2019 年第 49 回
天文・天体物理若手夏の学校

集録

太恒

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。

太陽・恒星分科会

indexa1

田中 宏樹

太陽の CaK 線観測による紫外線放射の推定

a2

冨野 芳樹

部分電離プラズマ中での衝撃波の形成と発展

a4

高橋 陽也

X 線天文衛星「すざく」を用いた地球大気散乱太陽 X 線鉄輝線のテール構造の起源の探求

a5

岡本 壮師

Kepler 望遠鏡を使った太陽類似星のスーパーフレアの検出

a6

栗山 直人

IIn/Ibn 型超新星の親星における爆発的な質量放出の研究

b1

石川 遼太郎スペクトル線幅から探る太陽光球プラズマダイナミクス

b2

木村 なみ

京都大学飛騨天文台望遠鏡を用いたフィラメント噴出・消失の 3 次元速度場の導出

b3

谷 竜太

太陽極域磁場観測の概観

b4

岩崎 巧実

狭帯域フィルターを用いた金属欠乏星の捜索

c1

古谷 侑士

光球で起こるアネモネジェットの数値的研究

c2

關 嵩覚

恒星フレアによる元素合成の可能性の数値的研究

c3

鷲ノ上 遥香

ゼロ・低金属量星におけるコロナループ加熱

c4

河合 敏輝

機械学習と数値計算を用いた微小フレアの検出およびエネルギー推定

c5

山崎 大輝

2017 年 9 月 6 日に大規模フレアを起こした活動領域のコロナ磁場外挿による不安定解析

c6

木原 孝輔

宇宙天気予報研究のための太陽黒点分類機の開発

——–index

a1
太陽の CaK 線観測による紫外線放射の推定
京都大学大学院 理学研究科
田中宏樹

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽の CaK 線観測による紫外線放射の推定田中宏樹 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
太陽活動は、11 年で極大期と極小期をむかえる周期変動をしている。この太陽活動が地球の気候に与える影響について研究がなされてきている (宇宙気候学)。影響として、まず考えられるのは、太陽の全エネルギー放射であるが、これは 11 年周期で 0.1%程度しか変化していない [Lean (1998)]。一方で、太陽紫外線の1000-2000 Å領域は、11 年周期で 2-100%と変化が大きく [Bertello (2010)]、地球大気の上空で吸収されることで、地球の気温変化に影響を与えていると考えられている。しかし、紫外線は地上に届かないため、人工衛星による観測が必須であるが、初めて人工衛星が打ち上げられたのは 1967 年であり、それ以前の観測はない。そのため、100 年規模の紫外線放射強度の時間変化や、紫外線が地球の気候に与える影響は明らかにされていない [Bertello (2010)]。
そこで、紫外線と CaK 線は、どちらも太陽の彩層が起原であり、相関が強いと考えられている [Lean (1987)]
ことを利用する。CaK 線は、地上観測が可能なため、各地の天文台で観測結果が残されている。[観測波長
幅と観測開始年が、それぞれ京都大学 (0.74 Å、1928 年)、国立天文台 (0.5 Å、1917 年)、Kodaikanal(0.5Å、1907 年)、Mt.Wilson(0.2 Å、1915 年)] これと、現在の CaK 線と紫外線による観測を組み合わせることで、紫外線放射の 100 年規模の変動が地球の気温の変化に与える影響を調べる研究への応用も期待される。
本研究では、飛騨天文台ドームレス太陽望遠鏡 (DST) による、2010 年 8 月 22 日、2012 年 8 月 1 日、2018
年 5 月 5 日の可視光線 CaK 線の強度と、人工衛星 SDO の紫外線観測装置 AIA による同日の紫外線 1700Åの強度との相関を求めた。DST の波長分解能を生かして、CaK 線の積分する波長幅を変え、どの波長幅が紫外線放射強度と相関がいいのかを調べた。
その結果、相関が良い波長幅は 0.74 Åであると分かった。今回の結果からは、京都大学の観測データの重要性が示唆される。

1

Introduction
地球の平均気温は、ここ 100 年間で 0.8 ℃上昇したことが分かっている。地球気温の変化の原因は様々なものがあるが、その中で太陽の活動による地球気温の変化については明らかにされていない。太陽の活動による地球の気温の変化の原因としての候補は、現在以下の 3 つが挙げられている。

(1) 太陽全エネルギー放射の変動(2) 太陽磁場の変動による宇宙線量の変動によって、地球の雲の量が変化する(3) 太陽の紫外線放射量の変動(1) について、太陽全エネルギー放射は、太陽の 11
年周期で 0.1%程度しか変化していないので、地球の気温変化に与える影響としては小さいとされている。
また、(2) については、宇宙線による雲の形成のメカニズムが明らかにされておらず、今後の研究次第であると考えられている。(3) 紫外線は、11 年周期で2-100%と変化が大きく、地球大気の上空で吸収されることで、地球の気温変化に影響を与えていると考えられている。しかし、紫外線は地上に届かないため、人工衛星による観測が必須であるが、初めて人工衛星が打ち上げられたのは 1967 年であり、それ以前の観測はない。そのため、100 年規模の紫外線放射
強度の時間変化や、紫外線が地球の気候に与える影
響は明らかにされていない。そこで、紫外線と CaK
線は、どちらも太陽の彩層が起原であり、相関が強いと考えられている [Lean (1987)] ことを利用する。

CaK 線は、地上観測が可能なため、各地の天文台で観測結果が残されている。これを利用し、過去 100
年間の太陽紫外線放射を再現する関係を作る。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
線の明るさの画像を作成した。その次に、CaK 線と紫外線 1700 Å強度の散布図を書き、相関係数を求めた。相関係数は、紫外線 1700 Åのピクセル (i, j) の強度を x(i,j) CaK 線のピクセル (i, j) の強度を y(i,j)
として、以下の式で求められる。(n はピクセル数、

x̄、ȳ はそれぞれデータ x(i,j) 、y(i,j) の平均)rsxy
図 1: 昔の紫外線放射の推定sx

過去の CaK 線地上観測は、世界中の天文台で残され

sxy
(1)
sx sy
∑
1
=
(x(i,j) − x̄)(y(i,j) − ȳ)n(i,j)∈ 全ピクセル
v 

u
u
∑
u1 
= t
(x(i,j) − x̄)2 n=(i,j)∈ 全ピクセルているが、観測開始の年と、観測波長幅に違いがある。それを以下の (図 2) に示す。波長幅とは、CaK

sy

線の吸収線付近で、スペクトルの積分する波長領域

v 
u
u
u1
= t 
n

∑


(y(i,j) − ȳ)2 (i,j)∈ 全ピクセルのことである。
散布図の上に最小二乗法による一次関数フィッテイン
グで代表的な直線を引き、 CaK 線から紫外線 1700
Åを近似的に再現できるようにした。

図 2: 世界の天文台の CaK 線観測年と観測波長幅

3Results(図 3)-(図 8) に、それぞれの観測結果を示した。

CaK 線代表的な波長幅の画像と紫外線 1700 Åの画

2

Methods

像をそれぞれ 1 組ずつ示している。さらに、(図 12)

2.1

ObservationsÅの相関関係の変化である。

は、波長幅を変えたときの、CaK 線 と紫外線 1700

飛騨天文台ドームレス太陽望遠鏡 (DST) で、CaK線の吸収線付近を分光観測した。観測日時は、2010
年 8 月 22 日 (黒点なし活動領域)、2012 年 8 月 1 日(黒点あり活動領域)、2018 年 5 月 5 日 (ほぼ静穏領

4Discussion(図 3)-(図 8) のように、3 つの観測日全てにおいて、

域) であり、できるだけ活動状態が異なる太陽の面 CaK 線と紫外線の明るい領域 (プラージュ) はほぼ同を観測した。また、SDO(人工衛星) でとられた、同 じ場所にあることが分かる。また、散布図 (図 9)-(図じ日、ほぼ同じ時刻 (5 分以内)、同じ領域の紫外線

11) から、CaK 線と紫外線の明るさに正の相関関係

1700 Åのデータを切り出した。

があり、やや広がりがあるものの、一次関数フィッテ
イングができると考えられる。(図 12) から、相関係
数は、おおよそ波長幅を広げると大きくなっている

2.2

Analytical Methods

ことや、異なる年を比較したとき、活動が激しくな

CaK 線の過去のデータは、(図 2) で示したように、 るほど相関係数が大きくなることが分かる。過去の観測波長幅が異なる。そのため、波長幅を変えて CaK 天文台の波長幅 (図 2) と比較すると、波長幅が一番2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
大きい Kyoto のデータが、紫外線 1700 Åと相関係数が大きく、過去の紫外線放射を推定する上で最もよい指標になると考えられる。

5

Conclusion

今回の研究から、100 年近く行われている CaK 線の地上観測から、紫外線を近似的に再現する一つの方法を得ることができた。今回の観測からは、活動が激しい領域ほど、また CaK 線の波長幅が大きいほど、紫外線 1700 Åとの相関係数が大きくなることが言える。過去のデータの中では、Kyoto が波長幅 0.74Åと最も大きく、Kyoto のデータの重要性が示唆される。今後の展望としては、今回調べたのは 1700 Åであったが、他の紫外線の波長 1600 Åなどについても調べる、画像の中で静穏領域と活動領域に分けて調べるなどがある。そして、最終的には、紫外線放射を最もよく再現する指標を探す必要がある。

図 5: CaK 線 2012/08/01

Reference
J. Lean & J. Rind, 1998, J. Climate 11, 3069
Bertello L., Ulrich R.K. & Boyden J.E., 2010, Solar
Phys., 264, 31

図 6: 紫外線 1700 Å 2012/08/01

Lean, J.L., 1987, J. Geophys. Res., 92, 839.

図 3: CaK 線 2010/08/22

図 4:

紫 外 線 1700 Å

2010/08/22

図 7: CaK 線 2018/05/05

図 8:

紫 外 線 1700 Å

2018/05/05

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 9: CaK 線と紫外線 1700 Åの散布図 2010/08/22
図 11: CaK 線と紫外線 1700 Åの散布図 2018/05/05

図 12: 波長幅を変えたときの、CaK 線と紫外線 1700
図 10: CaK 線と紫外線 1700 Åの散布図 2012/08/01Åの相関係数の変化

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a2
部分電離プラズマ中での衝撃波の形成と発展
京都大学大学院 理学研究科
冨野 芳樹

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

部分電離プラズマ中での衝撃波の形成と発展
冨野 芳樹 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
太陽の彩層は約一万度の部分電離プラズマで、そこではジェット現象、爆発現象が盛んに起こっている。これらの現象の起源の一つとして磁場のつなぎ変え (磁気リコネクション) によって磁気エネルギーを解放するモデルが考えられている (Takasao et al. (2013) ほか)。Takasao et al. (2013) のような研究ではイオン、電子、中性粒子の混在する彩層を簡単のため 1 流体の電磁流体と近似して数値計算している。しかし、中性流体とプラズマ (電離成分) が混在している実際の彩層の大気を 1 流体として扱うことの妥当性は明らかではない。そこで彩層の大気を中性流体とプラズマの 2 流体の方程式で今後計算するための足がかりとして Hillier

et al. (2016) に着目した。Hillier et al. (2016) では中性流体とプラズマ (電離成分) が混在した流体中で磁気リコネクション後に生じる衝撃波がどのように形成・発展するかを調べている。初期条件としては一様な熱力学量を採用し、磁場を折り曲げることによって衝撃波を発生させ、2 流体の方程式を解くことで衝撃波の時間発展を計算した。Hillier et al. (2016) の結果は 2 流体を 1 流体に近似した場合の計算結果と異なっており、部分電離している場合には中性流体の存在を無視できないことが示唆されている。最後に、Hillier etal. (2016) の初期条件を彩層でのパラメータに変更した上で重力を考慮した場合に 2 流体がどのように時間発展するのか、1 流体の電磁流体シミュレーションの結果とどう変わってくるのかを調査している現在の自身の研究について述べる。

1

Introduction
太陽大気は下から光球、彩層、コロナという三層から構成されている。それぞれでの典型的な温度は
光球・彩層が一万度、コロナは百万度である。このよ
うに、光球・彩層は水素の電離エネルギー (13.6 eV)に対応する温度である約十万度より低温であるため、
完全電離プラズマではなく部分電離プラズマによって構成されている。また、観測事実として太陽彩層
ではジェット現象や爆発現象が盛んに発生している
ことがわかっており、これらの現象の起源は磁場の繋ぎ変え (磁気リコネクション) であると考えられている (図 1)。つまり、彩層では磁場と部分電離プラズ
マが相互作用しながら多様な突発現象を起こしているということである。

図 1: 彩層で起きる半暗部マイクロジェットのリコネ

これらの現象を理解するために、磁気リコネクショ クションのモデル。Kaysukawa et al. (2007) より。
ンにより生じる衝撃波の構造やジェット、磁場の形を調べる数値シミュレーションが盛んに行われてきた。 いる。しかし、磁場に対するプラズマ (電離成分) と過去の多くの研究 (例えば Takasao et al. (2013)) で 中性流体の振る舞いは明らかに異なっているため、実はイオンと電子と中性粒子の混在する彩層を簡単の際の彩層では各流体成分の運動の違いにより生じるために一流体の電磁流体と近似して計算を行なって現象が起きている可能性がある。そこで彩層大気で2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
中性流体とプラズマの二流体の方程式を計算するための足がかりとして本稿では Hillier et al. (2016) を取り上げる。Hillier et al. (2016) は中性流体とプラズマが混在した流体中で磁気リコネクション後に生じる衝撃波がどのように形成・発展するのかを一流
体近似で計算した場合と二流体で計算した場合で比較を行なっている。その数値計算の詳細な設定を 2
節で、結果と考察を 3 節で述べる。4 節では Hillier

et al. (2016) の結論を示した後、彩層に適した初期条件かつ重力を考慮した場合に 2 流体がどのように時間発展するのかを調査している現在の自身の研究について述べる。

2

Methods
今回の計算で用いた中性流体の方程式は以下のよ

うなものである。(γ = 5/3)

∂ρn
+ ∇ · (ρn vn ) = 0∂t∂(ρn vn ) + ∇ · (ρn vn vn + Pn I) = −fnp∂t∂en+ ∇ · [vn (en + Pn )] = −gnp
∂t
Pn
1
en =
+ ρn vn2
γ−1 2∂B− ∇ × (vp × B) = 0
∂t
vp
E+
×B =0
c
∇·B =0(10)

1Pp+ ρp vp2
γ−1 2

(12)

ep =

Pp = 2ρp Rg Tp

(9)

(11)

(13)

fnp , gnp は以下のような式である。
fnp = αc (Tn , Tp ) ρn ρp (vn − vp )[)1( 2gnp = αc (Tn , Tp ) ρn ρpv − vp2
2 n]+3Rg (Tn − Tp )√Tn + Tp
αc (Tn , Tp ) = αc (T0 )
2T0

(14)

(15)
(16)

fnp は二流体間の摩擦を表しており、gnp は二流体間(1)の摩擦による加熱及び熱輸送を表したものである。一流体近似の場合は式 (5) から式 (12) を用いるが、式(2) (7) と式 (8) の右辺は 0 とする。
次に初期条件と規格化について述べる。初期に密(3)度 (ρp = 0.1, ρn = 0.9) と圧力と温度は一様である(以後(4) とし、流体は静止しているとする。また磁場√
B/ 4π を B と表す) については
Pn = ρn Rg Tn(5)
Bx = 0.3B0(17){プラズマの方程式は以下のようなものである。
−B0 x > 0By =(18)
B0 x < 0∂ρp+ ∇ · (ρp vp ) = 0(6)∂t() とする。また、規格化は衝突の時間スケール τ とアル
c
∂
BB
B2
(ρp vp ) + ∇ · ρp vp vp + Pp I −+I
フベン速度 VA が 1 になるように αc (T0 )(ρn + ρp ) =
∂t
4π
8π
√
−1
= fnp
(7) τc = 1, VA = B0 / (ρn + ρp ) = 1 とする。
()
最後に実際の計算領域と境界条件について述べ
[
]
∂
B2
c
ep +
+ ∇ · vp (ep + Pp ) +E×B
る。Hillier et al. (2016) では 1.5 次元計算でシミュ∂t8π
4π
レーションを行っている。つまり、解くべき変数は
= gnp
(8)
ρ, P, vx , vy , Bx , By であり、それらの変数は x, t にのみ依存している。また、初期条件で y 軸対称である
ので、x = 0 で反射境界条件を用いて x > 0 のみを計算する。もう片方の境界は自由境界条件を用いる。

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3

Results&Discussion

3.1

一流体近似

まず一流体近似の結果を図 2、図 3 に示す。Hillier

et al. (2016) で解いた一流体近似の結果は Sedov-

3.2

二流体

次に二流体の方程式を解いた結果 (ここでは vx のみ) を図 4 に示す。二流体の結果も一流体近似の結果と比較するために横軸を x/t としている。

Taylor 点源爆発の解 (Sedov et al. 1959) のように自己相似的なものであるので横軸を x/t というように時間 t で規格化している。

図 2: 左:By , 右:圧力 (x/t = 1.3 での値は各物理量の初期値に一致。)
図 4: 赤線が中性流体、青線がプラズマ、点線が一流
体近似を表しており、左上、右上、左下、右下の順に t = τc , 10τc , 100τc , 2000τc の結果。

t = τc でプラズマは磁場によって駆動されるので一流体近似の結果と似た振る舞いをしているが、中性
流体は vx > 0 となっていて中心から外側に向かって加速されている。この原因は図 5 と fnp , gnp の意味
図 3: 左:vx , 右:vy (x/t = 1.3 での値は各物理量の初を考えれば理解できる。

期値に一致。)

x/t ≃ 0.18, x/t ≃ 1.1 でそれぞれ MHD の遅い衝撃
波と速い膨張波を確認することができる。膨張波が通過した領域では圧力 (磁気圧とガス圧の両方) が減少
し、内側に流体が加速されている (vx < 0)、つまり圧力の低下に伴って流体が内側に吸い込まれていることがわかる。また衝撃波が通過した領域では y 軸の負方向へ流体が激しく加速されている (|vy | ≃ VA = 1)
ことや内部エネルギー (Pr /(γ − 1)) が大きく増加していることがわかる。衝撃波の位置と By の変化か
ら、これらの流体の運動・内部エネルギーの増加は

図 5: x = 0 での初期の温度変化で赤線が中性流体、

磁気エネルギー (B 2 /2) が解放されることで起きて青線がプラズマ。(Hillier et al. (2016) より)いることがわかる。

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図 5 を見ると初期において原点付近でプラズマも中体の時間スケール (10 ∼ 1000 秒程度) に比べて非常性流体も非常に素早く加熱されていることがわかる。 に短い。しかし、重力を考慮した場合は衝撃波が上空
これは磁場によって駆動されたプラズマが中性流体に進むにつれて成長する (Suematsu et al. 1982) とと衝突することによって、原点付近の中性流体を摩いった現象が起きる。そのため重力が存在する環境

擦で加熱した結果である。このことにより中性流体

での一流体近似の妥当性 (特に半暗部マイクロジェッの原点付近の圧力が急激に増加し、爆風が生じる。結トのような ∼ 60 s, ∼ 2 × 103 km 程度の現象を一流

果として中性流体には vx > 0 の爆風による衝撃波が体近似のモデルで扱うことの妥当性) を二流体の計算形成されることになる。

をせずに保証することはやはり難しいと考えられる。

t = 10τc になると爆風の衝撃波面より先で中性流 そのような考えのもと現在は Hillier et al. (2016) の体の速度 vx が負になっている。これはプラズマとの再現を行って、重力を考慮した二流体の方程式の計

衝突を介して中性流体がプラズマに引きずられてい算を試みている。

る効果を示すものである。t = 100τc になると中性流体に生じた爆風の衝撃波面は消えてしまって、プラズマと中性流体の解の形が非常に似てきている。まAcknowledgement

