2019 年第 49 回
天文・天体物理若手夏の学校

集録

星間

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。

星間現象分科会

indexa1

小橋 亮介

young から middle-aged の超新星残骸からの非熱的放射についての統一モデルの 構築に向け
て

a2

松田 真宗

Chandra X 線観測衛星を用いた超新星残骸 Tycho の時間変動の観測

a3

西野 将悟

宇宙加速のシミュレーションに必要な分解能の検証

a4

木下 真一

M17 赤外線暗黒星雲領域の分子雲の力学状態と分子雲衝突の可能性について

a5

近藤 滉

ALMA による渦巻銀河 M33 の巨大分子雲の高分解能観測

a6

渡邉 裕人

l = 0.◦ 85 高速度コンパクト雲群の観測的研究

a7

中川原 崚介CO 0.02-0.02 のラインサーベイ観測a8

福島 光太郎チャンドラ衛星による銀河系内の超新星残骸 G344.7−0.1 の X 線観測

a9

畠内 康輔

Chandra 衛星を用いた X 線による重力崩壊型超新星残骸 N132D の時間進化の解析

a10

鈴木 瞳

XMM-Newton RGS を用いた超新星残骸 N132D の高分解能 X 線分光解析

a11

天野 雄輝

XMM-Newton 衛星搭載の回折格子分光装置 RGS による超新星残骸 N49 の X 線精密分光

a12

飯田 竜太

未知の PeVatron 天体に求められる条件の考察

a13

大塚 駿平

深層学習を用いた超新星残骸 W49B の X 線スペクトルによる特徴抽出

a14

日暮 凌太

Chandra X 線衛星を用いた超新星残骸 RX J1713.7-3946 北西領域の hot-spot の解明

a15

Goux Pierre

乱流による多相星間媒質の構造形態について

b1

安田 晴皇

超新星残骸内における超新星爆発による宇宙線加速

b2

嶋口 愛加

すざく衛星による W51 領域からの中性鉄輝線の発見

b3

宇留野 麻香CO J=3-2 輝線データを用いた銀河系高速度分子雲の統計的研究

b4

関口 卓馬

オリオン領域における分子ガスの解析と星形成についてc1

卜部 夕希乃XMM-Newton 衛星における SN1987A の RGS データ解析

c2

瀬井 柊人

大型レーザーを用いた超新星残骸における無衝突衝撃波の生成実験

c3

前田 龍之介中性水素ガス衝突による星団形成の理論的研究

c4

中津川 大輝低金属環境における超音速星間乱流についての数値シミュレーション

c5

柏木 頼我

星形成における分子雲フィラメント構造の役割

c6

杉山 慧

高出力レーザーを用いた磁化プラズマ中の無衝突衝撃波生成実験

c7

横塚 弘樹

銀河系円盤部における高速度分子ガス

——–index

a1
Pyoung から middle-aged の超新星残骸からの非熱的放射についての統一モデルの構築に向けて
京都大学大学院 理学研究科
小橋 亮介

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

young から middle-aged の超新星残骸からの非熱的放射についての統一モデルの構築に向けて
小橋 亮介 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
宇宙線の加速機構の解明は、高エネルギー天文学における重要な問題の 1 つである。とくに knee と呼ばれる 1015.5 eV 以下の宇宙線は銀河系内由来とされている。加速機構の有力候補の 1 つとして、超新星残骸における拡散衝撃波加速 (Diﬀusive Shock Accleration; DSA) 理論が提案されているが、これで説明できるかは未だ解明されていない。加速された宇宙線は、その周りにある分子雲などとの相互作用により生じる γ 線の形で観測することができる。DSA 理論を用いた γ 線スペクトルの再現により DSA 理論の妥当性の根拠が得られる。
様々な超新星残骸を γ 線で観測すると、そのスペクトルには年齢に依存した概形が見られ、またそのピー
クエネルギーも年齢に応じて変動している。この起源については加速機構の不定性も相まって、まだよく分
かっていない。そこで、先行研究である Yasuda & Lee (2019) では、異なる星周環境における超新星残骸の衝撃波での DSA と、π 0 崩壊や逆コンプトン散乱などの γ 線放射機構を組み合わせることで、超新星爆発後の年代が初期から Sedov 期 (∼5,000 yr) までの γ 線スペクトルを再現していた。しかし、超新星残骸の時間経過に伴い温度が低くなることで、衝撃波後方のガスで起こる熱伝導や 放射冷却といった効果を加味していなかった。そのため、Radiative 期 (≳10,000 yr) の超新星残骸までは考えられなかった。
そこで、全年代の超新星残骸で起こると考えられる物理を出来るだけ取り入れて数値計算することで、

young (∼3,000 yr) から middle-aged (∼30,000 yr) までの超新星残骸の γ 線スペクトルの時間発展を再現できるかを研究する。使用するコードは、 Yasuda & Lee (2019) で用いられた、1 次元流体計算に衝撃波加速を加えた複合的なコード (CR-hydro code) で、超新星残骸の進化と宇宙線加速を正確かつ同時に計算することができる。そこに、前述した熱伝導や放射冷却の効果をさらに加える。本発表では、研究の進捗とこれからの展望を説明する。

1

Introduction

いため、加速された宇宙線の情報、ひいてはその加速機構をより正確に把握することができる。

銀河宇宙線の起源の候補天体の一つとして、エネルギー論の観点から超新星残骸が挙げられており、その加速機構として衝撃波加速が提案されている。

γ 線放射が観測されていることも、超新星残骸を
宇宙線起源の天体として扱う根拠の一つである。なぜなら、宇宙線が周りにある分子雲などと相互作用して放射されたと考えられるためである。とくに、γ線が宇宙線の起源や加速機構特定に優れている点は、透過性が高いことである。γ 線は生成された場所か
ら観測地点まで星間空間を真っすぐ進むため、それを逆にたどれば発生した場所を比較的正確に特定できる。それに加え、伝搬中のエネルギー損失が少な

γ 線が生成する反応機構には主に二種類あると考えられている。π 0 崩壊と呼ばれる宇宙線陽子由来の反応と、逆コンプトン散乱と呼ばれる宇宙線電子由来の反応であり、それぞれの起源から hadronic とleptonic とも呼ばれる。γ 線スペクトルから最高エネ
ルギーなどの、加速された宇宙線の情報を導くためには、これらの機構のどちらが優勢であるかが重要となってくる。
過去の先行研究では、超新星残骸の γ 線スペクト
ルの観測結果から、超新星残骸の年齢と γ 線生成機
構に関連があると言われてきた。個々の超新星残骸に対する γ 線スペクトルフィッティングから、およそ

