5, 6 における、銀河とダークマターハローの関係を調べ、シミュレーションが観測的に求められた関係を再現できるかを調べた。その結果、シミュレー
ション結果は、観測的に求められた SF R/Ṁh – Mhを再現できない (図 2) ことが分かった。シミュレー
ションから得られるハロー質量に対するハローへの質量降着の関係 (図 3) と、SFMS(図 4) は、先行研究

Harikane, Y., Ouchi, M., Ono, Y., et al. 2018, PASJ,
70, S11
Planck Collaboration XIII 2016, A&A, 594, A13
Schreiber, C., Pannella, M., Elbaz, D., et al. 2015, A&A,
575, A74
Shimizu, I., Todoroki, K., Yajima, H., & Nagamine, K.
2019, MNRAS, 484, 2632
Springel, V., White, S. D. M., Tormen, G., & Kauﬀmann, G. 2001, MNRAS, 328, 726

で示された値と一致することから、本研究のシミュ Thompson, R., Nagamine, K., Jaacks, J., & Choi, J.
2014, ApJ, 780, 145

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c4
銀河のダークハロー fundamental planeの進化
大阪大学大学院 理学研究科
福島 啓太

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河のダークハロー fundamental plane の進化福島 啓太 (大阪大学大学院 理学研究科)

Abstract
これまで宇宙で最大のビリアル平衡に達している天体であると考えられてきた銀河団は、最近の研究によりビリアル平衡に達していないことが確認されてきた。そこで我々は同様にビリアル平衡に達していると考えられている銀河に対して、IllustrisTNG simulation のデータを用い解析を行った。ハロー質量 Mh = 1011−15 M⊙ /hのハローに対し、半径とハロー質量、速度分散の二乗の対数空間での相関関係と時間進化を調べたところ、
どの赤方偏移に対しても銀河はビリアル平衡に近いことや Fundamental Plane 上に乗ること、低赤方偏移では少しビリアル平衡からずれることが分かった。また現在知られている星質量-ハロー質量関係について、ハローの内部構造が関係していると考え、半径とハロー質量、星質量/ハロー質量の対数空間での相関関係を調べた。また同じハロー質量の銀河でも半径が小さい銀河の方が星質量が高く、星質量-ハロー質量関係の分散はハローの密度によることが分かった。

1

Introduction
これまで銀河団は宇宙で最大のビリアル平衡に達した天体であると考えられてきた。しかし最近の研究はそれが正しくないことを示している (Fujita etal. 2019)。銀河団などのダークハローの密度分布はNavarro-Frenk-White proﬁle (Navarro et al. 1997)
で表される。その特徴的な半径を Rs 、その半径内の質量を Ms とし、さらに銀河団ガスの温度を Tx とet al. 2018) のシミュレーションデータを用いて同様の解析を行うことで調べた。この際 Rs の情報を簡
単に手に入れることが出来なかったため、ハロー質
量 Mh の半分の質量になる半径 Rhalf を用いた。そのため以下の議論では先行研究と直接比較出来ないことを断っておく。
また我々は銀河のダークハローには、銀河形成の情報が残されていると考え、赤方偏移 z = 0 でのダークハローの構造と銀河の星質量の関係も調べた。銀して対数空間 (log Rs , log Ms , log Tx ) 上に多数の銀河は衝突・合体を繰り返し、成長していくと考えられ

河団をプロットすると、平面 (Fundamental Plane)ている。ダークハローは自己重力により収縮していに沿って分布する。ビリアル関係を考えると速度分
散 σ を用いて、くため、衝突などを昔に起こした銀河は最近衝突などを起こしたばかりの銀河よりダークハローの平均密Ms
Tx ∝ σ ∝Rs(1) 度は高いと考えられる。このように銀河の進化とダークハローの進化には強い相関があり、銀河の星質量とかける。これより、銀河団がビリアル平衡である (M∗ )-Mh の関係 (Leauthaud et al. 2012; Coupon et2

場合の法線ベクトルは (1, −1, 1) となるはずである

al. 2015) や星形成率 (Star Formation Rate; SFR)

が、先行研究ではその向きと異なる。これは銀河団-Mh の関係 (Mashian et al. 2016; Harikane et al.

は未だにビリアル平衡に達しておらず、成長途中に

2016, 2018) など様々な相関関係が調べられている。

あることを示している。この結果は観測・シミュレー

今回 log Rhalf 、log Mh 、log M∗ /Mh の z = 0 に

ション共に示されている。
そこで今回我々はより質量の小さい系である銀河

おける対数空間 3 次元分布を調べ、ハローの構造とM∗ の関係についても調べた。

が、ビリアル平衡に達しているかどうか、また時間進section 2 では用いたデータとその解析手法につい化はどのようになっているか IllustrisTNG (Nelsonて、section 3 では結果を、section 4 で議論を載せる。

et al. 2019; Pillepich et al. 2018; Springel et al. 2018;
Nelson et al. 2018; Naiman et al. 2018; Marinacci2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods
今回我々は、IllustrisTNG 300-2 のシミュレーショ

ンデータを用いた。これは SPH シミュレーションであり box size, Dark matter particle mass, gas particle

mass はそれぞれ 205.03 (Mpc/h)3 , 4.7 × 108 M⊙ /h,
8.8 × 107 M⊙ /h である。このシミュレーションには各 redshift に対し subﬁnd を行なったデータがあり、また元の snapshot の生データも公開されて[a] log Rh alf - log Mh - log σ 2 関係

おりそれを用いた。用いた宇宙論パラメータはそれ
ぞれ、Ωm = 0.3089, ΩΛ = 0.6911, Ωb = 0.0486,

h = 0.6774(100 km/s/Mpc) である (Planck Collaboration et al. 2016) 。
今回はサンプルに Mh = 1011−15 M⊙ /h のダーク
ハローを選んだ。subﬁnd のデータセットには温度の情報がなかったため、SPH 粒子の内部エネルギーか[b] log Mh - log σ 2 関係[c] 第一主成分方向から

ら SPH 粒子の温度を計算し質量平均をとることで求の図めた。Fundamental Plane を書くときには、多量の図 1: z = 0 での Fundamental Plane

subhalo を用いる必要があったために、逐一温度を求めることは現実的でなかったため、(1) 式より σ 2が小さい方が σ 2 が大きくなることが [a] と見比べるを温度の代わりに用いた。

と分かる。図 1 [c] からは log Rhalf , log Mh , log σ 2

3 次元分布のフィッティング平面を求めるときは、 の分布は Fundamental Plane 上に綺麗に乗ることが主成分分析の手法を用いた。これは分散が最大とな分かる。

→
Fundamental Plane の法線ベクトル −n と σ 2 軸と→最大となる方向を第二主成分というように相関のあ の角度を θ とし、−
n を Rhalf - Mh 平面に射影したる方向を第一主成分、それと直交する方向で分散がるデータをより少ない変数で表現する手法である。具ベクトルと Rh 軸との角度を ψ としそれぞれ求め、体的にはデータの共分散行列を求め、それの固有値

時間進化を θ, ψ 平面に表示した (図 2)。

と固有行列を計算する。固有値の大きい順から第一
成分、第二成分、第三成分となる。

3

Resultsz = 0 のハローについて log Rhalf , log Mh , log σ 2の分布に対し、主成分分析を行い Fundamental Planeと 3 次元分布を求めた (図 1)。この時 Mh = 1011−15

M⊙ /h のハローをサンプルに選んだ。
図 1[a] が 3 次元分布と Fundamental Plane を描

図 2: 法線ベクトルの方向の時間進化いたものであり、散布図の緑と赤の色の違いは平面→
星印は Virial 関係が成り立つときの −n の方向をからどちら側にずれているかを表している。[b] は [a]表したものである。比較的どの redshift でもビリアを Rhalf 方向から見たものであり、Mh が大きくなる

ル平衡にあるが z = 0 に近づくにつれて少しづつ離につれ σ 2 が大きくなるつまり温度が高くなること、 れていくことが分かる。
分散は Rhalf によるものであり同じ Mh でも Rhalfz = 0 でのハローに対して、log Mh , log Rhalf ,2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
log M∗ /Mh の分布に対し主成分分析を行い、Fundamental Plane と 3 次元分布を求めた (図 3)。この時 Mh = 1011−15 M⊙ /h のハローを用いた。

図 4: log Rh - log M∗ /Mh 関係
安定した系であることが分かる。低赤方偏移ではビ[a] log Rhalf - log Mh - log M∗ /Mh 関係

リアル平衡の状態からずれており、ビリアル平衡の関係のうち圧力の項が効いてきていると考えられる。
図 2 より高赤方偏移では θ, ϕ は ビリアル関係と一致しているが、低赤方偏移ではビリアル関係から→ずれていく。この理由については、M ごとの −n のh[b] log Mh - log M∗ /Mh
関係[c] 第一主成分方向から 進化などを調べ考察する予定である。
図 4 は同じハロー質量で描いた図であるので、Rhalfの図

図 3: z = 0 M∗ /Mh の Fundamental Plane

が大きい方は低密度のハローであり、小さい側は高密度のハローであると考えることができる。これより高密度のハローの方が低質量のハローより星質量

散布図の緑と赤の色の違いは、平面からどちら側を多く持っていることが分かる。

にずれているかを表している。図 3 より Rhalf , Mh ,ハローの密度はハローの年齢と相関があり、高密M∗ /Mh の分布は同じ平面上に乗ることが分かる。図 度のものは形成されてから時間の経ったより年老い
3[b] のトレンドは先行研究と一致しており、1 桁あ たハローであり低密度のハローは年齢の若いハロー
る分散は Rhalf によるものであることが図 3[a][c] よ であると考えられている。これを確かめるため、いり分かる。この傾きは同じ Mh で Rhalf が小さい方

くつかのサンプルに対し Merger Tree を辿ることにが M∗ /Mh が大きくなることを示す。また先行研究

よって z = 0 でのハロー質量 Mh0 の半分のハロー

通り Mhalo が 1012 M⊙ /h の時に M∗ /Mh のピーク質量となる redshift を調べた。log Rhalf と redshiftがくることが分かる。

で plot したものが図 5 である。

図 3 でダークハローの構造が M∗ /Mh に影響を与

図 5 より高密度のハローは、Mh0 に到達した時期

えていることを確かめるために、1012.6989−12.7075 M⊙

が低密度のハローより昔であることが分かる。これの範囲を抜き出してき、log Rhalf , log M∗ /Mh につは高密度のハローの方が低密度のものより高齢であいて plot した

ることを示している。

このトレンドは同じ Mh でも Rhalf が小さい方がM∗ が大きくなることを示している。

図 5 より高齢の銀河は、同じ質量の若い銀河より星質量が高いことが分かる。そしてその年齢による違いが図 3[b] の Mh -M∗ /Mh 関係の分散の原因になっ4

Discussion
図 1,2 より銀河は高赤方偏移ではほぼビリアル平衡に達しており、銀河団と違い成長がほとんど終わったていることが分かった。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
Naiman, J. P., Pillepich, A., Springel, V., et al. 2018,
MNRAS, 477, 1206
Marinacci, F., Vogelsberger, M., Pakmor, R., et al.
2018, MNRAS, 480, 5113
Leauthaud, A., Tinker, J., Bundy, K., et al. 2012, ApJ,
744, 159
Coupon, J., Arnouts, S., van Waerbeke, L., et al. 2015,
MNTAS, 449, 1352
Harikane, Y., Ouchi, M., Ono, Y., et al. 2018, PASJ,
70, S11

図 5: 0.5Mh0 に達した時の redshift と z = 0 でのlog Rhalf の関係

Mashian, N., Oesch, P. A., & Loeb, A. 2016, MNRAS,
455, 2101

5

Harikane, Y., Ouchi, M., Ono, Y., et al. 2016, ApJ, 821,
123

Conclusion

我々は IllustrisTNG simulation のデータを用い、 Planck Collaboration, Ade, P. A. R., Aghanim, N., etMh = 1011−15 M⊙ /h のハローに対し log Rhalf ,log Mh , log σ 2 の相関関係と時間進化、log Rhalf ,log Mh , log M∗ /Mh の相関関係を調べた。 その結
果どの赤方偏移でもハローはおおよそビリアル平衡に達しており Fundamental Plane 上に乗ることや、
低赤方偏移では少しビリアル平衡からずれることが分かった。また同じ Mh の銀河でも Rhalf が小さい
銀河の方が M∗ が高いことが分かった。これにより

M∗ /Mh -Mh 関係の分散は、ハローの密度によるものであり、ハローの年齢を反映していることが示唆された。

Reference
Fujita, Y., Donahue, M., Ettori, S., et al. 2019, Galaxies, 7, 8
Navarro, J. F., Frenk, C. S., & White, S. D. M. 1997,
ApJ, 490, 493
Nelson, D., Springel, V., Pillepich, A., et al. 2019, Computational Astrophysics and Cosmology, 6, 2
Pillepich, A., Nelson, D., Hernquist, L., et al. 2018, MNRAS, 475, 648
Springel, V., Pakmor, R., Pillepich, A., et al. 2018, MNRAS, 475, 676
Nelson, D., Pillepich, A., Springel, V., et al. 2018, MNRAS, 475, 624

al. 2016, A&A, 594, A13

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c5
CTA で探るダークマター
東京大学大学院 宇宙線研究所
野村 亮介

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

CTA で探るダークマター
東京大学大学院 宇宙線研究所 野村 亮介

Abstract
最近の観測により、宇宙の全エネルギーのうち約 27 ％をダークマターが占めていることが分かった。ダー
クマターは質量は持つが光学的に観測ができないため、未だに正体が不明であり、宇宙物理学における重要な課題である。
ダークマターの有力な候補の 1 つとして Weakly Interacting Massive Particle(WIMP) が挙げられる。WIMP
ダークマターに期待される質量や対生成断面積、対消滅断面積などのパラメータの範囲は広いので、その探索には加速器実験、直接探索、間接探索などの手法が用いられている。
加速器実験は光速近くまで加速させた陽子同士や電子陽電子等を衝突させ、発生した粒子を検出する方法で、現在の LHC では新粒子について数百 GeV までの質量範囲が探索対象となっている。微小な対生成断面積まで WIMP を探索できるが、探索できる範囲は加速器のエネルギーによって制限されている。
直接探索はバックグラウンドを減らすため、地下に設置した検出器を用いてダークマターと原子核との散乱により電離した電子や光子の振動等を検出する。
間接探索とはダークマターの対消滅や崩壊により生成された粒子を観測する方法である。主に加速器が対象とする質量よりも大きな質量領域 (TeV 領域) が今後の探索対象となる。
我々が現在建設中の次世代ガンマ線天文台 Cherenkov Telescope Array(CTA) は TeV 領域において、現行の大気チェレンコフ望遠鏡 H.E.S.S の約 10 倍程度高い感度を持ち、理論的に予言されるダークマターからのガンマ線の信号を検出するのに十分な感度であると考えられる。仮にそういったガンマ線の信号が検出されなくとも、モデルに厳しい制限をつけることができる。
本発表では、ダークマターについてのレビューを行い、そして CTA がダークマター探索に対してどのように貢献するかについて述べる。

1

ダークマター

種類があるが、宇宙空間に存在するダークマターの

1.1

ダークマターの存在ている。

殆どすべてが CDM または WDM であると考えられさらにダークマターの有力な候補として WIMP が挙1930 年代に Fritz Zwicky はかみのけ銀河団内の銀 げられている。WIMP には超対称性理論に従うもの
河について、運動エネルギーから求められる力学的 が含まれている。宇宙初期において WIMP ダークマ
質量と分子輝線の光度から見積もられる光学的質量

ターは対生成と対消滅を繰り返して、熱平衡状態にとの差を説明するためにダークマターの存在を仮定あった。しかし宇宙の膨張に伴って、WIMP ダークした。

マターの密度が下がり対消滅がほとんど起こらなく後にダークマターの存在証拠となる観測結果が得らなる。こうしてダークマターは今日まで残存していれた。それ以降も中性水素の 21cm 線を用いた銀河のる。現在のダークマターの残存量は宇宙背景放射等の回転曲線の観測、重力レンズ効果の観測、宇宙背景放観測から推定され、その対消滅断面積は < σv > 〜

射の観測様々な方法により、ダークマターの存在がほ3 × 10−26 cm3 /s 程度と予想される。この断面積は弱ぼ確実に存在すると考えられている。ダークマターにい相互作用による反応断面積と同程度である。このは大きく分けて Cold Dark Matter(CDM) と Warm

一致によって WIMP がダークマターの有力な候補とDark Matter(WDM)、Hot Dark Matter(HDM) の 3

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
して挙げられる。

2.1

加速器実験

加速器実験は光速近くまで加速させた陽子同士や

1.2

ダークマターの性質

今日までの様々な観測結果から WIMP の満たすべき性質が分かっている。その性質とは電気的にほぼ中性であり、重力相互作用に加えて極めて弱い相互作用のみ受け、安定であり質量は理論的に 100GeV〜 数 TeV 程度であることが期待されている。WIMP

電子陽電子等を衝突させ、欠損したエネルギーを測定する方法である。この欠損エネルギーは、観測された安定な粒子のエネルギーを計算することで求められる。微小な対生成断面積まで WIMP を探索できるが、探索できる範囲は加速器のエネルギーによって制限されている。

として満たすべき性質が判明しているものの WIMP
ダークマターの正体は未だに判明していない。素粒

2.2

直接探索

子の標準模型に含まれるニュートリノは相互作用についてはこの性質を満たすが、質量がほぼゼロであ検出器内部の原子核はダークマターとの衝突するり期待される質量密度には遠く及ばない。そのため、 際に反跳される。この反跳により電離した電子や光素粒子の標準理論を超える新たな理論が必要となる。 子の振動、熱などを検出する方法が直接探索である。
そういった理論の中で最も有力なものが超対称性理

WIMP は原子核と非常に弱い相互作用のみするので論である。超対称性理論とは既知である全ての素粒

衝突のイベントレートが非常に少なくかつ反跳エネ

子にパートナーとなる粒子が存在すると考える理論

ルギーが小さいので大容積検出器と低閾値を必要とで、複数の未発見である粒子の存在を予言する。そする。WIMP と原子核が同程度の質量を持つ時に最の未発見粒子の中にダークマターの候補となりうる大の感度を発揮する。そのため、重い WIMP を探す粒子が存在する。

場合には重い原子核を、軽い WIMP を探索するには軽い原子核を用いるというように、探索する WIMPの質量範囲に応じて検出器内部の原子核が異なる。

2

ダークマターの探索
WIMP に期待される質量や対生成断面積、対消滅断面積などのパラメータの範囲は広いので、その探索には加速器実験、直接探索、間接探索などの手法が用いられている。図１にダークマター対消滅のダ
イアグラムを示す。

また、滅多に起こらない原子核と WIMP との衝突がバックグラウンドに埋もれないように探索を行わなければならない。宇宙線のバックグラウンドを避けるため直接探索は地下の検出器によって行われる。また、エネルギー損失等の情報からバックグラウンドを分離できる。図 2 に検出の概要図を示す。

図 2: WIMP 直接探索の概要図

図 1: ダークマター対消滅のダイアグラム SM は標
準模型粒子を表す

2.3

間接探索

銀河中心や矮小楕円銀河、銀河団周辺など、観測された速度分散や質量分布からダークマターの密度

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校が高いと予想されている領域における対消滅を観測対象としている。図 1 に示した対消滅の過程により発生したガンマ線や陽電子、反陽子、ニュートリノ
の信号を検出することで間接的にダークマターの存在を検証する方法であるが、中でもガンマ線は陽子や電子などの荷電宇宙線と異なり直進するので銀河の磁場に曲げられることなく直進するので方向依存性を失わない。そのためガンマ線望遠鏡を用いた観測が間接探索には有効であり、フェルミガンマ線望図 3: 各 IACT のガンマ線検出感度 (http://www.cta-

遠鏡 (Fermi 衛星) や現行の解像型大気チェレンコフ

observatory.org/science/cta-performance/(prod3b-

望遠鏡 (Imaging Atmospheric Cherenkov Telescope,v2))

IACT) である VERITAS, H.E.S.S, MAGIC でダー
クマター探索が行われている。主に加速器が対象とする質量よりも大きな質量領域 (TeV 領域) が探索対
象となる。
（図 1）

4

まとめ
本発表ではダークマターの候補や性質、そしてダークマターの存在を確認するための 3 つのアプローチについて述べた。ダークマターの正体は未だに判明

3

CTA によるダークマター探索していないが、CTA の有する高い感度と広いエネル
ギー領域によってダークマターの検証が期待される。

CTA は従来の IACT の約 10 倍の感度を持ち、大きさの異なる 3 種類の望遠鏡を用いることで 20GeVから 300TeV までの広いエネルギー帯及び全天での観測が可能である。CERN の大型ハドロン加速器では WIMP が検出できていない。また、Fermi 衛星でも未だに発見に至っていない。つまり、これらの探索
エネルギー領域の上限である数百 GeV 以上の領域が残されており、その領域を探索する必要がある。そのため 300TeV までのエネルギー領域を観測対象とする CTA は WIMP 起源のガンマ線を検出可能であると考えられる。図 3 に各 IACT のガンマ線検出感

Reference
CTA-Japan Consortium 2014,
Cherenkov Telescope Array 計画書
http://www.cta-observatory.jp/Documents/2014/CTAJapanLOI20140715.pdf
Hiroshima, Hayashida & Kohri(2019),”Dependence of accessible dark matter annihilation cross-sections on the density profiles of dwarf
spheroidal galaxies with the Cherenkov Telescope
Array”,arXiv:1905.12940[astro-ph.HE] 1-2, 8-9度を示す。また、CTA を用いたガンマ線観測により、ダークマターの性質を調べるのに理想的である矮小楕円体銀河 (ダークマターが支配的な天体) の密度プ
ロファイルに制限をつけることで、WIMP ダークマ
ターのモデルにも強い制限がつくことが期待される。

The Cherenkov Telescope Array Consortium(2018),”Science with the Cherenkov Telescope Array”,
arXiv:1709:07997[astro-ph.IM] 38-47

——–indexc6
銀河団の衝撃波面で期待される 1 次フェルミ加速
青山学院大学大学院 理工学研究科
野口 実沙子2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河団の衝撃波面で期待される１次フェルミ加速
野口 実沙子 (青山学院大学大学院 理工学研究科)

Abstract
宇宙空間には、宇宙線という高エネルギー粒子が飛び交っている。宇宙線の起源として超新星残骸の無衝突衝撃波が考えられているが、未だ理論的な解明には至っていない。加速によって宇宙マイクロ背景放射（CMB）
を種光子とした逆コンプトン散乱が起き、その放射を観測することができれば、銀河団周辺の降着衝撃波が宇宙線源であるという裏付けをすることができる。そこで今回は１次フェルミ加速という加速機構について述べる。

1

Introduction

保存則の式はいかに示される。

銀河団とは、銀河団とは重力的に束縛されている

ρV

銀河の集まりである。大きさは数 10 Mpc から数(

100 Mpc 以上で、力学的な平衡に達した天体として
ρV

は宇宙最大である。銀河団を構成する銀河個数は 10個以上で、1000 個かそれ以上の銀河団もある。質量はダークマター込みで太陽質量の 1014 − 1015 倍程度であり、構成する物質の割合はダークマター, ガス,= const.