た一流体近似の結果で非常に特徴的であった遅い衝

多くの指導を頂いた指導教官の柴田一成教授と夏撃波と速い膨張波を形成し始めていることもわかる。 の学校準備の補助員の古谷侑士さんに感謝の意を申し上げます。そして、夏の学校準備ゼミで有意義な
t = 2000τc になると中性流体とプラズマの解はほと コメントをして頂いた太陽グループの先輩方に感謝
んど一致していることがわかる。また、それらの解 の意を表します。
の形と一流体近似の解の形も非常に似ており、遅い
衝撃波と速い膨張波を確認することができる。一流体近似とはプラズマと中性流体が十分に衝突を繰り

Reference

返すことによって中性流体とプラズマが一体となっ Takasao, S., Isobe, H., & Shibata, K. 2013, PASJ, 65,
62て運動している状況を解いたものである。このように考えると、十分に時間がたてば二流体の方程式を用いて計算した結果と一流体近似の結果が近づていくことは自然に理解できる。

4

Conclusion&Future Work

Hillier, A., Takasao, S., & Nakamura, N. 2016, A&A,
591, A112
Sedov, L. I. 1959, Similarity and Dimensional Methods
in Mechanics, New York: Academic Press, 1959,
Suematsu, Y., Shibata, K., Neshikawa, T., & Kitai, R.
1982, SoPh, 75, 99

Hillier et al. (2016) では 3 節で見たように二流体 Katsukawa, Y., Berger, T. E.,& Ichimoto, K., et al.
の方程式を計算すると系の様子が四つの段階を経て一流体近似の結果に近づいていくことが述べられている。最初は中性流体に爆風が生じることで二流体の運動は全く異なったものになるが、最終的には衝突によって中性流体もローレンツ力を間接的に感じて二流体は一体となって運動する。これらの結果か
ら各流体成分はそれぞれ異なった運動をして一流体近似では予想できなかった現象を起こすことがわかる。この結論をふまえて私は重力を考慮して、重力成層した環境で二流体がどのように運動をするのかを調べる予定である。彩層での 100τc (数秒程度) は流

2007, Science, 318, 1594

——–index

a4
X 線天文衛星「すざく」を用いた地球大気散乱太陽 X 線鉄輝線のテール構造の起源の探求埼玉大学大学院 理工学研究科
高橋 陽也

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X 線天文衛星「すざく」を用いた地球大気散乱太陽 X 線鉄輝線のテール構造の起源の探求
高橋 陽也 (埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract「すざく」は 2005 年 7 月に打ち上げられ、2015 年までの約 10 年間運用された日本の X 線天文衛星である。この衛星の特徴の一つに、地上 550km の低軌道を周回していることが挙げられる。これにより宇宙か
らの荷電粒子を地磁気によってガードでき、バッググラウンドを小さく抑えられるという利点を持つ。しかしこの低軌道ゆえ、衛星の視野に地球が映り込み目標天体が見えなくなる「地没」という状態 が、観測時間の 3 割程度を占めることになる。 地没中の観測データは、目標天体の観測に使えないためこれまであまり活用されてこなかったが、その中には地球から衛星に向かってくる X 線が含まれている。例えば衛星の視野に太陽で照らされた昼地球が映り込んでいる間は、目標天体の代わりに地球超高層大気によって散乱された太陽 X 線を観測していることになるため、地没データから散乱に関与した地球大気と太陽 X 線の情報を得ることができる。本研究では太陽 X 線を直接観測した場合と地球大気散乱を介して観測した場合の観測結果の違いに注目した。「すざく」で観測された、2005 年 9 月の巨大太陽フレア時に地球大気で散乱された
太陽 X 線のエネルギースペクトルを解析し、その結果 He-like Fe K 輝線ピークから低エネルギー側へ伸びるテール構造を発見した。太陽フレア時の鉄輝線は高温電離平衡プラズマからの放射とされ、APEC モデル(Astrophysical Plasma Emission Code Model) で説明されるが、見つかった構造はその APEC モデルには含まれていなかった。このテール構造の起源を調べるために、地球大気での太陽 X 線散乱シミュレーションの結果と実際の観測スペクトルを比較した。その結果、太陽 X 線が地球大気によってコンプトン散乱された際に生じる構造で説明できることがわかった。

1

Introduction

放射しながら冷却されていく。 こうして放たれた X
線は周囲の鉄などの重元素イオンを電離させ、特性

太陽フレアは太陽系における最大の爆発現象であり、多数の波長域での電磁波の増加によって観測される。 太陽の活動が活発な時期に太陽黒点の付近で発生することが多く、小規模なものは一日三回ほど起こる。 太陽フレアはコロナ中で磁気エネルギーが解放されることで起こるが、そこで発生した熱は最初磁気ループに閉じ込められ、ループ内部でエネル
ギーの再配分が行われた後に冷却していく。磁気ループの大部分は高温低密なコロナ中に存在するが、その足元は太陽表面の低温高密大気である彩層とつながっている。フレアにより発生したエネルギーがコロナから彩層に伝わると、そこで温度と圧力が急増
し圧力勾配ができるため、高密プラズマがループを通じてコロナへ上昇していく。結果フレアループは高密プラズマで満たされ、 熱制動放射 で軟 X 線を

X 線が放射される。
一般に、原子番号の大きい原子ほどイオン化する
際の必要なエネルギーは大きく、また同じ元素でもより高階電離しているイオンの方が必要なエネルギーは大きくなる。このためプラズマの温度が低いときは主に軽い元素の輝線が観測されるが、温度が上昇すると重い元素の輝線が主となり、軽い元素はほとんど完全電離されてしまい輝線は弱くなる。数千万度もの温度になる太陽フレア時のコロナ高温プラズ
マからの放射では、鉄の K 輝線が目立つようになる。
中性の鉄原子は 26 個の電子を持つが、そのうち 25個の電子が電離し 1 個だけ電子が残っている状態の鉄イオンを H-like の鉄イオンと呼ぶ。同様に、2 個の電子を残すのみの状態の鉄イオンを He-like の鉄イオンと呼ぶ。また、これらのイオンから放たれる K

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輝線のことを H-like Fe K 輝線、He-like Fe K 輝線搭載されていた。このうち XIS0、XIS2、XIS3 の３台と呼ぶ。それぞれの輝線のエネルギーはプラズマのは「表面照射型 CCD（Frontside Illuminated:FI)」、

静止系で 6.65keV,6.97keV である。

残りの XIS1 は「裏面照射型 CCD(Backside Illumi-

光学的に薄い熱プラズマからの放射モデルは、米国

nated:BI)」と呼ばれる。表面照射型は電極側、裏面の APEC モデル、欧州の SPEX モデルなど複数ある照射型ではその反対側から X 線が入射するという違が、本研究では APEC モデルを使用する。スペクトいがある。今回は XIS3 のデータを用いる。

ル解析ソフトウェアである XSPEC を用い、太陽フレ
ア時のコロナからの重元素輝線の様子を描いたものが
図 1 である。この際、電子温度を 4keV、Abundanceと norm を 1、Redshift を 0 とした。得られた図を見3スペクトル解析
今回用いたデータは、2005 年 9 月 7 日に超新星残骸 SN1006 を観測中に取得したものである。詳細は
表 1 にまとめた。観測データは、衛星から出力される全データを含む uncleaned event と、地球指向時
や天体からの X 線でない宇宙線由来のイベントなどの不要な情報を取り除いた cleaned event の 2 種類がある。本来の「すざく」の観測目標は天体であり、地没の時間帯などのデータは cleaned event から取り除かれている。そのため今回の解析では uncleaned

event を使用する。配布されている event ファイルの
うち任意の時刻のデータを得る際には、XSELECT
図 1: 高温希薄な電離平衡プラズマからの X 線放射というソフトウェアを使用した。以下の条件に従ってモデル

uncleaned event のデータスクリーニングを行った。
まず、南大西洋異常帯 (SAA) 通過時間帯の除去をると、連続成分として熱制動放射、輝線として複数の特性 X 線が現れているのが分かる。本研究では、
このうち He-like Fe K 輝線が見える 6.7keV 付近に注目して解析を行う。

行った。ここで SAA とは地球の磁場に捕らえられた陽子や電子からなる放射線帯であるヴァン・アレン
帯の異常構造のことである。ヴァン・アレン帯の地上からの高度は場所によって異なるが、その中でも地球の磁場が弱まるブラジル上空で地上に最も接近する。その下端の高度はおよそ 400km まで下がってお

2

観測機器

り、同高度の周囲の地域と比較して放射線量が異常に多く検出される。高度約 550km を飛翔する「すざ「すざく (Astro-E2)」は、 1993 年稼働の「あすく」はこの SAA の影響を受けるため、 今回は SAAか（Astro-D）」に続く、日本の X 線天文衛星である。 通過時間帯に加え、通過から 436 秒までのデータも2005 年 7 月に打ち上げられ、2015 年までの約 10 年 取り除いた。
間運用された。 優れた分光能力と軟 X 線からγ線ま
次に、人工衛星の仰角である ELV の指定を行った。
での広いエネルギー帯域（0.3-600keV) での観測が可

ここで仰角 ELV は衛星の向いている方向と地球接線能な衛星である。地上から約 550km の低高度を周回とのなす角のことを指す。ELV=0 が地球の縁を示していたため、衛星の視野に地球が映り込み目標天

し、値が負の時は衛星が地球に指向していることを体が見えなくなる「地没」という状態が観測時間の意味する。このほか、DYE ELV と NTE ELV とい
3 割程度を占めていた。「すざく」には XIS（X-ray う指定方法もあるが、こちらはそれぞれ地球の昼まImaging Spectrometer) とよばれる、0.2-12keV のエ たは夜部分の縁と衛星の向いている方向とのなす角
ネルギー帯域をカバーする X 線 CCD カメラが四台

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: SN1006 の観測ログ
観測 ID

観測装置

観測開始時刻 (UT)

観測時間

100019010

XIS3

2005-09-07 17:52:34

501sのことを指す。今回は太陽に照らされた昼地球が視野に入る時間帯のデータを得るために、ELV< −10と NTE ELV< 10 という二つの指定を行った。また、統計をよくするために 1bin あたり最低 20 カウント

4

コンプトンショルダー構造によるテール成分の改善
地球大気による X 線の散乱は、主にトムソン散乱が含まれるようにという指定で bin まとめを行った。 とコンプトン散乱の二種類に分けられる。トムソン
こうしてデータ処理された観測結果のスペクトル散乱の場合は散乱前後で X 線のエネルギーは変化しに対し、1 で示した高温希薄な電離平衡プラズマかないが、コンプトン散乱の場合は散乱角が大きくな
らの X 線放射モデルである APEC モデルでフィッ るにつれ X 線のエネルギーが失われる。原点に静止
ティングを行う。APEC モデルのパラメータは電子 した電子（質量 me ）にエネルギー E0 の X 線が入射
温度を 4keV、Abundance を 1、Redshift を 0 で固し、入射方向とのなす角 θ の方向に散乱された X 線

定し、norm のみ free とした。また、連続成分としのエネルギーを E とする。X 線光子を粒子とみなして powerlaw を入れた。また鉄輝線周囲に注目していた電子との衝突を考えて、運動量とエネルギー保存

るため、5.5keV から 7.5keV までのデータ点のみを則から散乱後のエネルギー E は以下のような式で表ﬁt に用いた。その結果が図 2 である。Reduced chi- せる。

E=

E0
E0
1 + me c2 (1 − cos θ)

この関係式は、コンプトンの公式と呼ばれる。この式から、前方（θ = 0◦ ）に散乱された X 線の場合はエネルギーが変わらないが、それ以外の角度で散乱された X 線は散乱角に応じたエネルギーを失うことが分かる。
天体観測においても、輝線が出た後にまわりの物質によってコンプトン散乱されることで元の輝線か
図 2: 大気散乱太陽 X 線鉄輝線スペクトルのフィッ
ティング

らエネルギーが弱まった光子が出ることが分かっている。コンプトン散乱は散乱角に対してエネルギーの減少幅が異なるため、散乱前のエネルギーから 180度散乱時のエネルギーまで連続的なスペクトル構造

squared の値は 2.3 であった。各観測データの値をモ が形成される。こうしてコンプトン散乱によって生じデルの値で割ったものである ratio が図 2 の下側に記 る構造はコンプトンショルダー構造と呼ばれ、入射輝載されており、6.5keV 付近でモデルより観測データ 線の低エネルギー側で観測される。図 3 は実際の天体の値が上回っていることが分かる。

におけるコンプトンショルダー構造の観測例である

メインピークから低エネルギー側にテール状に伸(Watanabe et al. 2003)。天体は X 線連星 GX301-2

びるこの残差構造に対し、本研究では地球大気で散で、Chandra 衛星によって観測されたものである。

乱されたことによる太陽 X 線のエネルギー減少とし観測対象である X 線連星から放たれた Fe K 輝線は、て説明できないか、と考えた。

その天体の周囲にあるガスでコンプトン散乱される。
その結果元の Fe K 輝線である 6.4keV から最もエネ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 大気散乱太陽 X 線モデルを用いた ﬁtting
図 3: X 線連星 GX301-2 におけるコンプトンショル

までのデータ点のみを用いた。その結果が図 4 であダー観測例 (Watanabe et al. 2003)

る。Reduced chi-squared の値は 1.56 であった。図下側の ratio より、6.5keV 付近のテール構造に対しルギーが減少する θ = 180◦ でのコンプトン散乱に対応する 6.24keV にかけて、連続的な構造が現れており、これがコンプトンショルダー構造であると考えられている。

6.7keV 付近の He-like Fe K 輝線ピークから低エネてスペクトル形状がよく一致していることが見て取れる。したがって、シミュレーション結果と観測結
果の鉄輝線テール構造が一致するという点から、観測データに含まれるテール構造がコンプトンショル
ダー構造由来として説明可能であるといえる。

ルギー側にのびる、この 6.5keV 付近のテール構造 に対し、上記のコンプトンショルダー構造で説明できるかどうか確かめたい。そこで、地球大気による X
線散乱のシミュレーションを行い、その結果と 3 章

6まとめ
地球大気によって散乱された太陽フレア時の太陽の観測結果を比較することとした。シミュレーショ X 線鉄輝線に、太陽から放射される高温電離平衡プンには Geant4 を用いた。これは物質中における粒 ラズマからの X 線モデルに無いテール構造を発見し子の飛跡をシミュレーションするためのソフトウェ た。そこで、太陽 X 線モデルの大気散乱シミュレー
アである。シミュレーションでは仮想的な地球大気 ション結果と観測データを比較したところ、Fe K 輝構造に対して 1 章でも用いた APEC モデルを太陽 X

線プロファイルがよく一致することが判った。よっ線として入射させた。大気による散乱後に観測されて、Fe K テール構造は太陽 X 線が地球大気に散乱る X 線スペクトルが計算されており、これにはコンされた際に生じたコンプトンショルダー構造としてプトン散乱によるコンプトンショルダー構造も考慮説明可能であることが本研究を通して分かった。

されている。

Reference5

考察
シミュレーション結果と観測データを重ね合わせ、

スペクトル形状の比較を行う。 シミュレーション結果をモデルとして扱い、観測データに対してフィッティ
ングすることで比較を行った。また鉄輝線周辺に注目しているため、フィッティングの際は 5.5keV 7.5keV

Watanabe et al., 2003, ApJL, vol.597, pp.L37-L40

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a5
Kepler 望遠鏡を使った太陽類似星のスーパーフレアの検出
京都大学大学院 理学研究科
岡本 壮師

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Kepler 望遠鏡を使った太陽類似星のスーパーフレアの検出
岡本 壮師 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
恒星/太陽フレアとは恒星/太陽表面での突発的な爆発現象であり、太陽フレアは磁気嵐や放射線の照射などの形で人類文明に悪影響を及ぼしている。恒星フレアの中には観測史上最大級の太陽フレア (全エネルギー 1032 erg) の 10 − 106 倍の規模のエネルギーのものがあり、スーパーフレアと呼ばれている。以前は太陽型星 (G 型主系列星) でスーパーフレアは起きないと考えられていたが、近年 Kepler 宇宙望遠鏡の測光観測データ (約 500 日分) の解析により、実際には数百個もの太陽型星でスーパーフレアが起きていることがわかった。特に、太陽類似星 (太陽のように年老いた自転周期の長い太陽型星) でも、数千年に一度の頻度で最大 1035 erg 程度のスーパーフレアが起きることが発見され、太陽でもスーパーフレアが起きる可能性が示唆された。もし太陽でスーパーフレアが起こった場合我々の生活に深刻な影響を及ぼす可能性があるので、スーパーフレアを起こす太陽類似星の特徴・多様性を調べることは非常に重要である。ところが、その後分
光観測や位置天文学衛星 Gaia によって恒星パラメータが修正され、従来の解析に混入していた太陽型星でない星は除外された。その結果、太陽類似星のスーパーフレア発生頻度等は変わらないもののサンプル数が減ったため、より多くのサンプルでの検証が急務となった。
そこで本研究では、これまで主系列星と判定されていなかったが、Gaia により太陽類似星と判明した星をサンプルに加えて、未解析の全期間の Kepler 衛星のデータ (約 1500 日分) でスーパーフレアの検出を行った。
解析では、先行研究に従って光度曲線からスーパーフレアと思われる増光をプログラムで自動検出し、目視で確認を行った。これにより先行研究の統計を補強し、今後はスーパーフレアを起こす太陽類似星と太陽の違いまで議論ができると期待される。

1

分類しているが、KIC は星半径などのパラメータ

Introduction
太陽フレアとは太陽表面で起こる爆発的な増光現象であり、黒点の磁場エネルギーが磁気リコネクショ
ンを通じて解放されることで生じていると考えられている。恒星においても太陽と同様に、表面の急激な増光が観測されており恒星フレアと呼ばれている。
恒星フレアの中には観測史上最大級の太陽フレアの10 − 106 倍のエネルギーを解放しているフレア「スーパーフレア」が存在する。スーパーフレアを起こしやに不定性が大きかった。2018 年 4 月公開の Gaia 衛
星 Data Release2 の距離データによって、Kepler天体の大半で星半径が修正された。その結果、従来の解析には太陽型星でない星が約 40%混入していた可能性がわかり、サンプル数が減少したため、より多くのサンプルでの検証が急務となった。そのため今回はそのサンプル数を増やすことを目的としてKepler 衛星の全期間のデータ (約 1500 日分) から
スーパーフレアを検出する。

すい星は、若くて自転周期が短い星、M,K 型星、近接連星などであり、太陽型星 (G 型主系列星) では起
こらないと考えられてきた。しかし近年、Kepler 宇
宙望遠鏡のデータ (約 500 日分) から、太陽型星にお2Methods

いてもスーパーフレアが起こっていることが発見さ

Kepler の全期間の光度曲線 30 分間隔のものについれた。(Maehara et al. 2013; Shibayama et al. 2014)て検出を行う。観測期間は 2009 年 3 月-2013 年 5 月で

こ

れ

ら

の

先

行

研

究

で

は

あり、観測波長は約 400nm-900nm である。スーパー

Kepler Input Catalog(KIC) を 用 い て 恒 星 を フレアを起こす天体は黒点による自転周期の光度変化

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
す太陽類似星 (自転周期 20 日以上、有効温度 5600Kの太陽型星) については、41 天体で 56 個のスーパー
フレアが検出された。先行研究 (Notsu et al. 2015)との比較を表 1、表 2 に示す。

図 1: Kepler 衛星の観測データを用いて発見された太陽型星におけるスーパーフレア (Maehara et al.