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
1,000 yr 未満、1,000 yr 以上 5,000 yr 未満、10,000
yr 以上の年代において、γ 線生成機構が、hadronic、
leptonic、hadronic と交互に現れるというシナリオが•< 2,000 yr• < 10,000 yr

ISM/stellar wind or
molecular cloud̶Reverse shock
が内部を掃ききる=中心部は加熱示唆されている。Yuan et al. (2012) では、この γ 線放射の進化は超新星残骸の星周環境、特に密度に依108 K存することに起因すると提唱した。しかしこの主張は観測面からの示唆のみなので、外側の環境の半径依存性や超新星の親星の性質などを考えていなかっ̶cooling shellの形成• > 10,000 yr

̶Forward shockの減速により加熱効率が低下た。そこで、このことを確かめるために、Yasuda &Lee (2019) では様々な星周環境を仮定して、5,000 yr
まで数値シミュレーションを行い、時間発展とともに

108 K

106 K
106 K

どの機構が優勢になるのかを導いた。その結果、放射される γ 線は外側の環境での密度や磁場などのパラメータに依存しており、観測から示唆されていたような単純な解釈にはならないということを導いた。
しかし彼らは、2.1 節で説明される radiative coolingの効果を取り入れていなかったため、10,000yr 以上の計算は行ってはいなかった。

10,000 yr 以上で期待されるシナリオとしては、
10,000 yr 以降においては超新星残骸が膨張し、分子雲のような高密度領域と衝突すると予想されるため、γ 線生成機構も hadronic になると観測的には考えられてきた。しかし、Yasuda & Lee (2019) の時と同様に、10,000 yr 以上でも観測から示唆されているシナリオとは違う結果が得られることも期待できる。
そこで我々は、Yasuda & Lee (2019) では考慮されていなかった radiative cooling の効果を取り入れることにより、10,000 yr 以上の長時間に渡る計算を可能にし、γ 線放射がどのように進化するのか研究することにした。本研究では、その前段階として radiative

cooling を入れた流体のみの計算を行い、2.1 節で予想されているような流体構造 ”cooling shell”が形成されることを確認した。

図 1: 超新星残骸の進化における各年代での流体構造
まず 2,000 yr ほどの年齢では、Forward shock とReverse shock と呼ばれる 2 つの衝撃波がそれぞれ外向きと内向きに立っている。Forward shock に取り込まれた星間物質は、shock のエネルギーを貰って加熱される。まだ Reverse shock が到達していない
内側に残っている超新星由来の放出物 (ejecta) と、

Forward shock の外側にある星間物質など外側環境
は、冷たいままである (図 1 の左上)。
次に 10,000 yr 程度になると、Reverse shock が中心まで到達し、内側の ejecta をすべて掃ききるので、中心部も加熱された状態になる (図 1 の右上)。
最後に 10,000 yr を超える年齢になると、Forward

shock によって掃かれた物質が過多になり減速していくので、Forward shock による加熱効率が低下する(図 1 の左下)。このため、内側がより熱く、外側がよ
り冷たいような温度勾配が形成される。冷えている
外側の領域が断熱膨張により、放射冷却の効果がよ
り効きやすくなる温度領域 (∼ 106 K) まで冷えると、放射によって外側のエネルギーがさらに失われ減速する。そのため、内側に高温高圧の領域が、外側に2

Methods

2.1

radiative cooling

10,000 yr 以降での超新星残骸の進化を追う上で、重要となる radiative cooling について説明する (図1)。

低温低圧な領域が形成されることにより、ガスの流れが Forward shock のすぐ内側にたまっていくことにより、”cooling shell”と呼ばれる高密度領域を形成する (図 1 の右下)。
この高密度領域は、スペクトルが増加する方向に働くことが予想される。なぜなら、cooling shell に
よって γ 線を生成するための物質が増えることに加2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

−20
1×10
10−20

1×10
10−19
−19

1×10−21density[g/cc]

cooling[ergcm3s−1]−21

density [ g / cm3 ]cooling function [ erg cm3 s−1 ]1×10−20

1×10

−22
1×10
10−22

−22
1×10
10−22

1×10−231×10−231×10−24

−25

10−24

1×10−24 410000
10100000

6

10 6
1×10

1×107
T T[K]
[K]

8

10 8
1×10

1×109

10

10 10
1×10

1×10
10 −25

00

1

22

3

RR[pc]
[pc]

44

5

66

図 2: 今回用いた cooling curve (参考文献： Suther-

図 3: 10,000 yr での密度分布。radiative cooling のland & Dopita 1993)

効果を入れた結果を青実線で、radiative cooling の効果を入れない結果を橙破線で示してある。

えて、高い密度のプラズマに巻きつく磁場も大きくなり、宇宙線強度が上がることが期待されるからで

1×10
1088

ある。

1×107

6

2.2

simulation code

流体コードは、Yasuda & Lee (2019) で用いられた
流体計算と宇宙線加速を同時に行う、複合的なコード”CR-hydro code”を用いた。今回我々は、そこにTeTe[K]
[K]

106
1×10
100000

10000
104
1000

2
100
10

radiative cooling の効果を導入することで、長時間10計算を可能にした。

11

radiative cooling については、輝線放射や再結合

00

1

22

3

R R[pc]
[pc]

44

5

66

放射を考慮している Sutherland & Dopita (1993) のcooling curve を用いた (図 2)。
爆発の初期条件として、ejecta 質量を Mejecta =1.4 M⊙ とし、爆発エネルギーを 1051 erg として爆図 4: 10,000 yr での電子温度分布。radiative coolingの効果を入れた結果を青実線で、radiative cooling の効果を入れない結果を橙破線で示してある。

発させた。また星周環境は一様分布を仮定し、計算時間の短縮のために、n0 = 100 cm−3 の高密度環境を用いた。以上の条件で、10,000 yr まで数値計算を行った。

で、radiative cooling の効果を一切入れなかった結果を橙破線で描いた。
密度分布について、幅 0.02 pc の薄い領域に、2 桁以上高い密度構造ができていることが確認できる。電子温度分布について、radiative cooling の効果を入