(1)

ρV 2 + p = const.
)
1 2 u+p
V += const.
2
ρ

(2)
(3)

ρ は密度、V は速度、p は圧力、u は内部エネルギー密度である。

ρ1 V1 = ρ2 V2(4)銀河団ガスの温度は 1000 万度から 1 億度である

p1 + ρ1 V12 = p2 + ρ2 V22(5)が、高温プラズマは銀河団の巨大な重力ポテンシャ
ルに囚われている。高温のガスからは熱制動放射に1
u1 + p1
u2 + p21
ρ1 V1 [ V12 +] = ρ2 V2 [ V22 +
] (6)
2
ρ1
2
ρ2

よる X 線が放射され、X 線光度を観測から知ること

添え字１は上流、２は下流を示す。これを Rankine-ができれば X 線源の温度がわかり、メンバー銀河のHugoniot の関係式という。

星の順に約 85,13,2 %と考えられている。

速度分散がわかる。現在の宇宙における銀河団の数
密度は 1 Mpc に 10−5 個であり、銀河団内部の物質
密度は宇宙の平均より 2 桁以上高い。

2

3

1 次フェルミ加速

衝撃波
衝撃波とは、超音速の流れが流体中に引き起こす

不連続面のことである。波面の前後で流体の質量、運動量、エネルギーはそれぞれ保存されるので、質量の保存則の式、運動量の保存則の式、エネルギーの

図 1: １次フェルミ加速の模式図

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
粒子が衝撃波面を角度 θ+ で上流から下流に横切となり、エネルギーが増加することがわかる。
′

る系を考える。上流の流体とともに運動する計では∆E = E − E = v∆p の関係をつかうと、運動量のかった量には添え字 u、下流の流体とともに運動す

大きさの増加量はる系ではかった量には添え字 d をつける。ローレン

∆p =

ツ変換から

4 (V1 − V2 )E
4 (V1 − V2 )p
=
2
3
c
3
v

E u = E − V1 p cos θ+(7) 粒子が相対論的なエネルギーをもつ場合

E d = E − V2 p cos θ+(8)v = c, E = pc

(15)

(16)

の関係があることがわかる。

n 回往復したあと、粒子の運動量は{}n{}4 V1 − V24n(V1 − V2 )θ− で横切るとする。
pn = p0 1 +
≈ exp
3
c
3c
この時の散乱は下流の流体系でエネルギーが保存す(17)′′
るので、衝撃波系ではかると p, E から、p , E に変 粒子が非相対論的な場合
下流で散乱されて上流に戻るときに衝撃波面を角度化しているので、′

E = E − V2 p cos θd′−

E = mc2 , p = mv{}
4(V1 − V2 )pn = p0 + nmc
3c

(9)

′

E u = E − V1 p cos θ−

(10)

′

(18)
(19)

の関係が成立する。E が E からどれだけ変化して一往復あたりに逃げる粒子の割合を求める。

いるか

上流から下流へ横切る粒子数は数密度を N として分

V /c の 1 次の範囲で考える

布関数を f (θ, ϕ) = N/4π を用いて

′

Eu
Eu

=

∫ 2π

′

E u Ed
= d u
E E
)(
)
(
V2 v
V1 v
−
+
1 − 2 cos θ1 − 2 cos θ
c
c
(
)(
)(11)
V2 v
V1 v
1 − 2 cos θ−
1 − 2 cos θ+ccV << v を考えているので、角度分布はほとんど等dϕ0

粒子の逃げる割合を Pesc とすると Pesc = 4V2 /v となる。n 回以上往復する割合は、粒子が相対論的な場合には

cos θ の期待値は0=
cos θ sin θdθ

(21)

は、

2
3

(12)

N>p ∝ P>n ∝ p−3V2 /(V1 −V2 )(22)となり、ベキ型のスペクトルが得られた。

∫ 0π2

cos θ sin θdθ⟨cos θ− ⟩ =

)n
(
)
(
4V2
V2
≈ exp −4n1−ccとなる。したがって運動量が p より大きい粒子数 NP

cos2 θ sin θdθ

∫ π2

(20)

なる。

P>n =

⟨cos θ+ ⟩ =0Nv cos θ sin θdθ
4πより、N v/4 であるが、流れていく粒子数は N V2 と方と考える。

∫ π2

∫ π2

π

∫2 π

=−
cos θ sin θdθ23

運動量が p と p + dp の間にある粒子数を表す微分ス(13) ペクトル N (P ) は p−µ に比例することになる。スペ
クトル指数

π
2

µ =

一往復によるエネルギー変化の期待値は′

4 (V1 − V2 )v
Eu
=1+
Eu
3
c2

(14)

=

V1 + 2V2
V1 − V2
V1 /V2 + 2
r+2=
V1 /V2 − 1
r−1

(23)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
は、衝撃波の圧縮比 r のみで決まる。マッハ数無限大の衝撃波の場合にはベキ指数は µ = 2 となり、観測される宇宙線のスペクトルや電波源での電子スペ
クトルを再現することになる。粒子が非相対論的な場合、逃げる確率が運動量に依存する。

Reference
祖父江義明, 岡村定 & 谷口義明, 2007, 銀河 I, 日本評論社
祖父江義明, 有本信雄 & 家正則, 2007, 銀河 II, 日本評論社
高原 文郎 2002, 天体高ネルギー現象, 岩波書店
坂下志郎& 池内了 1996, 宇宙流体力学, 培風館

——–index

c7
降着衝撃波による逆コンプトン散乱放射の可視光観測に適した銀河団の決定
青山学院大学大学院 理工学研究科
大久保 宏樹2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

降着衝撃波による逆コンプトン散乱放射の可視光観測に適した銀河団の決定
大久保 宏樹 (青山学院大学大学院 理工学研究科)

Abstract
宇宙空間には、宇宙線という高エネルギー粒子が飛び交っている。宇宙線の起源として超新星残骸の無衝突衝撃波が考えられているが、未だ理論的な解明には至っていない。銀河団周辺の降着衝撃波も宇宙線電子の源ではないかと考えられ、衝撃波面でのフェルミ加速によって宇宙マイクロ波背景放射 (CMB) を種光子とした逆コンプトン散乱が起き、その放射を観測することができれば、銀河団周辺の降着衝撃波が宇宙線源であるという裏付けをすることができる。これまで硬 X 線とガンマ線で観測しようと研究されてきたが、明確な検出例は未だ出ていない。そこで、可視光で観測しようと考えたのが先行研究の Yamazaki & Loeb (2015) である。これまで可視光で観測しようと考えられなかったのは、可視光では暗すぎて検出されないと考えられていたからである。しかし最近になって、Dragonﬂy

Telephoto Array などの超低面輝度の放射を観測することができる手法が確立し、検出が期待されたことによって、可視光での観測に関する研究に至った。私の研究では、独自の観測に向けて逆コンプトン散乱放射の表面輝度を求め、観測の可能性のある銀河団を絞り込んだ。

最 大 の ロ ー レ ン ツ 因 子 γmax を 電 子 の 加 速 時 間

1 Introduction

tacc (γ) が逆コンプトン散乱とシンクロトロンの放通常の天体望遠鏡をいくつも並べた構造をして射による冷却時間 tIC/syn (γ) と等しいときのローレ

おり、その様子がトンボの複眼に似ていることかンツ因子と定義する。また、エネルギー放出率 P はら”Dragonﬂy”の名が付けられている。2013 年に 3電子のエネルギー E(= γme c2 ) を使って本の望遠鏡を並べたものからスタートし、2018 年現P =−在では 24 本並べたものが 2 つある。特徴は、表面輝度が暗く、広がった天体 (銀河団など) からの放射の検出に適している点であり、宇宙可視光背景放射の103 − 104 倍程度暗い 32 − 34 mag/arcsec2 を観測可

dE
dt

(2)

と表すことができるので冷却時間 (E の減少が顕著になる時間スケール) は能となっている。

tcool =

将来的に、Dragonﬂy Telephoto Array と同じ構造

E
P

(3)

の望遠鏡を青山学院大学独自で作成し、逆コンプトとなる。シンクロトロン放射のエネルギー放射率

ン散乱の放射を観測することを目標としている。

Psyn = σT cγ 2 B 2 /6π と逆コンプトン散乱によるエネ
2ルギー放射率 PIC = σT cγ 2 BCMB
/6π を用いて逆コ

2 Methods

ンプトン散乱とシンクロトロンの放射による冷却時

2.1 冷却時間

間は衝撃波面から単位時間に注入される電子のスペク
トルをべき型で以下のように仮定する。

N (γ) = N0 γ −p , (γmin < γ < γmax )(1)

EPsyn + PIC
6πme c=22
σT (B + BCMB
)γtIC/syn (γ) =

と求まる。

(4)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
2.2 逆コンプトン散乱による放射スペクトル電子 1 個に対する 1 振動あたりの放射スペクトルPν は、ν 1 に比例するのでグラフに表すと図 1 のようになる。Pν のピーク Pν,max は Pν,max ≈ P (γ)/ν(γ)
でよく近似的に表すことができ、電子のローレンツ
因子 γ に依存しない。

[1] パターン 1[2] パターン 2

図 2 tIC/syn 、tClmb 、tdyn の関係から導かれる γの場合分け

図 1 エネルギー γ をもつ電子 1 個の放射する逆コンプトン散乱放射スペクトル[A]νb1 < νm
また、複数の電子に対するスペクトルは Pν ∝ν−(p−1)/2[B]νb3 < νm <νb1

[C]νm < νb3

図 3 パターン 1 の放射スペクトルとなるので、複数の電子に対する冷却が効く場合のスペクトルに関しては、先ほどと同様に個数比から考えていくと、逆コンプトン散乱放射の冷却が効く場合は Pν ∝ ν −p/2 、クーロン衝突によって冷却が効く場合は Pν ∝ ν −(p−2)/2 となる。
ここで tIC/syn (γ)、クーロン散乱による放射の冷却時
間 tClmb 、力学的時間 tdyn の関係が以下のようになる場合の γb1 , γb2 , γb3 を定義する。

[D]νb2 < νm

[E]νm < νb2

図 4 パターン 2 の放射スペクトルtIC/syn (γb1 ) = tdyn

(5)tClmb (γb2 ) = tIC/syn (γb2 )(6)tClmb (γb3 ) = tdyn

(7)tdyn の位置によって場合分けできるのでそれを図 2に表した。

3 Results
我々は X 線観測によって見つけられた銀河団のγb3 < γb2 < γb1 (パターン 1) と γb1 < γb2 < γb3 (パカタログ MCXC(Meta-Catalog of X-Ray Detected

ターン 2) に場合分けすることができる。各エネル

Clusters of Galaxies)(Piﬀaretti et al. 2011) のデーギーに対して最も短いタイムスケールをもつ物理過タを使って表面輝度を r-band と g-band で計算した

程が卓越する。

(図 5, 図 6)。本研究では降着衝撃波を考えているのここから更に、γm の位置によって 5 つに場合分け

で銀河団にガスが必要だが、X 線観測で見つけられする (図 3,4)。

た銀河団であればガスが銀河団に存在するので、降このように場合分けを実行し、実際に表面輝度を求める。

着衝撃波による逆コンプトン散乱放射の観測可能性を評価できる。また、先行研究の Yamazaki & Loeb2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校(2015) に載っている銀河団のデータ、つまり MCXC

図 6 では r-band で観測した場合の表面輝度を表

以外のデータも用いる。

している。ここで g-band と r-band のフィルターを最もよく透過する波長はそれぞれ λg =477.0nm と𝑆# [mag/arcsec. ]λr =623.1nm なので、観測する振動数 νo はそれぞれ
3𝜎c/λg と c/λr で計算した。

4 Discussion&Conclusion

2𝜎

我々は冷却時間を考慮して振動数 ν による場合分けをした逆コンプトン散乱の放射スペクトルを求め、その後表面輝度を得るための式を求めて計算コード1𝜎を作成した。これを用いて数値計算を行なった結果、z観測できる可能性がある銀河団 (32 mag/arcsec2 前

図 5 g-band での表面輝度と赤方偏移の関係。紫後) の候補を挙げることができた。

色の点は MCXC、緑色の点は MCXC 以外のデー

今後の課題は表面輝度の理論パラメータ依存性を

タを使って計算したもの。3 つの曲線は宇宙初期で調べ、より観測しやすい銀河団を探す。そして青学の平均密度からのずれが成長した場合の理論的なM と z の値を使って計算した曲線。σ は正規分布
での標準偏差を表している。

独自で観測を行い、観測できたら衝撃波の強さや位置を仮定と比較し、観測された可視光が逆コンプトン散乱から出たものなのか確認する。

𝑆# [mag/arcsec. ]Reference

3𝜎
2𝜎

1𝜎

z

図 6 r-band での表面輝度と赤方偏移の関係。紫色の点は MCXC、緑色の点は MCXC 以外のデー
タを使って計算したもの。3 つの曲線は宇宙初期での平均密度からのずれが成長した場合の理論的なM と z の値を使って計算した曲線。σ は正規分布
での標準偏差を表している。

図 5 では観測する波長帯を SDSS(Sloan Digital

Sky Survey) の g-band に定めている。これは SDSSのフィルターを用いることで特定の波長付近以外の光 は カ ット し て 観測 す る こ とに 基 づ いて い る 。

Yamazaki R., Loeb A., 2015, MNRAS, 453, 1990Y
Abraham R. G., van Dokkum P. G., 2014, PASP, 126,
55
Ryu D., Kang H., Cho J., Das S., 2008, Science, 320,
909
Lau E. T., Nagai D., Avestruz C., et al., 2015, ApJ,
806, 68
Nelson D., Genel S., Pillepich A., et al., 2015,
preprint(arXiv:1503.02665)
Schaal K., Springel V., 2015, MNRAS, 446, 3992
White S. D. M. 1994, preprint(astro-ph/9410043)
Piﬀaretti R., Arnaud M., Pratt G. W., et al., 2011,
A&A, 534, A109
Fujita Y., Kato T. N., 2005, MNRAS, 364, 247

——–index

c8
Gaia データを用いた天の川銀河の構造解析
東北大学大学院 理学研究科 天文学専攻
佐藤 元太

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Gaia データを用いた天の川銀河の構造解析
佐藤 元太 (東北大学大学院 理学研究科 天文学専攻)

Abstract
この研究は以下の研究を再現したものである。

A dynamically young and perturbed Milky Way disk

Antoja et al. 2018,Nature, 561, 360-362

我々の銀河の銀河史を調べるにあたり、現在の構造に残されたかつてのイベントの痕跡を解析することが重要である。Gaia DR2 のデータを用いて簡単な解析を行った結果、速度空間にはアーチ状の stream 構造が、位相空間には phase mixing の結果である渦巻き構造が見られた。これらの構造はともに銀河史を知る手がかりになるものであり、それぞれ衛星銀河の降着および大質量天体の近接通過の痕跡であると考えられる。

1

本研究では、天体の位置・速度を記述する座標系

Introduction
我々の天の川銀河 (MW) がどうのように形成・進として、銀河円筒座標 (R, φ, z) を用いた。この座標系とその速度の定義は以下のようにした。

化したのかを調べるには、MW の構造を調べればよい。なぜなら、現在の MW の構造には過去に MWで発生したイベントの痕跡が残されているためである。特に、実空間における構造 (ディスクやハローなど) だけではなく、速度空間や位相空間内での構造にも過去の痕跡が顕著に残されていることが多い。
今回の研究では、現在の MW 天体の位置・速度の情報を速度空間および位相空間にプロットし、どの

R：銀河面内での、銀河中心 (Sgr A*) からの距離
φ：太陽を基準とする、銀河面内の偏角
z ：銀河面から垂直方向の距離
VR：R 方向の速さで、銀河中心から離れる向きが正Vφ ：銀河面内の回転速度で、太陽の回転方向が正Vz ：z 方向の速さで、銀河北極に向かう向きが正ような構造が見られるのかを調べた。その構造を元に、かつて MW に起こったイベントについて軽く考察した。

なお、今回の発表で用いたデータに関しては、特に太陽に近い天体のデータのみを用いるために、抽出された約 600 万の天体にさらに制限をかけて、|R − Rsun | < 0.1[kpc] を満たす天体 (約 9.3 万個)

2Methods
本研究では、MW の構造を解析するために Gaia

DR2 のデータを用いた。このデータ集は Europeanを取り出して解析した (Rsun は太陽の R の値であり、8.34[kpc])。その結果、銀河円盤上の半径 Rsun ,幅 0.2kpc の細いリング内に存在する天体に関しての分布を示したことになる。

Space Agency が 2016 年に公開した物であり、MWに属する 10 億以上の天体の正確な位置・速度・明るさ等の情報を有する。ただし、正確な解析を行うために、この大量のデータから以下の 2 つの条件を満たす天体データを抽出して解析を行った。

3

Results
VR -Vφ の速度空間における天体の分布を調べたと

ころ、図 1 のようになった。この図においては分布(i) 視線速度のデータが存在するの密度で色を分け、密度が濃い領域ほど赤色で示し(ii) 年周視差の誤差が 20%以下である

た。この速度空間では、白点線で示したような幾つ

なお、この条件を満たす天体データは 6,376,803 個でかのアーチ状の構造が見られる。

あった。

次に、z-Vz の位相空間における天体の分布は図 2

ug

0 GH :

H:

r

r

/

cg

rP

cg
= 3A N

N

(

cgP

r

bpor

p

R

R

d

:N =A

)

sP

r

d V j

2019 年度 第 49
r 回 天文・天体物理若手夏の学校
(
Vn

ry

p P

gd

:E

m

cl

cg

c

l

s jl

m

po r

hnb

p
m

:E
ig

s
z

:ER2N:=:ER-

mW

r 86 8

H :

o
b l
8
EAMA 図 1: V -Vr 空間における天体の分布。分布の密度
R φ

ar

.(
E%
j r
r
z
で色分けしている。いくつかのアーチ状の構造が見

p

r

mW

られる。

P
r

のようになった。この図での色分けは、天体の回転

b

g Par

y

an p

速度 Vφ で塗り分けた。図からは、全体的に渦巻き状いる。渦が形成されるプロセスを逆に辿ることで、この分布をしていることがわかる。

のイベントがどのくらい前に発生したのかを調べることができる。

4

Discussion
図 1 で見られるアーチ状の構造は stream と呼ばれ

d
nnx

: (

,y

値で色分けしている。全体的に渦巻き状の構造が見
られる。

m

s

P

図 2: z-Vz 空間における天体の分布。回転速度 Vφ のl5Conclusion

るものであり、かつて(r MW
8 で発生したイベント (衛星本研究により、速度空間内の stream 構造と位相空8 mb l銀河の降着など) の痕跡と考えられる。
特に、白点線で間内の渦巻き構造を確認できた。こうした構造は、

r囲われた 4 つの stream は既に同定されたものであり、MW の銀河史を調べる手がかりとなるものであり、上から順に Sirius stream・Pleiades stream・Hyades

我々の銀河にいつどのようなイベントが起きたかを

stream・Hercules stream と呼ばれている (James Bin- 明らかにすることができる。
今後の展望としては、MW に起こったイベントをney & Merriﬁeld Michael 1998, Bovy 2010)。
図 2 で見られる渦巻き構造は、位相混合 (phase 具体的な量で見積もることが掲げられる。(例：「大mixing) と呼ばれる緩和過程の結果である。この過程 質量系の通過」というが、どのくらいの質量だった
は、天体の z 方向の非調和的な振動によるものであ のか、等)。そのためには、天体を星種族や金属量なる。初期状態では天体は全て Vz = 0 の位置でほぼ横どに基づいてより細分化して、そのそれぞれの場合一列に分布するが、あるイベントの結果として z 方にどのような構造の違いが見られるかを解析してい向の速度を持った時、原点 (z, Vz ) = (0, 0) から遠いくことが必要である。

位置に分布する (=振動の振幅が大きい) 天体ほど振動周期が長くなり、速度 Vz の変化が遅くなる。結果
として、横一列だった分布がどんどん歪んで巻かれ

Referenceていき、現在の渦巻き状の分布になったと考えられT.Antoja, A.Helmi, M.Romero-Gómez, D.Katz,
C.Babusiaux, R.Drimmel, D.W.Evans, F.Figueras,
E.Poggio, C.Reylé, A.C.Robin, G.Seabroke &C.Soubiran 2018, Natureる。
ここで、天体が z 方向の速度を持つようになった「あるイベント」とは、Sgr 矮小銀河のような大質量系は MW 円盤付近を通過したことなどが考えられてDean R.H.Johnson & David R.Soderblom 1987, The Astronomical Journal

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
Bovy 2010, The Astronomical Journal
James Binney, & Merriﬁeld Michael 1998, Princeton
University Press

——–index

c9
SDSS と ALFALFA データを用いた近傍銀河のインフロー、アウトフローの解明
総合研究大学院大学 物理科学研究科 天文科学専攻
Namiki Shigeru

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

SDSS と ALFALFA データを用いた近傍銀河のインフロー、
アウトフローの解明
NAMIKI, Shigeru (総合研究大学院大学 物理科学研究科 天文科学専攻)

Abstract
一般に銀河はその内部で星が形成されることを繰り返して成長するが、この過程には多くのプロセスが関わっている。例えば、銀河の外部から中性水素ガスが流入し (インフロー)、銀河内のガスを材料に恒星が形成され (星形成)、星が一生を終える際の爆発によって星の質量の一部は再び銀河内部のガスとなり、また一部は銀河外に流出する (アウトフロー)。このようにインフロー、アウトフローは銀河進化を学ぶ上で非常に重要であるが、既存の望遠鏡や観測装置でそれらを捉えることは非常に困難である。そこで、本研究では観測可能な銀河のパラメータ (星質量、ガス質量、金属量) と簡単な銀河進化モデルを組み合わせることでイ
ンフロー、アウトフローの性質を調べる。発表者は ALFALFA サーベイと SDSS のカタログを組み合わせ、

3441 個の近傍の星形成銀河について星質量、ガス質量、金属量など様々な情報を得た。そしてこのデータとモデルを比較した結果、星形成が活発な銀河では不活発な銀河に比べ流入したガスから星が形成される際の効率が低く、星形成活動に伴うアウトフローの効率が高いとわかった。一般に星形成が活発な銀河では中心部での星形成率密度が高くなる傾向にあるが、全体で見れば同じ星形成率でも集中度が高い方が周囲のガスを吹き飛ばしやすいと考えると、その分アウトフローの効率は大きくなる。また、これによってインフローの降着が阻害されるため、インフローに対する星形成の効率が下がるのではないかと考えられる。

1

Introduction

素の生成が活発な場所で起こると考えると、アウト
フローによって銀河全体に比べて金属量の高いガス

銀河の化学進化には、星形成やインフロー、アウトフローなど様々なプロセスが関わっている（Matteucci

2012, Prantzos 2008, Maiolino & Mannucci 2018）。
星はその一生のうちにヘリウムより重い元素（金属元素）を生成し、それらの元素の一部は星の死とともに周囲の星間ガス（ISM）に放出される。こうして以前より少し金属元素を多く含むようになった星間ガスが次の星形成の材料となることを繰り返し、銀河全体として金属元素の量は増加していく。その一方で、銀河間から銀河へのガスの流入（インフロー）
は金属元素をほとんど含まないと考えられており、インフローによって銀河中の金属元素の水素に対する存在比（金属量）は小さくなる。反対に、銀河から銀河間へのガスの流出（アウトフロー）は銀河内の金属元素の量を減らす働きを持つ。この時アウトフローの金属量が銀河全体の金属量と同じであれば、アウ
トフローによって銀河の金属量は変化しない。しかし、アウトフローが星形成が活発、すなわち金属元が銀河間に流出する可能性がある。この場合はアウ
トフローによって銀河全体の金属量も変化する。
銀河はこれらのプロセスを繰り返して進化しており、必然的に現在の銀河の物理量はこれまでの銀河
進化プロセスの影響を大きく受けている。例えば、銀河の星質量と金属量は過去の星形成の積み重ねであり、これらの物理量の間には相関があることが観測から証明されている（Mass-Metallicity relation; MZR,

Tremonti et al. 2004）。また、星形成率やガス質量は現在の銀河の星形成活動およびガスの量を表しているが、観測からこれらが MZR に影響を与えている
ことが示された（e.g. Mannucci et al. 2010）。先行研究では、これは現在のインフローやアウトフローの影響によるものだと考えられている。
近年の大規模なサーベイによって、非常に多くの近傍銀河に対して銀河進化の研究に必要な物理量を得ることができるようになった（e.g. Sloan Digital

Sky Survey; SDSS, York et al. 2000）。しかしなが2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ら、観測の難しさからインフロー、アウトフローにつウトフローによる元素 i の流入、流出を示しており、

いてはいまだに理解が進んでいない。そこで、いくつ

第 3 項は星形成によって ISM 中の元素 i が星の内部

かの先行研究では大規模なカタログをもとに近傍銀に閉じ込められることを表している。また、第 4 項河の化学進化と、それに対するインフロー、アウトフ

Ei は死んだ星から ISM に放出されるガスに含まれローの影響を調べている（e.g. Lilly et al. 2013）。こている元素 i の質量である。

れらの研究では銀河の化学進化モデルを考えモデルと観測データを比較することで、観測を再現できる
ようなインフロー、アウトフローを導き出している。
しかしながら、先行研究では銀河の星形成率からガス質量に換算していたり、銀河のガスの一部に過ぎない分子ガスの質量を銀河全体のガス質量とみなしていたりといくつか疑問点があった。そこで、本研究では Arecibo Legacy Fast ALFA (ALFALFA)

Sruvey によって直接観測から得られた中性水素ガスの質量を用いて銀河の物理量と銀河進化モデルの比較を行い、直接観測が困難なインフロー、アウトフ
ローの性質を調べる。

これを解析的に解くために、本研究や Yabe et al.