2013)。横軸は時間 [day] で縦軸はフラックス ∆F/Favを表している。
が観測されることが期待されることから、McQuillan

et al. (2014) により自転周期が観測されているものを対象にし、自転周期成分を high-pass ﬁlter を用いて除去した。これ以降の処理は先行研究 (Maehara et

図 2: 今回の解析でスーパーフレアが検出された太陽al. 2013; Shibayama et al. 2014) に倣い、自転周期を 型星の分布図取り除いた光度曲線についてフラックスの差分をとり、その差分の分布を調べた。フレアの閾値は 3σ の

3 倍を超えるものとした。近接する星からの影響を取り除くために、12 秒角以内に他の星が存在する天体、

24 秒角以内に同時にスーパーフレアが観測されている天体を除去した。これは典型的な開口のピクセル

Nstar

Nﬂare

今回の解析

517

4273

先行研究

113

527

表 1: 太陽型星についての比較

数が 30 ピクセルであり、開口半径を 3 ピクセル=12秒角と想定したためである。これによりスーパーフ
レアの候補が約 30%減少した。その後、残った全てのスーパーフレア候補に対し目視にて確認を行った。
恒星半径などのパラメータは Gaia Data Release2のものを使用した。

3

Nstar

Nﬂare

今回の解析

41

56

先行研究

〜1

3

表 2: 太陽類似星についての比較

Results
図 2 が今回の Kepler 衛星のデータの解析によっ

4

Conclusionて得られた太陽型星の周期とスーパーフレアを起こ

先行研究に対しサンプル数が大幅に増えた。特に、す星の分布であり、517 天体から 4273 個のスーパー太陽類似星の増加した割合が大きい。しかし、先行

フレアが検出された。また、スーパーフレアを起こ研究については、更にピクセルデータについて検証2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校した結果でのサンプル数である。フレアによる急激な増光が観測されるピクセルは、そのフレアの観測された星の point spread function に一致していなけ
ればならない。今後は今回の解析で発見されたスー
パーフレアに対してもこのピクセルデータの確認を行い、議論を行う必要がある。

Reference
Maehara, H., Shibayama, T., Notsu, S., et al. 2012,
Natur, 258, 478
Shibayama, T., Maehara, H., Notsu, S., et al. 2013,
ApJS, 209, 5
Notsu, Y., Maehara, H., Honda, S., et al. 2019, ApJ,
876, 58
McQuillan, A., Mazeh, T., & Aigrain, S. 2014, ApJS,
211, 24

——–index

a6
IIn/Ibn 型超新星の親星における爆発的な質量放出の研究
東京大学大学院理学系研究科付属ビッグバン宇宙国際研究センター
栗山 直人

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

IIn/Ibn 型超新星の親星における爆発的な質量放出の研究
栗山 直人 (東京大学大学院理学系研究科付属ビッグバン宇宙国際研究センター)

Abstract
大質量星の進化後期には静水圧平衡モデルでは説明することができない現象が存在する．星周物質との相互作用によって輝き，狭い輝線を有することで知られる IIn/Ibn 型超新星の親星は，恒星進化の後期段階において激しい質量放出を経験することが知られており，その質量放出率は定常的な質量放出モデルでは説明できないほど高く，動力学的な爆発的質量放出イベントの存在が示唆されている．また，重力崩壊の数十年前に親星が短いタイムスケールで増光するという観測例も存在し，質量放出との関連が議論されている．このような爆発的質量放出を説明するモデルはいくつか存在するが，現時点では質量放出を引き起こすエネルギー源の解明には至っていない．爆発的質量放出のメカニズムを恒星進化の観点から検討する際には，親星の外層にエネルギーが運ばれた際の質量放出量や光度などの観測的特徴を知ることが重要である．そこで我々は，1 次元恒星シミュレーションコード MESA を用いて作成した複数の超新星の親星モデルの外層に炭素またはネオン燃焼由来を想定して様々な大きさのエネルギーを注入し，質量放出を起こすまでの過程を輻射流体力学計算することによって，質量放出量や光度曲線，星周物質の分布などを求めた．観測との比較を行うこと
によって，爆発的質量放出のメカニズムやエネルギー源を特定することが期待される．

1

Introduction2001) では説明できないほど高く，現在の標準的な恒星進化モデルには取り入れられていない爆発的な質大質量星は進化末期 (重力崩壊の数年前から数十年前) に，短時間での光度の大幅な変化を伴う激しい質量放出を起こし，放出された物質が密度の高い星周物質を形成することがある．実際に観測においても，IIn 型超新星の親星が重力崩壊の数十年前に一時的に大幅に増光するという現象が報告されている (e.g.

Elias-Rosa et al. 2018)．
質量放出によって形成された濃い星周物質の中で重力崩壊型の超新星爆発が起きると，超新星イジェク
タと星周物質との相互作用が熱源となって超新星として輝く (see Chugai 1997; Smith 2017)．星周物質はイジェクタに比べて速度が非常に遅いために，このような超新星のスペクトル中には狭い輝線がみられる．星周物質が水素組成であるかヘリウム組成であるかによって，観測される超新星の分類はそれぞれ IIn 型または Ibn 型となる．

Kiewe et al. (2012) は Chugai & Danziger (1994)
において導出された輝線の光度と親星の質量放出率の関係を用いて，IIn 型超新星親星の質量放出率が0.026 − 0.12M⊙ yr−1 であると見積もった．この値は標準的な恒星の質量放出モデル (like Vink et al.

量放出の存在が示唆さていれる．
しかしながら，超新星親星における爆発的な質量放出のメカニズムやエネルギー源はわかってない．爆発のエネルギー源を説明するための先行研究はこれまでにも行われてきた (e.g. Quataert & Shiode 2012; Sh-

iode & Quataert 2014; Moriya 2014; Woosley et al.
2007; Smith & Arnett 2014)．いずれの先行研究においても，大質量星の進化後期には核燃焼のタイムスケールが外層の力学時間と同程度かより短くなるという点が重要になっている．恒星の外層が燃焼の変化に対応できない場合，静水圧平衡は成り立たなくなるために動力学的な扱いをしなければならない．
このような爆発的質量放出のエネルギー源の研究に対して，エネルギーが恒星外層に運ばれた際に外層がどのように振る舞うのかを調べることも重要である．この問題は恒星モデルの外層にエネルギーを注入し，その後の振る舞いを流体シミュレーション
することで調べられる．Smith (2014) は爆発的質量放出のメカニズムを Super-Eddington winds と non-terminal explosions の 2 つに分類した．前者は持続2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: MESA で作成した超新星親星モデルの詳細
Model
RSG1
RSG2
YSG1
BSG
WR1
WR2

MZAMS
11M⊙
20M⊙
50M⊙
15M⊙
50M⊙
50M⊙

Z
0.02
0.02
0.01
2 × 10−4
0.01
0.01

R
730R⊙
1085R⊙
1380R⊙
58R⊙
0.7R⊙
0.6R⊙

Teﬀ
3400K
3500K
4700K
11000K
220000K
240000K

MHe core
3.9M⊙
6.3M⊙
20.6M⊙
3.7M⊙
19.8M⊙
19.8M⊙MH env
6.1M⊙
12.7M⊙
0.5M⊙
10.3M⊙−−

Eenvelope−2.2 × 1047 erg−4.7 × 1047 erg−3.1 × 1046 erg−1.9 × 1049 erg−5.3 × 1050 erg−6.0 × 1050 erg

Time to CC
10 yr
0.8 yr
10 yr
8 yr
0.8 yr15 dayBurning stage
Ne burning
Ne burning
C burning
Ne burning
C burning
C burning

的な Super-Eddington なエネルギー注入に，後者は瞬間的なエネルギー注入に対応していると考えられる．Super-Eddington なエネルギー注入を行った際の恒星外層の数値計算はこれまでにも Quataert et al.

(2016); Fuller & Ro (2018); Ouchi & Maeda (2019)
らによって行われてきた．その一方で，non-terminal

explosion を扱った研究は多くない． Owocki et al.
(2019) は主系列星の外層に瞬間的にエネルギーを注入し外層の振る舞いを調べた．
それに対して我々の研究対象は重力崩壊直前の超新星親星である．我々は 1 次元恒星進化計算コード

図 1: 超新星親星モデルの密度分布図．赤星印はエネルギー注入位置を示している．

MESA (Paxton et al. 2011, 2013, 2015, 2018) を使用して作成した IIn/Ibn 型超新星親星モデルの外層

燃焼段階を採用した．これらのモデルは以下で述べるの底にエネルギーを注入し，その後の外層の振る舞輻射流体計算において初期データとして用いられた．

いを 1 次元輻射流体数値計算し，質量放出量や光度曲線，星周物質の分布を求めた．

2.2

2

Set up and Methods

2.1

Making Progenitor

我々は 1 次元恒星進化計算コード MESA を用いて6 つの親星モデル RSG1, RSG2, YSG, BSG, WR1,
そして WR2 を作成した．ただし RSG は赤色超巨星, YSG は黄色超巨星, BSG は青色超巨星, WR は

Wolf-Rayet 星を意味する．各モデルの詳細および密度分布が表１と図 1 に示されている．

RSG1, RSG2, BSG の 3 モデルについては，燃焼
光度が高く爆発的質量放出との関連が考えられる Ne
燃焼段階を採用した．一方で YSG1, WR1, WR2 の各モデルについては, Ne 燃焼が重力崩壊のわずか数日前に始まるため，Ne 燃焼によって爆発的質量放出が起きたとしても空間的な広がりを持った星周物質を重力崩壊までに形成することができないと考え，C

1-D Radiation Hydrodynamical
Simulation

我々は親星モデルの外層 (WR1,2 モデルではヘリ
ウム外層，その他のモデルでは水素外層を指す) の底にエネルギーを注入し，その後のふるまいを輻射流体計算することによって質量放出のメカニズムを調べた．数値計算では以下のラグランジュ座標系での保存形流体方程式を用いた．

∂(1/ρ) ∂(4πr2 v)
−
∂t
∂m
∂v
∂p
+ 4πr2∂t∂m∂(4πr2 vp)
∂E
+
∂t
∂m

= 0

(1)

= g,

(2)

= vg −

∂L
,
∂m

(3)

ただし m は質量座標，t は時刻，r は半径，ρ は質量密度, v は速度, E はエネルギー密度，p は圧力，g は重力加速度，そして L は光度を表す．これらの方程式系
を PPM 法 (Colella & Woodward 1984) によって解2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
いた．輻射輸送の計算にはフラックスリミッターを導量放出量は高い傾向にあり，逆にもっとも束縛の弱入した拡散近似を用いた (Levermore & Pomraning

い YSG モデルでは質量放出の効率が悪いことがわ

1981; Shigeyama & Nomoto 1990)．

かる．Kiewe et al. (2012) で見積もられた質量放出率 0.026 − 0.12M⊙ yr−1 は，これらの計算における16π 2 acr4 ∂T 4
L=−
λ
3κ
∂m

(4)
1x1040状態方程式には HELMHOLTZ(Timmes & Swesty

RSG1 0.8e47 [erg]
RSG1 1.2E47 [erg]
RSG1 1.6E47 [erg]
RSG2 1.5E47 [erg]
RSG2 2.5E47 [erg]
RSG2 3.5E47 [erg]モデルへのエネルギー注入時間 τ と注入率 dE/dt
は次式で表される．

τ

≃

dE
dt

=

0.5 × Eouter
Lnuc
Einjectτ(5)Luminosity [erg s-1]

2000) を用いた．

(6)1x10391x10381x1037050100

ただし Eouter は外層の全エネルギー，Lnuc は星全体の核燃焼によるエネルギー生成率，Einject は注入したエネルギー量を表す．ただし，WR1,WR2 モデルについては τ が外層の力学時間よりも十分に長くな

300

350

たエネルギーの大きさが右上のラベルに記されている．エネルギーを注入し始めた時刻が 0[day] に対応する．
1x1043
BSG 5e48 [erg]
BSG 7e48 [erg]
BSG 10e48 [erg]
BSG 13e48 [erg]1x1042Luminosity [erg s-1]

るといえる．

250

図 3: RSG1,2 モデルに各エネルギーを注入した際の光度曲線．注入しで，例外的に 1[s] 間でエネルギーを注入した．つまり，WR1,2 モデルで実際に爆発を引き起こすために200Time [day]り，動力学的な爆発を引き起こすことができないのは Lnuclear を大きく上回るエネルギー源が必要であ150

1x1041
1x10401x10393

Results

1x1038012

図 2 に は 各 モ デ ル に 様々な 大 き さ の エ ネ ル

3

4Time [day]

ギーを注入した際の質量放出量が示されている． 図 4: BSG モデルに各エネルギーを注入した際の光度曲線．注入したエ

BSG,WR1,WR2 等，外層の圧力が高くきつく束縛されているモデルほど |Einject /Eenvelope | に対する質

ネルギーの大きさが右上のラベルに記されている．エネルギーを注入し始めた時刻が 0[day] に対応する．

YSG 5e46 [erg]
YSG 7e46 [erg]
YSG 9e46 [erg]
YSG 11e46 [erg]1x1040Luminosity [erg s-1]

Mass Loss [Msun]

1

0.1

0.01

RSG1
RSG2
BSG
YSG
WR1
WR2

0.001

1x103900.00010.1

1

10|Einject/Eenvelope|

図 2: 各モデルにおける質量放出量．横軸は (注入したエネルギー)/(モデルの外層のエネルギー) という比の絶対値になっている．

100

200

300

400

500

600

Time [day]図 5: YSG モデルに各エネルギーを注入した際の光度曲線．注入したエ
ネルギーの大きさが右上のラベルに記されている．エネルギーを注入し始めた時刻が 0[day] に対応する．

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
1 回の爆発によって再現できている．図 3,4,5 には各 う問題が存在する．恒星進化理論と超新星観測の両モデルでの爆発的質量放出時の光度曲線が示されて側面から質量放出モデルを探ることが求められる．

いる．ただし WR1,2 モデルについては計算コスト上

また本研究によって得られた光度曲線から，超新の都合から光球を空間分解できなかったために光度星親星における爆発的な質量放出が突発天体サーベは求められなかった．

イで検出可能かどうかについて議論を行ってゆく必
要もある．

4

Discussion & Conclusions
本研究では，星周物質との相互作用によって輝く超Acknowledgement

新星の親星における爆発的な質量放出のメカニズム

本研究は東京大学の茂山俊和准教授との共同研究とエネルギー源を特定するという目的のために，親です．また本研究に対するコメントをくださった方々

星外層にエネルギーを注入した際の外層の振る舞いに感謝申し上げます．

を輻射流体計算し，観測的特徴量 (光度，質量放出等) を求めた．

Kiewe et al. (2012) が示すように，観測から求め

Reference

られた IIn 型超新星親星の質量放出率と，星周物質

Chugai, N. N. 1997, Ap&SS, 252, 225の速度は多様であり，これらの観測結果を再現する

Chugai, N. N. & Danziger, I. J. 1994, MNRAS, 268, 173ことができるように親星モデルや質量放出メカニズ

Colella, P. & Woodward, P. R. 1984, Journal of Computational
Physics, 54, 174

ムに制限を付けることが今後の課題である．
また，我々の計算結果から重力崩壊時における星周物質の分布を求めることもできる (図 6)．重力崩Elias-Rosa, N., Van Dyk, S. D., Benetti, S., et al. 2018, ApJ,
860, 68
Fuller, J. & Ro, S. 2018, MNRAS, 476, 1853
Kiewe, M., Gal-Yam, A., Arcavi, I., et al. 2012, ApJ, 744, 10
Levermore, C. D. & Pomraning, G. C. 1981, ApJ, 248, 321
Moriya, T. J. 2014, A&A, 564, A83
Ouchi, R. & Maeda, K. 2019, ApJ, 877, 92
Owocki, S. P., Hirai, R., Podsiadlowski, P., & Schneider, F. R. N.
2019, MNRAS, 485, 988
Paxton, B., Bildsten, L., Dotter, A., et al. 2011, ApJS, 192, 3
Paxton, B., Cantiello, M., Arras, P., et al. 2013, ApJS, 208, 4
Paxton, B., Marchant, P., Schwab, J., et al. 2015, ApJS, 220, 15
Paxton, B., Schwab, J., Bauer, E. B., et al. 2018, ApJS, 234, 34
Quataert, E., Fernández, R., Kasen, D., Klion, H., & Paxton, B.
2016, MNRAS, 458, 1214

図 6: 親星の重力崩壊時における，質量放出によって形成された星周物質の分布図．

Quataert, E. & Shiode, J. 2012, MNRAS, 423, L92
Shigeyama, T. & Nomoto, K. 1990, ApJ, 360, 242

壊時に星周物質が親星からどれほどの距離に位置す

Shiode, J. H. & Quataert, E. 2014, ApJ, 780, 96

るかは，その速度に加えて爆発的質量放出が重力崩

Smith, N. 2014, ARA&A, 52, 487

壊のどれほど前に起きたかに依存する．一般に核燃

Smith, N. 2017, Interacting Supernovae: Types IIn and Ibn, ed.
A. W. Alsabti & P. Murdin, 403

焼が生み出す全エネルギーは，恒星進化の後期になればなるほど高くなるので重力崩壊直前のほうが質量放出に有利であると思われるが，その一方で重力崩壊直前に質量放出が起きたのでは観測から示唆される位置まで星周物質が広がることができないとい

Smith, N. & Arnett, W. D. 2014, ApJ, 785, 82
Timmes, F. X. & Swesty, F. D. 2000, ApJS, 126, 501
Vink, J. S., de Koter, A., & Lamers, H. J. G. L. M. 2001, A&A,
369, 574
Woosley, S. E., Blinnikov, S., & Heger, A. 2007, Nature, 450,
390

——–indexb1
スペクトル線幅から探る太陽光球プラ
ズマダイナミクス
国立天文台
石川 遼太郎2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

スペクトル線幅から探る太陽光球プラズマダイナミクス
石川 遼太郎 (国立天文台 D1)

Abstract
太陽光球面静穏領域では粒状斑の対流運動によって、対流セル境界に沿った磁場構造が形成される。このような領域を分光観測した場合、ドップラー速度や明るさだけでなく、スペクトル線幅も対流運動と関連した空間分布を有している（Khomenko et al. 2010）。しかしながらこのような線幅の変化の要因は特定されておらず、１）非熱的な乱流運動と、２）視線方向のドップラー速度勾配の２つが主な候補として挙げられている。理論的には前者が対称的にスペクトルを広げるのに対して、後者はスペクトルを非対称に広げる。両者の寄与を定量的に切り分けることで、スペクトル線幅から非熱的な乱流運動を捉えることが可能になる。
本研究ではひので衛星による Fe I 6301.5 Å 線の分光データを使用し、バイセクター解析によりスペクトル線の非対称性と線幅の両方を解析した。これにより速度勾配によってスペクトル線幅が増大する傾向が確かめられた。また時間変化を調べたところ、粒状斑が消滅する過程において速度勾配の発達と線幅の増大が確認され、この線幅の増大は速度勾配だけでは説明できないことを発見した。この線幅の増大を説明するためには、1.6 km/s 程度の乱流が必要である。

1

導入

2

観測

太陽光球面は粒状斑と呼ばれる対流セルで埋め尽本研究では「ひので」衛星に搭載された可視光望遠

くされており、粒状斑は生成・消滅を繰り返すなど乱鏡（Solar Optical Telescope; SOT）の偏光分光観測

雑な時間変化を示す。このような乱雑な運動は光球装置（Spectro-Polarimeter; SP）で観測されたデー面において磁場構造形成とポインティングフラックス

タを解析した。空間分解能は 6300Å で 0′′ .3 で、これの生成に大きく貢献し、コロナ加熱・太陽風加速のたは太陽表面で約 200 km に対応する。SOT-SP は Fe

めのエネルギー源となりうることが輻射磁気流体計

I 6301.5 Å 線と Fe I 6302.5 Å 線を、21.5 mÅ/pixel

算によって提唱されている。特に近年、粒状斑よりものスペクトルサンプリングで観測している。SP の小さなスケールの速度構造が大きなエネルギーを保Line-spread-function はガウシアンで良く近似でき、有している可能性が指摘されている（Rempel 2014） 装置起因のスペクトル線の非対称は無視可能であるが、現状の観測装置では空間分解できず、その観測的 （Lites et al. 2013）。
検証は困難を極めている。Khomenko et al. (2010)