3

Results

れたことによって Forward shock の内側は、用いた

cooling curve の最低温度である、104 K まで冷やさ
10,000 yr での流体計算の結果を、図 3,4 に示し れていることが読み取れる。
た。密度分布 (図 3) と電子温度分布 (図 4) をそれぞれ、radiative cooling の効果を入れた結果を青実線

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Discussion

まには大変お世話になりました。感謝申し上げます。

cooling shell の形成には成功したが、104 K まで
しか冷えないはずであるのに対し、今回数値計算の問題で 103 K あたりまで冷却されているような結果が出力された。この問題は、より安定な数値スキー
ムを用いることで解決する予定である。
また、cooling shell は、radiative cooling の効果を入れなかった場合の Forward shock の位置に比べて内側に形成されている。これは、速度の解析解から説明がつく。Sturner et al. (1997) によると、radiatve

cooling の効果が現れる年齢の前後で、速度の時間発
展はそれぞれ、vsh ∝ t−0.6 , vsh ∝ t−0.69 と表せる。
つまり、減速の傾きが急になるため、解析解と一致していることも確かめられる。

5Conclusion
10,000 yr 以上での超新星残骸からの γ 線放射を調べるため、radiative cooling の効果を考慮して超新星残骸の流体計算を 10,000 yr まで行った。その結果予想されていた cooling shell を再現することには成功した。また、その付近で電子温度が低下していることも確認できた。しかし、数値的な不安定性も確認された。
まず、流体について、高密度で効くとされる熱伝導の効果が、超新星残骸の流体において何らかの効
果をもたらす可能性が予想される。今回考えなかったこの効果を取り入れることが今後の課題である。
また、今回考えなかった宇宙線加速も考えて γ 線
スペクトルまで計算できるようにしたい。さらに、その宇宙線加速については、Yasuda & Lee (2019) では考えられていない、一度加速された粒子が再び衝撃波を通過して再加速される物理を取り入れる予定である。扱っている年齢が十分に古いため、このよ
うにして加速される粒子が一定数あることが予想される。

Acknowledgement
本研究を行うにあたって、指導教員である Herman

Lee 講師をはじめ、京都大学宇宙物理学教室の皆さ

Reference
Yasuda, H., & Lee, S.-H. 2019, ApJ, 876, 27
Yuan, Q., Liu, S., & Bi, X. 2012, ApJ, 761, 133
Sutherland, R. S., & Dopita, M. A. 1993, ApJS, 88, 253
Sturner, S. J., Skibo, J. G., Dermer, C. D., et al. 1997,
ApJ, 490, 619

——–index

a2
Chandra X 線観測衛星を用いた超新星残骸 Tycho の時間変動の観測
京都大学大学院 理学研究科
松田 真宗

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Chandra X 線観測衛星を用いた超新星残骸 Tycho の時間変動の観測
松田 真宗 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
Tycho’s SNR は、1572 年に起こった Ia 型超新星爆発の残骸である。この天体には南部と西部に、≲ 10 arcsecの幅を持つ数本の縞状構造が存在する (Eriksen et al. 2011)。この構造は磁場乱流を示唆する周囲より硬い
非熱的 X 線放射を放つことが分かっているが、他の超新星残骸には見られない特異なものであり、その成因は未だ明らかになっていない。この縞状構造の成因を探るべく、Okuno et al. (2019) では Tycho’s SNR の縞状放射が形成されつつあると思われる部分で、時間変動の解析が行われた。その結果、この部分の放射は増光するにつれて硬くなることが明らかになり、数 100 µG まで増幅された磁場がシンクロトロン冷却や粒子加速を促進した可能性を指摘している。今回の研究では、最も観測時間の長い 2009 年の Chandra X 線観
測衛星の観測データを用い、縞ごとのスペクトルやその空間依存性を調べた。その結果、縞ごとの放射のフラックスと光子指数が得られ、放射が明るい領域ほど硬くなることが明らかになった。今後は、他の年代の測定データも用いて解析を進め、さらなる議論を進めていく。

1

Introduction
Tycho’s SNR は 447 年前に爆発を起こした非常に若い超新星残骸 (Supernova remnant: SNR) である。

議論する上で重要な手がかりとなりうる。
本研究では、縞状構造全体において Okuno et al.

(2019) で行われたような時間変動の探査を行い、縞ごとのスペクトルの相違や空間依存性について調べる。

X 線帯域では、熱的放射と非熱的放射の双方が観測され、4.0–6.0 keV では、非熱的放射が支配的になる。
高角度分解能の Chandra 衛星を用いて Tycho’s SNR
西部を観測すると、4–6 keV において周囲よりも硬2Data Reduction
Chandra 衛星の ACIS(Advanced CCD Imaging

い縞状の放射が見られ、粒子加速や磁場乱流の可能性が議論されている (Eriksen et al. 2011)。しかし、 Spectrometer) による Tycho’s SNR の観測は大きく
この縞状構造は他の天体にはない特異な構造であり、 分けて、2000 年、2003 年、2007 年、2009 年、2015年に行われている。その中でも、2009 年は表 1 のよ
未だ成因は明らかになっていない。

Okuno et al. (2019) では、縞状構造の成因を探る うに、9 回の観測が行われており、最も観測時間が長べく、時間変動に着目して解析を行った。この研究 い。今回の解析では、縞毎の特性を出来るだけ統計
では、縞状放射が形成されつつあると思われる部分

量の優れたデータで調べるために、2009 年のデータ

での 2003 年から 2015 年までのスペクトルの変化をを用いた。

調べた。その結果、解析領域では放射が増光するほど硬くなることが明らかになり、増幅した磁場がシンクロトロン放射や粒子加速を促したことを示唆している。また、変動のタイムスケールから見積もられた増幅磁場は ∼ 数 100 µG 程度と、これまで予想

3

Analysis

3.1

解析領域

されていたものより一桁高い値であり、knee エネル

バックグラウンド領域として図 1 のようなドーナ

ギー (∼ 3 × 1015 eV) の粒子加速が起こっている可ツ状の部分を定め、ソース領域は図 2 のように、縞状能性が指摘された。このように、Tycho’s SNR の縞構造の放射が強くなっている部分を Src 1 から Src 9状構造は粒子の加速機構、ひいては宇宙線の起源をの 9 個の楕円型領域に分けて設定した。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