(2015) では以下のような仮定を設けている。
• 初期質量関数（IMF）は時間変化しない• インフロー率、アウトフロー率はその時の星形
成率に比例する• インフローに金属元素は含まれない• 銀河内のガスはすぐに混ざり、銀河内で金属量の局所的な変化はない• ある星の質量 M が限界質量 Mlimit 以上であればその星はすぐに死に、Mlimit 以下であれば銀河中に永遠に残り続ける

2

Chemical Evolution Model• AGN の影響は考慮しない

本研究で使用るモデルは下の微分方程式 1 ∼ 3

2 番目の仮定について、星形成によって作られた重い（Tinsley 1980）を解析的に解いたものであり、Yabe

星が死ぬ時の恒星風や超新星爆発がアウトフローのet al. (2015) などの先行研究でも使用されている。

主要因であると考えれば、アウトフロー率が星形成率に比例することの説明はつく。一方でインフロー

dMtot=I − Odt
dMgas=I − O − Ψ + R
dt
d(Zi,ISM Mgas )=IZi,I − OZi,ISM
dt− ΨZi,ISM + Ei

(1)についてであるが、ここではインフローしてきたガスが銀河内で星形成に使われると考えている。その(2) ため、インフロー率と星形成率の間に 1:1 の比例関係があるとした。ここについては先行研究間でも議論があり、他にも星形成率は銀河内部のガス質量に(3) 比例すると仮定しているものもある（e.g. Lilly et al.
2013）。
ここで、Mtot は銀河の星質量（M∗ ）とガス質量
これらの仮定をもとに式 1∼3 を解くと、以下の 2（Mgas ）の合計、I, O はそれぞれ単位時間に銀河につの式が導かれる。

流入、銀河から流出するガスの質量である。また、Ψ
は星形成率であり、R はその時に死んだ星から ISM
中に放出されるガスの質量である。したがって、式 1は銀河全体のバリオン質量の時間変化、式 2 は銀河中のガス質量の時間変化をを表している。一方、式 3の Zi,ISM , Zi,I はそれぞれ ISM、インフローに含まれる金属元素 i の水素に対する存在比であり、この

0
Mgas+ (fI − fO − 1)M∗,
0 + (f − f )M
Mgas
I
O
∗
yi
Zi,ISM = (1 − [(fI − fO )
fI

Fgas

=

fI

−1 fI −fO −1),− (fI − fO − 1)Fgas
]

(4)

(5)

式は ISM に含まれる金属元素 i の質量の時間変化を

ここで、Fgas はガスの割合（Mgas /Mtot ）であり、表している。式 3 の右辺第 1,2 項はインフロー、アfI , fO はそれぞれインフロー率、アウトフロー率の2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
星形成率に対する比例係数である（I ∝ fI Ψ, O ∝サンプルをビンに分けた後に、それぞれのビンに

0
fO Ψ）。また、Mgas
は銀河形成が始まった時の初期

対して fI , fO を変えながら各点のモデルとの差の二ガス質量であり、フィットによって決める（4 章参照）。 乗和（χ2 ）を求めた。ここで、式 4,5 を用いて得ら

yi は星の内部で作られる金属元素 i に関する変数で れる M∗ , Fgas , Zi,ISM の関係のうち、M∗ − Fgas とあるが、これは IMF と Mlimit によって決まる数であM∗ − Zi,ISM の 2 つの関係式を用いた。その結果、り、本研究では上記の仮定より yi = 1.5 としている。 fI :fO のパラメータ平面上で 2 つの残差二乗和分布
式 4,5 は現在の銀河の星質量、ガス質量、および （χ2F M , χ2ZM ）が得られ、これを足し合わせることで金属量の間の関係式となっており、実際の観測結果

合計の χ2tot を得た。この操作を各ビンに対して行うと比較することでインフロー、アウトフローの係数ことでそれぞれのビンに対して χ2tot を最小にするよ

fO , fO を調べることができる。

うなベストフィットの fI , fO とそのエラーを求めた。
この結果を示したのが図 1 である。

3

5

Data from SDSS and ALFALFA survey

M

M

4
fI

3 章のモデルと比較するためには銀河の星質量、ガ
ス質量、金属量の情報が必要である。そこで、本研

M

M

3
2

究では SDSS DR7 と ALFALFA Sruvey のデータを用いた。SDSS DR7 では 90 万以上のスペクトルがあ

1−3り、近傍銀河の星質量、星形成率、金属量などを得

−2

−1

0

ΔMS [ ]

1

2

3

1

2

3

σ

4

ることができる。一方 ALFALFA は近傍宇宙の中性
水素ガスの 21cm 輝線サーベイであり、約 3 万個の3近傍天体について中性水素ガス質量の情報を持つ。

9 < M * < 9.5
9.5 < M * < 10
10 < M * < 10.5
10.5 < M * < 112fO

この二つのカタログを合わせることで我々は 13765

9 < * < 9.5
9.5 < * < 10
10 < * < 10.5
10.5 < * < 11個の銀河について星質量、ガス質量、金属量の情報を1得た。このうち SDSS の解析パイプラインがうまく働いていないものを取り除くために 109 M⊙ < M∗ <0−31011 M⊙ の銀河を取り出し、さらに明らかに星形成率がおかしいものを取り除いた。また ALFALFA の観測限界を考慮し、赤方偏移 z < 0.035 かつ中性水素

−2

−1

0

ΔMS [σ]

図 1: 上が各ビンに対するベストフィットの fI 、下がガス質量 MHI > 10 M⊙ のものを選んだ。最後に、 fO 。横軸は星形成のメインシークエンスからのずれ
BPT 図を用いて AGN を取り除いた。最終的に本研 （∆M S ）であり、星質量ごとに色分けした。
9

究でモデルと比較するのは 3441 個の銀河となった。

4

Fitting Results

5

Discussion

モデルと観測結果を比較する前に、我々はサンプ

図 1 を見ると、どちらの図についても低質量の銀河

ルを星質量と星形成のメインシークエンスからのずについて右上がりの傾向が見て取れる。ここで、fI ,れ（∆M S ）によってビンに分けた。これは現在の星fO の定義を考えると、fI はインフローしてきたガス

質量、星形成率が似通っている銀河はその星形成もに対する星形成のしにくさ、fO は星形成に対する質

似ているだろうという考えに基づいている。

量流出効率を表している。したがって fI の右上がりの傾向は星形成が活発な銀河ほどインフローガスに2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
対する星形成効率が下がることを示しており、fO は2018 年に公開された ALFALFA サーベイの結果を用星形成が活発になるほど効率よく質量が銀河外に流いることで 3441 個の近傍銀河について中性水素ガス

出することを意味している。

の情報を得てモデルと比較した。

これについて、我々は星形成の面密度によって説結果として、低質量銀河におけるインフロー、ア

明できるのではないかと考えている。近年の研究にウトフローの星形成率に対する係数 fI , fO はどちら

よって、星形成を活発に行っている銀河では中心部も星形成メインシークエンスからのずれ（∆M S ）とでの星形成率密度が高いことが示唆された（Ellison

正の相関を持っていた。これは、星形成が活発な銀

et al. 2018）。このように星形成の面密度が高い場合、 河ほどインフローガスに対する星形成の効率が下が同じ星形成率でも面密度が低い場合に比べて超新星

り、また星形成に対する質量流出効率が上がると解爆発や恒星風などのフィードバックの効率が上がる

釈できる。我々はこの結果は銀河の星形成率面密度にと考えられる（図 2）。

よって説明可能だと考えている。実際に Ellison et al.

(2018) では星形成率の高い銀河では中心部の星形成率面密度が高いことが示された。そういった銀河では中心部での星形成によるフィードバック効果（e.g.
超新星爆発）が大きくなり、星形成率に対するアウ
トフローの効率が高くなると考えられる（Heckman& Borthakur 2016）。またこのフィードバックによってインフローガスの降着が阻害され、インフローに対する星形成の効率が下がると考えられる。
図 2: 星形成が活発な銀河（右）では星形成領域が中心に集中しているためフィードバックの効果が大き
く、またインフローの降着が阻害される。
実際に Heckman & Borthakur (2016) では星形成率面密度とアウトフローの速度に正の相関があることを示しており、星形成率面密度が高いところではフィードバック効果が高くなっていることが示唆されている。またフィードバックが大きいところではイ
ンフローしてきたガスの降着が阻害されるため、イ
ンフローの効率が下がる。よって、図 1 に見られるような fI − ∆M S 間の正の相関も星形成率面密度によって説明ができる。

6

Summary

Reference
Ellison, S. L., Sánchez, S. F., Ibarra-Medel, H., et al.
2018, MNRAS, 474, 2039
Heckman, T. M., & Borthakur, S. 2016, ApJ, 822, 9
Lilly, S. J., Carollo, C. M., Pipino, A., Renzini, A., &Peng, Y. 2013, ApJ, 772, 119
Maiolino, R., & Mannucci, F. 2018, arXiv e-prints,
arXiv:1811.09642
Mannucci, F., Cresci, G., Maiolino, R., Marconi, A., &Gnerucci, A. 2010, MNRAS, 408, 2115
Matteucci, F. 2012, Chemical Evolution of Galaxies,
doi:10.1007/978-3-642-22491-1
Prantzos, N. 2008, in EAS Publications Series, Vol. 32,
EAS Publications Series, ed. C. Charbonnel & J.-P.
Zahn, 311–356
Tinsley, B. M. 1980, Fund. Cosm. Phys, 5, 287

本研究では、銀河進化を研究する上で非常に重要なインフロー、アウトフローについて観測結果と化
学進化モデルの比較をもとに調査した。類似の研究はいくつかあるが、先行研究では銀河のガスについて間接的な手法で求めていたり、分子ガスの情報のみを使用している（e.g. Yabe et al. 2015）。我々はTremonti, C. A., Heckman, T. M., Kauﬀmann, G., et al.
2004, ApJ, 613, 898
Yabe, K., Ohta, K., Akiyama, M., et al. 2015, ApJ, 798,
45
York, D. G., Adelman, J., Anderson, Jr., J. E., et al.
2000, AJ, 120, 1579

——–index

c10
SDSS システムにおける渦巻銀河の内部
減光量補正と腕形態による星形成の比較
東京学芸大学大学院 教育学研究科
石井 菜摘

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

SDSS システムにおける渦巻銀河の内部減光量補正と腕形態による星形成の比較
石井 菜摘 (東京学芸大学大学院 教育学研究科)

Abstract
Sloan Digital Sky Survey (SDSS) による均一かつ高精度な測光データを用いて, Flocculent 型と Grand–
design 型の渦巻銀河の可視光カラー分布 (u-r, g-r, g-i, r-i) を比較し, 両者の星生成活動性の違いを議論した。また, このために, SDSS 測光データによる銀河の内部減光の影響を補正するために必要な係数を導出した。この係数によって, SDSS から抽出した計 52 個の Flocculent 型渦巻銀河と計 55 個の Grand–design 型渦巻銀河のサンプルに内部減光の補正を施し, これらのカラー分布を Kolmogorov–Smirnov テストによって統計的に比較した。その結果, いずれのハッブル形態, いずれのカラーに対しても, 両者の間に有意な差は認められなかった。これは Flocculent 型と Grand–design 型を支える機構である確率的星生成伝搬と密度波による星形成過程に差異がないこと, もしくは, 広帯域撮像による銀河全体で平均化されたカラーでは両者の差に対して鈍感になってしまう可能性を示唆している。今後は, 星形成領域から放射される輝線成分に着目した研究が必要である。

1

はじめに

よる観測データによって, 渦巻銀河の渦状腕の輝度のコントラストが FL 型, Multiple Arm 型 (複数の長渦巻銀河は, 長い 2 本の腕が明瞭に確認される

い腕がたどれる形態), GD 型の順で増加することがGrand-design 型 (以下, GD) と, 短い多数の腕から見出され, GD ではより質量が渦状腕に集中しているなる Flocculent 型 (以下, FL) の 2 種類に大別されために星形成をより活性化する可能性が示唆されてる (図 1)。この二つの渦状腕形態について, これをいる (Elmegreen et al. 2011)。

維持するための物理的機構が, GD では密度波 (Lin

本研究では Sloan Digital Sky Survey (以下, SDSS)& Shu 1964), FL では確率的星形成伝播 (Seiden &の均一かつ高精度な銀河サンプルを用いて, その可Gerola 1982) と, 異なるモデルが提出されている。

視光カラーの比較から GD と FL の星形成活動性のこのため, GD と FL の星形成の差異についても,違いの有無を統計的に調査した。SDSS のデータに議論がなされてきた。たとえば Romanishin (1985)

ついて必要となる内部吸収の補正については Cho &は RC2(Second Reference Catalog, de VaucouleursPark (2009) による r バンドに対する補正方法と係数
et al. (1976)) による同じハッブル形態のサンプルに のみが公表されている。そこで本研究では SDSS の
ついて GD は FL に対して可視光カラー B-V, U-V が 任意のカラーについての内部吸収の補正を GD, FL
有意に青いこと, すなわち GD は FL よりも大きな星の星形成の議論に先立って行う。

形成活動性を持つことを主張した。一方で Elmegreen& Elmegreen (1986) は GD と FL の平均的な星形成率に違いがないことを報告している。さらにケース

2

サンプルの選出

2.1

内部減光の補正

スタディであるが Cedres et al. (2005) は GD と FLの星形成の違いをその初期質量関数 の上限の違いによって説明し, GD では FL よりもさらに質量の大き一般に銀河の可視光カラーを議論するためには,な恒星を形成できる可能性があることを報告してい地球大気による大気減光 (Atmospheric extinction),る。最近の研究では, 赤外線観測衛星 SPITZER に我々が住む銀河系内のガスやダストによる銀河吸収

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銀河本来のカラー (color)intrinsic はこの, 内部吸収と観測から得られた銀河のカラー (color)obseved を用いて以下の式 (1) のように表せる。

図 1: 左：FL (UGC5962), 右：GD (UGC10104),(color)intrinsic = (color)obseved − α・log(a/b) (1)

SDSS より引用

SDSS のフィルター・システム (u, g, r, i, z バンド) による、銀河の内部減光の補正については、前述し(Galactic extinction), 銀河自身が持つガスやダストによる内部減光 (Internal extionction) の効果を補正しなければならない。また減光の効果以外にも、K補正や E 補正と呼ばれる補正が必要なケースもあるが, 本研究で扱う近傍銀河ではその影響はほとんど無視できる。

た Cho & Park (2009) による r 等級に関するものが知られている程度であり, SDSS の任意のバンド・カ
ラーにおける内部減光の補正方法を確立することが必要不可欠である。本節では以下にその補正方法を述べる。

RC3(Third Reference Catalog, de Vaucouleurs et

ガスやダストによる光の吸収・散乱は長波長側よal. 1991) による銀河の形態分類を用いて棒構造を持りも短波長側で大きくなるため、観測される銀河のたない 15180 個の渦巻銀河を抽出した。なお, 銀河

カラーは本来のカラーよりも赤くなる (赤化, redden-ing)。大気減光については大気圏外等級が精密に測定されている測光標準星 (例えば Landolt, 1992) を様々な高度で観測することで補正することができ, 銀河吸収については赤外線観測衛星 IRAS (InfraRed

Astronomical Satellite) による波長 100 µm の全天サーベイから得られた銀河系のダスト分布を用いて補正することが一般的である (Schlegel et.al. 1998)。
しかし, 特に銀河の内部減光については補正の原理の形態はその諸性質と密接に関連しているため, 今後, 本研究では, Sa+Sab, Sb+Sbc, Sc, Scd+Sd の4 つのグループに分けて議論する。正確なカラーを得るためには, 異なるバンド間において同じアパー
チャー・サイズで測定された等級データが必要である。これに該当する SDSS の測光データとして Modelmagnitude を採用した。抽出した 15180 銀河の中から,さらに, SDSS において Model magnitude に基づいて

u-r, g-r, g-i, r-i の 4 つのカラーが算出できる 2396

が複雑である。渦巻銀河の銀河円盤には現在でも活銀河を抽出し, さらに銀河の見かけ上の軸比のデータ

発な星形成が行われているほど豊富なガスとダスト

を NASA/IPAC Extragalactic Database ( = NED)が存在しており, 内部減光の影響は決して小さく無い。また銀河円盤の形態を考慮すると, 全く同じ銀河であっても, それを edge-on view で観測した時の輝
度は face-on view で観測した時の輝度よりも内部減光の効果によって暗くなる。つまり内部減光の効果
は, 観測者に対する銀河の傾き角 (inclination angle)に依存する。
数々の先行研究 (たとえば Disney et al. 1989, Gio-vanelli et al. 1994, Tully et al. 1989, Masters et al.
2003) でも用いられているように, 銀河の内部減光
は, 銀河の見かけ上の軸比 a/b の対数値を用いて α・log(a/b) と表わされる。ここで α は銀河の光度や形
態や観測波長に依存するパラメータである。すると,の”Quick-look Angular & Physical Diameters”を用いて取得した。
さらにハッブルタイプ毎に, ほぼ同じ明るさ (すなわちほぼ同じ質量) をもち, 多様な inclination angleをもつ銀河サンプルを選定する必要がある。そこで,形態毎の銀河サンプルについて, 近赤外線の絶対等級

MKs に対して銀河形態 Sa+Sab と Sb+Sbc では −25 mag ≦ MKs ≦ − 23 mag, Sc と Sc+Sd では −24 mag ≦ MKs ≦ − 22 mag の範囲にある銀河をサンプルとして抽出した。この結果、Sa+Sab の銀河
サンプルは 66 個、Sb+Sbc で 135 個、Sc で 100 個、

Scd+Sd で 44 個を得た。
上記までで得られたハッブル形態毎の銀河サンプ
ルを使用して、軸比に対する SDSS の可視カラー u-r,

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g-r, g-i, r-i をとり, 最小二乗法によって直線フィット 候補として選出した。本研究では先行研究を参考に,することで、式 (1) における傾き α を決定した (図AC1–4 を FL 型渦巻銀河, AC5–9 と AC12 を GD 型

2)。決定した傾きを以下の表 1 に示す。なお, 表 1 の 渦巻銀河として扱う。また, AC10,11 は今日では使わ
括弧内は相関係数を示している。

れていない。
次にこれらの中から, ハッブル形態, 軸比, SDSS のu, g, r, i, z バンドの Model magnitude が公表されている銀河として,FL 渦巻銀河の Sa と Sab を 7 個, Sbと Sbc を 27 個, Sc を 10 個, Scd と Sd を 8 個, また,GD 渦巻銀河の Sa と Sab を 8 個, Sb と Sbc を 16 個,
Sc を 27 個, Scd と Sd を 4 個を最終的なサンプルとして抽出して前節の内部減光量の補正を適用した。

3
図 2: 軸比 vs カラー グラフ (Sb+Sbc g-r の場合)

結果と考察
ハッブル形態毎に, FL と GD の SDSS カラーの度

数分布を, 両者の母集団が同じであるという帰無仮説の下で Kolmogorov–Smirnov テスト (KS–test) を行った。これらからは, 有意水準 95 %で, いずれの

表 1: 軸比に対する SDSS の直線フィット

ハッブル形態, いずれのカラーにおいても, FL と GDが同じカラー分布を持つという帰無仮説を棄却することはできなかった。例として, 図 3 に Sc 型の r-i カ
ラー分布を示した。
これらの結果から, FL と GD の SDSS カラー分布
は, いずれのハッブル形態, いずれのカラーに対しても, 有意な違いを見出すことは出来なかった。これは, 棒構造を持たない同じハッブル形態の FL 渦巻銀
河と GD 渦巻銀河の間に有意なカラー分布の違いが存在せず, 星生成活動性の違いが認められないことを示唆している。

2.2

FL, GD 間の星形成比較サンプル

一 方 で,

Cedres, Cepa & Tomita (2005),
Elmegreen et al. (2011) のように初期質量関数や渦巻銀河は渦状腕の形状そのものについて注目し,質量分布の違いによって両者の星生成に差が生じる
渦状腕の特徴を 1–12 の数字を用いて段階的に分類されたアーム・クラス (Arm class = AC) という指標によって分類されることがある。

という議論が存在する。Cedres et al. (2005) は Hα

輝線等価幅によって FL, GD の初期質量関数の上限

AC は Elmegreen & Elmegreen (1982; 1987) にお の違いを議論している。彼らは FL 渦巻銀河として
NGC4395、GD 渦巻銀河では NGC5457 をサンプル
いて、写真乾板画像と彼らの眼視観察に基づく定性的な定義によって各銀河に割り当てられたパラメーとし, 両銀河の電離水素領域の Hα 等価幅の分布を調タであり, 任意の渦巻銀河に対して新たに AC を割り査した。その結果, 両銀河の Hα 等価幅分布に対する当てることは難しい。
そこでまず, Elmegreen & Elmegreen (1987) から

2 標本検定、χ2 検定の双方において GD の方が FLよりも有意に大きい Hα 等価幅を持つことが明らか

AC が割り当てられた 762 個の渦巻銀河をサンプル にされた。彼らは, 両者の Hα 等価幅の違いは初期質2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
量関数の違いによって引き起こされる可能性があり,分布の違いの有意性を検証した。また, これを実現す

FL に対して GD ではより大質量の恒星まで生成さるために, SDSS カラーに対する銀河の内部減光の補れる可能性を見出した。

正方法を導出した。

銀河の可視光カラーを支配するのは銀河全体の恒内部減光を補正した後の様々な SDSS カラー分布

星の種族分布である。FL と GD における星形成活に対して, FL, GD 間で有意な差は認められなかった。

動性に有意な差があったとしても, 銀河全体のカラー

したがって FL, GD 間の銀河全体のカラー分布に違による比較では, この違いが銀河全体のカラーに埋もいは無いと考えられる。

れてしまう可能性がある。そのため, 渦状腕形態によしかし, 依然として FL, GD の星形成活動性の差

る星形成活動性の違いを検出するには, 特に大質量星が, 銀河全体のカラーの中に埋もれてしまっている可形成に敏感な Hα をはじめとする輝線成分が強力な能性を除くことはできない。そのため今後は, 狭帯域

ツールとなり得る。

フィルターなどを使い, 星形成活動性に敏感な Hα などの輝線成分の撮像観測を行い, 輝線光度関数などに4まとめ
本研究では Elmegreen & Elmegreen (1986) によって Armclass が定義された渦巻銀河について, SDSS
による観測データを用いることで FL, GD 間のカラー着目した観測研究が必要である。

参考文献
Cedrés, B., Cepa, J., Tomita, A. (2005) ApJ, 634,
1043-1055.
Cho, J. & Park, C. (2009) ApJ,693, 1045-1055.
Disney, M., Davies, J., Phillipps, S. (1989) MNRS,
239, 939-976.
Elmegreen et al. (2011) ApJ, 737, 32.
Elmegreen, D. M. & Elmegreen, B. G. (1982) MNRAS, 201, 1021-1034.
Elmegreen, D. M. & Elmegreen, B. G. (1986) ApJ,
311, 554-562.
Elmegreen, D. M. & Elmegreen, B. G. (1987) ApJ,
314, 3-9.
Giovanelli, R. et al. (1994) AJ, 107, 2036G.
Landolt, A. U. (1992) AJ, 104, 340-371.
Lin, C. C. & Shu, F. H. (1964) ApJ, 140, 646.
Masters, K. L.; Giovanelli, R., Haynes, M. P. (2003)
ApJ, 126, 158-174.
Romanishin, W. (1985) ApJ, 289, 570-573.
Schlegel, D. J., Finkbeiner, D. P., Davis, M. (1998)
Apj, 500, 525-553.
Seiden, P. E. & Gerola, H. (1982) Fundamentals of
Cosmic Physics, vol. 7, no. 3, 241-311.
Tully, R. B. et al. (1998) ApJ, 115, 2264-2272.