スリットをスキャンすることで太陽面の一定の領は撮像観測から、粒状斑境界の下降流レーンでスペ域について面的に偏光分光観測することが可能であ

クトル線幅が増大することを明らかにしたが、そのる。本研究では２種類の観測データを解析した。一

要因が空間分解能以下の微小スケールの運動なのか、 つは一度だけスキャンしたデータであり、広い観測
視線方向の速度勾配によるもの（Gadun et al. 1997） 領域を確保することができる。もう一方は狭い観測なのかを分離することが出来なかった。本研究では偏領域を何度もスキャンしたデータである。このデー

光分光観測を行うことで、このような空間分解能以タを解析することで、時間変化を追うことが可能で下のスケールの運動を定量的に評価し、またその空ある。

間分布と時間発展を明らかにすることを目的とした。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.1

パラメータの定義

本研究で使用したパラメータを表 1 にまとめた。こ
こで ⟨·⟩ は各データセットにおける全視野・全時間に亘る平均値を示す。Ic は平均値で規格化した連続光の明るさを示す一方で、Iˆ は各ピクセルにおいて連続光と最小値で規格化した明るさである。視線方向の速度勾配を評価するために、バイセクター解析を使用した。バイセクター解析はスペクトル線の各明るさにおいて中点をとることで、ドップラー速度の視線方向変化を捉える手法である。バイセクター解析によって、Iˆ = 0.05, 0.5, 0.7 においてドップラー
速度を求めた。さらに速度差 ∆v を v0.05 − v0.7 をして定義した。この速度差 ∆v は速度勾配を反映していると考えることができる。正の速度差 ∆v > 0 は下層ほどブルーシフトしている（下層ほど上昇流が強い）ことを示しており、負の速度差 ∆v > 0 は下
層ほどレッドシフトしている（下層ほど下降流が強(Gadun et al. 1997)。∆v と FWHM の関係についての、観測的な結果を図 1(a) に示した。これは ∆v とFWHM についての２次元ヒストグラムである。∆vの絶対値が大きいとき、FWHM が増加していることが克明に見て取れる。しかしその一方で、各 ∆v において FWHM の分布は大きな分散を示しており、これは視線方向の速度勾配では説明できない FWHMの変化が存在することを示唆している。すなわち、速度勾配以外の線幅増大メカニズムが必要である。
磁場の影響を明らかにするため、偏光度 Ptot の大きな領域のみに着目して同様のヒストグラムを作成した（図 1[b]）。閾値は Ptot > 2.0% とした。これは光球面の equipartition 磁場強度である 450 G に相当する。図 1(b) から、強い磁場を伴う領域は負の ∆vを伴うことが見て取れる。これは、光球面ではプラズマ β が大きく磁場が下降流レーンに掃き集められるためであると考えられる。

図 2 は ∆v （横軸）と FWHM（縦軸）そして Icい）ことを示している。またスペクトル線幅の代表（色）の関係を示した図である。各ビンの Ic は対応値として Iˆ = 0.5 における全幅、すなわち FWHM
したピクセルの平均値である。粒状斑（Ic ≳ 1.1; 赤を使用した。磁場強度の指標として偏光度 Ptot を用色）では ∆v が約 0.5 km/s であるのに対して、下降いた。
流レーンでは ∆v が負の値で約-1.0 km/s 程度である
ことがわかる。また強い磁場を伴う領域は線幅が大表 1: The definitions of the parametersparameter
definition

Ic
Iˆ
v0.05
v0.5
v0.7
∆v
FWHM
Ptot

Ic ≡ ⟨IIcontinuum
continuum ⟩I−min(Iλ )Iˆ ≡ Icontinuum−min(Iλ )Doppler velocity at Iˆ = 0.05

Doppler velocity at Iˆ = 0.5
Doppler velocity at Iˆ = 0.7∆v ≡ v0.05 - v0.7
Full width at Iˆ = 0.5∫ √Q2λ +Uλ2 +Vλ2
Ptot ≡
Icontinuum dλきい。
連続光の明るさ Ic が 1.0 程度の領域は大きく３種類に分類できる。１つ目は磁場が強い領域で、負の∆v を示す。２つ目は FWHM が小さく、∆v もほぼ 0km/s の領域である。これは粒状斑と下降流レーンの境界にあたる (Khomenko et al. 2010). 最後に３つ目は FWHM が大きく正の ∆v を有する領域である。

3.2

時間変化

いつ速度勾配が発達し、いつ線幅が発達するのかを明らかにするために、粒状斑の時間変化に伴う物
理量変化を調べた。図 3 は消滅する粒状斑の時間変3

結果化の一例を示している。

3.1

線幅はどこで広がるか？

で明るさに変化はほとんどなく、上昇流速度が-0.5

先行研究によって、視線方向の速度勾配がスペク
トル線幅の増大に寄与し得ることは指摘されてきた初期段階（t = 0 ∼ 200 sec）では、Ic > 1.1

km/s から-2 km/s まで発達し、さらに正の速度勾配と FWHM も増加した。その後、約 100 秒の間に明るさは 1.10 から 0.85 まで急激に暗くなった。それに2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: ∆v と FWHM の２次元ヒストグラム。(a) は視野内全てのピクセルについて、(b) は偏光度 Ptot の大きなピクセルのみについてプロットしたもの。黒線は各 ∆v における平均の FWHM を示している。

る際にあるタイミングで ∆v = 0 となる。この時にも FWHM は 170 mÅ 程度であり、最小値の 120 mÅ
と比べて非常に広い。このスペクトル線幅増大は視線方向の速度勾配では説明できないものである。

4議論
図 1 から、視線方向の速度勾配以外にもスペクト

ル線幅を広げる要因があることが示唆された。また
時系列解析から、粒状斑が消滅する際に速度勾配とスペクトル線幅が発達するが、その線幅は速度勾配だけでは説明できないことを示した。ここで粒状斑消滅過程について、∆v = 0 の時のスペクトル線幅増
大を乱流によるものであると仮定すると、乱流速度は 1.6 km/s と推定できた。粒状斑が消滅する過程で正の速度勾配が発達したが、これが乱流を駆動した可能性がある。
図 2: ∆v と FWHM と Ic の関係。

伴い ∆v と FWHM は大きく減少し、ドップラー速度 v0.5 は上昇流から下降流へと大きく変化した。この期間に Ptot の時間変化は見られなかった。
このような粒状斑の消滅過程において、∆v-FWHM
図の右上の領域を通ることを発見した。また消滅す

Reference
Gadun, A. S., Hanslmeier, A., & Pikalov, K. N. 1997,
A & A, 320, 1001-1012
Khomenko, E., Martı́nez Pillet, V., Solanki, S. K., et al.
2010, APJL, 723, L159-L163

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図 3: 消滅する粒状斑の時間変化の一例。上のパネルは、上から順に Ic , FWHM, ∆v, Ptot の時間変化を示している。左下のパネルは消滅する粒状斑が位置する (x,y)=(0.6,1.1) における FWHM（黒）、∆v （橙）、

Ic （赤）、∆v（青）の時間変化を示している。この時間変化を ∆v-FWHM 図上にプロットしたものが右下のパネルに表示されている。赤いダイアモンドが取り出した最初のフレーム（t = 0 sec）を示しており、青いダイアモンドが最後のフレーム（t = 420 sec）を示している。

——–index

b2
京都大学飛騨天文台望遠鏡を用いたフィラメント噴出・消失の 3 次元速度 場の導出
京都大学大学院 宇宙物理学教室
木村 なみ

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

京都大学飛騨天文台望遠鏡を用いたフィラメント噴出・消失の 3 次元速度場の導出
木村 なみ (京都大学大学院 宇宙物理学教室 M1)

Abstract
太陽活動による地球周辺空間の環境変動を宇宙天気という。太陽面爆発（フレア）や噴出現象が起こると、地球では磁気嵐や放射線の増加などの影響を受けるため、宇宙天気予報が重要視されている。特に太陽コロナ中で発生する冷たいプラズマの噴出・消失現象（フィラメント噴出・消失）は、太陽のプラズマを大量に惑
星間空間に噴出する現象（コロナ質量放出; CME）との関連も高く、磁気嵐の原因の一つと言われている。
しかし、フィラメント噴出・消失とコロナ質量放出、磁気嵐との関係性は未だ明らかになっていない。プラズマが実際に惑星間空間に噴出しているか否か判断するためにはフィラメントのプラズマの速度場を精確に測定する必要があるためであるが、Hα 線中心波長のみによる彩層撮像観測では、フィラメントの視線速度を求めることができないからである。そこで、本研究では Hα 線多波長観測から噴出・消失するフィラメン
トに「クラウドモデル」を適用することでその視線速度を算出する手段を開発した論文 [1] をレビューする。
当研究では、Becker のクラウドモデル [2] を用いてプラズマの速度や温度を測定した先行研究をもとに、京都大学飛騨天文台フレア監視望遠鏡の Hα 線中心波長に加え、Hα − 0.8Å と Hα +0.8Å の波長で観測することでフィラメントの視線方向における移動を捕捉できるようになった。本発表では 2016 年に飛騨天文台に実装された太陽磁場活動望遠鏡（SMART）
・Solar Dynamics Doppler Imager（SDDI）を用いて、より広い波長域でクラウドモデルの適用が可能となった例 [3] も合わせて紹介する。さらにこの手法を用いて統計解析を行う、自らの研究計画についても述べる。

1

Introduction

が惑星間空間に噴出してコロナ質量放出現象を発生させている過程を観測することができないのである。

太陽面を 656.3nm に中心波長をもつ Hα 線で観測すると、彩層の様子を知ることができる。ディスク状に確認できる、長さ 60-600Mm 幅 0.4-1.5Mm ほどの

また、Hα 線中心単一波長での観測ではフィラメント
消失現象の視線方向速度を測定できず、フィラメン
トが惑星間空間に噴出したかを判断できない。

黒い筋模様に見えるものをフィラメントといい、106
度のコロナに浮かぶ 103 ∼ 104 度の低温のプラズマである。フィラメントの筋模様がディスク上から消え、惑星間空間に飛び出して消えたように見えることがあり、これをフィラメント噴出・消失現象という。この現象は、太陽のプラズマを大量に惑星間空間に噴出する現象（コロナ質量放出; CM E ）との関連も高いことから、磁気嵐の原因の一つと言われてそこで、フィラメント消失現象のドップラーシフト量を計測し、三次元速度場を求める必要がある。 今
回紹介する Morimoto and Kurokawa（2003） では、
京都大学飛騨天文台フレアモニター望遠鏡（FMT）の、H α線中心と青色側及び赤色側ウイングを用いてフィラメント消失現象の同時観測を行い、Beckers, J.

M.(1964) のクラウドモデルを用いることでフィラメ
ント消失現象の視線速度を導出する手法を開発した。

いる。
しかし、フィラメント噴出・消失現象とコロナ質量放出現象の関係は未だ理解が進んでいない。太陽コロナを観測する際には、太陽とその周囲を覆って減光させる必要があるため、消失したフィラメント

2

Observations
彼らは京都大学飛騨天文台のフレアモニター望遠

鏡 (FMT) の Hα 中心望遠鏡、Hα 赤色側ウイング望

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
遠鏡、Hα 青色側ウイング望遠鏡で太陽全面像の同時には、フィラメント各点における視線方向速度と視観測を行なった。各望遠鏡の波長を以下に示す。長短

線垂直方向速度を求め、三次元速度場を導出する必

両ウイングの２波長で観測することにより、フィラ要がある。

メント消失現象の視線速度を得ることができる。それぞれの画像は 2 秒間隔で撮影、記録される。1996
年 9 月以降については 1 分間隔でデジタル記録も行なっている。

3.1

視線方向速度

フィラメントは下部の太陽表面からの放射を散乱させるため、周囲に対して光度が低くなる。そこで、

表 1: フレアモニター望遠鏡 (FMT) のフィルター

Hα 線中心からの波長差 (∆λ) で観測したフィラメ

特性

ントの上の点 (x) に対し、フィラメントの光度 Ip と
望遠鏡名

中心波長

周囲の背景光度 IRO の比をコントラスト C(∆λ) とHα 中心望遠鏡

6562.8Å

して定義した。

Hα 青色側ウイング望遠鏡

6563.6Å

C(x, ∆λ) = [Ip (x, ∆λ) − IRO (∆λ)]/IRO (∆λ)(1)Hα 赤色側ウイング望遠鏡

6562.0Å

コントラストには波長依存性があり、観測された光度から現象のドップラーシフト量を推測することが可能である。そのため、視線速度は (1)FMT 画像

2.1

からフィラメントの Hα 線プロファイルを得て (2) 観

events

測されたコントラスト値に最もよく一致するドップ

飛騨天文台のフレアモニター望遠鏡 (FMT) のデー

ラーシフト量を計算することで導出できる。しかし、タベースの中から、(1) 太陽観測衛星「ようこう」搭

FMT は３波長のみでの観測のため、Hα 線プロファ

載軟 X 線望遠鏡や太陽観測探査機 SOHO 搭載極紫外イルを得る際には多少の過程が必要となる。また、全線望遠鏡と比較するために、フィラメント長が 60Mm

イベントにおいて彩層からの背景光の Hα 線プロファ

以上であり、(2) イベント全体を通じて観測が雲や日イルとして、Kurucz et al.(1984) による参照 Hα 線の入りで中断されていない、５つのフィラメント消

プロファイルを用いた。

失現象を選択し、三次元速度場解析を行った。

フィラメント消失現象における物理量や運動を導出するために Beckers のクラウドモデル (Beckers,1964)

表 2: フィラメント消失現象のリスト
番号
時刻 (UT)を使った。フィラメントの真下の彩層光度 IRO (∆λ) を場所

観測することは不可能なので、替わりにフィラメン

1

1992 年 11 月 05 日 00:15-02:15

S20W17

ト周辺の平均光度 IC (∆λ) を用いた。

2

1999 年 02 月 16 日 01:42-04:15

S27W18

IRO (∆λ) = IC (x, ∆λ)x (2)32000 年 01 月 19 日 00:28-01:47

N08W18

ここで τ0 を波長中心における光学的厚みとすると、光42000 年 01 月 28 日 05:35-06:20

S28W20学的厚みτ (∆λ) は以下のようにかける。

5

2000 年 05 月 08 日 04:19-07:40

S21W03τ (∆λ) = τ0 exp −[∆λ − ∆λs /∆λD ]2 (3)これを用いてコントラスト C は以下のようにかける。

[

3

Results
本研究以前のプロミネンスの観測的研究では、プロミネンスの先行部分の運動のみを解析しており、噴出現象全体を理解する上では不十分である。したがってフィラメント消失現象の運動を理解するため

C(∆λ) =]
S
− 1 {1 − exp[−τ (∆λ)]} (4)IRO (∆λ)

各物理量は、S は源泉関数、IRO はフィラメント真下の彩層光度、τ は光学的厚みである。
最低４波長でコントラスト値を得られれば、４つの不定値である厳選関数 S、光学的厚み τ 、ドップラ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ー幅∆λD 及びドップラーシフト量∆λS を求めること∫∞が可能である。しかし F M T で得られるデータは３波長のみであり、かつ観測波長は波長中心に対して

CF M T =対象であるため、ドップラーシフトしていない Hαobs 2) ]d∆λC(∆λ) exp[−( ∆λ−∆λ
∆λW
∫∞
(8)
∆λ−∆λobs 2
exp[−( ∆λW ) ]d∆λ−∞−∞線プロファイルに対しては２つのコントラスト値しか利用することができない。
そこでこれらのデータ不足を補うため、本研究では２つの仮定を設けた。(1) フィラメント消失現象が発生する時刻 (t=0) 以前では、フィラメントは全体的に静止しドップラーシフトはしないこととし、その他３つのパラメータを一様とみなす。光学的厚みとドップラー幅については、イベント開始後も一定とする。(2) 両ウイングにおけるコントラスト値が最少となった時点のドップラーシフト量を 0.8Å とする。
フィラメント消失以前の Hα 線中心のコントラスト

C1 と青色側ウイングのコントラスト C2 について以下の関係式を得る。

]
S
C1 =− 1 {1 − exp(−τ0 )}IRO (0)∆λW は有効透過幅、∆λobs はフィルターの中心波長である。散乱光の影響も考慮に入れた。観測された
コントラスト (C1 , C2 , C3 ) を補正することで実際のコントラスト (C1′ , C2′ , C3′ ) に変換した。この時、観測されたコントラストを最もよく再現するパラメー
タの組み合わせを求めた。次に、得られた実際のコントラストを式 (5) − (7) に代入し、フィラメントの物理パラメータ (S, τ0 , ∆λD ) と Hα プロファイルを求めた。このプロファイルを波長シフトさせること
で、様々なドップラーシフト量におけるフィラメントのコントラストプロファイルを計算した。

[(5) 3.1.1

1999 年 2 月 16 日に発生したイベント

コントラストの観測値と式 (5)-(7) よりフィラメン
トの物理パラメータ [S,τ0 , ∆λD ] = [0.12, 3.1, 0.26] と

[

]
S
C2 =
−1
IRO (0.8)[{×なり、Hα プロファイルを得られる。このプロファイ[ ()2 ]}]
0.8
1 − exp −τ0 exp −∆λDルから、有効透過幅と散乱光の影響を取り除く補正をかけると、フィラメントのドップラーシフト量の変化に伴うコントラストプロファイルは図 1 のよう(6) になる。A 点における視線速度の時間変化は図 2 のまた、静穏フィラメントにおいては、ドップラー幅ように表され、コントラストの変化と一致している。

の変動が小さく、ドップラー幅の平均値は 0.26Å、標準偏差は 0.02(Kubota 1968;Jeﬀeries Orrall 1958)。
そこでフィラメントのブルーシフトの最大値が 0.8、 3.2

視線垂直方向速度

ドップラー幅 ∆λD を固定すると、青色側ウイングにおける最小コントラストについて以下の式を得る。

FMT の連続画像中でフィラメントを平均距離15Mm 間隔のブロッブに分割し、それぞれの動き

[
C3 =

S
IRO (−0.8)]− 1 [1 − exp(−τ0 )]を追跡した (図 3)。また、視線垂直方向速度を用(7)(for |∆λSmax | ≥ 0.8Å)
さらに望遠鏡の有効透過幅の効果を補正するために、透過関数をガウス型とみなしコントラストを以下のように書き換える。

い、フィラメントの各部分の軌道を求めた。ピクセ
ル位置 [x(t) , y(t)] で速度 [vx , vy ] が検出された場
合、このピクセル上の物体は時刻 t + δt の画像では [x(t + δt), y(t + δt)] = [x, y] + δt × [vx , vy ] に移動する。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
各ピクセルにおいて視線速度と視線垂直速度の両方を導出する方法を初めて確立した。三次元速度場を導出する過程で 4 つの不定値を求めるため４波長での観測が要求されたが、FMT では最大３波長までの観測しかできずデータが不足した。そこでフィラメ
ント消失のドップラーシフトを時間的に一定とみなし、３つのパラメータの値を仮定せざるを得なかった。現在京都大学飛騨天文台太陽磁場監視望遠鏡には H αチューナブルフィルター SDDI が設置され、Hα 線中心から± 9 Å の波長域まででの観測が可能
図 1: 1999 年 2 月 16 日のイベントのコントラストプ
ロファイルになった。観測可能波長域が拡大したことで、観測
波長域の狭い FMT では検出できなかった高速度の現象を捉えることが可能になった。また、観測波長点が３点から 73 点に増加したことで、観測される Hα
プロファイルのフィッティングの精度が向上した。そこで、空間的・時間的にフィラメント消失後に CMEが続いていると考えられる、太陽ディスク面で発生した 2016/8/10 と 2016/11/4 の２イベントの三次元
速度場を導出する。フィラメント噴出運動を三次元的に解析することで CME との関連性を議論することが可能になるだろう。