16:00.0
14:00.0

8.44e-09

4.19e-09

2009-04-13
2009-04-18

118.35
89.97

10095

2009-04-23

173.3710096

2009-04-27

105.7210097

2009-04-11

107.43

10:00.0

10093
10094

2.09e-09

08:00.0(ks)

1.03e-09

06:00.0(YYYY-mm-dd)

4.98e-10

04:00.0

Eﬀective exposure

2.33e-10

02:00.0

Start date

9.96e-11

64:00:00.0

ObsID

Declination

1.68e-08

る Tycho’s SNR の観測

12:00.0

3.36e-08

表 1: 2009 年に行われた Chandra 衛星 ACIS-I によ3.33e-1130.0

27:00.0

0:26:00.0

30.0

25:00.0

30.0

24:00.0

0.00e+00

10902

2009-04-15

39.53

10903

2009-04-17

23.92

10904

2009-04-1334.7

図 1: Obs ID: 10095 の観測領域全体の 3.0-8.0 keV

10906

2009-05-03

41.12のエネルギーバンドでのイメージ。カラーバーは log

Right Ascension

スケール、単位は photon cm−2 s−1 である。外側の3.2

スペクトル抽出

円は半径 8.20 arcsec、内側の円は半径 4.92 arcsec である。

今回の解析では、スペクトル抽出に CIAO version
30.0

1E-08

4.11 を用いた。上記のソース領域とバックグラウンド

Src1
9E-09

64:08:00.0

領域を用いて、各領域のスペクトルを抽出した。今回

Src2の解析では、統計量を高めるために、2009 年に行わ8E-09

れた 9 回全ての観測でのスペクトルを足し合わせた。

7E-09

Src3

Src4

6E-09

30.0

Src5
5E-09

07:00.0

フィッティングモデル

Src7

フィッティングには、XSPEC version 12.10.1f を用いた。上記のソース領域のスペクトルからバックグラ

3E-09

Src8

06:30.0

3.3

4E-09

Src6

2E-09

Src9

5:00.0

55.0

50.0

1E-09

45.0

24:40.035.00

ウンド領域のスペクトルを差し引いて、0.5–10 keVのエネルギー帯域についてフィッティングを行った。 図 2: 2009 年の Tycho’s SNR 西部のイメージ (Obs
フィッティングに用いるモデルは、先行研究 (Sato

ID: 10095)。エネルギー帯域は 4.1-6.1 keV。楕円は& Hughes 2017; Yamaguchi et al. 2017; Okuno et 今回の解析に用いたソース領域を表す。カラーバー
al. 2019) を参考にし、図 3 に示すような、吸収の の単位は photon cm−2 s−1 。
かかった二成分の非熱的プラズマ (Non-equilibrium

ionization:NEI) とガウシアンとべき関数の和のモデルを採用した。二成分 NEI モデルは、Fe と Mg, Si,

S, Ar, Ca といった中質量元素 (Intermediate-Mass
Elements: IMEs) に分けており、Fe L 輝線としてガウシアンを追加した。また、非熱的放射モデルは単純なべき関数を使用した。フィッティングの一例として、Src 3 でのベストフィットの結果を図 3 に示す。
このとき、χ2 (d.o.f) は、429.18 (327) であり、スペクトルの形を上記のモデルでよく再現できた。

4

Results
以上のスペクトル解析の結果、光子指数 Γ は 2.0–

2.6 の間で、縞毎に異なることが明らかになった。また、Src 2 と Src 3 や Src 6 と Src 7 といった ∼0.1 pc
程度離れた隣同士の放射領域でも ∆Γ ∼ 0.3 程度の変化をもつ点である。(表 2)。
次に、縞毎の明るさの違いを調べた。表面輝度

S4−6 keV を、フィッティングによって得られた領域

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 2: 各領域の光子指数 Γ とフラックス F4−6 keV と表面輝度 S4−6 keV

SourceΓF4−6 keV

領域

(×10

−13

erg s

−1

)

(×10

erg s−1 cm−2 arcsec−2 )+0.07
2.48−0.02

0.41 ± 0.01

2.88+0.07
−0.10

Src 2

2.42+0.02−0.03

0.86+0.02−0.01

3.48+0.07
−0.06

Src 3

2.09 ± 0.04

0.70 ± 0.01

4.39 ± 0.05

Src 4

2.17 ± 0.01

2.35+0.02−0.01

4.65 ± 0.03

Src 5

2.49+0.04−0.03

0.61 ± 0.01

3.06+0.05
−0.06

Src 6

2.51 ± 0.04

0.68 ± 0.01

2.94+0.05
−0.06

Src 7

2.16 ± 0.02

1.98 ± 0.02

6.21 ± 0.07

Src 8

2.30+0.04−0.05

0.47 ± 0.01

3.60+0.09
−0.08

Src 9

2.58 ± 0.02

1.04 ± 0.02

3.33 ± 0.05

0.01

非熱的成分

10−3

10−4

NEI
(IME成分)Fe L輝線NEI(Fe成分)

10−5

10−6
2

0

−2

1

2

5

Energy (keV)

図 3: Src 3 のフィッティング結果。赤が熱的放射、青が非熱的放射の成分を表す。

Surface Brightness (× 10-16 erg s-1 cm-2 arcsec-2)

normalized counts s−1 keV−1

cm

−17

Src 1

0.1

(data−model)/error

S4−6 keV
−2

7
6.0

5.0

4
3

4.0
8

2

9
5

3.0

16
2.1

2.2

2.3

2.4

2.5

2.6

Photon Indexの 4–6 keV の非熱的 X 線フラックス F4−6 keV とその

図 4: 領域毎の光子指数 Γ と X 線 (4–6 keV) の表面

立体角 Ω を用いて、以下の式で計算した。

輝度 S4−6 keV のプロット。エラーバーは 1 σ の信頼S4−6 keV =F4−6 keVΩ

区間を表すが、表面輝度の誤差はプロット点によって隠れている。

これによって得られた光子指数と表面輝度の関係をプロットすると図 4 のようになった。このグラフかい傾向は Okuno et al. (2019) において得られた関係