図 3: Sc 型サンプル r-i カラー分布 (上:FL 10 銀河,
下:GD 27 銀河) KS-test 片側検定による p 値=1

——–index

c11銀河の定量的分類とその成因
北海道大学大学院 宇宙物理学研究室
赤堀 美桜

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河の定量的分類とその成因
赤堀 美桜 (北海道大学大学院 宇宙物理学研究室)

Abstract銀河の形態はハッブル分類の楕円銀河か渦巻銀河かをはじめとして様々に分類されてきており、銀河の進化を知るうえで重要な情報を持っていると推測される。銀河の渦状構造は渦状腕とも呼ばれ、渦巻銀河の最も目立つ構造であるため、本研究では渦状腕の形状に注目し、その形状の違いが銀河の形成・進化とどのように関係するのか解明を目指す。渦状腕ははっきりとした腕が見えるものもあれば、フロキュレントと呼ばれる対称性が低く小さな断片から成る羊毛状の渦巻構造を持つものもある。渦状腕の分類は Elmegreen をはじめとする研究者によって度々行われてきてはいるものの、この形状の違いが何に起因するものなのか、詳細はまだ解明されていない点が多い。そこで、多数の銀河について個々の銀河の諸性質や環境などとの比較を行い、腕の形状との関連について調べていくために、まず、多数の銀河に対して同基準で腕の形状を客観的に分類することに着手することにし、その方法を模索した。銀河中心からの同心円上での明るさのコントラストに対してフーリエ変換を適用して渦状腕を同定し、試験的に実施した結果は Elmegreen らの分類した銀河において分類結果が合致した。また、腕の巻きのきつさやバルジ部分の大きさによって腕を同定できる半径が異なるため、ある軸上の輝度分布から腕を同定できる最適な半径を得ることで、精度の高い自動同定を実現した。さらに、多数の銀河に対して同定を行うための自動化には最適なバンドの検証も必要だとわかったため、その検証を行った。

1

Introduction

や環境などと比較し、腕の形状との関連を調べていく。そこでまず、渦状腕の定量的分類の方法を模索

銀河の渦状構造は渦状腕とも呼ばれ、銀河の最も目立つ構造で、渦巻腕の形状（腕の顕著さ、本数、巻き込み具合など）は極めて多様であり、渦巻銀河の詳細な形態分類の際に参考にされている。若くて青い星々の輝く渦状腕に沿って、シャープなシルエッ

することにした。
また、渦状腕は観測する波長域によってその様相が大きく変わり、可視光像では星形成領域やダークレーンなど若い天体が目立ち、渦状腕は非常に複雑な様相を呈するが、近赤外線像ではスムーズな渦状

トを作る暗黒星雲（ダークレーン）、OB アソシエー構造が見られる。近赤外線では、可視光では目立たなションや HII 領域などが集まっており、渦巻銀河のい古い星が主に見えており、古い星の円盤にスムー

主要な星生成の場となっている。渦巻銀河は差動回転しているため、もし渦状腕の寿命が十分長い場合
は、時間とともにきつく巻き込まれてしまうはずだが、現実はそうなっていない。これを巻き込みの困難という。この問題を解決するために、渦状腕は銀河円盤の上に発生した一種の波動パターンであり、物質の運動とは異なっているとする密度波理論が、1960
年代半ばに Lin と Shu によって提案された。
しかし、この理論の正否もまだわかっておらず、渦状腕の正体と成因についての研究は現在も続いている。そこで、本研究では渦状腕の定量的分類を多数の銀河に対して同基準で行い、個々の銀河の諸性質

ズな渦状構造があることがわかる。このため、デー
タはまず、WISE の 3.4 μ m バンド画像を用いることにした。
渦状腕の分類は Elmegreen をはじめとする研究者によって度々行われてきており、Elmegreen らの論文（1987）では、762 銀河について 12 種類に分類し、2011 年の論文では 46 銀河について 3 つに分類しているが、大きく分けるならば腕が明瞭であるか不明
瞭であるかというグランドデザイン渦巻銀河と羊毛状渦巻銀河に分けることができる。また、Lindblad
共鳴に従い、密度波が存在できる領域（伝播領域）は

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
限られており、渦状腕の本数が増えると狭くなるのデータを WISE と GALEX から用意し、それらを比で、長い渦状腕を持つグランドデザイン銀河は本数較した。
なお、比較した銀河は、グランドデザイン銀河としが少なく、フロキュレント銀河のように本数の多い
腕は短いことが知られている。

て NGC 3938、NGC 4303、NGC 4579、NGC 628、

まず、多数の銀河についてグランドデザイン銀河

NGC 3344、NGC 3367、NGC 4030、フロキュレンとフロキュレント銀河の 2 種類の形状分類を客観的ト銀河として NGC 5055、NGC 2841、NGC 7331、に行うことにし、腕の本数を同定することから始め

NGC 470、NGC 2976、NGC 3147、NGC 3521 でた。銀河中心からの同心円上での明るさのコントラある。

ストを使用するため、試験的に行った結果から、腕の巻きのきつさやバルジ部分の大きさによって、同定するのに使う半径が異なり、銀河の大きさからだ

3

Results

けでは半径は決定できないことがわかり、多数の銀河に対して客観的に行うため、自動的に行うシステ
ムとして後述で示す方法を取った。

2

Methods銀河の表面輝度は楕円銀河であれば、ドゥ・ヴォー

クルールの 1/4 乗則に、渦巻銀河であれば指数法則に従うことが知られており、どちらも中心部分が最も輝度が高く外側に向かって下がっていく。そこで

WISE の画像データから、銀河のある軸方向において銀河中心から外側に向かって表面輝度の値を取り出し、バルジに比較的近いピークを、腕とみなし、その半径で 360 度の表面輝度を取り出す。本来であれ

図 1: NGC 3344 の直線状の輝度のグラフ

ば、銀河の長軸上が望ましいが、長軸が画像の縦ま
たは横に平行でない場合に、ピクセルが飛び飛びのある軸方向において銀河中心から外側に向かって値を取り、なめらかな輝度曲線が得られずピークが表面輝度を取り出した結果（NGC 3344）を上の図 1

取れないことがあるため、長軸に近い画像の縦またに示す。表面輝度値のピークを点で表しており、このは横軸をある軸として取った。

ピークの半径で腕を同定する。グランドデザイン銀この 1 周分の値の変動（波形）にフーリエ変換を河（NGC 3344、NGC 3938）、フロキュレント銀河

かけることにより、銀河の渦巻構造に 2 本腕の成分、 （NGC 5055、NGC 2841）についてそれぞれ、WISE

3 本腕の成分がどれだけあるかを客観的に調べること と GALEX のデータの結果を示す。
ができる。この方法で腕を正しく同定できるかどうかを調べるために Elmegreen らの結果と比較した。
また、高精度な分類を行うために最適なバンドを検証する必要があるため、UV バンドデータである

GALEX の画像データ（FUV と NUV どちらも）を使用し、上記の同じ解析を行い、Elmegreen らの結果からわかっている分類をもとに、グランドデザイ
ン銀河とフロキュレント銀河それぞれ 7 つずつ観測2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: NGC 3344（上が WISE、下が GALEX）にお図 4: NGC 5055（上が WISE、下が GALEX）におけるフーリエ変換

けるフーリエ変換

図 5: NGC 2841（上が WISE、下が GALEX）にお図 3: NGC 3938（上が WISE、下が GALEX）におけるフーリエ変換

けるフーリエ変換
ピークの出ている数が多いだけ腕として同定した本数が多いことを示している。グランドデザイン銀
河は０以外にピークが出ないはずであり、フロキュレント銀河は多くのピークが出るはずである。
図 2 と図 3 を見ると、WISE のデータの方がきれいにピークを抑えられているのがわかる。図 4、図 5を見ると GALEX の方がより強くピークが出ているのがわかる。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Discussion
以上のことから、渦状腕の形状をグランドデザイ

ン銀河とフロキュレント銀河に分類することはでき
ることがわかり、バンド比較に関してはフロキュレ
ント銀河だけを見ると GALEX のデータの方が適切のように見えるが、本研究の目的は分類であり、グランドデザイン銀河とフロキュレント銀河の違いがより顕著である WISE のデータの方が適切であることがわかった。今後巻きのきつさなど、詳細な分類を高精度で分類する方法を探る。

Elmegreen らの論文 (1987) では、グランドデザイ
ン銀河の方が、フロキュレント銀河よりも 1.5 倍ほど銀河が大きい傾向があることや、密集度の高い銀河群ではグランドデザインが多い傾向があることが報告されている。そこで、表面輝度分布関数、中心
集中度、バーの有無など銀河の特徴を複数組み合わせて分類に加味することで、より客観的で、精度の高い形態分類を多数の銀河について行い、分類結果と銀河の性質や環境との関連性について調べていく
予定である。
また、デジタル画像の銀河の測定には GALFIT がよく使われる。これは分析関数によってモデル化する
ことで、銀河 2 次元光度プロファイルをフィッティング
するコードであり、C.Y.Peng が作成した。GALFITは銀河の形と外形に合わせるために 1 つもしくはそれ以上の関数でパラメータを調整できるアルゴリズムになっている。この GALFIT を用いて試験的に Sersic関数を用いて表面輝度プロファイルや Sersic 指数を計算したが、渦状腕を比較するためには簡易的な関
数フィッティングでは不十分であることがわかったた
め、渦状腕をモデル化し、フィットさせることで分析していく予定である。

Reference
Debra Meloy Elmegreen, & Bruce G. Elmegreen 1987
March 1, The Astrophysical Journal 314:3-9
Debra Meloy Elmegreen, Bruce G. Elmegreen, etc 2011
August 10, The Astrophysical Journal 737:32(17pp)
祖父江義明, 有本信雄, 家正則（編） 2018, シリーズ現代の天文学 第 5 巻 銀河 II −銀河系

——–index

c12
空間分解した銀河におけるスケーリン
グ側の研究
名古屋大学大学院 理学研究科
近藤 千紘

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

空間分解した銀河におけるスケーリング則の研究
近藤 千紘 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract銀河全体で積分した物理量の関係, いわゆるスケーリング則は多様なものが知られている．本研究では星形
成率と星質量間の関係，star formation main sequence (SFMS, e.g., Brinchmann et al. 2004) に注目した．

SFMS は現在の星形成率と現在までの星形成の総和にタイトな関係があることを表し，SFMS の解明は星形成や銀河進化の理解に役立つと考えられている．しかし SFMS の物理的起源はいまだ完全には説明されていない．また星形成に関して，「渦巻銀河における棒構造は星形成を抑制するか，促進するか」という未解決問題が存在している (e.g.,Catalán-Torrecilla et al. 2017，Kim et al. 2017) ．本研究では 1 kpc スケールで空間分解した近傍銀河における SFMS を調べ，棒構造が星形成にどのような影響を及ぼすのかを調べた．その結果，棒構造の有無による星形成率の増加傾向の違いを確認し，棒構造により星形成が促進されるという説を支持するものとなった．

1

空間分解した銀河における SFMS から，より詳細

Introduction
ある銀河において単位時間内に形成された星の総質量である星形成率 (star formation rate, SFR) と，銀河に含まれる星の総質量 (M∗ ) との間には対数線形関係があることが知られている．その関係は星形
成主系列，(star formation main sequence, SFMS)とよばれ，以下のように表現される．

に銀河のどの要素が SFMS の冪を決定しているかを調べることができる．空間分解された SFMS の冪は，星形成率を求めるトレーサーやサンプルの違いによって違いが生じるとされており，N = 0.72 ± 0.04, ∼ 1が報告されている (Abdurro’uf & Akiyama 2017)．
また星形成に関して，棒構造により銀河中心の星形成が促進されているという主張 (e.g., Catalán-

SFR ∝ M∗N

(1) Torrecilla et al. 2017) と，現在の棒構造は星形成を抑制するという主張 (e.g., Kim et al. 2017) が対SDSS の観測によると近傍銀河において，冪 N は立している．前者は，棒構造によってガスが角運動0.77 と報告されている (Elbaz et al. 2007)．赤方偏量を失い，銀河の中心領域に落ち込むことで星形成移によって冪 N が変化するという説はあるが，遠方が促進され，後者は中心領域に落ち込む際の高速衝銀河においても同様にタイトな関係が確認されてい突が原因で星形成が抑制されると考えられている．
る．
本研究の目的は，空間分解された銀河における
SFMS からは，現在の星形成と，これまでの星形
SFMS から，棒構造が星形成にどのような影響を及成の累積である星質量が相互に影響しあっているこ
ぼすかを調べることである．
とがわかる．ゆえに銀河の進化と星形成史の理解のために SFMS の解明が必要だが，その物理的起源は
いまだ完全には明らかにされていない．
また星形成そのものは数 pc スケールで起こっているため，空間分解した銀河における SFMS においても，同様にタイトな関係がみられる．すなわち，星形成面密度 (ΣSFR ) と星質量面密度 (Σ∗ ) における関
係である．

2

Methods

2.1

Sample星形成率・星質量・ガス質量・減光量 4 つの物理量間の関係を調べることを本研究の展望としているため，将来性も考慮してサンプル選択を行った．星形

ΣSFR ∝ ΣN∗(2)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
成率・星質量・減光量は DustPedia データベース上

ここで式 (3) について，ΣSFR [M⊙ yr−1 kpc−2 ] はの GALEX (GALaxy Evolution eXplorer) と WISE

星形成率面密度，I22 ，IFUV はそれぞれ 22 µm ，FUV

(Wide-field Infrared Survey Explorer) を，ガス質の強度 [MJy str−1 ] ，i は銀河の傾き (inclination)

量は COMING (CO Multi-line Imaging of Nearby

である．式 (4) について，Lν (3.4 µm) は 3.4 µm にGalaxies) カタログを使用するため，全てのカタログ おける光度である．
内に存在していること，渦巻銀河であること，楕円環
また先行研究では，銀河の空間分解の手法は 1 辺
出力に使用する CAAPR (Comprehensive & Adapt-が 1 kpc のピクセル，いわゆる pixel-to-pixel の解析

able Aperture Photometry Pipeline) パイプライン方法が採用されている．本研究では pixel-to-pixel の(Clark et al. 2017) が正常に作動することを条件と 解析に加え，長半径の幅が 1 kpc ごとの楕円環も採した．その結果サンプルは 34 天体となった．
用した．これにより S/N を保持しつつ，SFMS の傾向を調べることができる．

2.2

Data

2.2.1

GALEX

2.4

星形成率を計算するために GALEX の遠紫外 (Far

UltraViolet: FUV) データを使用した．FUV における半値全幅 (Full width at Half Maximum: FWHM)′′

は 4. 3 である．

EM アルゴリズムによるノイズの推定

pixel-to-pixel の解析における SFMS では，対数線形関係を持つ集団と，横軸・縦軸共に相関のないノイズ成分が混在している可能性が示唆された．そこで前者を共分散を持つガウス分布，後者を共分散を持たないガウス分布，それら 2 つのガウス分布が混ざり2.2.2

合った混合ガウス分布と仮定し，EM (Expectation

WISE

星形成率の計算に WISE の 22 µm を，星質量の計算に，3.4 µm を使用した．FWHM はそれぞれ′′′′

6. 1，12 である．しかし WISE 22 µm の FWHM
は 12” より悪いことが知られている．そこで，妥当′′な FWHM を調べ，本研究では 17 を WISE 22 µmの FWHM として採用した．

& Maximization) アルゴリスムを用いて，それら 2つの集団を区別した．

EM アルゴリズムとは，混合ガウス分布のように，解析的に解くことのできない対数尤度関数を最大化するための方法である．

N (x|µ, σ) を変数 x，平均 µ，標準偏差 σ とした
ガウス分布を表すとすると，K 個のクラスタに区別される，混合ガウス分布における対数尤度関数は以物理量の計算と空間分解

2.3

下のように書き表せる．

本研究で使用した物理量の計算方法を以下に示す．
星形成率の計算は Casasola et al. (2017)，星質量のln p(x|π, µ, σ) = ln

計算は Wen et al. (2013) を採用した．

[K
N
∏
∑
n=1

]
πk N (x|µk , σk )

k=1

∑K

(5)

ΣSFR = 1.59 (3.2 × 10−3 I22 + 8.1 × 10−2 IFUV ) cos i πk は k=1 πk = 1 を満たす，それぞれのガウス分(3) 布の混合の割合を表す係数で，混合係数と呼ばれる．
EM アルゴリズムとは π, µ, σ の最適化を行うアル
(

M∗
M⊙

)

= (−0.040 ± 0.001)[] (4)ν Lν (3.4 µm)+ (1.120 ± 0.001) × log10
L⊙

log10

ゴリズムであり，以下 4 つのステップからなる．

1. π, µ, σ の初期値をセットし，対数尤度を計算
する

2. 負担率 γ(zk ) を計算する． (E ステップ)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
3. 対数尤度パラメータ π, µ, σ に関し，最尤解を4Discussions & Conclusions

4.1

pixel-to-pixel

求める． (M ステップ)

4. 対数尤度を再計算し，前回との差分があらかじめ設定していた収束条件を満たしていれば終了

EM アルゴリズムでノイズと判断された集団は銀河の外縁部に集中していることがわかった．銀河外縁

し，そうでなければ E ステップに戻る．

部では背景光や他銀河からの汚染を受けるため，こ
ここで負担率 γ(zk )，π, µ, σ それぞれの最尤解

れらは確かにノイズと判断してよい．そこで，EM アπk∗ ,ルゴリズムで対数線形関係を持つとされた集団にのµ∗k ,σk∗ は以下のように表される．

γ(zk ) =
πk∗
µ∗k
σk∗
Nk

πk N (x|µk , σk )∑K
j=1 πj N (x|µj , σj )み注目すると，本サンプルにおいて棒構造の有無に(6) よって，銀河中心に向かう際の星形成率の増加傾向が異なることが確認できた．棒構造を持つ銀河におNk(7) いて銀河中心付近でも星形成率の増加が維持されるNことから，「棒構造によって星形成が促進する」といΣN
n=1 γ(zk )xn=(8)う説を支持する結果となった．
Nk
T
ΣN
γ(z
)(x
−
µ
)(x
−
µ
)
k
n
k
n
k
n=1
=
(9)
Nk
= ΣN
(10) 4.2 長半径の幅が 1 kpc ごとの楕円環
n=1 γ(zk )=

負担率とは z の事後分布であり，zk とは潜在変数と呼ばれ，ひとつの k について 1 をとる確率変数である．zk が 1 である確率は混合係数によって，p(zk =1) = πk のように決められる．

長半径の幅が 1 kpc ごとの楕円環においても，

pixel-to-pixel 解析と同様の傾向が確認できた．円環は外縁部ほど面積が大きく，pixel-to-pixel の図と比べて外縁部の S/N が悪化しない．しかし，それでも最外縁部ではノイズの影響が出ていることが見て取れる．

3

Results
まず pixel-to-pixel 解析で得られた結果について述べる．棒構造を持つ銀河 (14 銀河) ，持たない銀河(9 銀河) ，中間の特徴を持つ銀河 (11 銀河) をそれ
ぞれ代表に 1 つずつ示す．
図 1 が SFMS のプロットであり，これらに EM ア
ルゴリズムを施したものが図 2 である．赤色がノイズ，青色が対数線形関係を持つ集団である．EM ア
ルゴリズムで判断されたノイズの信頼性を調べるた
め，銀河上でのピクセルの位置を調べた (図 3) ．色が黄色になるほど銀河の中心，黒になるほど銀河外縁部に位置することを表す．
続いて長半径の幅が 1 kpc ごとの楕円環で分解した SFMS について得られた結果を図 4 に示す．先ほどと同様，棒構造を持つ銀河，持たない銀河，中間の特徴を持つ銀河をそれぞれ代表に 1 つずつ示す．

Reference
Abdurro’uf, & Akiyama. 2017, MNRAS, 13, 1
Brinchmann, J., Charlot, S., White, S. D., et al. 2004,
MNRAS, 351, 1151
Casasola, V., Cassara, L. P., Bianchi, S., et al. 2017,
A&A, 605, A18
Catalán-Torrecilla, C., Gil de Paz, A., Castillo-Morales,A., et al. 2017, APJ, 848, 87
Clark, C. J. R., Verstocken, S., Bianchi, S., et al. 2017,
A&A, 609, A37
Elbaz, D., Daddi, E., Borgne, D. L., et al. 2007, A&A,
48, 33Kim, E., Hwang, H. S., Chung, H., et al. 2017, APJ,
845, 93Wen, X. Q., Wu, H., Zhu, Y. N., et al. 2013, MNRAS,
433, 2946

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: pixel-to-pixel 解析による SFMS
左：NGC3147 (SA, 棒構造無)，中央：NGC4579 (SAB, 中間型)，右：NGC0613 (SB, 棒構造有)

図 2: pixel-to-pixel 解析による SFMS (EM アルゴリズム後)
左：NGC3147 (SA, 棒構造無)，中央：NGC4579 (SAB, 中間型)，右：NGC0613 (SB, 棒構造有)

図 3: pixel-to-pixel 解析による SFMS (銀河上の位置)
左：NGC3147 (SA, 棒構造無)，中央：NGC4579 (SAB, 中間型)，右：NGC0613 (SB, 棒構造有)

図 4: 楕円環解析による SFMS
左：NGC3147 (SA, 棒構造無)，中央：NGC4579 (SAB, 中間型)，右：NGC0613 (SB, 棒構造有)——–index

c13
シミュレーションによる銀河中心近傍にある若い星団の個数予測
東京大学大学院 理学系研究科 国立天文台
中津野 侃貴2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Young Massive Cluster の個数予測
中津野 侃貴 （東京大学大学院 理学系研究科 国立天文台）

Abstract
Portegies Zwart et al. は、銀河系中心から 200 pc 以内の若いコンパクトな星団の進化と観測可能性に関する研究を行った。計算は星団を構成する星の恒星進化と重力相互作用による直接 N 体計算、さらに銀河による潮汐力を考慮している。様々な初期条件を持つ星団の、これらの効果による進化を計算した結果、銀河系中心から 200 pc 以内の星団は最長でも 70 Myr 以内に、完全に分解され, 背景密度との比較によると最長で 20 Myr もしないうちに観測不可能になるであろうことが分かった。これらの結果を考察することにより、銀河中心から 200 pc 以内におよそ 50 個もしくは、それ以上の星団があるだろうという結論を導いた。これに関して、詳細なレビューを行う。