図 2: 導出された 視線速度 (正:前進運動、負:後退
運動)

Acknowledgement
研究を進めるにあたり指導教官の浅井歩氏にはテーマの決定以前から議論の場を多数設けていただきました。飛騨天文台の大辻 賢一氏には、三次元速度場解析の手法を一から教えていただきました。また同研究室の木原さんには補助員になっていただき、丁寧にご指導いただきました。宇宙物理学教室の皆様にも研究の糧となるアイディアをいただきました。この場を借りて厚く御礼申し上げます。

Reference
図 3: 1999 年 2 月 16 日の 02:45UT に FMT で観測された Hα 線中心画像

4

Discussion&Conclusion
今回紹介した論文では、Hα 線中心画像、青色および赤色ウイング画像を用いて、フィラメント状のMorimoto T., Kurokawa H., 2003, PASJ, 55, 503
Beckers J. M., 1964, PhDT Seki,D.,Otsuji,K.,Ishii,T.,
et al. 2016, ApJ, 843, L24

——–indexb3
太陽極域磁場観測の概観
東京大学大学院 理学系研究科
谷 竜太

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽極域磁場観測の概観
谷 竜太 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
黒点数や磁場の極性など、太陽活動は 11 年の周期で変動するが、その機構 (太陽ダイナモ) は完全には理解されていない。今回はその機構を理解するために太陽極域の磁場の時間変化に注目する。Hinode/SP で極域の研究をした Petrie (2017) を紹介し、その手法から将来行いたい研究について議論する。

1

Introduction

たがって、極へ向かう子午面還流や乱流拡散の効果
は、太陽ダイナモの一翼を担う重要な物理プロセス

太陽では黒点の発生数や極性が 11 年周期で変動しである。

ている。これを太陽活動周期と言い、それを担う機
構が太陽ダイナモである。この活動周期を説明する

Babcock-Leighton model というモデルを 2 節で述べる。また、3 節では Hinode/SP を用いて極域の研究をした Petrie (2017) を紹介し、現在わかっていない
ことと今後自分が行いたい研究について述べる。

2

Babcock-Leighton model
活動領域の拡散・移流によって磁極の反転が引き起こされるという事を説明するモデルである。以下
では双極型の活動領域の磁気要素を考え、先行/後行の要素を太陽回転方向に対して前方/後方とする。

1 : 低緯度帯に双極型の活動領域が浮上する。双極型の活動領域は、浮上する際 Joy’s law(先行黒点が赤道に近い) と Hale law(先行/後行黒点の磁性が各半

図 1: Babcock-Leighton model の概要図 (Charbon-

球で反対になる) に従って先行黒点が赤道に近い場所

neau (2010) より)に生成される。各半球で反対の磁極となる (図 1 左)。

2 : 次に、乱流拡散と子午面還流によって後行黒点が選択的に高緯度へ移流する (図 1 中)。乱流拡散とは対流によるその場での拡散であり、子午面還流とは3Previous research

赤道から極域に流れる循環流 (∼10 m/s) である。

Petrie (2017) では Hinode/SP を用いて 2013-2016

3 : 北/南極に後行成分が蓄積し、元の磁極と相殺し

年の 3 月に南極のベクトル磁場を観測し、南極の極合うことで極磁場の磁束量が減少する。さらに後行

域磁場が反転する様子やグローバルな太陽磁場が単成分が蓄積することによって極磁場の反転が起こる

純な topknot 構造ではないことを示した。

(図 1 右)。
このような極性反転のモデルを Babcock-Leighton

太陽の極性は 11 年周期で反転している (2 節)。地球から太陽を見たとき、極域は球体の縁に相当する

model と呼び、約 11 年周期で極性が反転する。し ため、射影の効果により実質的な空間分解能が低下2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校する。また、視線方向の観測だけでは Br , Bθ 成分とBϕ 成分を分解することができない。Hinode/SP は高い空間分解能 (0.3 秒角) を持ち、更にベクトル磁場の観測が可能なため、上記の問題点をカバーできる。以下では Hinode/SP を用いた太陽の極域磁場の反転の様子を議論する。
図 2 は 2013-2016 年 3 月の南極の磁場強度の分布図である。2013 年の南極では正極磁場が卓越しており、2014,2015 年では負極磁場が極域に侵入し、2016
年には負極磁場が卓越している。すなわち、磁場の反転が起きている。

図 3: 2013-2016 年 3 月の南極における、経度方向平均した磁場強度 (図 2 を経度平均したもの)。左上が2013 年 3 月で右下が 2016 年 3 月である。また、実/破線が正/負の平均磁場強度で、点線が全体の平均磁場強度を表す。
図 4 は 2016 年 3 月の全球ベクトル磁場を元に PFSS
モデル (Petrie 2013) を用いて計算した全球コロナ磁場である。左は SOLIS/VSM(空間分解能 1.1 )のみを用いて作成したモデルであり、右は極域のみ

Hinode/SP(空間分解能 0.3 ) に置き換えて作成した
図 2: 2013-2016 年 3 月の南極の磁場強度の分布図。
左上が 2013 年 3 月で右下が 2016 年 3 月である。また、赤/青色は正/負の磁場を表す。

モデルである。低分解能だと南極付近のみから磁力線が湧き出しているのに対し、高分解能だと磁力線の湧き出し位置が空間的に広がっている。

図 3 は 2013-2016 年 3 月の南極各緯度における平均磁場強度のグラフである。これより 2013 年から2016 年までにかけて磁性が反転したことや、平均磁場強度の緯度方向分布に偏りがあることが分かる。

図 4: 緑/赤色が正/負の開いた磁力線で、青色が閉じた磁力線
以上より、南極の極域磁場が反転する様子が示された。また、高空間分解能観測によって、全球コロ
ナ磁場は単純な topknot 構造をしているわけではな
いことがわかった。

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4

Conclusion & Future Works
Petrie (2017) は、Hinode/SP の高空間分解能を用

いて太陽極域の磁気パッチを観測することで、南極の極域磁場が反転している様子を示した。この結果を説明するために Babcock-Leighton model は有用である。このモデルでは、極域磁場の反転を実現する
メカニズムとして、活動領域の子午面還流による輸送や、対流による乱流拡散を仮定している。しかし、Petrie (2017) の 各緯度における平均磁場強度の解析 (図 3) では時間分解能が 1 年と荒く、詳細な移流の様子はわからなかった。この時間分解能を 1ヶ月に向上させることで、子午面還流により磁極が反転する時間変化を明らかにしたい。また、Hinode/SP を用いることで、極域でのベクトル磁場の時間変化を追跡し、極域の拡散係数を求めたい。これらの研究によって、ダイナモ機構の解明に貢献したい。

Reference
Petrie 2013, Solar Phys., 292, 13
Petrie 2017, Astrophys. J., 768, 162
Charbonneau
Springer

2010,SolarandStellarDynamos,——–index

b4
狭帯域フィルターを使った金属欠乏星捜索
甲南大学大学院 自然科学研究科 物理学
専攻
岩崎 巧実

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

狭帯域フィルターを使った金属欠乏星捜索
岩崎 巧実 (甲南大学大学院 自然科学研究科 物理学専攻

M1)

Abstract
金属欠乏星とは、太陽と比べて重元素、すなわち金属の量が少ない恒星を指す。これらは金属がまだ少なかった時代の宇宙で誕生したため、古い星が多い。ゆえに金属欠乏星を観測することで、宇宙初期の情報を得ることができる。その金属欠乏星の捜索方法に、狭帯域フィルター (narrow band

filter、NB) を用いた観測がある。NB 観測では、恒星からの光を対物プリズムに比べて少ない素子に集められるため、暗い天体でも観測できる。また見た目の距離が近い天体でも、NB は互いの光を分離できる。中でも、Ca+ の吸収線である Ca H & K 線 (各々3968.5 Å、3933.7 Å) に高い感度を持つ NB が、金属欠乏星の捜索に有用である (Starkenburg et al. 2017)。この吸収線は、金
属量の小さい恒星ほど強度が弱くなるという特徴があるため、金属量の比較に利用できる。NB400
は、Ca H & K 線を含む 3900-4000 Åの波長の光だけを透過するため、同じ波長域に感度を持つ v
バンドフィルターと比較すると、Ca H & K 線に対して感度が高い。それにより、他の元素によるスペクトルに埋もれることなく、恒星の Ca H & K 線を観測できる。
今回は、2019 年 3 月に行われた、東京大学木曽観測所 105cm シュミット望遠鏡を使った金属欠乏星の NB 観測の観測結果について述べる。一度に広範囲を観測できるこの望遠鏡で、金属欠乏星を効率よく検出できる NB400 を使うことで、多くの金属欠乏星をまとめて見つけられることが期待される。また、その観測結果から、よりよい金属欠乏星の捜索方法についても議論を行う。

1

Introduction
誕生直後の宇宙は、水素とヘリウム、微量のリチウムのみで占められており、現在のように多種多様な元素は存在していなかった。したがって、この時代に生まれた最古の星たちは、主に水素とヘリウムのみで構成されていた。これらの星はやがて寿命を迎えると超新星爆発を起こし、星内部で合成した炭素や酸素といった重元
素を宇宙空間にもたらす。先代の恒星が撒き散らした元素から次世代の星が生まれ、その内部で元素を合成して、超新星爆発で宇宙空間にばらまかれ、そこからさらに次の世代の星が生まれ、というサイクルを繰り返してきたことで、宇宙には重元素が増えていった。
これらの水素やヘリウム以外の元素を指す重元
素は、まとめて「金属」と呼ばれる。また、恒星に含まれる金属の割合を表した指標を金属量といい、[Fe/H] という表記で表す。これは、恒星の鉄と水素の質量比と太陽の鉄と水素の質量比を常用対数で表した数値なので、例えば金属量が太陽の 1/100 なら、[Fe/H] = -2 となる。太陽と比べ、金属をあまり含まない古い恒星を金属欠乏星 (metal-poor star) という。金属欠乏星を観測することで、その星が生まれた古い時代の宇宙の情報を得ることができる。
そこで我々は東京大学木曽観測所 105cm シュミット望遠鏡を用いて、全天の金属欠乏星を捜索するべく、狭帯域フィルターを用いた観測を 2019年 3 月に行った。一度に広範囲を観測できるこの望遠鏡で、金属欠乏星に対して特徴的な波長の光を捉えられるフィルターを使った観測を行うことで、効率的に、一網打尽に金属欠乏星を見つけることを目指した。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図1:

太陽と金属欠乏星のスペクトル(https://space.mit.edu/home/afrebel/group/
Frebel Research Group.html)。

2

Observations
従来の観測方法では、13-4 等級よりも暗い金属欠乏星が多く見つかっていた (Frebel et al.

図 2: 金属量ごとの Ca H & K 線の強度の計算

2009)。一方、9-12 等級

結果 (Starkenburg et al. 2017)。赤は [Fe/H] =程度の明るい金属欠乏星は、あまり見つけられ0、橙は-1、緑は-2、青は-3 となっている。黒いていない。これは、この等級の金属欠乏星の数

点線は NB400 の透過する範囲を指す。

2006, Yanny et al.

が少なすぎるわけではなく、単純に観測が行き届いていないことが原因である。したがって、あまり観測されていない、かつ高分散分光もしやすいこれらの恒星に的を絞り、捜索を進めていった。今回の観測では、シュミット望遠鏡のTomo-e Gozen カメラに取り付けられている狭帯域フィルター (narrow-band filter、NB) を用いた。今回用いたフィルターには 4 種類あり、波長 400nm、436nm、520nm、860nm 付近の光だけを透過する。このうち、400nm 付近の光を透過する NB400 フィルターは、カルシウムイオンの吸収線 (Ca H & K lines, 3968.5 Å, 3933.7 Å)

図 3: 金属量ごとの NB400 の等級の計算結果を観測するのに適している。恒星のスペクトル(Starkenburg et al. 2017)。記号の大きさは星の表面重力に対応している。

のうち、この吸収線は図 2 のように、恒星の金属量によって強度が変化するという特徴がある(Starkenburg et al. 2017)。
したがって、NB400 での恒星の等級を比較することで、その星の金属量をある程度見積もることができる。

3

Results
2019 年 3 月、もともと組成のわかっているター

ゲットの恒星約 100 個の観測を、シュミット望遠鏡で上記の 4 種類の狭帯域フィルターを用いて行った。そのうち、NB400 での観測結果が図4 である。多少ばらつきは見られるが、ある程度金属量によって図 3 のようにターゲットの星が2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
分離したことがわかる。また、NB436、NB520、

図 6: NB520 での観測結果。色は表面重力に対図 4: NB400 での観測結果。色は金属量に対応している。ターゲットの星は色付きで、同時に応している。ターゲットの星は色付きで、同時に写った他の星は黒色で示している。

写った他の星は黒色で示している。

NB860 での観測結果を、それぞれ図 5、図 6、図7 に示した。NB436、NB520 は NB400 と同様に、それぞれ炭素の量、および表面重力によってターゲットの星が分離した。しかし、NB860
は異なる金属量どうしの星が混ざり合った結果となった。
図 7: NB860 での観測結果。色は金属量に対応している。ターゲットの星は色付きで、同時に写った他の星は黒色で示している。
は 15 等級程度の星まで見えてしまうため、12 等
級程度の星まで観測できればよい本研究では深すぎるといえる。また、84 枚のチップすべてを使って観測すると、一晩で 1600 平方度の撮影が図 5: NB436 での観測結果。色は炭素の量に対応している。ターゲットの星は色付きで、同時に写った他の星は黒色で示している。

できるが、狭帯域フィルターのある区画のチップ

21 枚だけを使って観測すると、時間もかかりす
ぎるため、より浅く観測を行う必要がある。浅
く観測を行うと、従来の深い観測よりも写る天
体の数が減るため、カメラのチップ 84 枚を一気に使わないとアストロメトリが解けず、天体の4Discussion
今回の観測では、100 個程度の恒星を観測したが、将来的には全天に分布する金属欠乏星を捜索するべきである。しかし、現状では NB400 で座標を決められないことにも注意が必要である。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion&FutureWorks
宇宙初期に生まれたとされる金属欠乏星を観測することで、古い時代の宇宙の情報が得られる。その金属欠乏星を捜索する方法として、Ca

H & K の吸収線の強度によって星を狭帯域フィ
ルターで分けるというものがある。シュミット望遠鏡での観測結果から、星を金属量ごとに分けることができたが、全天を捜索するためには、 図 9: NB400 の観測結果における次回のターゲッ
より浅く観測して、アストロメトリを一気に解トの選択。色は図 8 と同じ。また、温度は 4200-

く必要がある。

6500K に、等級は 12 等より明るい星に限定してまた、図 3 と図 4 から、金属欠乏と考えられるいる。

星を選ぶための図を図 8 に示す。これらの星を、
Yanny, B. and Newberg, H. J. and Johnson, J. A.
et al. 2009, ApJ, 700(2), 1282

図 8: NB400 の観測結果における次回のターゲッ
トの選択。色は斜めに走る境界線からの y 軸方向の距離を表している。また、温度は 4200-6500Kに限定している。

x 軸に表面温度、y 軸に見た目の等級で表した図が図 9 である。この中から、より金属欠乏であると考えられる暖色で示されている星を選び、観測を今後行う予定である。

Reference
Frebel, A. and Christlieb, N. and Norris, J. E. et
al. 2006, ApJ, 652(2), 1585
Starkenburg, E. and Martin, N. and Youakim, K.
et al. 2017, MNRAS, 471(3), 2587-2604

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c1
光球で起こるアネモネジェットの数値的研究
京都大学大学院 理学研究科宇宙物理学
教室
古谷 侑士

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

光球で起こるアネモネジェットの数値的研究
古谷 侑士 (京都大学大学院 理学研究科宇宙物理学教室)

Abstract
太陽大気では、足元に光るループを伴うジェット現象がコロナと彩層で観測されている。これらのジェット
は、足元の形状がイソギンチャク (sea anemone) のように見えることからアネモネジェットと呼ばれる。注
目すべきは、アネモネジェットはコロナと彩層で空間スケールが 10 − 1000 倍異なるが、スケールに依らず同様の形状をしており、磁力線の繋ぎ変え (磁気リコネクション) で統一的に説明できる点である 。アネモネ
ジェットのスケール普遍性から、彩層やコロナだけでなく光球でも 100 km 程度のアネモネジェットが存在していると予想できる。しかし、磁気エネルギーが優勢でない光球 ((ガス圧)/(磁気圧) ∼1 − 10) で、磁気エネルギーが優勢なコロナ・彩層と同様に磁気リコネクションによる磁気エネルギーの解放でジェットができるのかは自明ではない。また、光球・彩層では密度は高さと共に指数関数的に減少する一方、電磁流体波のエネルギーフラックスがほぼ一定に保たれるため、波の速度が高さと共に急速に増加し、衝撃波を形成すると考えられる。光球アネモネジェットから生じた電磁流体波もこのメカニズムによって成長して上層へ影響を与えると考えられるが、どのように成長するか定量的には明らかではない。そこで、発表者は 3 次元電磁流体シミュレーションによって光球アネモネジェットについて研究している。数値計算の結果、光球でも磁気リコネクションによりジェット現象が確認された。また、電磁流体波の一種である遅い磁気音波がジェッ
トと共に発生し、上層へ伝搬していくのも確認された。

1

Introduction
太陽大気は表面からおよそ 500 km までが光球、

表 1: 各層でのアネモネジェットの物理量
領域
空間長スケール (km) 速度 (km s−1 )

寿命 (s)

500 km から 2000 km まで が彩層、それより上空

コロナ

104 − 105

100 − 103

103 − 104がコロナと呼ばれる 3 層で構成される。これらの各

彩層

103 − 10410 − 100

100 − 103層では様々な種類のジェット現象が観測されている。

光球?