ら、明るい領域ほど硬い放射を放つ傾向にあることと矛盾がなく、縞状放射の明るさと光子指数は、時がわかった。

間的にも空間的にも同じ関係にあることを意味する。
次に、衝撃波面の光子指数との比較を行う。Tran

5

Discussion
本研究で、縞ごとの光子指数と表面輝度が明らかになった。図 4 のような、明るい領域ほど放射が硬et al. (2015) では、今回の観測と同じデータを用いて衝撃波面の放射の解析を行なっている。この研究によると、縞状放射の西側にあたる衝撃波面での光子指数は、Γ > 2.7 であり、縞状放射の光子指数よりも大きいことがわかる。このことから、衝撃波面

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
より大きな磁場乱流が粒子加速やシンクロトロン放射が促がし、硬い放射を放ったと考えられる。本研
究は、衝撃波面よりもさらに効率の良い加速機構がシェルの内側に存在することを示唆し、knee エネル
ギー付近の宇宙線起源の新たな手がかりになるかもしれない。さらに、領域ごとに光子指数が大きく異なる事から、この加速機構は sub-pc スケールの比較的狭い範囲で起こっているものであり、周りへの影
響は少ない可能性がある。今後、他の年代の解析も行い、より定量的な解析を行うことで、時間変動を含めたさらなる議論を進めたい。

Reference
Eriksen, K. A., Hughes, J. P., Badenes, C., et al. 2011,
ApJL, 728, L28
Sato, T., & Hughes, J. P. 2017, ApJ, 840, 112
Yamaguchi, H., Hughes, J. P., Badenes, C., et al. 2017,
ApJ, 834, 124
Okuno, T., Tanaka, T. Uchida, H., et al. 2019, submittedTran, A., Williams, B. J., Petre, R., et al. 2015, ApJ,
812, 101

——–index

a3
宇宙線加速の計算に必要な分解能の検証
名古屋大学大学院 理学研究科 理論宇宙物理学研究室
西野 将悟

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

宇宙線加速の計算に必要な分解能の検証
西野 将悟 (名古屋大学大学院 理学研究科 理論宇宙物理学研究室)

Abstract
宇宙線には 1020 eV 以上にも及ぶ高エネルギーな粒子が存在し、そのスペクトルはベキ型分布をしている。

knee energy と呼ばれる 1015.5 eV でベキ指数が変化しており、knee energy 以下のエネルギーの宇宙線は銀河内の超新星残骸で衝撃波フェルミ機構によって加速されると考えられている。しかし、銀河内の磁場強度
では衝撃波フェルミ機構で宇宙線が knee energy に到達できないことが知られている。そこで、Bell 不安定と呼ばれる磁場を増幅する機構が提唱されてる (Bell 2004)。実際に Bell 不安定の効果を考えることで knee

energy を実現できるかどうか確かめるためには、何桁にもわたるエネルギーの範囲で宇宙線加速を計算しなければならず、そのためには MHD 方程式と移流拡散方程式を同時に解く必要がある。そのような計算が行えるコードに Inoue (2019) で開発されたコードがある。ただし、Inoue (2019) では Bell 不安定自体は扱っていたが、衝撃波は扱っておらず、Bell 不安定と粒子加速を同時に扱ってはいなかった。Inoue (2019) で開発されたコードを衝撃波による粒子加速に適用することで Bell 不安定の効果を入れた粒子加速のシミュレー
ションができると考えられる。ただし、計算に使う分解能が不足していると、衝撃波面が有限の分解能による厚みを持ってしまうため、エネルギーの小さい粒子は衝撃波面を往復するとき実際より小さい圧縮比を感じてしまい、それにより本来と異なったスペクトルが得られるという問題がある。ことような問題が生じな
い十分な分解能がどの程度かは知られていないため、必要な分解能を理論的に見積もった。この見積もりを、分解能を様々に変えた数値積算を行い、結果を移流拡散方程式の定常解 (Blandford & Ostriker 1978) と比較することで検証でした。

1

導入

際に Bell 不安定の効果を考えることで knee energyが実現できるか確かめるためには、何桁にもわたる
宇宙線とは、宇宙を飛び回る高エネルギーの電子、 エネルギーの範囲で宇宙線加速を計算しなければな
陽子、原子核などの粒子である。宇宙線のエネルギー

らず、そのためには MHD 方程式と移流拡散方程式

は 1020 eV 以上にもおよび、エネルギースペクトルはを同時に解く必要がある。そのような計算を行える

ベキ型をしている。スペクトルのベキ指数が 1015.5 eV

コードに Inoue (2019) で開発されたコードがある。

程度で変化しており、1015.5 eV は knee enrgy と呼ば

ただし、Inoue (2019) では Bell 不安定自体は扱ってれる。knee enrgy 以下の宇宙線は銀河内の超新星残いたが、衝撃波は扱っておらず、Bell 不安定と粒子加骸で加速されると考えられている。超新星残骸によ

速を同時に計算してはいなかった。Inoue (2019) でる宇宙線の加速機構として衝撃波フェルミ加速を考開発されたコードを衝撃波での粒子加速に適用するえることで、宇宙線のベキ分布やベキ指数の値を説明ことで Bell 不安定の効果を入れた宇宙線加速の計算することができる (Bell 1978、Blandford & Ostrikerができると考えらえる。ただし、計算に使う分解能
1978)。ただし、銀河内の磁場強度では宇宙線が knee が不足していると、衝撃波面が有限の分解能によるenergy に到達できないことが知られている。そこで、 厚みを持ってしまうため、エネルギーの小さい粒子

Bell 不安定と呼ばれる磁場を増幅する機構が提唱さは衝撃波面を往復するとき実際より小さい圧縮比をれている (Bell 2004)。Bell 不安定とは、荷電粒子で感じてしまい、それにより本来と異なったスペクト

ある宇宙線の運動によって生じる電流が超新星残骸

ルが得られるという問題がある。ことような問題がの磁場を増幅させるという機構であり、宇宙線の最生じない十分な分解能がどの程度かは知られていな

高エネルギーの見積もりをあげることができる。実2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
いため、必要な分解能を理論的に見積もり。この見積もりを、分解能を様々に変えた数値積算を行い、結果を移流拡散方程式の定常解 (Blandford & Ostriker1978) と比較することで検証した。

∂F1 (x, p)∂+(vx F1 (x, p))∂t∂x∂F0 (x, p)
c2
= −c
−
F1 (x, p) (11)∂x3κ(p, B)
ただし、c は光速、ρ は流体の質量密度、vi は流体の速度の i 成分、P は流体の圧力、Bi は磁場の i 成分