1

これらの星団に関する重要な研究対象としては、

INTRODUCTION
この論文が発表される少し前（90 年代後半）、銀河系中心近傍で非常にコンパクトかつ若い 2 つの星団

Arches(Nagata et al. 1995) と Quintuplet(Nagata
et al. 1990, Okuda et al. 1990) が発見され、観測により大きさや質量、密度分布、年齢などの詳しい情報が分かっている。しかし、この領域は厚いガスや塵に覆われ容易に観測することが出来ず、まだ発見されていない星団が多く潜んでいるのではないかと考えられている。直前にも、天球面上において銀河中心から 600 pc までの領域で 58 の星団の候補が発見されている (Dutra & Bica. 2000)。

(1) 年齢や存在する場所が大きく異なるものの、形状などいくつかの物理的性質が似ている球状星団との関係性、(2) 銀河の星形成に与える影響、(3) 星団
中の恒星の質量分布が一様になっていることの説明、(4) 銀河中心からの距離と星団の関係性、(5) まだ発見されていない星団がどれほどいるか、などが挙げられる。論文中では (1)〜(3) に関する研究も進められているが、この発表ではより詳細な内容に踏み込んでいる (4)、(5) に関するレビューを行っている。以降、この銀河中心近傍の若い星で構成された星団を

YMC(Young Massive Cluster) とする。

2

METHODS

2.1

The Tidal Field Near the Galactic Center

銀河中心による潮汐ポテンシャルはϕT (x, y, z) = −
図 1: 各 King パラメーター (W0 = 1, 4, 7) における星団を表した模式図。最も外側の線は銀河場における 0 速度面を表す。内側の 2 つの線は内側からコア半径と反質量半径を、点線は潮汐半径を表している。
ただし rGC = 150 において、King の球対称な密度分布を持った星団として誕生した場合を示している。

)
1(
α1 x2 + α3 z 22(1)で表され (Heggie & Ramamani. 1995)、x は銀河面の中心へ向かう方向を、z は銀河面に垂直な方向を表す。ここで、α1 (> 0) と α3 (> 0) は

α1 = −4A(A − B)()
α3 = 4πGρG + 2 A2 − B 2(2)2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
であり、α1 /α3 が幾何学的性質を決定する。また、A

2.2

とBは

A=

1

(

2

B=−

1

vc
r
(

2

dvc

−

vc
r

+

初期条件としては Arches と Quintuplet に関する観

)

dr
dvc

Initial Cluster Structure

測値をもとに決めている。YMC の密度と銀河中心からの距離を変えて、モデリングした YMC の進化を比(3) 較する。具体的な初期条件は恒星の数が 12k(12288)、)恒星質量 m は 0.1M⊙ < m < 100M⊙ 、質量関数はdr

太陽近傍の質量関数 (Scalo. 1986) を採用した。このとして決まっており、さらに√
GMGal (r)
vc =
r
(
)1.2
rGC
MGal (rGC ) = 4.25 × 106M⊙pc

質量関数による中央値は 0.3M⊙ 、平均質量は ⟨m⟩ ≃(4)

0.6M⊙ 、総質量はおよそ 7500M⊙ となっている。また、初めは全ての恒星が単独で存在し 3 体相互作用を通じて連星が形成されていく。YMC の形状としては、(5)(rGC ≲ 100pc)

King モデルを採用し King パラメーター W0 = 1, 4, 7
それぞれに関して行う。また、銀河中心から YMC ま
での距離 rGC = 34, 90, 150 pc それぞれの場合に関とする (Mezger et al. 1995)。ここで、して、また恒星進化を考慮しない場合を含め、合計

(

)0.1
r
km s−1pc( )−0.9rdvc= 13.7km s−1 pc−1
dr
pc

10 パターンに関してシミュレーションを実行する。

vc = 136.8(6)の値を採用することにより、

3

RESULTS

3.1

The Evolution of the Cluster

図 2 左より、各モデルの質量変化を示しており銀−0.9
A ≃ 61.5rGC
km s−1 pc−1
−0.9
B ≃ −75.3rGC
km s−1 pc−1

(7)

−1.8
ρG ≃ 4.06 × 105 rGCM⊙ pc−3

河中心から離れているほど銀河の潮汐力の影響が小さいため寿命が長くなっている。図 2 右は恒星数の進化を示しており初期の半質量緩和時間で規格化さ

また、YMC 中心からの銀河中心と YMC 中心が作るれている。それぞれの線は完全には重なっていない

第 1 ラグランジュポイントまでの距離はが、恒星進化を考慮しない場合（no SE）も含め、連

(
rL1 ≡

−M
α1

星の形成などの確率的な現象による差がわずかに現)1/3(8) れているに過ぎず、非常に似た進化をしている。恒星進化を考慮する場合に限っても恒星の進化による影響は、YMC の誕生から始めの数 Myr に効いてく

これに (2) を代入し、

rL1 ≃ 4.90 × 10

−3

(

M
M⊙

)1/3 (

rGC
pc

るので、各 rGC における、恒星進化が支配的なタイ

)0.6
pc

(9)

ムスケールが異なる。よって、YMC の進化において銀河の潮汐力や N 体相互作用に比べて恒星進化の影

また、YMC の周回している軌道より内側の銀河の質

響は非常に小さい。銀河中心から離れれば離れる程、

量 MGal を用いると寿命が少し伸びている理由は今回の結果からだけで

[
rL1 ≃
である。

M
2MGal (rGC )

]1/3
rGC

は分からない。恒星進化や連星形成、星の衝突など(10) で説明することが出来るかもしれないが今回の論文の研究範囲を大きく超えている。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 左は rGC = 34(左), 150 pc(右) における W0 = 1(実線),4(ダッシュ線),7(点線) の総質量の変化を示した図である。右は W0 = 4 における rGC = 34(実線), 90(ダッシュ線), 150(点線)、恒星進化を考慮しない場
合 (no SE) の恒星数の変化を示す図で、それぞれの trlx で規格化している。

3.2

Distances to the Galactic Center

図 4 はシミュレーションされた星団の反質量半径までの投影質量密度の時間発展を最も高密度の R34W7、
丁度中間密度の R90W4、最も低密度の R150W1 に関して示したものである。地球から見た、投影された
表面質量密度は銀河中心からの投影距離 d を用いて
∫
( 2
)−0.9
5
Σ(d) = 4.06×10
d + z2dzM⊙ pc−2 (11)で求められ、星間密度は (7) を用いている。積分区間
は、-100 ＜ z ＜ 100 で地球から YMC の視線に沿っ 図 4: 銀河中心付近における、地球からの投影質量密て行う。視線上の積分範囲外の影響はとても小さい 度 (実線; eq. [11]) と質量密度 (ダッシュ線; eq. [7])を示している。共に rGC = 5 pc の値で規格化している。

(約 10%) ので、無視している。観測することの出来た YMC と背景の投影質量密度は同程度である。同程
度では観測されない可能性があるものの、実際の背景としてカウントされる恒星は今回のシミュレーショ
ンで積分に用いた恒星よりも古いものが多く、より小さな光量/質量の割合を持っていると考えられる。
そのため、シミュレーションより YMC を観測しやすい環境だったと考えられる。Quintuple の投影質量
R34W7(点 線)、R90W4(ダッシュ線)、 密度がシミュレーションによる背景の質量密度より
R150W1(実線) モデルにおける投影質量密度の進化 小さいにも関わらず、詳しい観測が可能だったのは
図3:を示している。ドットの垂直な直線は銀河中心から

これらの理由による可能性が考えられる。YMC のの投影距離 d = 34, 90, 150 pc での表面投影質量密性質を決定するのは rGC （と W0 ）であるのに対し度 (Σ(d)) を示している。2 つのエラーバーは Arches（左）と Quintuplet（右）を示している。

て、比較対象である背景の投影質量密度は d(投影距2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: (13) の式より質量 M が正である領域に影をつけ、YMC の生存領域とした。左下の小さな白い領域
は Arches (左) と Quintuplet（右）を表している。
図 5: 銀河中心と、Arches や Quintuplet、Observer（地球方向）、各パラメーターの関係を表した模式図。 とする。ただし、τ ≡大きな円は銀河中心から 100 pc までを表し、各 YMCいる。

を表す楕円は実際より約 10 倍誇張して描いている。
離) に依存している。これらの関係を詳細に考察するのは難しいので、Quintuplet の質量密度を検出可能な YMC の質量密度の下限値（∼ 104 M⊙ pc−2 ）とする。この場合、150 pc の YMC は生涯を通して観測することは出来ないが、34, 90 pc の YMC は始めの 800 Myr あたりまで観測可能であることが分かる。
銀河中心から離れた YMC であるほど YMC 自体の寿命は長くなるが、検出可能である寿命は短くなる傾向がある。ただし、これらの考察は質量の情報を用いているが、より正確には光度で比較をしなければならない。光度に関するシミュレーションも行われているが、考察はより複雑になるので本論文では行われていない。

t、τc ≃ 0.29 としてtrxt (rGC )図 6 を用いて簡単に、まだ発見されていないであろう YMC の個数を見積もってみる。この段階で発見されている YMC は銀河中心に近く、若い 2 つ（Archesと Quintuplet）だけである。1 つの簡単な仮定として、Arches と Quintuplet が含まれている領域（t <5 Myr かつ rGC < 50 pc）の YMC は全て発見されており、その領域以外の YMC は全く発見されていないとする。そして、影になっている領域に均等に YMCが分布しているとすると、影になっている領域に含][1(60Myr)(200pc)= 48 個まれる YMC の総数は 2 × 2 (5Myr)(50pc)となり、およそ 50 個だと見積れる。しかし、例えば地球から見て銀河中心より遠くにある YMC は近くにある YMC と比べて、背景との区別がより難しくなることが考えられるなど、銀河中心に近く若い領域に含まれる YMC が、既にすべて発見されており2 つしか無いという仮定は現実的ではない。よって、

4銀河中心から 200 pc より内側にある YMC は優に 50

DISCUSSION

を上回っていると考えられる。

図 2 より YMC の質量 M はおおよそ時間 t の 1 次関数として表すことができ、それは潮汐半径での緩
和時間

]
rGC
(Myr)
trxt ≃ 2.19
(pc)

5

[

を利用して

(
M = M0

τ
1−
τc

(12)

)
(13)

REFERENCE
Portegies Zwart et al., ApJ, 546, L101, (2001)
Portegies Zwart et al., ApJ, 565, L265, (2002)

——–index

c14
質量とサイズの関係から探る, 初代銀河
類似天体としての極金属欠乏銀河
東京大学大学院 理学系研究科
磯部 優樹

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばるで探る希少天体・近傍極金属欠乏銀河のサイズと星形成
磯部 優樹 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
誕生して間もない遠方宇宙の初期銀河は, 低金属量で小質量といった性質をもつと考えられている. この特徴は近傍宇宙において極金属欠乏銀河 (EMPG) と呼ばれる天体と類似しており, 遠方初期銀河を理解する
手がかりとなる. 本研究では, すばる HSC SSP 探査の Wide 領域で機械学習により選ばれた EMPG 22 天
体 (Kojima et al. in prep) のうち、11 天体 (うち ４ 天体が分光同定済み) の i バンドでの有効半径を調べた. この際, EMPG のホスト銀河とみられる天体にも同時にフィッティングを行い, 独立に信頼性の高い測定値を得る工夫をした. その結果, EMPG の多くは有効半径が re = 45-300 pc であることがわかった. また,EMPG の i バンド絶対等級は −13 から −12 等級となり, 星質量にして 105−6 M⊙ であった. 同程度の質量をもつ遠方銀河と比較したところ, EMPG の方が 1 桁程度サイズが大きいことが判明したため, EMPG は遠方初期天体の完全なアナログ天体ではないと判明した. 一方で, 近傍の多様な銀河と比較したところ, 今回解析された EMPG は矮小楕円体銀河と近いサイズ, 星質量をもっていることが明らかになった. このことから, ホスト銀河をもつ EMPG は低金属量な矮小楕円体銀河がホスト銀河との相互作用によって星形成を開始させたものであるという示唆を得た.

1

導入
誕生して間もない遠方銀河の性質については未解

明な部分が多い. しかし, 原子核合成の進んでいない
宇宙初期には金属元素の量が少ないことや, 軽い銀河が集合・合体を繰り返しながら銀河が進化してきたことを考えると, 初期銀河の多くは低金属量で小質量であると考えられる. 加えて, Santini et al. (2017) や

Shibuya et al. (2015) などの研究から, 同じ星質量

図 1: ホスト銀河をもつ EMPG の例で比較したときに遠方銀河の方が高い星形成率 SFR,
星形成率表面密度 ΣSFR を有することが示されている. ただ, 遠方天体は分光観測が難しいため, より詳
細な物理量を測定するには JWST など次世代の望遠鏡の登場を待たなければならない. 一方で, 金属汚染の進行しているはずの近傍宇宙において, 極金属欠乏
銀河 (EMPG) という金属量の極めて少ない天体が発見されている (e.g. Izotov & Thuan 1998). EMPG
は低金属量で小質量といった特徴を備えているため,
遠方初期銀河のアナログ天体としての可能性が期待されている. したがって, 本発表では有効半径 re , 星
質量 M∗ , SFR, ΣSFR を元に EMPG と遠方初期天体を比較・議論する.

2

サンプルと解析手法

2.1

EMPG のサンプル

金属合成の進んだ近傍宇宙において EMPG は希少であるため, まとまった数のサンプルを用意するには広域かつ深い探査が必要となる. Kojima et al. (inprep) では十分に広い探査領域 (1,400 平方度) をもつ上に SDSS の ∼ 100 倍暗い天体を観測できるす
ばる HSC SSP データを用いた. しかし, このデータには天体の金属量を求めるのに必要な分光データがない. そこで, Kojima et al. (in prep) は EMPG の出す強い Hα, [Oiii] 輝線によって g, r バンド全体が2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
明るくなることに着目し, 機械学習によって総天体数5,000 万の中から 22 個の EMPG 候補天体を選び出すことに成功した. そのうち 4 天体は分光追観測され, 太陽金属量の 1/10 より小さいことが確認されている1 . また, これらの EMPG のうち半数以上が図1 のようなホスト銀河2 を持っていることが確認されている.
図 2: F (Hα)photo の導出方法を示す概略図.

2.2

サイズ測定
式 (2) は, 若い星形成銀河モデル (Chevallard &本研究では, EMPG の表面輝度プロファイル SB(r)Charlot 2016) に対して我々がフィッティングした結として, 幅広い近傍銀河をよく表す Sérsic 関数[(( )1/n)]r
SB(r) = SBe exp −κ(n)
−1
(1)
re

係にあることが知られているため (Kennicutt 1998),

果である. また, SFR と Hα 光度 L(Hα) は比例関
測光データから Hα フラックス F (Hα) を見積もることができれば, Photo EMPG についても SFR のを仮定した. Galfit (Peng et al. 2010) という画像

議論ができる. 近傍 EMPG の r バンドには非常に強フィッティングコードは式 (1) の関数を実装していい Hα 輝線が含まれている. そこで, 図 2 のように輝る上, 複数の成分を同時にフィッティングできるとい線の影響が少ない i, z バンドの測光値から r バンド

う特長をもつ. 本研究では Galfit を用いて EMPG

における連続光成分を外挿し, 超過分を F (Hα)photoとホスト銀河の re を同時に求めた3 . ただし, EMPGとすることにした. これを Spec EMPG の分光測では活発な星形成が行われていると考えられている

定されたフラックス F (Hα)spec と比較したところ 2

ので, その影響をあまり受けない i バンドのデータ倍程度の範囲で一致していることが確認できたため,を用い, 星の分布を調査した. また, 今回解析する

SFR を

EMPG は画像の seeing サイズ4 よりコンパクトなものが多いので, 点拡がり関数を用いて光源の広がりを補正した. これ以降, Spec EMPG 4 天体と, フィッ
ティングが比較的うまくいった Photo EMPG 7 天体SFR = (7.9/1.8) × 10−42 L(Hα)(3)

L(Hα) = F (Hα) · 4πd2L(4)にしたがって見積もった5 . ただし dL は光度距離で,の合計 11 天体について議論する.

赤方偏移 z の関数である. ここで, Spec EMPG の

2.3

z は z = 0.02-0.03 であったため, Photo EMPG の星質量, 星形成率z を 0.025 と仮定した. さらに, SFR と re の値からSpec EMPG に関しては, SED フィッティングに ΣSFR を
より M∗ が求められている (Kojima et al. in prep.).
一方で Photo EMPG に対しては, i バンド絶対等級

Mi から以下の関係を使って M∗ を求めた.
log M∗ /M⊙ = −0.4Mi + (0.4 ± 0.5)

ΣSFR =

SFR/2
πre2

(5)

にしたがって見積もった.

(2)

1 以降, 分光追観測済の 4 天体を Spec EMPG, それ以外の天体を Photo EMPG と呼ぶことにする.
2 分光同定されていない天体に関してはあくまでも候補である.
3 自由度を減らす目的で Sérsic インデックス n を 1 に固定する場合もあったが, 自由に振っても結論には影響しない.
4 ∼ 0.45 arcsec. z = 0.025 で ∼ 200 pc.

5 式 (3) は Kennicutt (1998) のものに Chabrier (2003) の初期質量関数を仮定.

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

104
3

re / pc

10

102
101

図 3: Galfit によるフィッティング結果.

E/S0
dE/dS0dSph
UDG
GC/UCDz = 6-7
z=8
z=9
EMPG
Host Galaxy

100 3
10 104 105 106 107 108 109 1010 1011 1012
M* / Mo(上):EMPG, ホスト銀河ともに成功の例, (中): EMPG
成功, ホスト銀河要改善の例, (下): EMPG, ホスト
銀河ともに要改善の例.

3

解析結果

3.1

フィッティング

図 4: さまざまな天体のサイズ - 星質量関係. 低
赤方偏移の楕円銀河 (E/S0, dE/dS0), 矮小楕円体
銀河 (dSph), 球状星団 (GC/UCD) (以上, Norris

et al. 2014), 近傍の Ultra Diﬀuse Galaxy (UDG;
van Dokkum et al. 2015), z = 6-9 の小質量銀河(Kikuchihara et al. 2019).

図 3 は Galfit のフィッティング結果である. 左側が元画像, 中央がモデル画像, 右側が residual 画

ある6 . 図 4 を見ると, EMPG は遠方銀河というより像 (元画像からモデル画像を差し引いたもの) となる.

もむしろ矮小楕円体銀河 (dSph) に近い分布をしていフィッティングの妥当性は, Residual 画像を目視で判ることが分かる. 一方で, ホスト銀河の分布は Ultra

断した. 図 3 上段のようにフィッティングが成功しDiﬀuse Galaxy (UDG; van Dokkum et al. 2015) とているものが 6 天体, 図 3 中段のようにホスト銀河

近いことも判明した.

には引き残りが多いものの EMPG のフィッティング
自体は成功しているものが 3 天体であった. 一方で,EMPG のフィッティングを改善する余地のあるもの(図 3 下段) も 2 天体存在した.

3.2

サイズ - 星質量関係3.3

星形成率, 星形成率表面密度

図 5 は, EMPG の SFR と M∗ の関係を Santini

et al. (2017) の結果と比較したものである. 図 5 を見ると, 今回発表する EMPG は z > 6 の天体に匹敵するような高い SFR を有することが分かる. 一方

今回発表する EMPG の多くは −12 から −13 等

で, EMPG の ΣSFR を計算したところ, 今回発表す級, re = 45-300 pc の範囲にあることが判明した. 一

る EMPG の多くは z ∼ 2 並みである (Shibuya et

方で, i バンド等級が暗い側の 2 天体を除く 5 つのal. 2015; ΣSFR ∼ 10−1 M⊙ yr−1 kpc−2 ) ことが明ら

ホスト銀河は −16 から −18 等級, re ∼ 1 kpc となかになった.

り, EMPG のものと比べて ∼ 100 倍明るく, ∼ 10倍大きいという結果となった. また, 図 4 は, 式 (2)にしたがって Mi を M∗ に変換し, re - M∗ 関係図
上で他の近傍天体, 遠方小質量銀河 (Kikuchihara etal. 2019 and references therein) と比較したもので
6 フィッティング要改善と判断された天体の r には 2 倍程度
eの誤差があるとした一方, 成功した天体の誤差はモンテカルロ法
により見積もった.

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
体程度にとどまっていることが分かった. したがっ101

いが, 金属量の極端に欠乏した環境における活発な星

0

形成活動を調べることで初期銀河の形成・進化につSFR / Mo yr-1

10て, EMPG は遠方銀河の完全なアナログ天体ではな

いて議論を進めることができると考えられる.

10-1
10-2
10-3 410

5

1.3 < z < 2
3<z<4
5<z<6
EMPG

105

106
M* / Mo

107

108

まとめ
すばる HSC SSP データから選ばれた EMPG サ

ンプルに対し, 画像フィッティングによって re , M∗を求めた. その結果, EMPG は re = 45-300 pc,

図 5: EMPG の星形成率 - 星質量関係. 点線は,log M∗ /M⊙ ≳ 7.5 で成り立つ関係 (Santini et al.
2017) を外挿.

4

議論

4.1

近傍天体との対応

図 4 より, EMPG とホスト銀河はそれぞれ dSph,

M∗ = 105−6 M⊙ とコンパクトかつ小質量な天体でありながら, 遠方初期天体というよりはむしろ dSphに似た re - M∗ 関係をもつ天体であることが判明した. dSph の性質から, ホスト銀河をもつ EMPG はホスト銀河との相互作用を受けて近年星形成を開始
させた dSph の可能性がある. また, EMPG は遠方銀河の完全なアナログ天体ではないが, 始原ガスに近い環境での活発な星形成を見ることで遠方初期銀河を理解する手がかりとなる. 今後の展望として, ホス

UDG と似た re - M∗ 関係をもつことが判明した. ト銀河をもつものだけでなく孤立した EMPG の形
dSph, UDG の大部分はほとんど星形成していないと 成過程について迫れればと考えている.
考えられている (van Dokkum et al. 2015, Grebel &Gallagher 2004) 点においてホスト銀河は UDG に近い天体であると見ることができる. さらに, dSph の中

Referenceには誕生してからほとんど星形成活動を経験しなかっ Chabrier, G., 2013, PASP, 115, 763
たために現在でも金属量が低いものもある (Harbeck

et al. 2001). それまでほとんど星形成してこなかっ

Chevallard, J. & Charlot, S., 2016, MNRASた伴銀河の SFR がホスト銀河との相互作用によってGrebel, E. K. & Gallagher, J. S., 2004, ApJ, 610, 89

急激に上昇する可能性 (マゼラン雲; Nidever et al.

Harbeck, D., et al., 2001, AJ, 122, 3092

2019) を考えると, ホスト銀河に付随する EMPG は Izotov, Y. I. & Thuan, T. X., 1998, AJ, 497, 227
UDG などとの相互作用によって近年星形成を開始 Kennicutt, R. C. Jr., 1998, ARA&A, 38, 189
した dSph である可能性が示唆される.