10 − 100

1 − 1010 − 100

特に彩層・コロナでは足元に光るループを伴うジェット現象が多数報告されており、その足元の形状がイ

アネモネジェットの空間スケールや速度はコロナとソギンチャク (sea anemone) のように見えることか

彩層で大きく異なっている (表 1)(Singh et al. 2011)。

らアネモネジェットと呼ばれている (図 1)(Shibata et

しかし、両者の速度は起こっている領域での Alfvénal. 1994)(Shibata et al. 2007) 。

速度程度であり、寿命を Alfvén 時間で規格化した値
はおよそ 100 程度となる。これらの性質は、アネモ
ネジェットがその空間スケールに依らず磁場と関連した共通のメカニズムで起こることを示唆している。
実際、磁力線の繋ぎ変え（磁気リコネクション）に基づく理論モデルで観測される特徴をよく説明できることがわかっている (Yokoyama & Shibata 1996)

図 1: アネモネジェットの撮像画像（左図）と 3 次元的な磁力線の様子（中図）、およびその理論モデル(Takasao et al. 2013)。
アネモネジェットのスケール普遍性に着目すると、
表 1 のような物理量をもつアネモネジェットが光球でも起こっていることが期待できる。ところが、太2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
陽光球が磁場が優勢な環境にない（β = (ガス圧)/（

ここで、c1 = −0.8、θ = −22o は背景場の傾き、x′i =磁気エネルギー）∼ 1 − 10）ことを踏まえると、上空x − xi , yi′ = y − yi , zi′ = z − zi である。bi , xi , yi , ziの β ≪ 1 の彩層やコロナと同様に磁気リコネクショ は 表 2 で与えた。
ンでジェットを作ることができるかは自明ではない。
また、観測的に検証を試みても、現在の太陽望遠鏡

表 2: 双極場のパラメータ
bi
xi
yi
zi

の空間分解能は最高のものでも 70 km 程度であるたi

め、100 km 程度のジェットの存在を検証するのは難

1

-1.35

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-0.5

-1.0

しい。

2

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そこで、本研究では 3 次元電磁流体 (MHD) シミュ

3

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0

レーションにより、光球でもアネモネジェットが存在

4

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するかどうかを検証した。

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2

Methods
数値計算には Athena++(Stone et al. 2008) を用いた。基礎方程式は以下の通りである。

∂ρ+ ∇ · (ρv) = 0
(1)
∂t
∂ρv
1
+ ∇ · (ρvv) = −∇p +(∇ × B) × B + ρg
∂t
4π
(2)

2
16 -1.17 -1.0 -1.0 1.0∂(e + 12 ρv 2 + B
1
B2
8π )
+ ∇ · ((h + ρv 2 +
)v
∂t
2
4π
(3)
下部境界の速度場は以下のように与えた (Pariat et1
ρR T − T0− (B · v)B) = ρg · v −4πµ(γ − 1) τcoolingal. 2009),(Wyper et al. 2018) 。
∂B= ∇ × (v × B)
(4)vx = 0(8)∂tρRTv⊥ = ν0 g(Bx )ex × ∇Bx
(9)
p=
(5)
(
)
µ
Br − Bl
Bx − Blg(Bx ) = ktanh kBl ≤ Bx ≤ Br
Bx
Br − Bl
ここで、e は流体の内部エネルギー、T0 は初期の温度、

τcooling は光球での平均的な冷却時間、µ は平均分子量= 0 otherwiseである。また、g は重力加速度であり、g = (−g, 0, 0)である。
初期条件としては温度が一様な静水圧平衡を仮定した。磁場配置は以下のポテンシャル場を設定した(Wyper et al. 2018) 。
B = (c1 cos θ, c1 sin θ, 0) +∑(10)
ここで、k = 4.0, ν = 0.002, Bl = 0.15, Br = 3.6 である。また、熱力学量は初期の値を保つように設定
し、磁場は勾配を持たないように与えた。その他の境界は全て開境界とし、物理量の勾配を 0 とした。

∇ × Aii=1,16bi x3iAi =′2 3/2′22[x′2
i + (yi − yc ) + zi ]×[−zi′ ey + (yi′ − yc )ez ](6)

数値計算の規格化には空間スケールとして L =√10 km、速度のスケールとして cs =RT0 /µ ∼6.70 × 105 cm/s、さらに光球底面での密度 ρ0 =(7) 1.0 × 10−7 g cm−3 を使用した。
計算領域としては [xmin , xmax , ] × [ymin , ymax , ] ×[zmin , zmax , ] = [0, 40] × [−17.5, 7.5] × [−5, 5] を使用

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校した。格子間隔は dx = dy = dz = 0.05 と設定した。
また、アネモネ型の磁場を十分に空間分解するために [0, 10] × [−12.5, −2..5] × [−2.5, 2.5] では格子間隔を半分にした。

3

Results

図 3: t = 99 での計算結果。青色と赤色の曲線は磁気リコネクションを起こす前の捻れた磁束菅と背景場を表す。灰色の曲線は磁気リコネクションした後の磁力線を表す。矢印は速度ベクトルを、緑色の曲
面は電流シートを表す。
図 2: z = 0 平面での計算結果。(a):t = 60 での密度分布と磁力線。(b):t = 81。(c)t = 90。(d)t = 111。 4
青色の矢印は捻れた磁束菅を示している。

Discussion
図 2 で示されたように、底面のシアー運動で磁束管が形成され、それが上空に浮上していき激しい磁気
図 2 は z = 0 平面での時間発展を示している。図2(a) より、底面でのシアー運動によって磁力線が捻られて低密度な磁束管が形成されることがわかる。底面でのシアー運動により磁気エネルギーが注入されることと、磁束管の上の方が背景場と磁気リコネク
ションを起こすことで磁束管を上から押さえつける
磁気圧が減少する結果、磁束管は徐々に上空へ浮上していく (図 2(b))。やがて磁束管全体が背景場と磁リコネクションを起こすことでジェットが形成されるのは、コロナでの数値計算の結果と一致する (Wyper

et al. 2018) 。このことは、光球のように磁場が優勢でない環境でも、上層と同様のメカニズムでジェットが形成される可能性を示唆する。
図 3 で示されているように、磁気リコネクション
によるプラズマの加速は主に z 軸の方向に働き、その後何らかの力が働くことで図 2 に見られるように

気リコネクションを起こし (図 2(c))、激しいジェット

背景場に沿ってジェットが形成されている。ジェット現象が起こった (図 2(d))。

を駆動するメカニズムについては、コロナや彩層で

図 3 は磁束管が背景場と磁気リコネクションしている際の様子を示している。磁気リコネクションは
主に xz 平面で起こり、磁気リコネクションによってプラズマは z 軸方向に Alfven 速度程度まで加速されている。

冷たいジェットを駆動するメカニズムの一種である(Yokoyama & Shibata 1996) (Takasao et al. 2013)、
プラズマが磁力線と共に運動するために生じる遠心力が考えられるが、現在研究を進めている段階である。
また、光球アネモネジェットによって形成される遅い磁気音波が上層大気へ影響を与えるかを調べるた
めに、磁気リコネクションによって形成された磁力線に沿った 1 次元計算を行なった。簡単のため磁場2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校を無視し、3 次元計算の結果から熱力学量と速度の長しながら伝播し、スピキュールの起源になる可能

みを磁力線に沿って初期の擾乱として与えた。初期性を示した。

条件は光球・彩層では 6000 K、コロナでは 106 K の

今後は磁場の強さやアネモネ型の磁場の空間スケー

静水圧平衡で与えている。計算の結果、重力成層のルを変化させた結果ジェットがどのように変化する

影響で音波が高さと共に成長し強い衝撃波を形成しか計算することが必要になる。また、輻射輸送も考た (図 4)。また、衝撃波が彩層・コロナの遷移層（接慮して現実的な対流運動のもとジェットが形成され触不連続面）と衝突することで、接触不連続面が高るかも調べるべきである。観測方面からは 2020 年かさ 3000 km 程度まで打ち上げられた。このメカニズ

ら科学観測を開始する主鏡 4 m の DKIST により空ムで打ち上げられた接触不連続面が彩層で見られる間分解能およそ 20 km を達成できるため、本研究でジェット現象の一種であるスピキュールの起源となる存在が示唆された光球アネモネジェットを観測的にことは多くの先行研究で指摘されており (Suematsu

検証できる可能性がある。

et al. 1982)(De Pontieu et al. 2004) 、本研究は下層での音波の起源として磁気リコネクションによるジェット現象が関連する可能性を示唆している。

Acknowledgement
本研究で行なった 3 次元計算には国立天文台天文シミュレーションプロジェクトのスーパーコンピュータ Cray XC50 を使用させて頂きました。ここで深く感謝の意を申し上げます。また、多くの助言を頂いた
指導教官の柴田一成氏にも感謝の意を申し上げます。

Reference
De Pontieu, B., Erdélyi, R., & James, S. P. 2004, nat,
430, 536
Pariat, E., Antiochos, S. K., & DeVore, C. R. 2009, apj,
691, 61
Shibata, K., Nitta, N., Strong, K. T., et al. 1994, apjl,
431, L51
Shibata, K., Nakamura, T., Matsumoto, T., et al. 2007,
Science, 318, 1591

図 4: 磁気リコネクションによって形成された磁力線に沿った遅い磁気音波の伝播をコロナ (初期条件では2000 km より上空) まで計算した結果。

Singh, K. A. P., Shibata, K., Nishizuka, N., & Isobe, H.
2011, Physics of Plasmas, 18, 111210
Stone, J. M., Gardiner, T. A., Teuben, P., Hawley, J. F.,& Simon, J. B. 2008, apjs, 178, 137
Suematsu, Y., Shibata, K., Neshikawa, T., & Kitai, R.
1982, solphys, 75, 99

5Conclusion
本研究では 3 次元 MHD 計算により、光球でも磁Takasao, S., Isobe, H., & Shibata, K. 2013, pasj, 65, 62

気リコネクションによってジェットができることを世Wyper, P. F., DeVore, C. R., & Antiochos, S. K. 2018,
apj, 852, 98

界で初めて確認した。また、簡単な 1 次元計算ではYokoyama, T., & Shibata, K. 1996, pasj, 48, 353

あるが、ジェットから生じた遅い磁気音波が上層へ成

——–indexc2
恒星フレアによる元素合成の可能性の数値的研究
京都大学大学院 理学研究科
關 嵩覚

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

恒星フレアによる元素合成の可能性の数値的研究
關 嵩覚 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
現在さまざまな場所でリチウムの存在量が観測されているが、それに対する理論的な説明は未だ与えられていないものが多い。それらに対する説明として、フレアによって水素やヘリウムが加速され大気中の粒子と反応することでリチウムが生成されるというモデルが提案されてきた (Ryter et al. 1970 など)。しかしこのモデルでは反応による二次粒子の効果を考えていない。一方で太陽フレアの X 線観測の結果が、フレアにおけるリチウム合成の可能性を示唆している (Kotov et al. 1996 など)。さらには近年見つかってきたスー
パーフレアという最大級の太陽フレアの 10 倍以上のエネルギーのフレアの存在が、今まで考えられていた以上の元素合成反応が起こる可能性を与えている。またフレアが活発な星ではリチウム組成が多くなっているのではないかという提案もある (Honda et al. 2015)。
そこで本研究では、従来は考えられていなかった二次粒子の効果やリチウム以外の元素の合成、スーパーフ
レアの存在を考慮に入れたうえで元素合成計算を行っている。その結果としてフレアにおいて元素合成が起こっているのか、またそれが恒星の化学組成に対して寄与を与えうるのかを評価する。我々はこれらの効果を厳密に考える前段階としていくつかの仮定を置いたテスト計算を行った。具体的には、彩層蒸発によって生じた温度・密度の上昇したプラズマの熱運動に起因する元素合成のみを仮定し、考慮する核種、反応は 495
種の同位体とそれらが含まれる反応とした。また太陽組成を初期値とし、温度・密度の値をフレア及び光球∼ 彩層の典型的な値を考慮したものに固定して計算を行った。本講演ではこのテスト計算の結果と今後の展望について述べる。

1

Introduction

をさらに進めた研究の Canal (1974) によると、フレアで加速された陽子や α 粒子によって生成されるリリチウムという元素はその起源として、ビッグバ
ン元素合成や宇宙線と星間物質との相互作用などがあり、宇宙の様々な現象や天体と関係している。またリチウムは ≳ 106 [K] の恒星内部において簡単に崩壊してしまうため、それを利用して恒星の年齢の推定に用いられるなど非常に重要な元素である。したがってその組成や起源を明らかにすることは、以上のような現象や天体の物理を明らかにすることにもチウム量は表 1 のように見積もられている。ここで、

γ は power law を仮定した加速陽子と加速 α 粒子のフラックスの power law index である。
また、フレアでのリチウム合成の示唆として Kotov

et al. (1996) などがある。リチウムの合成では次式のようにガンマ線を出すことがわかっており、このエネルギーの光子がピークを作っているのが図 1 から分かる。

つながることが期待される。

Ryter et al. (1970) は、T Tauri 型星の表面におけ

4He + 4 He −→ 7 Li + p + γ(478keV)るリチウム量が星間空間のリチウム量よりも大きい

4He + 4 He −→ 7 Be + n + γ(429keV)という問題に関して、T Tauri 型星自身がリチウムの生成源となるモデルについて考察した。ここで、磁気活動が活発な T Tauri 型星では、フレアによって加したがって、本研究では恒星フレアによる元素合

速された粒子からリチウムが生成されるのではない

成について厳密な計算を行い、本当に元素合成が起かという考えから、恒星フレアによるリチウム合成

こっているのかを確かめ、その影響を見積もる。

というモデルが提唱された。また Ryter et al. (1970)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 合成されたリチウム量 (水素原子一つに対する量) [sec−1 ]Isotope and Contribution
γ=2
γ = 2.5
γ=3
γ=4
6

7

γ=6

Li :
p + C, N, O, Ne

4.4 × 10−21

5.0 × 10−22

6.7 × 10−23

1.6 × 10−24

2.0 × 10−27

α + C, N, O, Ne

−20

−21

−22

9.6 × 10

8.2 × 10−23

1.5 × 10−24

1.8 × 10

3.9 × 10α+α

8.8 × 10−20

2.4 × 10−20

6.4 × 10−21

4.8 × 10−22

2.8 × 10−24

Total

1.1 × 10−19

2.8 × 10−20

7.4 × 10−21

5.6 × 10−22

4.6 × 10−24

p + C, N, O, Ne

7.8 × 10−21

9.1 × 10−22

1.2 × 10−22

2.4 × 10−24

1.4 × 10−27

α + C, N, O, Ne

−20

−21

−21

1.6 × 10

1.2 × 10−22

1.1 × 10−24

Li :3.1 × 10

6.6 × 10α+α

7.2 × 10−19

2.1 × 10−19

5.9 × 10−20

5.0 × 10−21

4.0 × 10−23

Total

7.6 × 10−19

2.2 × 10−19

6.1 × 10−20

5.1 × 10−21

4.1 × 10−23の二つを考える。
また、合成量を見積もる計算式として次の微分方
図 1: 観測例:太陽フレアの X 線観測2

Methods

程式を全ての i について連立して解く。

]
∑[
dni
=
−⟨σv⟩ij ni nj + ⟨σv⟩kl nk nl
dt

(2)

jkl

Canal (1974) においては次式によってリチウムの ここで n は数密度を表し、添字の i, j, k, l は次式で表
合成量を見積もっている。
される反応式で関係づけられた核種を指定するもの
∫ ∞
∑
FLi =
nm
σ(E)ϕ(E)dE(1) である。
m

Qm

ここで、E は反応を起こす粒子の運動エネルギーでi + j −→ k + l(3)

添字の m は 4 He, C, N, O, Ne を表す。nm は m で今回行ったテスト計算は、上述の「post flare loop

指定される核種の水素原子を単位とした存在量、Qm

における熱的な運動をする粒子による元素合成」には合成反応を起こすエネルギーの閾値、σ は反応断ついてのもので、温度・密度を固定、495 種の同位面積、ϕ は陽子と α 粒子のフラックスである。

体について考慮し、太陽組成を初期値とした。また、

これに対し、本研究ではフレアによって起こる可能性がある元素合成として

1. post flare loop における熱的な運動をする粒子
による元素合成

2. フレアによって加速された非熱的な運動をする粒子による元素合成

これらの値はフレア及び光球 ∼ 彩層の密度の典型的なものを考慮し、持続時間・温度・密度を自ら設定して計算を行った。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Results
テスト計算では、上述のパラメータを表 2 のように設定した。case[1] は現実のフレアでも起こり得るだろう典型的なもので、case[2] はこれとの比較のための非現実的なものである。これを踏まえて、以下に
表 2: テスト計算で用いたパラメータ
持続時間 [sec] 温度 [K] 密度 [g/cm3 ]case[1]

103

107

10−13

case[2]104

3.0 × 10710−7

図 4: 初期組成と最終的な組成との比-case[1]テスト計算結果を示す。 図 2 と図 3 に関して case[1]図 5: 初期組成と最終的な組成との比-case[2]図 2: 軽元素の組成の時間変化-case[1]

る組成のことである。時間変化の図においてはどち
らの case でも元素合成による組成の変化が見られた
が、初期組成に対する変化の割合を考えると、case[1]では影響は見られず、case[2] においてはいくつかの核種で初期組成に対する変化が見られる。

4

Discussion
今回のテスト計算は、温度と密度を固定しているという点で、かなり現実の物理を簡略化しているが、この部分を厳密に取り扱っても結果が大きく変わる
図 3: 軽元素の組成の時間変化-case[2]ことはないだろうと思われる。したがってフレアに伴う post flare loop での熱的な運動をする粒子のよでは H とわずかに Be の増加が見られ、case[2] でる元素合成については、合成は起こるものの全体のは 3 H, 7 Be, 11 C の増加が見られる。

組成に対して影響を与えるほどの量は起こらないと3

7

また図 4 と図 5 に関して、ここでいう最終的な組考えられる。ただし、非現実的な仮定の結果を見る

成とは、計算終了時に存在する不安定な原子核が、崩に、これほどの密度であれば、post flare loop での熱壊して安定になるまで十分時間が経過した後におけ的な粒子による元素合成でも組成に影響を与える可2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
能性があると考えられる。これらのことから、恒星フレアによる元素合成では、粒子の持つ運動エネル
ギーがより高いエネルギーに到達し、post flare loopに比べてより密度の大きい光球 ∼ 彩層で反応が起こると考えられる非熱的な運動をする粒子による元素合成が重要になってくると思われる。

Reference
Ryter, C., Reeves, H., Gradsztajn, E., & Audouze, J.
1970, A&A, 8, 389
Kotov, Y. D., Bogovalov, S. V., Endalova, O. V., &Yoshimori, M. 1996, ApJ, 473, 514
Honda, S., Notsu, Y., Maehara, H., et al. 2015, PASJ,67, 85
Canal, R. 1974, ApJ, 189, 531

——–index

c3
ゼロ・低金属量星におけるコロナループ
加熱
東京大学大学院 総合文化研究科
鷲ノ上 遥香2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

ゼロ・低金属量星におけるコロナループ加熱
鷲ノ上 遥香 (東京大学大学院 総合文化研究科)

Abstract
近年の宇宙論研究では、現在の宇宙にも生き残る小質量初代星の存在が示唆されている。我々は理論的側面
から小質量初代星の性質を探るため、輻射の観点において重要な役割を担うゼロ・低金属量星のコロナループ
について着目した。本研究では Alfvén 波によるコロナループ加熱の 1 次元磁気流体数値シミュレーション
を様々な金属量星に対して行い、 ループの動的進化および物理量の金属量依存性を調べた。シミュレーショ
ンの結果、全ての金属量星において T ≈ 106 K までコロナが加熱されたが、輻射冷却の抑制によって金属量が少ないほど高温・高密度のコロナが形成されることが分かった。特にゼロ金属量星のコロナループは太陽
金属量星の数十倍も高密度であるという結果が得られ、これに対応して低金属量星ループからはより強い X
線・紫外線が放射される傾向にあることが明らかになった。

1

Introduction
初代星は宇宙で最初に誕生した金属 (重元素) を含まない星であり、宇宙進化を探る上で重要な天体である。従来、初代星は質量が 102 − 103 M⊙ (M⊙ :太陽質星風が駆動される宇宙空間に開いた構造と、主に X
線や紫外線によって輝く閉じたループ構造の 2 種類が存在する。コロナの状態は熱伝導や輻射冷却との釣り合いによって決定されるが、小質量初代星を含
むゼロ・低金属量星では輻射冷却の効果が抑制される

量) 程度の大質量星であると考えられてきた (Omukai

ため、星の金属量によってコロナの特性に違いが現& Palla 2001 ほか)。一方で近年の研究では、大質量れると考えられる。開いた磁場領域におけるコロナ・
原始星周りの円盤が重力不安定性により分裂するこ恒星風駆動の金属量依存性については Suzuki 2018とが示されている (Clark et al. 2011; Greif et al.
で調べられ、金属量が少ないほど高温で強い星風が
2011)。これらの分裂片は後に中心星へ降着するもの
吹き出ると報告されている。一方、輻射の観点で重もあれば、降着せずに星として生き残る可能性も示
要なループ構造の金属量依存性については調査され唆されており、このような星は小質量初代星としてていない。従って、コロナループの金属量依存性及存在することとなる。小質量星は長い寿命を持ち、質
び小質量初代星コロナの特徴を理論的に明らかにす
量が 0.8M⊙ 以下の星の寿命は宇宙年齢を越える為、ることで、初代星の観測可能性や初期宇宙進化の更小質量初代星は現在の宇宙に生き残っている可能性
なる理解に繋がることが期待される。
がある。しかしながらこのような星は未だ発見されておらず、観測的な証拠は得られていない。
観測的進展に期待する一方、理論的に小質量初代星の性質を理解しておくことも重要である。一般的