2

手法

2.1

Inoue (2019)

であり、p は宇宙線の運動量の大きさ、κ は宇宙線が電磁場の擾乱から受ける拡散の拡散係数である。また、F0 、F1 はそれぞれ、宇宙線の位相空間における3
Inoue (2019) の手法に沿って MHD 方程式と移流 分布関数の等方成分、1 次の非等方成分に p をかけ拡散方程式を同時に解く。Inoue (2019) で開発され た量である。式 (1) から (9) までが MHD 方程式であたコードでは以下の方程式を同時に計算することがり、式 (10)、(11) が移流拡散方程式である。ただし、できる。

式 (3) と式 (4) の右辺には、宇宙線の運動によって生(ret)

じる電流が原因で流体に流れる電流、jx∂ρ∂+(ρ vx ) = 0
∂t
∂x
(
)
By2 + Bz2∂∂2
(ρ vx ) +
ρ vx + P +
=0
∂t
∂x
8π
(
)
∂
∂
Bx By
(ρ vy ) +
ρ v x vy −∂t∂x
4π
1 (ret)= − jx Bz
c
(
)
∂
Bx Bz
∂
(ρ vz ) +
ρ v x vz −
∂t
∂x
4π
1
= jx(ret) By
c
∂
∂ϵ
+
∂t ∂x

{

(
vx

By2 + Bz2ϵ+P +8π(1) に起因して流体に働くローレンツ力を加えている。この項を加えることで Bell 不安定の効果を入れた計算(2)を行うことができる。Bell 不安定の項を除いた MHD
方程式はリーマン問題の厳密解を用いた Godunov 法(Sano et al. 1999) と MOC 法 (Stone & Norman(3) 1992) で計算し、移流拡散方程式は、拡散の項の他
は 4 次の MUSCL 法 (Yamamoto & Daiguji 1993) を用いて計算する。Bell 不安定による項と拡散の項はPES 法 (Inoue & Inutsuka 2008) で計算する。
(4)

2.2

)

Bx vx /2 + By vy + Bz vz
−Bx
4π

(cr)

= −jx

分解能の理論的見積もり

Inoue (2019) で開発されたコードを衝撃波での粒子加速に適用すれば、Bell 不安定の効果を入れた粒}子加速を計算することができると考えられる。しか= 0 (5)

し、適用に際して問題となるのが必要な分解能である。分解能が不足していると、衝撃波面での物理量のBx2 + By2 + Bz21pϵ=+ ρ v2 +γ−1 28π(6) 鋭い勾配が数値粘性の影響で緩やかになり、特にエネルギーの低い粒子は、衝撃波面を往復するときに∂By∂=(Bx vy − By vx )
∂t
∂x
∂Bz
∂
=
(Bx vz − Bz vx )
∂t
∂x
∂Bx
=0
∂x

(7) 実際より小さい圧縮比を感じてしまい、正しい解が得られないという問題がある。そこで、数値計算に必(8) 要な分解能を以下のように見積もった。Inoue (2019)のコードを用いて MHD 方程式のみを解くと、衝撃(9) 波の厚みがおよそ 5∆x で表されることがわかる。ただし、∆x はセル 1 つの大きさである。すなわち、粒∂F0 (x, p)∂+(vx F0 (x, p))∂t∂x
1 ∂vx ∂F0 (x, p)c ∂F1 (x, p)−=−
3 ∂x ∂ lnp
3∂x

子が衝撃波の往復で十分な圧縮比を感じるためには、(10)粒子の存在範囲を l とおくと、
1∆x < l5(12)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校であれば十分な分解能であると考えられる。l は衝撃が厳密解に近くのに対して、図 2 では p c ∼ 100.5 GeV

波上流での移流拡散方程式の定常解から見積もるこ程度から f が厳密解に近づいており、これは分解能とができる。衝撃波面で x = 0、上流で x < 0 下流の見積もりの結果と一致する。しかし、衝撃波の数で x > 0 となるように座標を設定する。上流の速度

値的な厚みにより厳密解からずれている領域で f のが V1 、下流の速度が V2 で、衝撃波面の法線と平行

ベキ指数を求めると、f ∝p−s 、s ∼ 4.1 となり、ベキな方向に平均磁場が働く衝撃波において移流拡散方のずれは 0.1 程度にしかならない。Bell et al. (2013)

程式を適用すると、上流 (x < 0) で宇宙線の位相空によると、上流に流れる電流は、間における分布関数は、

{ ∫ 0
}
V1
f = fup + [fdown − fup ]exp −dxx κ

jCR ∝ p3max f (pmax )(13) となる。ただし、pmax は f が定常状態に達している最となる。上流の速度、拡散係数が一定とすると、{}
V1
f ∼fup + [fdown − fup ]exp − (−x)(14)κ
と計算できる。この式から、粒子が移流に逆らって上流にさかのぼ長さ、すなわち粒子の存在範囲は、

l∼

κ
V1

(19)

(15)

大の運動量である。これから f ∝ p−4 の時と f ∝ p−4.1の時に jCR がどれほど変化するか見積もることができて、f ∝ p−4 の時の jCR を jex 、f ∝ p−4.1 の時のjCR を jnum とおくと、
r≡

jnum
∼ 1.1
jex

(

pmin
pmax

)0.1
(20)

と見積れる。ただし、pmin は数値計算で扱う最小のエネルギーである。pmin ∼ 1 GeV、pmax ∼ 1 PeV とすと導かれる。拡散係数は、磁場の擾乱を δB として、

ると、r ∼ 0.28 となり、電流の桁数を知るには十分な

4 B 2 p c2κ=
3 π δB 2 e B

らも加速されるのは明らかとして、pmin ∼ 100 GeV(16)

精度で計算できる。また、100 GeV 程度までは観測かとすれば、r ∼ 0.55 となり、ファクター 2 程度の誤と書ける (Skilling 1975) ので、式 (12)、(15)、(16)差になる。数値計算では電流を小さく見積もるため、より、数値計算で knee energy が実現できれば現実ではさらに効率よく加速されていると考えられることから、∆x < 8×1012 cm
r ∼ 0.55 であれば knee energy が実現するかの計算を
(
)(
)( 9
)
1
µG
10 cm s−1 ( p c )(17) するのに十分な精度を持っていると考えられる。すδB 2 /B 2
BV1
GeV
なわち、低エネルギーの誤差は knee energy の計算