Kikuchihara, S., et al., 2019, ApJ
Kojima, T., et al., in prep4.2

遠方銀河との対応

本研究から, EMPG は遠方銀河と同様にコンパクトかつ小質量な天体であることが明らかになった. しかし, SFR と ΣSFR の比較から, 今回発表した EMPG
は遠方銀河 (z ≳ 6) と同様の SFR を示すものの, サイズが 1 桁程度大きいために ΣSFR は z ∼ 2 の天

Nidever, D. L., et al., 2019, ApJ
Norris, M., et al., 2014, MNRAS
Peng, C. Y., et al., 2010, AJ, 139, 2097
Santini, P., et al., 2017, ApJ, 847, 76
Shibuya, T., Ouchi, M., & Harikane, Y., 2015, ApJSvan Dokkum, P. G., et al. 2015, ApJ, 798, 45

——–index

c15
CO 回転振動遷移吸収線を用いた AGN
周辺の分子ガス分布の研究
東京大学大学院 理学研究科
松本 光生

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

CO 回転振動遷移吸収線を用いた AGN 周辺の分子ガス分布の研究
松本 光生 (東京大学大学院 理学研究科)

Abstract
活動銀河核（AGN）とは、銀河中心の大質量ブラックホールに円盤状に降着する物質が重力エネルギーを光放射することで輝いている天体である。そして、光放射する降着円盤を取り囲むように分子トーラスが存在すると考えられている。分子トーラスの構造は AGN 活動と共に変化するため、AGN の光放射機構を理解する上で重要である。しかし、分子トーラスの内部構造や形成過程は、まだ詳細には理解されていない。
そこで、分子トーラスの内部構造を観測する手法として、4.7µm 付近の CO の回転振動遷移吸収線 (v=0-1、∆J=±1) が有効である。本発表では、CO 吸収線を用いた AGN 周りのガス構造の先行研究 (Baba et al.
2018、Shirahata et al. 2013) のレビューを行い、流体シミュレーションの理論的な先行研究 (Wada et al.
2016) との整合性について議論する。Baba et al. 2018 では、10 天体の CO 吸収線の形状から、CO を含むガスの平均温度が 360 K、CO の柱密度が 1019 cm−2 と見積もられた。CO ガスは星形成領域のガス（10K 〜 100 K）よりも高温であり、AGN からの X 線放射によって分子トーラスの内側のガスが加熱されていると結論づけた。また、Shirahata et al. 2013 では、IRAS 08572+3915 をより波長分解能の高い CO
吸収線の観測を行った。その結果、CO ガスの温度が 270 K で、母銀河に対する相対速度が-160 kms−1 のOutﬂow 成分が確認された。一方で、AGN からの X 線放射、超新星爆発を考慮した流体シミュレーションの研究 (Wada et al. 2016) では、Outﬂow の速さは 100 kms−1 〜 500 kms−1 で、温度は 103 〜104 K であった。観測で見られた高温 Outﬂow 成分を理論モデルと比較し、高温 Outﬂow 成分の起源を探る。

1

Introduction
活動銀河核 (AGN) とは、銀河中心の大質量ブラックホールに円盤状に降着する物質 (降着円盤) が重力は、分子トーラスの内側のダスト昇華層に存在する
高温ダスト (1500K) からの黒体放射を背景光とする事で、銀河の影響を受けずに分子トーラスの物理状態に迫る事ができるため、有効である。

エネルギーを光放射することで、非常に明るく輝く天体である。AGN には、速度幅の広い広輝線を持つ

Type1 AGN と広輝線を持たない Type2 AGN が存在する。AGN 統一モデルによると、２種類の AGNの違いは降着円盤の外側に存在するガスやダストが混在した分子トーラスが Type2 AGNs の持つ広輝線を隠すことに起因すると考えられている。(図 1) そして、その分子トーラスに存在する物質は AGN 内部に降着し、AGN 進化に影響を与える。そのため、分子トーラス内部の構造を理解することは AGN 進
化を理解する上で重要である。しかし、分子トーラ
スのサイズは非常に小さく（〜 pc、銀河サイズ：〜

図 1: AGN 統一モデルにおける Type-1 AGNs とkpc）、現在の望遠鏡では空間分解できないため、分 Type-2 AGNs の違い
子トーラスの内部構造は詳細には理解されていない。
そこで、4.7µm 付近での複数の CO 振動回転遷移吸

しかし、AGN 統一モデルによると、全ての Type-

収線 (v = 0-1、Δ J = ± 1) を同時に観測する手法

2 AGNs で示すはずの CO 振動回転遷移吸収線を示2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
さない Type-2 AGNs が存在する事が分かっている

Luts (2004)。この事実は、CO 回転振動遷移吸収線の存在する AGNs は特別な分子トーラスの内部構造を持つもしくは、特定の観測角度でしか CO 振動回転遷移吸収線を示さないことを意味する。そのため、

CO 振動回転遷移吸収線が捉えるガスが存在する位
置を観測的に見積もり、理論研究と比較する事でガスの起源を明らかにすることは重要となってくる。

2

Baba et al. 2018

2.1

Data and Analysis

図 2: AKARI と Spitzer による分光データの PlaneBaba (2018) で CO 振動回転遷移吸収線 (v=0-1、 parallel LTE gas model を用いた CO 振動回転遷移∆J=±1) を示す 10 天体は、AKARI mission pro-

吸収線のフィッティングの結果。(Baba (2018)、ﬁg
gram AGNUL (P.I.T. Nakagawa) で観測された 4)
ULIRG 50 天体のうちの 6 天体と Spitzer で観測された CO 振動回転遷移吸収線示す ULIRG 4 天体 (Spoonによると、CO ガスの温度 TCO > 102 K、柱密度2005) である。AKARI で観測された分光データは CO N
18
cm−2 が X 線加熱により実現可能であCO > 10振動回転遷移吸収線を示す波長域を全て捉られてい り、本研究での観測の温度、柱密度と整合的である。
ないため、Spitzer で観測されたデータを組み合わせた。この際、２種類のデータの Flux density のスケー
ルを較正するために WISE 測光データを用いた。
これらの分光データから CO 振動回転遷移吸収線の Proﬁle の解析は、Plane-parallel LTE gas modelを用いて行った。LTE gas model において背景光の連続成分はダスト昇華層の温度 1500 K の黒体放射を仮定して、CO 振動回転遷移吸収線の Proﬁle から

CO を含むガスの温度、柱密度を見積もった。
図 3: 左図；縦軸は CO 吸収線から見積もられる水素

2.2

Results and Discussion

原子の柱密度、横軸は X 線観測から見積もられる水ULIRG10 天体における CO 振動回転遷移吸収線

素原子の柱密度。 右図；縦軸は CO 吸収線から見積のフィッティングの結果は図 2 のようになった。そもられる水素原子の柱密度、横軸は Si 吸収線から見の結果、10 天体から見積もられる平均的なガスの温積もられる水素原子の柱密度。(Baba (2018)、ﬁg 8、度は TCO =360 K、CO ガスの柱密度 NCO = 1019

9)

cm−2 であり、CO ガスは星形成領域のガス（10-100
K）よりも高温で大量に存在している事がわかる。この CO ガスの高温化は AGN 中心からの X 線放射によって説明が可能である。AGN 中心の X 線は、AGN
外側のガスやダストを照射し、ガスやダストを加熱する。(Luts 2004) の X 線放射を受けたガスモデル

また、CO ガスが存在する位置を予測するために、CO の柱密度から予想される水素原子の柱密度（NH,4.67 ）と 9.7 µ m 付近の Si 吸収線と X 線観測から予想される水素原子の柱密度（NH,X 、NH,9.7 ）の比較を行った（図 3）。その結果、NH,X > NH,4.67 で2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
あることから、CO ガスは AGN 中心の X 線放射源
より外側に存在し、NH,9.7 ≃ NH,4.67 であることから、CO ガスは Si（ダスト）と共存している事が分かった。
これらの結果から、AGN 中心の X 線放射によって CO ガスは温められ、その CO ガスは分子トーラ
ス内側のダスト昇華層付近に存在すると結論づけた。

3

Shirahata et al. 2013

3.1

Analysis and Result

図 5: 各吸収線がドップラーシフトすることによって見える３つの速度成分。(Shirahata (2013) 、ﬁg 4)に存在する Outﬂow（v − vsys = −160km/s）であると結論づけた。
また、Warm 成分では回転準位 J= 17 まで励起
図 4: IRAS 08572+3915 の 4.900-5.128 µm の CO
振動回転遷移吸収線の feature と大気吸収による透過率の波長依存性。(Shirahata (2013) 、ﬁg 2)

Shirahata (2013) では、高波長分解能を持つすばる望遠鏡の IRCS（Infrared Camera and Spectro-

graph）を用いて、IRAS 08572+3915 の分光観測を行った。
（図 4）その結果、Baba (2018) では縮退して示されなかった複数の CO 振動回転遷移吸収線 (v=0-1、∆J=±1、J<17) を Shirahata (2013) では示し、されており、この準位まで励起するには nc = 2 ×

107 [cm−3 ] の密度が必要となる (Kramer 2004)。この密度から Warm 成分が持つ視線方向の厚さ d を見積もると d ≈ 4 × 10−4 [pc] となり、先行研究で予測されている分子トーラスの分厚さ（〜pc）に比べて小さすぎる事がわかる。ここで、銀河系内の Clumpの多い領域での領域に対する Clump の存在する割合（ 1-10 ％）を仮定すると、分厚さは最大でも 0.04 pcとなり小さい事が分かった。

Cf

成分

T(K)

NCO (1018 cm−2 )

NH2 (1022 cm−2 )そして、各遷移状態ごとに吸収線の等価幅を見積

1.0

Cold

23 ± 10.574 ± 0.006

0.319 ± 0.003

り、optical thin を仮定して柱密度を見積もった。その

1.0

Warm

325 ± 52.65 ± 0.04

1.47 ± 0.02

後、求めた柱密度からボルツマン分布を仮定し、CO

0.6

Cold

24 ± 1

1.98 ± 0.01

1.10 ± 0.01

ガスの温度を見積もった。この時、AGN から視線方

0.6

Warm

273 ± 2

4.48 ± 0.04

2.49 ± 0.02

さらに速度分解が可能になった（図 5）。

向上の CO 吸収線を示す領域の割合を表す Coveringfactor (Cf ) を 0.6、1.0 と仮定してそれぞれで解析を 表 1: Cf =1.0、0.6 を仮定した時のガス温度とCO 柱密度（NCO ）。さらに、NCO /NH2 ∼ 1.8 ×
行った。（表 1）
4
その結果、IRAS 08572+3915 には Cold、Warm 10 (Dickman 1987) を仮定した時の水素分子の柱の温度成分が存在し、Cold 成分は母銀河に存在する

CO ガス（v = vsys ）、Warm 成分は分子トーラス内

密度 (NH2 )。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Discussion
CO 振動回転振動遷移吸収線が捉えているガスは、

5

Future work
観測で見積もられた高温分子ガスの柱密度を再現

Baba (2018) では、ULIRG10 天体で 360 K 程度の できるような理論モデルを構築する。その後、理論
ガスが分子トーラス内側に存在し、Shirahata (2013)

モデル内で分子トーラスの疑似観測を行い、実際にでは、IRAS 08572+3915 において 273 K の高密度のCO 振動回転遷移吸収線 (v=0-1、∆J=±1) が分子

Outﬂow 成分が厚さ 0.04 pc を持って存在していると トーラス内部のどのような環境で起こっているものいう事が分かった。これらの観測結果から得られたなのか明らかにする。

分子トーラス内側の高温、高密度分子ガスの Outﬂow
成分が AGN のどのような環境によるものか、Wada(2016) と比較する。
Wada (2016) では、超新星爆発と AGN 中心からの X 線、紫外線放射を考慮した流体計算を用いて、Reference
Baba, S., Nakagawa, T., Isobe, N., & Shirahata, M.
2018, ApJ, 852, 83

AGN 周辺に存在するガスのダイナミクスを調べた。 Shirahata, M., Nakagawa, T., Usuda, T., et al. 2013,
PASJ, 65, 5
その結果、分子トーラス赤道面に低温、高密度（T <100 K、n > 100 cm−1 ）の水素分子ガスが集中し、ま Wada, K., Schartmann, M., & Meijerink, R. 2016,
ApJL, 828, L19
た超新星爆発または AGN 中心から放射による加熱を受けた高温分子ガス（T > 100 K）も部分的に存在する事が分かった。そして、観測でみられた 200 K 程度のガスは、このモデルでは密度 n ≈ 2.5 × 102 [cm−3 ]で存在し、観測された柱密度 NH2 ≈ 2.5×1022 [cm−2 ]を実現するには、分子トーラスの厚みが 33 pc 以上必要になる。しかし、このモデルでの分子トーラスの厚みは 15 pc 程度であり、Wada (2016) のモデル
では観測で見積もられた柱密度は再現できていない。

Spoon, H. W. W., Keane, J. V., Cami, J., et al. 2005,
in IAU Symp. 231, Astrochemistry: Recent Successes
and Current Challenges, ed. D. C. Lis, G. A. Blake,& E. Herbst (Cambridge: Cambridge Univ. Press),
281
Lutz, D., Sturm, E., Genzel, R., Spoon, H. W. W., &Stacey, G. J. 2004, A&A, 426, L5
Kramer, C., Jakob, H., Mookerjea, B., Schneider, N.,Br¨ ull, M., & Stutzki, S. 2004, A&A, 424, 887
Dickman, R. L. 1978, ApJS, 37, 407

図 6: ガス温度（左上）、水素分子密度（右上）、水
素原子密度（左下）、水素イオン密度（右下）の分布を表す。（Wada (2016)、ﬁg 1）

——–index

c16
Application of X-Ray Clumpy Torus
Model to Obscured AGNs
Kyoto University
谷本 敦

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Application of X-Ray Spectral Model from Clumpy Torus to
Obscured Active Galactic Nuclei
Atsushi Tanimoto (Kyoto University)

Abstract
We apply the XCLUMPY model (Tanimoto et al. 2019), an active galactic nucleus (AGN) X-ray
spectral model from a clumpy torus, to 10 broadband X-ray spectra of obscured AGN observed with
Suzaku and NuSTAR. In our model, the torus geometry of the clump distribution is assumed to be
the same as that of the infrared spectral model from the clumpy torus (CLUMPY: Nenkova et al.
2008). This enables us to directly compare the torus parameters obtained from the X-ray spectrum andthose obtained from the infrared spectrum. Our model well reproduces the observed broadband X-ray
spectrum of all objects. The main results are as follows: (1) The mean value of NH /AV along the line ofsight is similar to the Galactic interstellar medium with a large (1 dex) scatter among the sample. (2)A torus angular width (σ) by the infrared spectrum is much larger than that by the X-ray spectrum.
This suggests that a part of infrared emission come from the elongated polar dust.

1

Introduction

cal conditions. An AGN X-ray spectrum mainly
consists of two components: (1) direct power law

According to an active galactic nucleus (AGN)
unification model (e.g. Ramos Almeida,& Ricci
2017), an obscuring matter composed of gas
and dust surrounds the supermassive black hole
(SMBH). This torus plays an important role in
AGN feeding and feedback. In AGN feeding, thecomponent from the center. (2) reflection component from the accretion disk and the torus. This
torus reflection component carries important information on the torus parameters. For instance, theshape of the reflection continuum and the equivalent

width of fluorescence Fe Kα line at 6.4 keV depend
torus is considered as a mass reservoir, serving astrongly on the hydrogen column density and themass from the host galaxy to the SMBH. In AGN
torus angular width.
feedback, the torus is produced by radiation presWe constructed a new X-ray spectral model from
sure, which is an important process of AGN feedthe clumpy torus (XCLUMPY: Tanimoto et al.
back (Fabian 2012). Thus, elucidating the torus2019) with the Monte Carlo simulation for asstructure is essential for understanding the mechtrophysics and cosmology framework (MONACO:
anisms of the coevolution between the host galaxy
Odaka et al. 2016). In our mode, the torus geand SMBH (Kormendy,& Ho 2013). Nevertheless,ometry of the clump distribution is assumed to be
many basic properties of AGN tori (e.g. the gasthe same as that of the CLUMPY model (Nenkova
to-dust ratio and the covering factor) still remain
et al. 2008). This enables us to directly compare
unclear.
the torus parameters by the infrared spectrum and
X-ray observations are a powerful tool to investithose by the X-ray spectrum, which constrain thegate the properties of surrounding material aroundspatial distribution of dust and that of all matterthe SMBH. This is because X-rays can trace all
including gas, respectively.
material including gas and dust at various physi-

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Sample and Analysis

4. Emission lines from the torus.

The hydro-

gen column density along the equatorial plane,
Our sample is 10 obscured AGNs from Ichikawa ettorus angular width, and inclination angle areal. (2015), which investigated the torus structure bylinked to those of the reflection component

applying the CLUMPY model to 21 infrared spectrafrom the torus.

of nearby AGNs. We selected 10 obscured AGNs
that are observed with Suzaku and NuSTAR. This isbecause the broadband X-ray spectrum is essential
for constraining the torus parameters.

4

Results
Our model well reproduces the observed broad-3

band X-ray spectrum of all objects.

Spectral Analysis
We performed a simultaneous fitting to theSuzaku/BIXIS (0.5–8.0 keV), Suzaku/FIXIS (2–10
keV), Suzaku/HXD (16–40 keV: widest case), and

4.1

Comparison of Torus Parameters
by X-Ray and Infrared

NuSTAR/FPM (8–60 keV: widest case). We ap-

We compare the torus parameters by the X-ray
plied the XCLUMPY model to these observations. spectrum and those by the infrared spectrum. FigOur model is as follows in XSPEC terminology:
ure 1 shows the correlation between (a) the hydrogen column density along the line of sight by thezphabs ∗ cabs ∗ zcutoﬀpl + const ∗ zcutoﬀpl

X-ray and the extinction along the line of sight by+ atable{xclumpy R.fits} + atable{xclumpy L.fits}

the infrared and (b) the torus angular width by the(1) X-ray and that by the infrared.

This model consists of four components:

In Figure 1(a), we find that the mean value of

NH /AV along the line of sight is similar to the
1. Direct component absorbed by the torus. The Galactic interstellar medium with a large (1 dex)
intrinsic continuum is modeled by a cutoﬀ scatter among the sample. This trend is opposite
power law (zcutoﬀpl). Hereafter, we assume

reported for some AGNs (e.g. Maiolino et al. 2001).

same photon index, cutoﬀ energy, and normal-

This is because their sample is a little biased. Their
ization for following cutoﬀ power law compo- sample consists of AGNs that show cold absorpnent.
tion in X-rays and optical broad emission lines. In
2. Unabsorbed scattered component. We multi- fact, our results are consistent with the results of
Burtscher et al. (2016). They investigated the gasplied a scattering fraction f(const).
scat

to-dust ratio in AGNs by the dust color method and3. Reflection component from the torus. We ap- suggested that the gas-to-dust ratio was similar toplied the XCLUMPY model (Tanimoto et al. the Galactic one. Figure 1(c) shows that the torus2019).

There are 3 free parameters in thisangular width by the infrared is much larger thanmodel: (1) hydrogen column density along the that by the X-ray. This is due to the polar dust
equatorial plane NHEqu (1023 –1026 cm−2 ). (2) outflow observed in the infrared observations (e.g.
torus angular width σ (10–70 degree). (3) inclination angle i (20–87 degree). The line of sighthydrogen column density is determined by thetorus parameters.

Tristram et al. 2014).

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.5
80

σ [degree]log AVLOS/mag

3.0

IR

2.5
2.0
1.5

60
40
20

22

23

24
25
LOS/cm−2
log NHX

0

26

0

20

40

60

σ [degree]

80

X

図 1: Left: Correlation between the hydrogen column density along the line of sight by the X-ray spectrum

and the extinction along the line of sight by the infrared spectrum. Black line shows the gas-to-dust ratio
in the Galaxy (Draine 2003: NH /AV = 1.87 × 1021 cm−2 mag−1 ). Right: Correlation between the torus
angular width by the X-ray spectrum and that by the infrared spectrum.

24

IC 5063
NGC 2110
NGC 3227

NGC 5728
NGC 7172
NGC 7582

log NH/AVσIR − σX

22
21
20
19

80

NGC 7674
Circinus
NGC 5135[degree]23

NGC 3281
NGC 5506
NGC 5643

0

20

40

iX [degree]60

80

IC 5063
NGC 2110
NGC 322760

NGC 3281
NGC 5506
NGC 5643

NGC 5728
NGC 7172
NGC 7582

NGC 7674
Circinus
NGC 5135

40

60

80

40
20
0

−20

0

20
iX

[degree]

図 2: Left: Dependence of the log NH /AV on the inclination angle by the X-ray spectrum. Black line

shows the gas-to-dust ratio in the Galaxy (Draine 2003: NH /AV = 1.87 × 1021 cm−2 mag−1 ). Right:
Dependence of the σIR − σX on the inclination angle by the X-ray spectrum. Black line shows σIR = σX2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

4.2

Dependence of NH /AV

We investigate the dependence of the NH /AV on
various parameters in order to understand the origin. Figure 2(a) shows the dependence of NH /AVon the inclination angle by the X-ray spectrum.
Figure 2(a) shows that the NH /AV is almost constant except for the high inclination angle objects

2. We compared the hydrogen column density
along the line of sight by the X-ray spectrum
and the extinction along the line of sight by the
infrared spectrum (Ichikawa et al. 2015). The
mean value of NH /AV is similar to the Galacticinterstellar medium with a large (1 dex) scatter
among the sample.

(Circinus Galaxy and NGC 5135). This suggeststhat the NH /AV value is higher than that of the

3. We compared the torus angular width by the

Galactic interstellar medium in the case of edge on

trum. The torus angular width by the infraredview. This is because the nucleus is hidden in theis larger than that by the X-ray. This is due tocase of edge on view and the X-ray is more sensitive

the polar dust outflow.

X-ray spectrum and that by the infrared spec-to the extinction that the infrared.

4.3

Dependence of σIR − σX

We investigate the dependence of the σIR − σX

Reference
Burtscher, L., Davies, R. I., Graciá-Carpio, J., etal. 2016, A&A, 586, A28

on the various parameters in order to understandthe origin. Figure 2(b) shows the dependence ofDraine, B. T. 2003, ARAA, 41, 241

the σIR − σX on the inclination angle by the X-ray Fabian, A. C. 2012, ARAA, 50, 455
spectrum.
Ichikawa, K., Packham, C., Ramos Almeida, C., et
In Figure 2(b), we find that the σIR −σX increases
al. 2015, ApJ, 803, 57
with the inclination angle. This is consistent withthe radiative hydrodynamics simulation (Wada et Kormendy, J., & Ho, L. C. 2013, ARAA, 51, 511
al. 2016). They found that we can observe only the
Maiolino, R., Marconi, A., Salvati, M., et al. 2001,
elongated polar dust in the case of edge on view
A&A, 365, 28(Wada et al. 2016, Figure 5b). This suggests that
we have to consider the influence of the polar dust
when we discuss the torus angular width by the
infrared.

Nenkova, M., Sirocky, M. M., Ivezić, Ž., et al. 2008,
ApJ, 685, 147
Odaka, H., Yoneda, H., Takahashi, T., et al. 2016,
MNRAS, 462, 23665

Conclusion

1. We applied the X-ray spectral model from theRamos Almeida, C., & Ricci, C. 2017, Nature Astronomy, 1, 679

clumpy torus (XCLUMPY: Tanimoto et al. Tanimoto, A., Ueda, Y., Odaka, H., et al. 2019,2019) to 10 broadband X-ray spectra of obApJ, 877, 95
scured AGNs observed with Suzaku and NuSTAR. Our model well reproduces the observed
broadband X-ray spectra of all objects.