2

Methodな恒星の特徴として、質量が太陽質量程度以下の小本研究では、Alfvén 波の散逸によるコロナループ

質量主系列星は表面対流層を持つ。この乱対流に起加熱の 1 次元磁気流体数値計算を行なった。ループ

因して様々な磁気活動が励起され、上空のコロナがの両端から速度擾乱を注入することで星の表面対流加熱される。本研究では波動加熱説に基づき、この運動を再現し、磁気流体波を励起させた。また、星うち特に重要な役割を果たす Alfvén 波に注目した。 の金属量を Z = 1, 0.1, 0.01, 0.001, 0Z⊙ (Z⊙ :太陽金属
Alfvén 波は星表面から伸びる磁力線に沿って伝搬し、 量) の 5 パターンについて同様のシミュレーション
上空で散逸・熱化することで約 100 万度の高温大気でを行い、コロナループの性質の金属量依存性を調査

あるコロナを形成する。恒星の磁力線構造には、恒した。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

10-21
Cooling function Λ [erg cm3 s−1 ]30
25Hight [103 km]

20

s

15
10

θ

5
0
−30

−20

−10

0

10

20

Length [103 km]

Z/Z ⊙ =1
Z/Z ⊙ =0.1
Z/Z ⊙ =0.01
Z/Z ⊙ =0.001
Z/Z ⊙ =0

10-22

10-23

10-24 41030

図 1: ループモデル構造

2.1

ループモデル

磁気ループをモデルとし (Moriysu et al.2004)、ルー

シミュレーションでは、熱伝導と輻射冷却を取り入れた以下の磁気流体方程式を解いた。

∂ρ+ ∇ · ρv = 0
∂t

(2)

(
)
B2
∂v
=−∇ P +
ρ+ (B · ∇) B
∂t
8π
ρGM
sinθ
− ρ (v · ∇) v −
R2

(3)

∂B
= ∇ × (v × B)∂t(4)

さらにループには断面積 (expansion factor f (s)) をなるような以下の磁場構造を仮定した。

−|s|/R + bπ1+ )} + 1]
f (s) = 200 × [tanh{a(
2
h/R
4
(1)

Temperature [K]107

磁気流体方程式

プに沿った s 方向についての 1 次元計算を行なった。
与え、ループトップでの磁場が光球磁場の 1/200 と106

図 2: 輻射冷却関数

2.2

本研究では図 1 のような星表面に閉じた半円状の

105

ここで a, b は f (s) の形状を決めるフリーパラメータ、R は星の半径、h はループの高さを表す。また、今回モデルとした星やループについての入力パラメー
タを表 1 に示す。本研究では星の金属量のみを変えて他のパラメータは同一に設定し、コロナループの金属量依存性を比較した。
表 1: 入力パラメータ
質量 M
0.8M⊙

(
)
v2
B2
GM h
e+
+
−
cosθ
2
8πρ
R2
[(
)
]
B2
B
+∇· P +
v−
(B · v)
8π
4π

d
ρ
dt

(5)

+ ∇ · Fc + qR = 0

半径 R

5.13 × 105 km

G, e はそれぞれ重力定数、内部エネルギーを表す。

ループ長 l4

8 × 10 km

本研究ではループに沿った s 方向についての 1 次元

光球磁場 Bph

1.98 kG

計算を行なっているが、磁気流体波の運動を解くた

有効温度 Teﬀ

5100K

めに磁場 B 、速度 v は 3 成分計算を行なっている。

速度擾乱 δv

1.0 km/s

また、Fc = κT 5/2 ∂T∂s (κ : spitzer 熱伝導率) は熱伝
導、qR は輻射冷却率である。qR は星の金属量に依存する項であり、本研究では光学的に薄い領域 (コロ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Temperature [K]

(a)

(b)

(c)

(d)

(e)

106

106

106

106

106

105

105

105

105

105

104

0

20 40

60

104
80 100 120 0

Time [hour]

30

60

104
90 120 150 180 0

Time [hour]

80

160

240

Time [hour]

104
320 0

104
100 200 300 400 500 600 0

Time [hour]

100 200 300 400 500 600

Time [hour]

図 3: ループトップにおける温度の時間変化(a)Z/Z⊙ = 1 (b)Z/Z⊙ = 0.1 (c)Z/Z⊙ = 0.01 (d)Z/Z⊙ = 0.001 (e)Z/Z⊙ = 0ナ) と光学的に厚い領域 (彩層) に分けてそれぞれ以下の表式を用いた。

qR = Λnne

Temperature [K]コロナ領域：(6)

彩層領域：

qR = 4.5 × 109 ρ (0.2 + 0.8Z/Z⊙ )(7)

Hα による放射の割合から仮定した式である (Suzuki2018)。

3

Results & Disuccusions

3.1

コロナループの動的進化

初期状態として Tinit = Teﬀ の等温ループを仮定
し、Alfvén 波によって高温コロナが形成される様子

Density [g/cm3 ]

図 2 で示されている (Sutherland & Dopita 1993)。

qR = 4.5 × 109 ρ(Anderson &Athay 1989) をもとに、

105−40 −30 −20 −10 0

式 (6) 中の Λ は冷却関数であり、各金属量の Λ は式 (7) は太陽観測から得られた彩層における冷却率106

10 20 30 40
Z/Z ⊙ =1
Z/Z ⊙ =10−1
Z/Z ⊙ =10−2
Z/Z ⊙ =10−3
Z/Z ⊙ =0

10-7
10-9
10-11
10-13
10-15

40

30

20

10

0

10

20

Loop Length [103 km]

3040

図 4: 各金属量星におけるコロナループの温度 (上図)・密度 (下図) 構造をシミュレートした。計算の結果、すべての金属量星において T ≈ 106 K のコロナが形成されることを確認した。また同時に、形成されたコロナループはのような傾向については、低金属量星では輻射冷却の効果が小さいため、ループの冷却タイムスケール

時間が経つと急激に温度が下降して構造が崩壊し、 τcool = ne/qR が長くなることによって解釈できる。
再び高温コロナを形成するといった周期的進化を繰り返す様子が得られた。図 3 は各金属量星のループ
トップにおける温度の時間変化を表したグラフであ3.2

温度・密度の金属量依存性

り、これらの比較から金属量の多い星ほどループの動

コロナループの物理状態の金属量依存性を調べる

的進化が激しいという金属量依存性を発見した。こため、温度・密度について図 3 の赤枠内でそれぞれ

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
時間平均を行なった (図 4)。図 4 より、低金属量星で1030は輻射冷却の抑制によって高温・高密度のコロナが形成されることが分かる。特に、Z = 0 の場合のコロナ密度は Z = Z⊙ に比べて約 80 倍も高くなる結彩層が加熱され、彩層物質がコロナへと蒸発する現象が起こる (彩層蒸発)。より高温のコロナでは彩層蒸発が大きく効くため、彩層からコロナへの密度供

1029

L [erg/s]

果を得た。コロナが形成されると、熱伝導によって

LX + LUV
LX

1028

給が大きい。また、光球-コロナ間の密度差が小さくなることにより Alfvén 波の反射が起きにくくなり、より多くの波がコロナへ透過することで効率的な加1027 1

熱が起こる。輻射冷却の抑制に加えてこれらの効果が起因し、異なる金属量星の場合によって非常に大きな密度差があらわれる。

0.1

0.01

Z/Z ¯

0.001

0

図 5: 各金属量星における輻射フラックスの比較
質の金属量依存性について調べた。輻射冷却効果の3.3

輻射フラックス違いにより、金属量の低い星ほど高温・高密度のコロ

各金属量におけるコロナループの光度を調べるた
め、紫外線 (2×104 K ≤ T ≤ 5×105 K)・X 線 (5×105

K < T ) 領域の輻射フラックス LUV ,LX を計算した。

LU V = 4πR2∫ satT≤5×105 K

ナが形成されることがわかり、ループからはより強い紫外線・X 線が放射される傾向にあることも示された。今回の数値計算ではループの純粋な金属量依存性を調べたが、ゼロ・低金属量星ループのより詳しい性質を探るためには、金属量を考慮したパラメータΛnne f (s)ds(8) (磁場構造や速度擾乱など) を用いてシミュレーショ

satT≥2×104 K

ンを行うことも今後必要であると考えられる。

∫
LX = 4πR2

Λnne f (s)ds(9)

satT≥5×105 K

但し、ここではモデルのループが星の全球を覆ってReference

いると仮定して算出している。図 5 から、金属量がAnderson, L. S., & Athay, R. G. 1989, ApJ, 346, 1010

少ないほど L が大きい値をとる傾向にあることが分

Clark, P. C., Glover, S. C. O., Smith, R. J., et al. 2011,
Science, 331, 1040

かったが、L には単調な金属量依存性が現れない結果となった。式 (8)(9) に示されているように、L の値は冷却関数 Λ と密度の二乗 nne によって決定される。低金属量星では 3.2 の結果 (図 4) より nne が非
常に大きな値をとる一方、Λ の値は小さい (図 2)。各Greif, T. H., Springel, V., White, S. D. M., et al. 2011,
ApJ, 737, 75
Moriyasu, S., Kudoh, T., Yokoyama, T., & Shibata, K.
2004, ApJL, 601, L107

金属量によってどちらが支配的となるかが異なる場

Omukai, K., & Palla, F. 2001, ApJL, 561, L55

合があり、必ずしもあらわに金属量依存するわけでSutherland, R. S., & Dopita, M. A. 1993, ApJS, 88, 253

はない。

4

Conclusion
本研究では様々な金属量星 (Z = (0−1)Z⊙ ) でのコ

ロナループ加熱の磁気流体数値計算を行い、その性Suzuki, T. K. 2018, PASJ, 70, 34

——–index

c4
機械学習と数値計算を用いた微小フレ
アの検出およびエネルギー推定
名古屋大学 宇宙地球環境研究所
河合 敏輝

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

機械学習と数値計算を用いた微小フレアの検出およびエネルギー推定
河合 敏輝 (名古屋大学 宇宙地球環境研究所)

Abstract
太陽物理学における未解決問題の一つに、コロナ加熱問題がある。コロナを加熱するメカニズムとして有力な仮説が二つ存在し、それぞれ波動の散逸による加熱モデル、磁気再結合に伴う微小な爆発現象による加熱モデルである。後者の仮説に基づき、微小な爆発現象（ナノフレア）によってコロナがどれだけ加熱されているかを推定することは、コロナ加熱問題の解決にあたって重要な課題である。そこで、本研究の目的は、ナノフレアの検出とエネルギー推定を高い精度で行う手法を開発することである。まず、ナノフレアによって加熱されたコロナループを一次元流体シミュレーションによって再現する。続いて、シミュレーション結果とスペクトル解析用データベース CHIANTI を用いて、コロナループのスペクトルの時間発展を取得し、それを衛星のフィルタに通すことで擬似的に観測する。様々なエネルギーおよび時間でフレアが発生するシ
ミュレーションを多数（¿ 3000）実行し、それぞれについて擬似観測を行い、データセットを作成する。そして、シミュレーションにおけるフレアの入力と擬似観測の結果の対応を多層ニューラルネットワークに学習させる。それによって、実際に観測したコロナループの放射の時間発展から、発生したフレアの検出およびエネルギーの推定が可能となる。今回の発表では新たに、複数の観測機器（Hinode/XRT、SDO/AIA）を用いて検出と推定を行なった。また、推定した結果を再度シミュレーションに入力・擬似観測を行い、放射の時間発展の再現度から精度を検証する。結果として、いくつかのコロナループ観測から、妥当と示唆される微小フレアの検出・エネルギー推定を行うことに成功した。

1

Introduction
約 6,000 度の光球表面に対して、上空の希薄な大気であるコロナは 100 万度を超えると高温となっているが、どのようなメカニズムでコロナが加熱されYohkoh 衛 星 の Soft X-ray Telescope (SXT;
Tsuneta et al. (1991)) の活動領域観測から、フレアのエネルギーごとの発生頻度分布はべき乗則に従うことがわかった (Shimizu 1995)。

dN= E −α × Const.
(1)dEて異なるが、光球からの流入するエネルギーフラック 式中 E がフレアのエネルギーを表しており、α =スのうち、 0.01 − 1% がコロナを加熱するのに利用さ 1.5 − 1.6 となった。しかし、より小さなフレアによているのか詳細は明らかにされていない。領域によっれればコロナを加熱するのに十分となる (Withbroe

るコロナの加熱が支配的となるには、α > 2 という条

and Noyes 1977)。コロナ加熱問題を説明するモデ件を満たす必要がある。その後、同様の観測が Hinode

ルはいくつか提唱されており、特に有力なものに波衛星の X-Ray Telescope (XRT; Golub et al. (2007))

動加熱モデルとナノフレ加熱モデルがある。波動加により行われ、フレアのエネルギーが 1025.5 − 1027.5

熱モデルでは、光球からコロナへと伸びる磁力線がerg の範囲で α = 2.2 − 2.6 という結果を得た。しか光球表面の対流運動によって揺すられ、伝わった波

し、検出された全フレアのエネルギーフラックスはが上空において散逸することによってコロナを加熱

Withbroe and Noyes (1977) の要求に対して 1%程度している。一方、ナノフレア加熱モデルでは、ナノしか存在しないことがわかった。その一方で、α > 2

フレアと呼ばれる非常に小さなエネルギーの解放現という条件が E = 1023 erg 程度まで保持されれば、象がコロナ中で多量に発生することでコロナを加熱

コロナ加熱問題を説明するのに十分なエネルギーフしている。本研究では、後者のナノフレアモデルにラックスが存在することも示唆された。

焦点を合わせる。

機械学習とは、多数のデータの中から有用なパター2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ンや特徴を抽出することで、なんらかのアルゴリズ
ムを改良していく手法の名称である。本研究では、機械学習の一種である遺伝的アルゴリズム (GA) を利用している。GA は、生物の進化を模して組み合わせの最適化問題を解く手法である。本研究では、観測されたコロナループの EUV 放射の時間発展を最もよく再現するフレアのエネルギーおよび発生時刻の組み合わせを数値シミュレーションと GA を用いて導出することで、ナノフレアの検出・エネルギー推定手法の確立を目指す。

2

ある。

∂
∂
(ρS) +(ρVx S) = 0
∂t
∂x
) ]
∂
∂ [( 2(ρVx S) +ρVx + p S = ρgS
∂t
∂x
) ]
[(
∂
p
1 2
S +
+ ρV
∂t
γ−1 2 x
[(
)
]
∂
γ
1 2
∂T
p + ρVx Vx S − κ
S =
∂x
γ−1
2
∂x
(ρgVx + H − R + Hf ) S
kB
p=
ρT
m

(2)
(3)

(4)
(5)

式中の γ, S, g, H, R, Hf , kB , および m は、比熱

Observation

比、断面積、重力加速度、定常加熱 (フレア以外の背Solar Dynamics Observatory (SDO) 衛星の At- 景加熱) 、放射冷却、フレア加熱、ボルツマン定数、
mospheric Imaging Assembly (AIA; Lemen et al. 粒子平均質量を表す。ループの長さ、断面積は一定(2012)) の 171 Å 帯域で 2018 年 5 月 30 日 03 : であり、断面積はループ方向に一様である。また、フ00 − 04 : 00UT に観測された活動領域 12712 中の レアが発生しなくてもコロナループが崩壊しないよ
コロナループを観測した (図 1)。コロナループの時 うに背景加熱を定常的に注入する。コロナループの間発展を追うため、図 1 の白枠内を時間方向に積分

長さ、断面積は観測に合わせる。

し、平均以上の放射を持つ領域を取得し、その領域

数 値 シ ミュレ ー ション で 計 算 し た 物 理 量 との時間発展をコロナループの時間発展を取得した (図SDO/AIA 171Å の温度応答関数 (Lemen et al.

2 青線)。フレアなどの突発的な加熱とは異なる要因 2012) を用いて、コロナループの EUV 放射の時間による、ゆっくりとした放射の変化の成分を除去す 発展を取得する。
るため、高速フーリエ変換によって周期 1,200 秒以
上の成分を取り除いて解析を行った (図 2 橙線)。コ
ロナループ自体の長さは約 60Mm であるが、観測領
域は約 20Mm である。

3.2

遺伝的アルゴリズム (GA)

各遺伝子にはフレアのエネルギーと発生時刻の組
み合わせの情報を持たせる。フレアのエネルギーは
おおよそ 1023 − 1027 erg の範囲であり、フレアは最大

3

Methods

3.1

数値シミュレーションおよび擬似観測

で 15 発まで発生するよう制限を設ける。初期遺伝子数 値 シ ミュレ ー ション で は 、CANS

はランダムに 32 個生成する。それぞれの遺伝子からフレアの情報を抽出し、そのようなフレアが発生した際のコロナループを上記の数値シミュレーション
Soft- で計算し、擬似観測を行う。観測されたコロナループ
ware;
http://www.astro.phys.s.chiba- の放射の時間発展と比較し、二乗誤差を求め、各遺u.ac.jp/netlab/astro/) の 太 陽 フ レ ア パッケ ー 伝子の適応率を導出する。求めた適応率を基に、最ordinated

Astronomical(Co-

Numerical

ジを用いて、フレアによって加熱されるコロナルーも良い情報を持った遺伝子を残し、適応率の低い遺プを一次元流体で計算する。基礎方程式は以下で伝子は除去する。残った遺伝子の一部を二点交叉によって交配させ、適応率の高いフレア情報が次世代に引き継がれやすいようにする。また、局所解に陥ることを回避するため一定の確率 (0.5%) で突然変2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校異を発生させる。上記の作業を 120 回繰り返し、最終的に最も適応率の高かったフレア情報を採用する。

4

Results
図??は観測されたコロナループの放射の時間発展と、先述の手法によって再現された放射の時間発展である。上のパネルは時間差分、下のパネルは通常の Light curve を示す。また、下パネルの黒線および黒字は、フレアの発生時刻のそれぞれのエネルギーを表している (中央値を合わせて並べて記載している)。観測された放射の突発的な上昇や、減水時の時
間発展を、一部を除いて再現している。

5

Discussion
本研究では、突発的な加熱を用いながらも電離非平衡過程などを無視している。そのような、現在のシミュレーションでは無視されている計算過程を解くことが今後要求される。また、他の観測機器、フィルタを用いて同様の解析を行うことで、解析の精度、
結果の信頼性の向上が期待できる。実際、今回の結果でも放射の時間発展が正しく再現できていない箇所があり、改善が必要とされる。本手法の特徴は、放射の時間発展を再現することによってフレアの解析だけでなくコロナループの物理量もシミュレーショ
ン結果から導出することができる点であり、今後も様々な議論が期待される。

Reference
Golub, L., Deluca, E., Austin, G., et al. 2007, SoPh,
243, 63
Lemen, J. R., Title, A. M., Akin, D. J., et al. 2012,
SoPh, 275, 17
Shimizu, T. 1995, PASJ, 47, 251
Tsuneta, S., Acton, L., Bruner, M., et al. 1991, SoPh,
136, 37
Withbroe, G. L., and Noyes, R. W. 1977, ARA&A, 15,363
Uemura, R., and Masuda, S. 2019, in press2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: SDO/AIA 171Å の観測。左図: 全球画像。右図: 活動領域の拡大図および観測したコロナループのバ
ウンディングボックス (白枠)。

図 2: 図 1 で観測したコロナループの時間発展（青線）および低周波成分を除去した結果（橙線）。

図 3: 上図: 観測されたコロナループの放射の時間発展の時間差分 (青線) および本研究の手法を用いた再構築結果 (橙線)。下図: 上図を light curve に直したもの。観測・再構築の中央値を合わせて表記している。

——–index

c5
2017 年 9 月 6 日に大規模フレアを起こした活動領域のコロナ磁場外挿に よる
不安定解析
京都大学大学院 理学研究科 宇宙物理学
教室
山崎 大輝

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2017 年 9 月 6 日に大規模フレアを起こした活動領域のコロナ磁場外挿による不安定解析山崎 大輝 (京都大学大学院 理学研究科 宇宙物理学教室)