L=1pc の長さの計算をする場合、必要なセル数は、 をする際に問題になるほどの大きさにならない。
Ncell = L/∆x > 4×105(18)と見積もることができる。この見積もりが正しいかを、実際に数値計算を行って確かめた結果を以下で
示す。

3

結果
4096 セルと 131072 セルで計算した結果を図 1、図2 に示す。図は、縦軸を f p4 、横軸を p にとったグラ
フであり、厳密解はフラットな直線になる。図 1 と図2 を見比べると、図 1 では p c ∼ 102 GeV 程度から f

図 1: 4096 セルでの計算結果

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 131072 セルでの計算結果

4

まとめと今後
本研究では、宇宙線加速の数値計算に必要な分解能を理論的に見積もり、それを数値計算で検証した。
その結果、確かに見積もり以下の分解能で数値計算を行うと、得られる解は低エネルギーの領域で実際の解からずれるが、そのずれは knee energy の実現を確かめる計算の際に問題にならないことがわかった。
今後は、今回の研究で得られた分解能の知見を元に、超新星残骸のパラメータを用いて Bell 不安定の効果を入れた宇宙線加速の数値計算を行い、Bell 不安定により宇宙線の到達エネルギーが knee energyに達するかを検証したい。

謝辞
本研究を行うにあたって、井上剛志准教授をはじめ、熱心に指導していただいた同研究室の方々に感謝申し上げます。

Reference
Bell, A. R. 2004, MNRAS, 353, 550
Bell,A.R., Schure, K. M., Reville, B. & Giacinti, G.
2013, MNRAS, 431, 415
Blandford, R. D., & Ostriker, J. P. 1978, ApJ, 221, L29
Inoue, T. 2019, ApJ, 872, 46

——–indexa4
M17 領域の赤外線暗黒星雲における雲衝突の影響
東京大学大学院理学系研究科
木下真一

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

M17 領域の赤外線暗黒星雲における雲衝突の影響木下真一 (東京大学大学院理学系研究科)

Abstract星の形成は分子雲の高密度領域にあるコアが重力収縮することによって開始される。したがって分子雲の力学的進化を調べることは星形成を理解する上で非常に重要である。分子雲の力学的進化を解明するためには分子
雲内での分子ガスの質量、分布、物理状態などを知る事が必要である。今回我々は野辺山 45m 電波望遠鏡に
よって得られた 12CO(J=1-0) ,12CO(J=3-2),13CO(J=1-0) の分子輝線データ (Nakamura et al. 2019) を用いて大質量星形成領域 M17 領域の分子雲の構造と力学状態を調べた。M17 領域を大質量星が形成されている M17-HII(l ≳14◦ 40 ′) と大質量星の形成がみられない M17-IRDC(l ≲14◦ 40 ′)(赤外線暗黒星雲を含む)の 2 つに分けて解析を行った。本研究では HII 領域と IRDC 領域の物理状態を明らかにすると共に,IRDC
領域での分子雲衝突の可能性について考察する。

1

今回我々は野辺山 45m 電波望遠鏡によって得られIntroduction
星形成に関わる天体は多岐にわたるが, 盛んに研究されている天体の一つに分子雲がある。分子雲とは
主に水素分子状態 (H2 ) で存在している星間ガス雲であり, 星形成は分子雲の高密度領域にあるコアが重力収縮することによって開始される。したがって分子雲の力学的進化を調べることは星形成を理解する上で非常に重要である。
小質量星は太陽系近傍で多く観測され, 母体の分子雲の状態もよく保存されているため, 小質量星の形成過程に関しては標準的なシナリオが確立されている。
一方, 大質量星は太陽系の近傍に存在せず, 母体の分子雲を散逸させてしまうため, 観測が難しくその形成と進化のメカニズムについては未解明な部分が多い。

た 12CO(J=1-0) と 13CO(J=1-0) の分子輝線データ(Nakamura et al. 2019) を用いて銀河系内の大質量
星形成領域 M17 領域の分子雲の構造と力学状態を調べた。M17 は近傍 (2kpc) に位置する大規模で若い銀河系内の星形成領域であり, 非常に良い観測サンプルの 1 つである。解析は M17 領域を大質量星が形成されている M17-HII(l ≳14◦ 40 ′) と大質量星の形成がみられない M17-IRDC(l ≲14◦ 40 ′)(赤外線暗黒星雲
を含む) の 2 つに分けておこなった。

Sugitani et al.

(2019) では赤外線偏光観測とCO(J=3-2) の観測結果に基づいて M17-IRDC での分子雲衝突の可能性が指摘されている。本研究では分子雲の物理状態の解析結果を基に M17 -IRDC での分子雲衝突の可能性について議論する。

しかし大質量星は星風・紫外線・終末期の超新星爆発などによって周囲の星間物質に強く影響を及ぼし,
重元素を生成し宇宙に供給する役割を果たすため, 大質量星の形成過程は解明すべき大きな課題である。
近年, 大質量星 (≥8M⊙ ) 近傍に分子雲衝突の痕跡

2

Methods/Instruments
and Observationsが存在することが多数報告されており, 分子雲同士の本研究では野辺山 45m 電波望遠鏡によって得られ

高速衝突により大質量星形成が誘発されていることた分子輝線データ (Nakamura et al. 2019) を用いてが観測的にわかってきた。また磁気流体シミュレー

大質量星形成領域 M17 の物理状態、力学状態を探っションによって分子雲衝突による大質量形成の励起ていく。

が再現されており (Inoue & Fukui 2013), 理論的な側解 析 に 使 用 し た デ ー タ は,12CO J=1-0,J=3-2、面からも分子雲衝突が大質量星形成に大きく寄与し13CO J=1-0 の回転遷移スペクトルである。これらている可能性が示されている。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: M17 の積分強度図 (12CO(J=1-0)):10-30km/s
左側の枠線の領域が HII 領域, 右側が IRDC 領域であるの分子輝線のデータを基に各 pixel での励起温度, 光
学的厚み, 柱密度を求めた。
また分子雲ガスを同定するために階層構造解析ツー
ルである Dendrogram(Rosolowsky et al. 2008) を用いて分子雲ガスの構造解析を行った。13CO J=1-0(10-50km/s) を Dendrogram を用いて解析し, 同定
された colud それぞれの, 半径, 質量, 視線方向の速度
分散 (σ1D ), ビリアルパラメーター αv を求めた。