Tristram, K. R. W., Burtscher, L., Jaﬀe, W., et al.
2014, A&A, 563, A82
Wada, K., Schartmann, M., & Meijerink, R. 2016,
ApJL, 828, L19

——–index

c17
状態遷移するクエーサー
京都大学大学院 理学研究科
名越 俊平

2019 ೥౓ ୈ 49 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ

Changing-Look Quasar ͷ [OIII]5007 ًઢ‫౓ڧ‬໊ӽɹढ़ฏ (‫౎ژ‬େֶେֶӃ ཧֶ‫ڀݚ‬Պ)

Abstractɹ AGN ‫ً޿͍͓ͯʹڀݚ‬ઢྖҬ΁ͷཧղ͸ॏཁͰ͋ΔɻAGN ͷ‫ج‬ຊత෺ཧྔͰ͋ΔϒϥοΫϗʔϧ࣭ྔ͸ɺ޿ًઢྖҬͷ଎౓੒෼ͱ࿈ଓޫͷ໌Δ͔͞Β‫͞ࢉܭ‬ΕΔɻ͔͠͠ͳ͕Βɺ޿ًઢྖҬͷ‫ݯى‬΍‫ز‬Կతͳߏ଄΁ͷཧղ͸๡͍͠ɻͦͷಾΛղ͘‫ͳͱݤ‬Δͷ͕ɺΫΤʔαʔͷঢ়ଶભҠͩɻঢ়ଶભҠͱ͸ɺ໌Δ͞ͷେ͖ͳมಈͱ‫ʹڞ‬ɺ޿ًઢ͕ग़‫ݱ‬/ফࣦ͢Δ‫ݱ‬৅Ͱ͋Δɻ௨ৗɺ޿ًઢͷ͋Δ/ͳ͠͸౷ҰϞσϧʹΑͬͯࢹઢ֯౓
ͷҧ͍Ͱઆ໌͞ΕΔ͕ɺ͜ͷ‫ݱ‬৅͸౷ҰϞσϧͷඳ૾ʹໃ६͍ͯ͠Δɻ͜ͷɺঢ়ଶભҠΛ‫͢͜ى‬ΫΤʔαʔ

(Changing-Look Quasar:CLQ) ͷϝΧχζϜΛղ໌͢Δ͜ͱ͸ɺ޿ًઢྖҬ΁ͷཧղΛਐΊΔͱߟ͍͑ͯΔɻ
ͦ͜Ͱɺຊ‫Ͱڀݚ‬͸ɺCLQ ͷಛ௃Λ஌Δ͜ͱΛ໨తͱ͢Δɻຊ‫Ͱڀݚ‬͸ɺShen+2011 ͷΫΤʔαʔΧλϩάΛ‫ ʹݩ‬CLQ ͷ෺ཧతੑ࣭Λௐ΂ͨɻͦͷ݁ՌɺCLQ ͸௨ৗͷΫΤʔαʔͱൺֱͯ͠‫ܥ‬౷తʹ [OIII]5007
ًઢ͕ऑ͍ͱ‫ͱ͜͏ݴ‬Λ໌Β͔ʹͨ͠ɻຊߨԋͰ͸ɺ͜ͷ݁ՌͷղऍΛٞ࿦͢Δɻ

1

Introductionۜ Տ ͷ த ৺ ʹ ͸ 106 ଠ ཅ ࣭ ྔ Ҏ ্ ͷ ࣭ ྔ Λ ΋ͭ ௒ ‫ ڊ‬େ ϒ ϥοΫ ϗ ʔ ϧ (Super Massive BlackεέʔϧͰେ෯ͳ໌Δ͞ͷม Խͱ‫ ʹڞ‬1 ‫͔ܕ‬Β 2 ‫ܕ‬(·ͨ͸ 2 ‫͔ܕ‬Β 1 ‫΁ )ܕ‬มԽ͢Δʮঢ়ଶભҠʯͱ‫ݺ‬͹ΕΔ‫ݱ‬৅͕਺ଟ͘ൃ‫͞ݟ‬Ε͖ͯͨɻ͜Ε͸౷ҰϞσϧͰ͸આ໌ෆՄೳͳ‫ݱ‬৅Ͱ͋ΓɺͦͷϝΧχζϜ
Hole:SMBH) ͕ීวతʹଘࡏ͢Δ͜ͱ͕஌ΒΕ͍ͯͷղ໌͕େ͖ͳ՝୊ͱͳ͍ͬͯΔɻ
Δɻ͔͠͠ɺSMBH ͷ‫ܗ‬੒աఔ͸ಾ͕ଟ͘ɺఱจֶ
ঢ়ଶભҠͷϝΧχζϜΛ஌ΔͨΊʹ͸ɺCLQ ͷͷॏཁͳ՝୊Ͱ͋Δɻղܾͷ‫ݤ‬ΛѲΔͷ͕‫׆‬ಈۜՏ֩ಛ௃ʹ͍ͭͯ஌Δ͜ͱ͕ॏཁͰ͋Δɻ͔͠͠ɺCLQ(Active Galactic Nuclei : AGN) Ͱ͋ΔɻAGN ͸ɺ͸ 2015 ೥ʹ‫ݱ͍͠৽͔ͨͬͭݟ‬৅ (LaMassa et al.
SMBH ʹपลͷΨε͕߱ண͢Δ͜ͱͰɺॏྗΤωϧ2015) Ͱ͋Γɺ‫ݱ‬ঢ়ͷཧղ͸๡͍͠ɻͦ͜Ͱɺ͜Ε·ΪʔΛղ์͠ɺ๲େͳΤωϧΪʔΛ์ग़͢ΔఱମͰͰʹใࠂ͞Εͨ CLQ(LaMassa et al. 2015; Runnoe͋Δɻͭ·ΓɺAGN ͸ SMBH ͕੒௕͍ͯ͠Δ࢟Ͱ
et al. 2015; Ruan et al. 2016; Gezari et al. 2015;͋ΓɺSMBH ‫࠷͍͓ͯʹڀݚ‬΋ॏཁͳఱମͰ͋Δɻ
Yang et al. 2017; MacLeod et al. 2018, 2016; Yang
AGN ͸Մࢹޫًઢͷ෯ͷಛ௃͔Β 1 ‫ ͱܕ‬2 ‫ʹܕ‬
et al. 2017) ʹ͍ͭͯ౷‫ܭ‬తʹௐࠪͨ͠ɻதͰ΋ɺ௨େผ͞ΕΔɻ1 ‫ܕ‬͸ઢ෯͕਺ઍ km/s ͱ޿ً͍ઢ (޿ৗͷΫΤʔαʔͰ‫͍ڧ‬૬͕ؔࣔ͞Ε͍ͯΔ [OIII] ًًઢ) Λ ࣋ͭ΋ͷΛࢦ͠ɺͦΕ͕ແ͍΋ͷ͕ 2 ‫Ͱܕ‬ઢ౳Ձ෯ͱ RF e (Shen & Ho 2014) ʹண໨ͨ͠ɻRF e
͋Δɻઌߦ‫ʹڀݚ‬ΑΓɺ1 ‫ ͱܕ‬2 ‫ܕ‬ͷ AGN ͷߏ଄͸
͸ FeII ًઢͷ౳Ձ෯ͱ H Ќًઢͷ౳Ձ ෯ͱͷൺͰຊ࣭తʹಉ͡ Ͱ͋Γɺ‫ܕ‬ͷҧ͍͸ AGN Λ‫؍‬ଌ͢Δ
ఆٛ͞Ε͓ͯΓɺ࣭ྔ߱ணͷܹ͠͞Λද͢ࢦඪͩͱ
ࢹઢ֯౓ͷҧ͍ʹΑΔ΋ͷͰ͋Δͱ͍͏ʮAGN ͷ౷‫ݴ‬ΘΕ͍ͯΔɻ[OIII] ًઢ͸த৺͔Β཭ΕͨྖҬ͔ҰϞσϧʯ͕ࢧ ࣋͞Ε͖ͯͨ (Antonucci 1993)ɻ͜
Βग़͍ͯͯɺத৺ྖҬͷมಈ͕఻ΘΔλΠϜεέʔͷϞσϧͰ͸ɺத৺ͷ SMBH ͷपΓʹυʔφπঢ়ͷϧ͕਺ສ೥ͩͱ‫ݴ‬ΘΕ͍ͯΔًઢͰ͋Δɻ͜ͷ 2 ͭμεττʔϥε͕ ͋Γɺ޿ًઢͷ์ࣹ‫ً޿( ݯ‬ઢྖͷ஋Λɺ໿ 7 ສఱମͷًઢ৘ใ͕ࡌ͍ͬͯΔΫΤʔҬ) ͸τʔϥε಺ʹ͋ΔɻΑͬͯɺτʔϥεΛ্͔ΒαʔΧλϩά͔Βೖख͠ɺΧλϩά࣌ʹ࣭ྔ߱ண ͕‫ݟ‬Δ࣌ʹ͸޿ًઢྖ Ҭ͸‫͑ݟ‬Δ (1 ‫͕ )ܕ‬ɺਅԣ͔Βܹ͔ͬͨ͠ 17 ఱମͷ෼෍Λଞͷఱମͱൺֱͨ͠ɻ
‫ݟ‬Δ৔߹ɺμετʹΑΓ޿ًઢ͸ःณ͞ΕΔ (2 ‫)ܕ‬ηΫγϣϯ 2 Ͱࠓճ༻͍ͨख๏Λड़΂ɺηΫγϣͱ͞Ε͖ͯͨ (ਤ 1)ɻ͔͠͠ɺۙ೥࠷΋໌Δ͍෦ྨ
ϯ 3 Ͱຊ‫ڀݚ‬ͷ݁ՌΛड़΂ΔɻηΫγϣϯ 4 Ͱ͜ͷͷ AGN(ҎԼɺΫΤʔαʔ) ʹ͓͍ͯɺ਺೥ͷλΠϜ

2019 ೥౓ ୈ 49 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ݁ՌͷղऍΛେ͖͘ 2 ͭड़΂ɺηΫγϣϯ 5 Ͱ݁࿦ͷີ౓ɺ‫يڱ‬ઢྖҬͷΨε෼෍ɺిࢠԹ౓ɺΧόϦͱࠓ‫ޙ‬ͷల๬Λड़΂ΔɻϯάϑΝΫλʔɺத৺͔ΒͷߴΤωϧΪʔ์ࣹྔͰ
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2

Methodsຊ‫ڀݚ‬͸ଟ਺ͷ AGN ͷ෺ཧ৘ใ͕‫͞ࢉܭ‬Ε͍ͯ

ΔɺShen+2011 ΧλϩάΛ‫ͨͬߦʹݩ‬ɻShen Χλϩάʹࡌ͍ͬͯΔ 105,783 ఱମͷ͏ͪɺredshif t < 0.8
ͷ 19547 ఱମΛ฼ूஂͱͨ͠ɻ͜ͷத͔Βɺ͜Ε·Ͱʹ CLQ ͱͯ͠ใࠂ͞Ε͍ͯΔ΋ͷͷ͏ͪɺʮ໌Δ

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͍ঢ়ଶ͔Β҉͍ঢ়ଶ΁ͱมԽͨ͠ఱମʯΛࠓճͷඪຊͱͨ͠ɻ͜Ε͸ɺShen Χλϩά͕࡞੒͞Εͨ࣌ͷ

4.1

εϖΫτϧ͕໌Δ͍ঢ়ଶͷํ͕ɺଌఆ͞Εͨ෺ཧྔ͕৴པͰ͖ΔͨΊͰ͋Δɻ࠷ऴతʹ࢒ͬͨ 17 ఱମԾઆ̍ɿ‫ًڱ‬ઢྖҬΨεͷΧόϦϯά
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த৺ྖҬ͔Βͷ์ࣹ͕ःณΛड͚ɺΧόϦϯάϑΝ

3

Results

Ϋλʔ͕খ͘͞ͳΔɻ͔͠͠ɺεϦϜσΟεΫ͸߱ண཰͕ߴ͍৔߹ʹ‫͜ى‬Δ‫ݱ‬৅Ͱ͋ΔͨΊɺ࿈ଓޫͷ‫ڧ‬RF e ͱ [OIII]5007 ౳Ձ෯ͷؔ܎Λਤ 1 ʹࣔ͢ɻ·౓΋௨ৗͷΫΤʔαʔΑΓ΋খ͍͞ CLQ ʹ͸౰ͯ͸ͨɺΤσΟϯτϯൺͱ [OIII]5007 ޫ౓ͷൺֱΛਤ 2·Βͳ͍ɻμεττʔϥε͕ް͘෼෍͍ͯ͠Δ͔ͲʹɺϒϥοΫϗʔϧ࣭ྔͱ [OIII]5007 ޫ౓ͷਤΛਤ͏͔͸ɺࠓճͷ݁Ռ͚ͩͰ͸൑அ͕Ͱ͖ͳ͍ɻ͜Ε
3 ʹࣔ͢ɻ͍ͣΕͷਤ΋ॎ࣠ʹ [OIII] ًઢͷ‫౓ڧ‬ΛදΛ‫͢ূݕ‬ΔͨΊʹ͸ɺۙ੺֎͔Βதؒ੺֎Ͱͷৄࡉ͢஋ΛऔΓɺԣ࣠ʹ͸࣭ྔ߱ணͷܹ͠͞΍ AGN ͷͳ‫؍‬ଌ͕ඞཁͰ͋Δɻ·ͨɺް͍μεττʔϥε͕‫ن‬໛Λද͢஋Λऔ͍ͬͯΔɻRF e ͸࣭ྔ߱ணͷܹ͠
CLQ ͷେ͖ͳཁҼͩͱ͢ΔͱɺμεττʔϥεʹΑ͞Λද͢ࢦඪͩͱ‫ݴ‬ΘΕ͍ͯͯɺRF e ͱ [OIII] ͷ౳Δ޿ًઢྖҬͷःณ͕͋Δͱߟ͑ΒΕΔɻ͜ͷ৔߹ɺՁ෯ʹ͸ෛͷ૬͕ؔ͋Δ͜ͱ͕஌ΒΕ͍ͯΔ (Shenภޫ‫؍‬ଌʹΑͬͯ֬ೝͰ͖Δ͸ͣͰ͋Δ͕ɺCLQ ͸& Ho 2014)ɻ͜ΕΒ 3 ͭͷਤ͔ΒɺCLQ ͷ [OIII] ًภޫ੒෼͕খ͍͞ͱ͍͏‫݁ڀݚ‬Ռ΋͋Δɻ
ઢ͕ AGN ͱͯ͠ͷ‫ن‬໛ͱൺֱͯ͠‫ܥ‬౷తʹऑ͍͜ͱ͕‫ͱͯݟ‬ΕΔɻ

4.2

4Discussionຊ‫ڀݚ‬ͷ݁Ռ͔ΒɺCLQ ͸ಉఔ౓ͷ‫ن‬໛ͷΫΤʔαʔͱൺֱͯ͠ [OIII]5007 ًઢ͕ऑ͍ͱ͍͏݁Ռ͕
ಘΒΕͨɻ[OIII]5007 ًઢͷ౳Ձ෯͕ AGN ʹΑ༷ͬͯʑͳ஋ΛͱΔ͜ͱ͸ AGN ఱจֶͷ໰୊ͷ̍ͭͰ͋Δɻ[OIII] ًઢͷ‫౓ڧ‬ΛܾΊΔཁૉ͸ɺ‫ًڱ‬ઢྖҬԾઆ̎ɿத৺͔ΒͷߴΤωϧΪʔ์ࣹྔ͕খ͍͞ࠓճ [OIII] ًઢ‫ ͱ౓ڧ‬AGN ͷ‫ن‬໛΍ΤσΟϯτ
ϯൺͱͷൺֱΛߦͬͨͨΊɺCLQ ͸த৺͔ΒͷߴΤωϧΪʔ์ࣹ͕”Χλϩά࡞੒࣌఺Ͱ”খ͍͞ͱ͍͏
͜ͱͰ͸ແ͍ɻ͔͠͠ͳ͕ΒɺΧλϩά࡞੒࣌ΑΓ΋Ҏલʹ͸҉͔ͬͨՄೳੑ͕͋Δɻͭ·ΓɺΧλϩ

2019 ೥౓ ୈ 49 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍά࡞੒࣌͸มԽΛଓ͚͍ͯΔதͰͷ‫ۃ‬େ஋ʹ͋ͨΓɺ[OIII] ًઢͷมԽͷλΠϜεέʔϧͰฏ‫ࣹ์ͨ͠ۉ‬ྔ͕খ͍͞ͱ‫͏ݴ‬Մೳੑ͕͋Δɻ͜ͷ͜ͱ͸ɺ
ʮCLQ
͸ CL Λ‫͢͜ى‬ͷ͸ॳΊͯͰ͸ͳ͘ɺؒܽతͳ‫׆‬ಈੑΛ࣋ͬͨఱମͰ͋Δʯͱ͍͏͜ͱΛࣔࠦ͢Δɻ

5

Conclusionຊ‫Ͱڀݚ‬͸ɺCLQ ͷ [OIII] ًઢ͕‫ܥ‬౷తʹऑ͍ͱ͍͏͜ͱΛ໌Β͔ʹͨ͠ɻ෺ཧతͳ‫ݪ‬ҼΛղ໌͢Δ
͜ͱ͕ඞཁͰ͋Δ͕ɺຊ‫݁ڀݚ‬Ռ͸ʮCLQ ͸‫׆‬ಈੑ͕ؒܽతͳΫΤʔαʔͷूஂͰ͋Δʯ͜ͱΛࣔࠦ͢Δɻࠓ‫ޙ‬ɺෳ਺ճ CL ͢Δ CLQ ͷใࠂྫ͕૿͑Δ
ͱɺ͜ͷԾઆΛ‫࣋͢ࢧ͘ڧ‬Δ͜ͱʹͳΔɻ

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2019 ೥౓ ୈ 49 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍਤ 1: RF e ͱ [OIII]5007 ޫ౓ͷൺֱɻϞβΠΫ͸฼ूஂͷ‫਺ݸ‬෼෍Λද͍ͯ͠Δɻ·ͨɺ௚ઢ͸฼ूஂΛ̍࣍ؔ਺ͰϑΟοςΟϯάͨ͠΋ͷͰ͋Δɻਤ 2: ΤσΟϯτϯൺͱ [OIII]5007 ޫ౓ͷൺֱɻਤ 3: ϒϥοΫϗʔϧ࣭ྔͱ [OIII]5007 ޫ౓ͷൺֱɻ

——–index

c18
HETDEX Survey & Ly α Luminosity
Function at z = 1.9 − 3.5
東京大学大学院 理学系研究科
Zhang Yechi

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

HETDEX Survey & the Lyα Luminosity Function at z = 1.9 − 3.5
Zhang Yechi (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
The Hobby-Eberly Telescope for Dark Energy eXperiment (HETDEX) project is a blind integral
ﬁeld spectroscopic survey covering 150 deg2 of sky area and a wavelength range of 3500-5500Å, whichcorresponds to a Lyα redshift range of 1.9-3.5. With the large survey volume, a total of around 1
million Lyα emitters (LAEs) are expected to be detected when the survey is completed. The large
sample size will provide great insights of the LAE population at cosmic noon. We investigate the Lyα
LF in COSMOS ﬁeld using the non-parametric 1/Vmax method. In the future, we will combine theresult with the LF derived from HSC narrowband data at the faint end and constrain the shape of the
Lyα LF over the luminosity range of ∼ 0.01 − 100L∗ , as well as study the Lyα luminosity density.

1

Introduction

the Lyα LF at z ∼ 2.2 and showed that there is abright end hump possibly caused by AGNs, while

The Lyα emitters (LAEs) are the young, starstudies at higher redshift showed no such humps.

forming galaxies featuring strong Lyα emission anda relatively faint ultraviolet (UV) continuum, which
can be identiﬁed by the narrow band color excess technique or spectroscopic observations. This
makes LAEs an important tool of searching for star
forming galaxies in the early universe. In the past
decades, LAEs have been found up to z ∼ 8 utilizing deep and wide imaging surveys with spectroscopic follow-ups (e.g., Ouchi et al. 2008; Konno
et al. 2014), providing great insights to the galaxy
formation and evolution, as well as the cosmic reionization.

In order to obtain homogeneous LAE samples for
LF analysis and track its evolution, a survey covering large enough sky area and redshift range isneeded. Despite the success of narrow band imaging
surveys, most of them can only cover a single slice ofredshift with ∆z ∼ 0.1. On the other hand, traditional long-slit spectroscopic surveys can only focus
on limited sky area. To target this question, theintegral ﬁeld spectroscopy has been used in recent
studies and achieved success. For example, Herenz
et al. (2019) derived the Lyα LF over z = 3 − 6using the MUSE-Wide data with a survey area of

One of the main statistical tool of characterizing
the population distribution of LAEs is the luminosity function (LF). Comparing the shape of LFs
at diﬀerent epochs can reveal the evolution of the

22 arcmin2 . Here we introduce the Hobby Eberly
Telescope for Dark Energy eXperiment (HETDEX)
project, a blind intrgral ﬁeld spectroscopic survey
covering 150 deg2 of sky area and a Lyα redshift

population. Meanwhile, integrating the LFs along
range of 1.9-3.5. With the large survey volume andluminosity would yield to the luminosity density,
spectroscopic data, we can derive the Lyα LF withwhich can be converted to the star formation rate
low bias and high statistical conﬁdence.
density (SFRD). Previous researches (e.g., Ouchi etal. 2008) have shown that the Lyα LF evolves fromz ∼ 0 − 3, and has no signiﬁcant change from z ∼ 3
to z ∼ 6. Furthermore, Konno et al. (2016) derived

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Data

2.1

HETDEX instruments

2.2

Lyα emission line catalog

Considering the current survey progress, theHETDEX team chooses the COSMOS ﬁeld to carry

The primary instrument of HETDEX survey is out ﬁrst analyses, where various data from otherthe Visible Integral-ﬁeld Replicable Unit Spectro- surveys is available. The total area covered by thegraph (VIRUS), which consists of 78 integral ﬁeld VIRUS ﬁber in COSMOS ﬁeld is 0.087deg2 (図 2).
units (IFUs). Each IFU contains 448 ﬁbers, through The preliminary Lyα emission line catalog in COSwhich the incident photons are fed to the spectro- MOS ﬁeld is built according the following procegraph, hence providing spacial-resolved spectral in- dure. First, the full emission line detection catalog
formation of detections(図 1). The VIRUS spec- is made by the HETDEX detection pipeline. Intrum has a wavelength coverage of 3500-5500Åwith COSMOS ﬁeld, there are a total of 16055 deteca resolution R∼700. It can detect the Lyα emission tions. By cross matching them with the Lalgle etwith 1.9 < z < 3.5. Combining with the 150 deg2al. (2016) photo-z catalog, as well as visually insurvey area, the HETDEX survey is expected to specting the repeatedly detected sources, a total ofcover a cosmic volume ∼ 100 larger than previous 353 objects are selected. We use these objects fornarrow band imaging surveys.
the Lyα LF derivation.

図 2: VIRUS ﬁber coverage in COSMOS ﬁeld.

3

Methods
We derive the Lyα LF using the non-parametric

1/Vmax estimator. For the i-th LAE in our catalog, the maximum comoving volume Vmax,i within
which it is detectable depends on the survey completeness curve C(L, z) (Fig. ??). In speciﬁc,∫ zmaxdVC(Li , z)Vmax,i = ω
dz,
dz
zmin
図 1: Top: image of VIRUS. Bottom: the ﬁberalignments in each IFU. (Hill, 2016)(1)

where ω denotes the angular area of the survey, dVdzdenotes the diﬀerential comoving volume element,

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
and zmin (zmax ) is the lower (upper) limit of the consistent with the Konno et al. (2016) results.
Lyα redshift covered by the survey. The number The lower number densities in our results might bedensity of LAEs in each luminosity bin can then be caused by the limited volume covered by our preliminary analysis. Another possibility is that a fraction

expressed as:ϕ(log L) =∑ 1
1,∆(log L)
Vmax,kof AGNs were excluded during our sample selection(2) process.

kwhere ∆(log L) is the bin width, and the summationis performed over the total k objects in the bin.

5

Future prospects
In the future, our primary goal is to reﬁne the4sample selection procedure so that we can obtain

Preliminary results &discussions

a more complete sample of LAEs. As the survey
proceeds, we expect to get more data covering larger
cosmic volume. We also plan to analyze the brightend hump of Lyα LF in a more analytical way, by
ﬁtting the Schechter function as well as the double
power law to the data.

図 3: The Lyα LF at z = 1.9 − 3.5.

The redcircles shows our results based on the HETDEX
data in COSMOS ﬁeld.

The blue circles shows

the LF by Konno et al. (2016) based on the HSC
SuprrimeCam narrow band imaging survey of LAEs
at z ∼ 2.2. The blue solid curves shows its best
ﬁtted Schechter function. The green circles shows
the Lyα LF given by Cassata et al.