Abstract
太陽フレアとは、太陽外層大気コロナ中での磁気エネルギー解放現象である。これまでの研究から、エネ
ルギー解放を引き起こす物理的な素過程が磁気リコネクション (磁力線のつなぎ変え) であることはわかってきたが、磁気リコネクションを駆動する物理は未だ明らかになっていない。また、大規模フレアに伴ってフィラメント (コロナ中に浮かぶ低温プラズマ) の噴出現象も確認されている。これらは、ともにコロナにおける磁場の不安定化とそれに伴うプラズマの力学非平衡化に起因する現象であり、コロナ磁場の情報が重要である。しかし、一般にコロナが希薄であるためコロナ磁場の直接観測はない。そのため、観測可能な光球磁場を境界条件としたコロナ磁場の外挿手法を用いた研究が行われている。
本研究では、X9.3 フレア発生の 2 日前である 2017 年 9 月 4 日 UT00:00 から 9 月 6 日 UT00:00 まで 12
時間刻みで Solar Dynamics Observatory/Helioseismic and Magnetic Imager による光球ベクトル磁場デー
タを境界条件とした非線形フォースフリー磁場外挿計算を行った。磁力線の捻れの時系列変化を定量的に解析することで、活動領域磁場のエネルギー蓄積過程を明らかにし、さらにはフレアの発生機構についても議論する。解析結果として、9 月 4 日 UT 午前の段階で X9.3 フレアを起こした磁気中性線周りにおける捻れの急激な増加が確認された。その後、さらなる急激な増加は確認されなかったことから、本活動領域では、2日前の段階で大規模フレアを引き起こす可能性を有していたことが示唆された。

1

Introduction

1.1

太陽フレア

的な不安定によって、磁気リコネクションを起こし、エネルギー変換を起こす段階である。
太陽フレア研究においては、磁場構造の変化の観測

太陽フレアは、太陽の黒点を含む活動領域におけ的な研究は主にエネルギー蓄積過程について行われる上層大気コロナ中での突発的増光現象である。太ており、特にコロナ磁場の外挿手法を用いた 3 次元

陽フレアに伴って、コロナ中に蓄えられた磁気エネ的な磁場構造変化やリコネクションによって解放さルギーが、熱エネルギー、運動エネルギー、粒子加れる自由エネルギーの変化のシナリオはこれまでも速エネルギーなどの別の形に変換される。このエネ

よく研究されてきている (Toriumi & Wang 2019)。

ルギー解放の物理的素過程が磁力線のつなぎ変え (磁気リコネクション) であることはこれまでの観測および理論研究の両側面から明らかになった (Shibata &Magara 2011)。

1.2

活動領域 AR12673

活動領域 AR12673 は、2017 年 9 月 2 日の出現以来

太陽フレアにおけるシナリオは大きく分けて 2 つの 9 月 10 日までに、27 回の M クラスフレアと 4 回の X
段階からなる。1 つ目はエネルギー蓄積過程である。 クラスフレアを引き起こした Solar Cycle 24 で最も捻れた磁気フラックスの浮上や、浮上した磁束管を捻活発な活動領域であった。図 1 に示したのは、2017

る光球のシアー運動などによって、活動領域に磁気エ

年 9 月 4 日 UT00:00 から 9 月 6 日 UT20:00 までのネルギーや磁気フラックスが注入される段階である。2 GOES 衛星による太陽 X 線強度の時間変化である。
本研究ではこの活動領域 AR12673 のエネルギー
つ目はエネルギー解放過程である。エネルギーが蓄積された活動領域が、Magnetohydrodynamics(MHD)

蓄積過程に着目してコロナ磁場の外挿を行い、活動2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校(∇ × B) × B = 0∴ ∇ × B = αB
ここで、磁場構造を特徴付ける α は force free α と呼ばれる量である。α = 0 の時の磁場配置は Potential

Field と呼ばれ、α を空間に寄らず一定に決める時の磁場配置は Linear Force Free Field と呼ばれる。そして、α を空間の関数として決める時を Non Linear

Force Free Field と呼び、本研究では (Inoue 2016)
図 1: GOES 衛星による太陽 X 線強度全面積分の時による手法を用いて計算を行った。

間変化
領域上空のコロナ磁場に蓄積された磁力線の捻れの変化とこの活動領域の成長過程のシナリオについて

2.3

Twist 解析

Potential Field と異なり、NLFFF では捻れた磁力の解析と考察を行った。

線が再現される。また、磁力線の捻れはコロナ磁場に蓄積された自由エネルギーと密接な関係がある。外挿された NLFFF に対して、磁力線の捻れを定量的に

2

Methods

2.1

観測データ

評価するために以下の表式で定義される Twist(Tw )の値を計算した。Twist については (Berger & Field

1984) を参考にされたい。
∫∫µ 0 J∥
Solar Dynamics Observatory(SDO) 衛星 (Pesnell
∇×B·B
Tw =
dl =
dl
4πB 2
et al. 2012) に搭載された、Helioseimic and Magnetic
L 4πB
LImager(HMI) 望遠鏡 (Schou et al. 2012) は 12 分ケー また、磁力線の捻れと磁気フラックスの積である τ±
デンスで太陽全面の光球 3 次元磁場を観測している。 を以下の様に定義して、導出した。
本研究では、X9.3 フレア発生の 2 日前である 2017∫年 9 月 4 日 UT00:00 から 9 月 6 日 UT00:00 まで 12τ+

時間刻みで SDO/HMI による AR12673 の光球磁場|Bz | · Tw dS=∫Tw >0.5

データを用いた。

τ−|Bz | · Tw dS=
Tw <−0.5

2.2

NLFFF 解析

ただし、Tw を計算した視野内のうち Tw > 0.5 となる領域についてその値を積分したものを τ+ とし、太陽のコロナは非常に希薄であるため、その磁場

Tw < −0.5 となる領域についてその値を積分したもの直接観測ができない。そこで、観測可能な光球 3のを τ− とした。つまり、τ± はそれぞれ、視野内に次元磁場を境界条件としたコロナ磁場の外挿手法でおける正および負の捻れをもつ磁気フラックスの総ある Non Linear Force Free Field(NLFFF) 解析を

和を表す量となっている。

行った。NLFFF とは、与えられた境界条件に対して

MHD における運動方程式の力学平衡を仮定し、以下の様なローレンツ力が 0 となるような磁場配置の解 B をを与える手法である。

3

Results
まず、図 2 に計算された NLFFF を示した。背景は Tw となっており、青が負の赤が正の捻れにそれぞ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
れ対応している。緑は捻れの無い領域である。また、 されていたことを示唆する結果である。一方、9 月 5
上書きされているのが外挿されたコロナの NLFFF

日 UT00:00 から 9 月 5 日 UT12:00 の間に tau± の値

磁場構造であり、磁力線の色はその磁力線に流れるの大きさがいずれも減少していることが確認された。

電流の大きさに対応している。紫は電流の大きさが

図 1 の GOES 衛星の X 線強度変化に着目すると、90 に近く、赤が電流の大きい磁力線に対応している。 月 5 日 UT00:00 から UT12:00 までの間に M クラス
フレアが散発していることが確認できる。つまり、9月 5 日 UT 午前における τ± の大きさの減少は、同時間帯における M クラスフレアと関係があり、またこのフレアによって正負の Tw が対消滅を起こしたことを示唆する結果であると言える。図 2 の外挿された NLFFF からも、9 月 5 日 UT 午前の間に磁力線の捻れが緩和されていることが確認できる。

5

Future work

図 2: AR12673 の NLFFF 外挿の結果
今後の研究計画としては、上の考察を検証すべく、次に、図 3 に τ± の時間変化を示した。τ± の計算 SDO 衛星の Atmospheric Imaging Assembly(AIA)に用いた磁気フラックス Bz が −1 < Bz < 1 で規格 望遠鏡による極紫外線 (171Å) と紫外線 (1600Å) 画
化されているため図の縦軸は相対的な量を表してい像データも用いてフレア発生領域を特定し、シナリる。

オの裏付けを得ることが必要であると考えている。

Acknowledgement
本研究は名古屋大学宇宙地球環境研究所草野完也
教授 (所長) らのグループ井上諭特任助教との共同研究であり、井上特任助教による一連の懇切丁寧な研究指導および教育的な議論の場を多く設けていただ
いたことに心より感謝いたします。

Reference
図 3: AR12673 の Twist の時間変化

Shibata, & Magara 2011, Living Rev., Solar Phys., 8, 6
Toriumi, & Wang 2019, Living Rev., Solar Phys.

4

Discussion

Pesnell, Thompson, & Chamberlin 2012, Solar Phys.,
275, 3図 3 の τ± の時間変化に着目すると、AR12673 でSchou, Scherrer, & Bush 2012, Solar Phys., 275, 229

は 2017 年 9 月 4 日 UT12:00 から 9 月 5 日 UT00:00

Inoue 2016, Progress in Earth and Planetary Science.,
3, 1の間にその値が大きく増加していることがわかった。
これは、2017 年 9 月 6 日に発生した X9.3 フレアを引き起こす磁気エネルギーが 1 日前の段階で十分蓄積

Berger, & Field 1984, Journal of Fluid Mechanics, 147,
133

——–index

c6
宇宙天気予報研究のための太陽黒点分
類機の開発
京都大学大学院 理学研究科 宇宙物理学
教室
木原 孝輔

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

宇宙天気予報研究のための太陽黒点分類機の開発
木原 孝輔 (京都大学大学院 理学研究科 宇宙物理学教室 M2)

Abstract
太陽フレアとは、太陽大気において磁気エネルギーの解放を伴う爆発現象である。フレアはしばしばプラ
ズマの放出や高エネルギー粒子の発生を引き起こし、停電や航空機乗員の被曝などの原因となる。そのため、フレアを事前に予報しようとする研究が数多く行われている。しかし、大きく複雑な黒点がフレアを起こしやすいこと (Sammis et al. 2000) は経験的に知られているが、発生のトリガーとなる現象は未だ解明されていない。そこで近年、膨大な量の太陽観測データを生かし、機械学習の手法を用いてフレアの発生を予報する試みがなされている。ここで機械学習とは、大量のデータの特徴を機械に処理・学習させ、未知のデータに対する判断を得る手法の総称である。これまで、黒点周辺の画像特徴のみからフレアの発生を予報する研究 (Huang et al. 2018) が行われているが、黒点から抽出した磁場などの物理量を用いる研究 (Nishizuka et

al. 2018) よりも予報精度は低い。しかし、太陽フレアのトリガー機構が未解明である以上、太陽画像には何らかの現象が隠されていると考えられ、画像を用いたフレア予報研究は重要である。そこで我々は、太陽画像から直接フレアを予報するのではなく、まず「大きく複雑な黒点がフレアに関連する」という経験則を用いて事前学習を行うことを試みた。その上でフレアを予報することで、先行研究と比べて高精度なフレア予報機を構築できる可能性がある。本研究では、この事前学習にあたる部分として、機械学習を用いた黒点の複雑さ (マウントウィルソン分類、マッキントッシュ分類など) の分類機を開発した。本講演では、これまでの結果と今後のフレア予報機の展望を報告する。

1

Introduction

在する関係性を機械に抽出させ、未知のデータに対する判断を得る研究手法である。これまでの機械学

太陽フレアとは、太陽大気において磁気エネルギーの解放を伴う爆発現象である。太陽フレアが発生す
ると、宇宙空間へのプラズマの放出、宇宙放射線の増加、軟 X 線の放射など、様々な現象を引き起こす。
これらの太陽による地球周辺空間の環境変動は、宇宙天気と呼ばれ、電波障害や停電、宇宙飛行士や航空機乗員の被曝などの原因となる。そのため、太陽フレアの発生を事前に予報することが宇宙天気研究の一つの目標となっている。
しかし、太陽フレアは非常に複雑な過程を経て発生するため、その発生を物理的に予報することは困難である。大きく複雑な黒点が大きなフレアを起こしやすいこと (Sammis et al. 2000) は経験的に知られているが、発生のトリガーとなる現象は未だ解明されていない。そこで近年、膨大な量の太陽観測デー
タを生かし、機械学習の手法を用いてフレアの発生を予報する試みがなされている。機械学習とは、大量のデータを機械に処理させることでそのデータに存習による太陽フレア予報研究は、大きく分けて 2 種類の手法が存在する。1 つは、太陽の画像特徴からフレアの発生を予報する研究 (Muranushi et al. 2015;

Huang et al. 2018 など)、もう 1 つは太陽の活動的な領域から抽出した物理量 (磁場強度やその時間変化など) を用いてフレア発生を予報する研究 (Bobra& Couvidat 2015; Nishizuka et al. 2017,2018 など)である。前者の画像特徴を用いる予報は、後者の抽出した物理量を用いる予報に比べて予報精度は低い。
しかし、太陽フレアのトリガー機構が未解明である
以上、太陽画像には何らかの現象が隠されていると考えられる。そのため、太陽の画像特徴を用いたフ
レア予報研究は重要である。
そこで我々は、太陽画像から直接フレアを予報するのではなく、まず「大きく複雑な黒点が大きなフ
レアを起こしやすい」という経験則を用いて事前学習を行うことを試みた。この事前学習を用いてフレ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
ア予報を行うことで、先行研究と比べて高精度なフ2

Methods

2.1

Deep Learning

レア予報機を構築できる可能性がある。本研究では、
この事前学習に当たる部分として、機械学習を用いた黒点の複雑さ (マウントウィルソン分類) の分類機

機械学習とは、人工知能の中核をなすアルゴリズの開発を行った。マウントウィルソン分類とは、磁ムである。人工知能とは、人間が知能をもって行う場の形状から黒点を大きく α型 (単極群)、β 型 (双極ことを、機械 (コンピュータ) にさせるという概念で群)、γ 型 (複雑群)、δ 型 (密接複雑群) の 4 つに分類すある。機械学習において、コンピュータは大量のデーる手法である (表 1)。黒点の複雑さは、これらの 4 種

タ間に存在する関係性を様々なアルゴリズム (ランダ類あるいはその組み合わせで分類される。

ムフォレスト、サポートベクターマシン、ニューラ
ルネットワーク、など) を用いて発見する。その中で

分類

表 1: マウントウィルソン分類
特徴

α

単極の黒点が存在

ワークというアルゴリズムのうち、計算素子を階層

β

双極の黒点が存在的に重ねたディープニューラルネットワーク (DNN)γ

2 つ以上の双極ペアが複雑に分布δ

反対の磁場極性を持つ暗部が近接し、本研究ではこの深層学習を使用したため、以降は深半暗部を共有 (2)層学習の呼び名で統一する。深層学習の詳細は、他

δ 型ほど磁場構造が複雑であり、大きなフレアを起こしやすいことが知られている (図 1)。

も、人間の脳を模した構造を用いるニューラルネット

を用いる手法を、深層学習 (Deep Learning) と呼ぶ。

の詳しい文献 (Krizhevsky et al. 2012; 岡谷 2015;

Goodfellow et al. 2016 など) を参考にされたい。
本研究は黒点の複雑さ、つまり黒点の構造を認識す
る、画像認識の一種である。そこで、画像認識分野で一般的なニューラルネットワークである ResNet(Heet al. 2015b) を用いて、黒点画像の特徴を学習させ、複雑さの分類を行なった。

2.2

Data Preparation

深層学習では、データ間の関係性を見つけ出すために大量のデータを必要とする。そこでまず、以下のページ https://www.ngdc.noaa.gov/stp/

space-weather/solar-data/solar-features/
sunspot-regions/usaf_mwl/ から黒点の分類デー
タベースをダウンロードした。このデータベースでは、1 日に数回、太陽面状に存在する活動領域ごと
図 1: 黒点面積、黒点の複雑さと、太陽フレアによるに、複雑さの分類が記録されている。これを、太陽X 線強度の関係。Sammis et al. 2000 より作成の磁場データを活動領域ごとで切り出したパッチ
データベース SHARP(Spaceweather HMI Active

Region Patch) と照合し、ほぼ同時刻に観測された黒点の画像 2 種 (視線方向磁場画像と連続光画像) と複雑さ分類のペアを 12186 組作成した。記録された黒点の分類には、βγ 型、γδ 型 などいくつかの組み合わせが存在したが、δ を含むものはδ 型、残りのうち

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γ を含むものはγ 型 のようにして、全分類を 4 つに再分類した (表 2)。なお、観測機から見て太陽面上で東西 60 度以遠にあるデータは学習には用いず、視表 3: 各分類の分類精度と、誤分類した際の内訳
α
β
γ
δ
合計
分類精度

線磁場画像は ±100G をそれぞれ上限と下限として

誤分類作成した。(図 2)

(α 型)
誤分類

表 2: 本研究で再分類したマウントウィルソン分類と、作成したペアの数
再分類 記録された分類

(β 型)
誤分類

作成したペアの数

α

α

3798

β

β

7582

γ

γ, βγ

600

δ

βδ, γδ, βγδ

206

(γ 型)
誤分類

(δ 型)

91%

35%

36%

77%

60%

-

50%

4%

2%

19%

8%

-

23%

5%

12%

1%

11%

-

17%

10%

0%

2%

37%

-

14%

する結果が多く見られた。α 型の黒点がより単純であり、δ 型の黒点がより複雑であることから、この分類機は大局的に単純な黒点と複雑な黒点の 2 分類には成功していることが分かる。

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Discussion
今回作成した分類機の問題点として、大きく以下の 2 点が挙げられる。

(1) β 型を α 型に誤分類する
図 2: 黒点の分類の例。連続光画像において、黒い部(2) γ 型を δ 型に誤分類する

分が暗部、濃い灰色の部分を半暗部と呼ぶ。視線磁

まず (1) について、α 型と β 型は連続光画像では違い

場画像の白は正極 (N 極)、黒は負極 (S 極) を表す。

がはっきりと判別できるが、±100G を上限、下限として作成した視線磁場画像ではほとんど差異が見ら以上のデータを全て用いた場合、数が少ない δ 型の学習に支障が出ることが考えられる。そのため本れない。±100G という磁場の域値は、太陽面上の活動的な領域を広く表すが、小さな磁場も画像的な特研究では、作成したペアの中から δ 型と同じ枚数分、 徴として取り入れてしまう。結果的に、強い磁場が各分類 206 枚ずつを用いて学習と分類を行った。

現れる場所である黒点が正しく視覚化されず、α 型と β 型の正しい分類を妨げていると考えられる。(2)3Resultsについても同様のことが考えられる。δ 型は半暗部を共有するという他の分類と異なる明確な特徴を持つ

α, β, γ, δ の 4 つを分類した分類機の予報精度は 60% が、γ 型、δ 型はともに視線磁場画像では白と黒 (正であった。なお、この精度評価に用いたデータは分 極と負極) が複雑に存在する画像となる。これによっ
類機の学習とは別のデータを用いている。各分類ごとの分類精度は表 3 の通りである。
表 3 より、α 型と δ 型の分類精度が高いが、β 型
を α 型に誤分類する、あるいは γ 型を δ 型に誤分類て、正確な分類ができていない可能性がある。

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Conclusion & Future work
本研究では、太陽黒点の連続光画像と視線方向磁場画像から、黒点の複雑さを判別する分類機を作成し、その精度は 60% であった。分類の傾向から、視線方向磁場画像を視覚化の方法が、分類精度に影響を与えることが示唆された。この研究の目標である
太陽フレアの予報には、視線磁場画像の情報は必須と考えられる。そこで今後は、最適な視線磁場画像の視覚化方法を同定して分類精度を向上させ、画像を用いた高精度なフレア予報機の構築を目指す。

Acknowledgement
本研究は関大吉氏、株式会社ブロードバンドタワー
根本茂氏、浅井歩准教授、柴田一成教授との共同研
究です。研究を行うにあたり、BBT ゼミのメンバーに大変お世話になりました。また本研究では、SDOのデータを使用しています。本研究を支えてくださった全ての方々に、深く感謝いたします。

Reference
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習 (講談社)