(2011) at

2 < z < 3.2. The orange stars are the Lyα LF

Reference
Blanc, G. A., Adams, J. J., Gebhardt, K., et al. 2011,
ApJ, 736, 31
Cassata, S. M., Le Fevre, O., Garilli, B., et al. 2011, A&
A, 525, A143
Hill, G. J. 2016, ASPC, 507

from Blanc et al. (2011) based on the spectroscopic Konno, A., Ouchi, M., Nakajima, K., et al. 2016, ApJ,
survey of LAEs at 1.9 < z < 2.8.
Here we present the preliminary result of Lyα LF
at z = 1.9 − 3.5 in COSMOS ﬁeld, as shown in (図3). Results from previous researches have also beenplotted. It can be seen that our results generally
agree with previous works. Comparing with thebest-ﬁt Schechter function of Konno et al. (2016),
there is an excess at the bright end of our LF, although the excess is not as signiﬁcant as that of
Konno et al. (2016) data at log L > 43.3. Since
the Schechter function mainly describes the LF ofgalaxies and the AGN LF is described by a powerlaw, this excess may indicate that AGN population
may be dominant at the bright end of the Lyα LF,

823, 20

Laigle, C., McCracken, H. J., Ilbert, O., et al. 2016,
ApJS, 224, 24

——–index

c19
HSC-SSP を用いた高赤方偏移 DLA の可視光対応天体の探索
愛媛大学大学院 理工学研究科
玉田 望

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

HSC-SSP を用いた高赤方偏移 DLA の可視光対応天体の探索
玉田 望 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
形成初期の銀河は高赤方偏移に多く、星に対してガスが占める割合が大きいことから、暗くて観測することが難しい。そのため形成初期の銀河については、理解されていない部分が多い。この形成初期の銀河を研究するた
め、Damped Lyman-α Absorption system (DLA) がしばしば注目される。これはクェーサースペクトル上などに現れる吸収線系であり、クェーサーより手前にある柱密度の大きな中性水素雲 (N HI > 2.0 × 1020 cm−2 )によって生じている。この DLA を生じさせている銀河 (DLA 銀河) を見つけることで形成初期の銀河を調べることができる。しかし、先行研究において見つかっている z > 2 の DLA 銀河は 20 個程度に過ぎない。
そこで、本研究では Sloan Digital Sky Survey (SDSS) の分光観測で見つかった DLA の近傍において、すばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam のすばる戦略枠 (HSC-SSP) で取得された可視光画像の中から DLA 銀河の探索を行った。カラーセレクションを用いて HSC のデータから 2 < z < 3 の DLA 銀河の候補を選出し、SDSS で観測された DLA を持つクェーサーとマッチングを行うと、クェーサー周りの銀河の分布が得られる。DLA を持たないクェーサー周りの銀河についても、同様の条件で銀河を選出し、分布の比較を行った。
その結果、DLA をもつクェーサーから 2–3 arcsec 離れた場所にある平均的な銀河の個数に約 37 % の超過が見られた。このことは HSC-SSP の観測によって DLA 銀河を捉えることができていることを示唆している。今後の研究において、DLA の視線方向から 2–3 arcsec の範囲にある 45 天体の DLA 銀河候補に対して分光追求観測を行うことで、一定の割合で高赤方偏移 DLA 銀河を発見し、形成初期の銀河についての研究を行うことができると考えられる。

1

Introduction

光が必要となってくる。背景光に用いることのできる天体として、巨大ブラックホール周りに形成される活

天文学において銀河の進化を調べることは重要な課題であるが、中でも高赤方偏移に存在する形成初期の銀河は観測が難しく理解が進んでいない。これは形成初期の銀河は星に対するガスの割合が大きく、星からの放射が弱いためである。また、形成初期の銀河に多く含まれる中性水素ガスは Lyα の波長 (=1216Å) で吸収線を生むことから、Damped Lymanα Absorption system (DLA) の原因としても知られている。DLA はスペクトル上に現れる吸収線系の一種で、中性水素が NHI > 2.0 × 1020 cm−2 (Wolfe etal. 1986) という高い柱密度を持つものと定義されている。0 < z < 5 の広い赤方偏移の範囲において、大部分の中性水素が DLA を生むほど高い柱密度の領域に存在している (Wolfe et al. 2005) ため、DLA
を調べることは宇宙全体の中性水素の性質を調べる
ことにつながっている。
地球から DLA を観測する場合、非常に明るい背景

動銀河核 (active galactic nucleus; AGN) のうち、最も明るい活動銀河核であるクェーサー (quasi-stellar

object; QSO) がある。このクェーサーのスペクトル上に現れる DLA (QSO-DLA) を見ることで、中性水素が豊富な DLA を生じさせる銀河 (DLA 銀河)を間接的に観測ができる。
先行研究では、DLA 銀河からの Lyα 輝線放射や連続光を直接観測する試みも多くなされてきた。 しかし、z > 2 の高赤方偏移に存在する DLA 銀河の特定は最初の発見 (Djorgovski et al. 1996) 以降、未だ 20 天体程度に過ぎない。このことから DLA 銀河はとても暗い天体であるか、クェーサーの視線方向に近い位置にありクェーサーの明るさに天体が隠されていると考えられている (Moller et al. 2002)。また、これまでに見つかった z > 2 の DLA 銀河の数が少ないため、z > 2 にある DLA 銀河がどのよう2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
な種類の銀河であるのか、系統的に理解がなされてンドそれぞれの限界等級 (5σ) は mg = 26.6, mr =いない (図 1 参照)。

26.2, mi = 26.2, mz = 25.3, my = 24.5 AB mag であり、深くまで観測しているため、暗い銀河の撮像も可能となっている。また、S18A の Wide 領域のうち、5 バンド全てのフィルターで十分な深さの観測が行われている範囲は 305 平方度となっている。

2.2

Color selection

本研究の目標は 2 < z < 3 において DLA 銀河を
図 1: 先行研究で考えられている DLA と DLA 銀河

見つけることである。よって、 HSC の撮像データのの関係についての 3 つの例を表した図。図の右側か

中から 2 < z < 3 に存在する銀河を選出することがら来たクェーサー光は青丸の部分のいずれかで DLA必要である。しかし、一般にこの赤方偏移範囲につを生み、観測者に届く。

いて、撮像データのみで銀河の赤方偏移を決定する

本研究は、DLA と銀河の関係を理解することで中性水素と形成初期の銀河の関連を調べることが目的である。そのため、今回は高赤方偏移クェーサーを背景光源とする 2 < z < 3 の DLA 銀河をできるだけ多く特定することを目標とした。そこで、DLA のデー
タには全天の 25 % という広範囲を観測した Sloan

ことは難しい。また、先行研究の DLA 銀河発見率が低いことから、コンタミネーションを低くするよ
りも 2 < z < 3 の銀河を多く残すことが優先される。
そこで、本研究では 2 色図を用いたセレクションとして −0.15 < g − r < 0.50, −0.30 < r − y < 0.75 を採用した (図 2)。

Digital Sky Survey (SDSS: York 2016) の分光観測で見つかった DLA を用いた。また、DLA 銀河の探

4索には広い範囲で暗い天体を探す必要があるため、広範囲にわたって深くまで観測されたすばる望遠鏡

3

Hyper Suprime-Cam (HSC: Miyazaki et al. 2018)のすばる戦略枠 (HSC-SSP: Aihara et al. 2018) の2

g r

データを用い、DLA 銀河の探索を行った。

2

Data

2.1

Catalog

DLA 銀河を探すにあたり、本研究では DLA のカ
タログと銀河のカタログの 2 つのデータを用いた。

DLA のカタログには SDSS Data Release 10color cut
S18A
S18A(2.0<zspec<3.0)

1
0
1
1

0

1

r y

2

3

4

(DR10: Ahn et al. 2014) の分光観測データを用
いて Noterdaeme et al. (2012) と同様の手法で作成された DLA カタログを用いた。銀河のカタログには HSC-SSP S18A の Wide 領域のデータを用い

図 2: g − z と r − y を軸にとった 2 色図。赤色の点が分光によって求められた 2 < zspec < 3 の銀河で青色の点がそれ以外の銀河を表している。また、図中た。このデータは 5 バンド (g, r , i , z , y) の広帯域フィ の黒枠内がカラーセレクションの条件を満たす銀河
ルターを用いて観測された可視光画像である。5 バ である。

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このセレクションの有用性を検証するため、 2 <ションによる選出の割合が 21 % と低く、実際にどz < 3 の銀河のうち HSC-SSP S18A Wide の Tract の程度の DLA 銀河がこのサンプル内に含まれてい9813 という領域にある天体の中から既に分光されて るかわからない。よって、今回のサンプルにどの程いる天体を用いてカラーセレクションによる 2 < z <度 DLA 銀河が含まれているかを調べるため、コント

3 の銀河の選出率を求めた。この結果、カラーセレ

ロールサンプルとして DLA を持たないクェーサー

クションによって 2 < z < 3 以外の天体を 81 % 削

周りの銀河に関しても同様にクロスマッチの作業をりつつ、 2 < z < 3 の銀河のうち 69 % の銀河を行い、クェーサー周りの銀河の分布を DLA の有無で残すことができた。また、カラーセレクション内の比較することを行なった。ただし用いたクェーサー

2 < z < 3 の銀河の割合は 21 % である。これらの結 カタログは、SDSS クェーサーカタログ (DR10) から
果から、検証したカラーセレクションは 2 < z < 3

DLA カタログ内にあるクェーサーを取り除き、HSCの銀河を十分に残しつつ、許容範囲内のコンタミ率

領域内にあるクェーサー 37119 天体に数を絞ったもで 2 < z < 3 の銀河を選出することができるものでのである。あとは DLA 周りの銀河と同様、クェーあると考えられる。

サーから 20 arcsec 以内にある HSC 銀河を選出し、クリーンサンプル作成と同様の条件でコントロール

2.3

Clean sample

サンプル 23183 天体を選出した。

はじめに、DLA カタログから各種フラグを用いてノイズの大きなデータなどを取り除いた。その結果、 3

Results

DLA カタログには 15140 個の DLA が残った。次選出された DLA 銀河候補天体の中にどれ程 DLAに、これらの DLA から 20 arcsec 以内にある銀河銀河が含まれているかを確かめるため、DLA 周りのを HSC のデータから取り出し、前節で検証したカ銀河分布を DLA を持たないクェーサー周りの銀河

ラーセレクションを用いて 2 < z < 3 の銀河を選出であるコントロールサンプルと比較した。この際、そした。また、DLA と同様に銀河に対してもサンプルれぞれの天体数が異なるため、銀河分布のヒストグとして使用できないデータを取り除く作業を行った。 ラムをクェーサーの数で割ることを行なった。これ
具体的には、HSC の撮像観測で用いられた CCD セ

により、クェーサー周りの平均的な銀河分布を DLA

ンサー関して、宇宙線など天体とは関係のない光がの有無で比較していることとなる。この結果、図 3入り込んだピクセルや、天体の明るさを正しく測定のような分布となった。

他、十分に深い観測が行われていることや明るい天体が近くにいないことなどの条件も追加して、クェー
サーから 20 arcsec 内にある銀河サンプルを作成し、最後に、クェーサーから 1 arcsec 以下にある天体は背景クェーサーを見ているものとしてデータから取り除いた。結果として、クェーサーから 1–20 arcsecの範囲に 3065 天体が残ったため、これを DLA 銀河
候補のクリーンサンプルとした。

0.20
0.15

S18A galaxy around QSO has DLA(3065)
S18A galaxy around QSO has not DLA(23183)
ratio of average number of galaxies (red / blue)

0.10
0.05
0.00 0

1.4
1.3
1.2
1.1
1.0
0.9

red / blueのピクセルの影響を受けた銀河を取り除いた。そのaverage number of galaxies

できていないバッドピクセル等があるため、それら

5
10
15
distance from background QSO / arcsec

20

図 3: クェーサー 周りの平均的な銀河の分布を示したヒストグラム。赤色が DLA を持ったクェーサー

2.4

Control sample

周りの銀河を、青色が DLA を持たないクェーサー

周りの銀河を表している。また、これらのヒストグ
DLA とその周りの銀河のクロスマッチによって ラムの比をとったものが黄色の折れ線である。
DLA 候補天体の選出を行なったが、カラーセレク

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図 4: 本研究で選出した DLA 銀河候補天体の HSC S18A 撮像画像の例。それぞれ、画像中心の + 印が背景クェーサーで青丸が DLA 銀河候補天体となっている。
ヒストグラムに注目すると DLA の有無で銀河の分する銀河 45 天体に対して分光フォローアップ観測を

布はそれほど大きく変わらないことが分かった。しか行うことで、約 3 割の確率で DLA 銀河を特定できしそれぞれのビンごとに比を計算すると、2–3 arcsec

ると考えられる。今回選出した候補天体に対して追において、DLA を持つクェーサー周りの銀河は DLA

加観測を行うための観測提案の提出を行なった。こを持たないクェーサー周りの銀河と比較して、平均の結果、アメリカ国立光学天文台が所有するチリの的な銀河の数が 1.37 倍多いことがわかる。このこと

セロ・トロロ天文台の SOAR 望遠鏡の観測夜を獲得

から、DLA 銀河が候補天体内に存在するのであればすることができた。今後は候補天体の分光観測を行

2–3 arcsec にある可能性が高い。また、DLA 周りの い、DLA 銀河の特定および、今回用いた候補天体の銀河のうち、2–3 arcsec にある天体数は 45 天体で選出方法の有用性を検証する予定である。

ある。よって、DLA とは関係ない銀河であるコント
ロールサンプルの 1.37 倍の銀河が存在すると考えると、 0.37
1.37 × 45 ∼ 12 天体は DLA 銀河であると期待でReference

きる。DLA から 2–3 arcsec の距離にある DLA 銀

Ahn et al. 2014, ApJS, 211, 17

河候補天体の撮像画像を実際に見てみると図 4 のような画像が得られた。画像にある DLA 銀河候補天体はクェーサーに向かって伸びたような形をしていAihara et al. 2018, PASJ, 70, S4
Aihara et al. 2019, arXiv:1905.12221

るものもあり、DLA 銀河であることが期待される。 Djorgovski et al. 1996, Nature, 382, 234
Møller et al. 2002, ApJ, 574, 51

4Conclusion
本研究では、DLA と銀河のマッチングを行なうことで、 DLA から 20 arcsec 以内に 3065 天体のNoterdaeme et al. 2012, A&A, 547, L1
Wolfe et al. 1986, ApJS, 61, 249
Wolfe et al. 2005, ARAA, 43, 861

DLA 銀河候補を選出することができた。また、DLA York et al. 2000, AJ, 120, 1579
を持たないクェーサー周りの銀河分布との比較から、 Miyazaki et al. 2018, PASj, 70, S1

DLA から 2–3 arcsec の部分に DLA 銀河の存在が示唆された。よって、DLA から 2–3 arcsec に存在

——–indexc20
原始銀河団と環境効果
東北大学大学院 理学研究科
青山 皓平

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z = 2.5 における原始銀河団の環境効果
青山 皓平 (東北大学大学院 理学研究科 M1)

Abstract
私自身の研究は、z ＝ 2.53 にある USS-1558 と呼ばれる原始銀河団について ALMA を用いた dust continuumのデータを解析することである。ただ、自身の研究では報告できる結果が出ていないため、同じ領域を CO(3-2)
を用いて観測した先行研究の論文紹介を行う。dust continuum のデータを解析する理由としては、ALMAのバンド 6 を使ったより深い観測をすることで、より小質量の銀河まで含めたサンプルの多い解析をする
ことができると期待されるからである。今回紹介する論文は私が研究している領域 USS-1558 に加えて、

PKS1138-262,4C23.56 を加えた 3 つの原始銀河団にある 66 個の星形成銀河 (Hα emitter) に対して CO(3-2)の観測を行ったものである。そこで受かった天体について gas mass, depletion timescale を求め、一般の

ﬁeld でのスケーリング則と比較した結果、銀河の個数が少ないので目立った傾向は見られないが、小質量側ではそれらが ﬁeld に比べて高い値をとり、大質量側では低い値をとるといった質量に依存するような環境効
果が見られた。このことから、低質量の銀河ではフィラメント構造からのガスの降着が効率よく起こるのに対して、高質量の銀河ではガスの降着が抑えられる可能性が示唆された。

1

Introduction
環境のによる違いが銀河の進化にどう影響するのかを調べることは、銀河の進化を考える上で非常に重要である。環境による違いの例として、密度の高い領域では古い楕円銀河が、密度の低い銀河では若い渦巻き銀河が銀河の多くを占めているということがよく知られている。この銀河の棲み分けといった環境
効果がどういった物理的プロセスによって起こるのかを調べるために、銀河形成のピークの時代（z ∼ 2）の原始銀河団は理想的な研究対象である、というのも銀河形成の盛んだった時代の密度の高い銀河団を観測することでなんらかの環境効果を観測できることが期待されるからである。今回の CO 観測では高密度な領域としてフィールドよりも 100 倍以上密度の高い、非常に銀河が群れている領域として z〜2 の3 つの原始銀河団を調べた。

たものである。CO(3-2) の輝線を観測するために

ALMA のバンド 3 を用いた。detection の基準は、Hαemitter を中心とする 2′′ のアパーチャーの中にピークが 5σ を超えるものとした。ネガティブな 5σ のピークが見られなかったことから、この基準は信頼できると言える。観測時間は PKS1138 について 1.3 時間、USS1558 については 2.4 時間であり、CASA と呼ばれるソフトウェアを用いてデータのキャリブレーションを行なった。1138-F1,1558-F1,1558-F2,4C23 の領域でのビームサイズはそれぞれ 1.′′ 8 × 1.′′ 5,1.′′ 8 ×

1.′′ 4,2.′′ 0 × 1.′′ 5,0.′′ 9 × 0.′′ 7 であり、RMS はそれ
ぞれ 125µJy beam−1 ,90µJy beam−1 ,97µJy beam−1 ,174µJy beam−1 である。
星質量の推定については z ∼ 2 では Balmer breakが J バンドと K バンドの間に来るため、J-K バンドの色を利用した。具体的には、HST カタログにあるz = 2.1 − 2.6 の 3000 ほどの星形成銀河から J-K バ
ンドの色と星質量の関係を引き出した。(図 1)

2

Methods/Instruments
and Observations
まず、Hα emitter のサンプルは MOIRCS の、NB

フィルターを用いた Hα emitter サーベイで受かっ星形成率については中赤外線の観測 (MIPS) で受かったものに関しては 24µm のフラックスから Wuyts

et al. (2008) のテンプレートを用いて赤外線での光度を外挿し、Kenicutt(1998) の式を用いて星形成率を求めた。中赤外線で受かっていないものに関しては2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 左：J-K の色と星質量の関係

右：SED から求めた星質量と J-K の色から求めた星質量の比較

図 2: 受かった 16 個の銀河の CO スペクトル。青の線はフィッティングしたガウシアンを表す

Hα での光度をダスト吸収による効果を補正して求め、同様に Kennicutt(1998) の式から星形成率を推定した。CO(3-2) のフラックス密度は輝線プロファ
イルのピークの 15 ％を超える範囲を積分して求めた。また CO 輝線の光度比 (L(1−0) /L(3−2) ) が一定であると仮定し、CO(1-0) の光度を求め、Genzel et al.

(2012) の変換式を用いてガス質量を求めた。

3

Results
66 個の Hα emitter のサンプルに対して 16 個の銀河が受かった。受かった 16 個の銀河の CO 輝線のプ
ロファイルは以下の図のようになっている。
スペクトルをガウシアンでフィッティングし、輝線幅を求めると FMHM ＝ 180-740km/s となり、幅広い速度分散をもつことがわかった。星質量と星形成率、星質量と CO の光度の関係は以下の図のようになっている。
また、星質量と gas fraction, 星質量と depletion

timescale の関係を ﬁeld でのスケーリング則を基準

図 3: 左：サンプルの星質量と星形成率の関係。右：サンプルの星質量と CO の光度の関係。グレーのものは CO で受からなかったサンプルを表すは考えられないので,gas fraction,depletion timescale
が ﬁeld よりも高い傾向が見られた。ところが 11.0 <log(Mstar /M⊙ ) の範囲では、逆にそれらが ﬁeld よりも低くなるという結果になった。

にして表したものが図である。
星質量に関して、3 つの範囲に分けて考えるとlog(Mstar /M⊙ ) < 10.5 の範囲では受かる割合が 5/50

4Discussionと小さくなっており、ガスを多く含む天体を選んで星質量を固定すると、星形成率の高い銀河は gas

しまうバイアスがかかってしまっている。10.5 <fraction がより高くなっており、このことからガスのlog(Mstar /M⊙ ) < 11.0 の範囲では、受かる割合

降着率も高いことが考えられる。また gas fraction,(11/16) は比較的大きくなっておりサンプルバイアス depletion timescale といったガスの性質が高密度領

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降着率が高まり、大質量側では逆にガスの降着が抑えられるといった環境による違いがわかった。

6

Future prospect
ここでは、自身の ALMA の band6 での dust con-tinuum の解析できている部分について preliminary
ではあるが、述べたいと思う。私が解析している
データは、z = 2.53 にある原始銀河団 USS1558 のF1(Field1),F2(Field2) について ALMA の band6 でとった dust continuum のデータである。F1 は電波銀
図 4: ﬁeld のスケーリング則から期待される値に対する実際の gas fraction, depletion timescale の割合
を星質量の関数としてそれぞれプロットしたもの

河周りの領域となっており、F2 は 3.′′ 5(∼ 1.5Mpc)

oﬀset したところにある密度の高い領域となっている。下図のような 7 つの pointing で二つの領域をそれぞれ観測した。

域で質量依存性をもつことがわかった。観測した 3つの原始銀河団は overdensity が 100 を超えるような
非常に高密度な領域であるので、このような領域はフィラメント構造の交わった部分であると考えられる。そのような場所では、ガスの降着が非常に効率的に起きているため低質量側で ﬁeld よりも高い gas

fraction が見られたと言える。大質量側で gas fractionの超過が見られず、むしろスケーリング則よりも低い値をとった理由としてはガスの降着を抑える、高質量側にのみ効くような何らかの物理的なメカニズムが考えられる。そのメカニズムとしては、まず halo

quenching が挙げられる。ハローの質量が大きい天体では、shock によって降着ガスが温められること
で星形成が抑えられる。次に AGN feedback が考えられる。大質量の銀河では AGN の活動性も高いことが予想され、AGN による outﬂow によってガスが吹き飛ばされることで星形成が抑えられると考えられる。

図 5: F1.F2 の領域と観測した領域。7 つの小さい円で囲まれた領域が band6 で観測された領域である。

background は HST image である。
ビ ー ム サ イ ズ は 1.′′ 12 × 0.′′ 8,0.02mJy beam

−1

RMS は

である。このデータから CASA と呼ばれるソフトウェアを用いてデータのキャリブ
レーションを行った。detection limit は 4.2σ とし、ネガティブな 4.2σ を超えるピークは見られなかっ

5

Conclusionz ∼ 2 における 3 つの原始銀河団にある 66 個の Hαた。detection の結果、F1 の領域では 3 つ、F2 では
８の Hα emitter が受かり CO の観測に比べて 2 倍に近い銀河をとってくることができた。今後はこの

emitter に対して CO(3-2) の観測を行った。16 個の受 論文にあるような傾向が見られるのかを確認するとかった銀河に対して gas fraction, depletion timescale ともに、より低質量側での環境効果について詳しくを求めた結果、ﬁeld と比べて、小質量側ではガスの見ることができると思う。

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Reference
Tadaki,K.,Kodama,T.,Hayashi,M.,et al.(2014),PASJ
Kennicutt et al.(1998),ARA&A
Wuyts,S.,Labbe,I.,Schreiber,N.M.F., et al. (2008),APJ
Genzel,R.,Tacconi,.J.,Combes,F., et al.(2012),APJ