5σ 2 Rαv = 3D
3GM(1)

図 2: M17 全領域での profile
ち, 4.0, 6.9, 3.7 km/s の速度分散をもつことが示された。〜20km/s 付近のメイン成分は Sagittarius arm
上の分子ガスであり、〜38,〜57km/s 上の成分はそれぞれ Scutum,Norm arm 上の分子ガスであると推測されている (Zucker et al. 2018)。
本研究ではメインの成分がみられる 10-30km/s の範囲からの放射を M17 に由来するとみなして解析をおこなった。ただし, 後に議論するように 30km/s 以
上の成分の分子ガスの一部が M １７の分子雲衝突に関係している可能性がある。

ビリアルパラメータは (1) 式のように表される(G,M,R, はそれぞれ万有引力定数,colud の質量,cloud√の半径であり,σ3D = 3σ1D )。重力的に束縛されて3.2

柱密度の分布収縮してる cloud では αv ＜ 1、重力的に束縛されず

M17(10-30km/s) のデータの各 pixel での柱密度を分散している cloud では αv > 1 となりビリアルパラ

CO 輝線のデータを用いて求めた。(柱密度の導出方

メーター αv は cloud の力学状態を示す指標となる。 法は Mangum & Shirley 2015 を参照)
求 め ら れ た 各
21

10 cm

3

Results

3.1

平均プロファイル

−2

24

10 cm

それぞれ図２のように得られた。図中の青とオレン

pixel で の 柱 密 度 を 、の 範 囲 内 で 120 分 割 さ れた bin に振り分け、以下の (2) 式のように定義された Cummulative Mass Distribution(CMD) の値を求めた。

∫ NH2 ,max

HII 領域,IRDC 領域, および M17 全領域での 12CO
J=1-0,13CO J=1-0 を用いて作成した平均 profile は−2

M (> NH2 ) =NH2 · A(NH2 )dNH2

(2)

NH2

A(NH2 ) は 柱 密 度 の 値 が NH2 と な る 領 域 の 面
平均スペクトル (プロファイル) であり、色塗りされ 積,NH2 ,max は観測されたなかで最も高い柱密度を表す。CMD の値をみることで、柱密度 NH2 以上のた部分が平均からの標準誤差を表している。
ジの実線がそれぞれ 12CO J=1-0,13CO J=1-0 での

図２からわかるように M17 領域全体の平均プロ値を持つ area 全体の mass が分かる。

ファイルマップには-20〜60km/s の速度範囲におい

M17-HII,M17-IRDC それぞれの領域での規格化さて主に 3 つのピークがある。ガウシアンフィットのれた CMD(=M (> NH2 )/Mtot ) を横軸を柱密度にと結果からそれぞれ〜20,〜38,〜57km/s でピークを持 ってプロットすると図５のようになる。柱密度が 10−2

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
g cm−3 以下では flat になっているが柱密度が高い所

3.4

では power-low で落ち込んでおり,power-low の傾斜

輝線強度比が示唆する分子雲衝突の可能性

は M-HII 領域の方が緩やかである。

dendrogram を 用 い て 同 定 し た
よび

35km/s お

20km/s の cloud の contour と 12 CO(3-2)/12 CO(1-0)

比(R31 )の積分強度図(30-

40km/s),(19-21km/s) を 重 ね て プ ロット す る と
図 5,6 のようになる。それぞれの速度域で R31 をみると、2 つの cloud が重なっている領域で R31 が高くなっている。

図 3: M-HII 領域,M-IRDC 領域での Normalized

CMD

3.3

p-v(位置-速度) 図

13CO(J=1-0) 輝線による IRDC 領域の p-v 図 (位

図 5:

12

CO(3-2)/12 CO(1-0) 積 分 強 度 比(30-40km/s)

置速度図) は図６のようになる。p-v 図上では〜

R31 のマップに dendrogram で同定された cloud を重ね

20km/s の cloud と〜35km/s の cloud の間をつなぐている。緑色の contour で示されているのが〜20km/s のブリッジ状の構造が見受けられる。

cloud, 青色で示されているのが〜35km/s の cloud である

図 6:

12

CO(3-2)/12 CO(1-0) 積 分 強 度 比(19-21km/s)

図 4: IRDC 領域の p-v 図

分子雲が衝突している領域では乱流が励起されて温度が上昇し,R31 が高くなっているとすると R31 の
2 つの cloud が衝突すると p-v 図上でブリッジ
分布について矛盾なく説明できる。
構造がみられることが知られており ((Haworth etal. 2015a; Haworth et al. 2015b; Inoue & Fukui2013),IRDC 中では〜20km/s の cloud と〜35km/s

3.5

分子ガスの物理／力学状態の cloud が衝突している可能性がある。

12CO(J=1-0) の分子輝線データ (10〜30km/s) に
Dendrogram を適用し、同定された各分子雲の半径,
質量, 速度分散, ビリアルパラメーターを求めた。各

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物理量の規格化された累積ヒストグラムは図 7,8,9,10のようになる。

図 11:大質量星形成が生じうる高密度領域

背景のイメージは柱密度のマップ. 青いコントア内の領域

図 7: 半径

図 8: 質量は柱密度 1g cm−2 以上の高密度領域

図７は柱密度マップのイメージ上に 1g cm−2 を超える領域のコントアを重ねたものである。現在の

M17-IRDC は大質量形成が効率的になされる程に凝縮して高密度になっていないと結論づけられる。

図 9: 速度分散

図 10: ビリアルパラメー
ター

5Conclusion
M17-HII 領域と M17-IRDC 領域との柱密度を調べ

半径は IRDC 領域の分子ガスの方が大きい傾向にることで HII 領域は比較的高密度で大質量星形成があり、質量と速度分散は同程度であることがわかる。 起こる条件が満たされているのに対して、IRDC 領

IRDC 領域のビリアルパラメーターの方がわずかに 域は比較的柱密度が低く、現在大質量星形成が進行大きいのは IRDC 領域の分子ガスが低密度であるこ していないと推察された。
とに由来していると考えられる。ただし分子雲衝突

また p-v 図上にみられるブリッジ構造や R31 のマッが進行している分子ガス内は乱流が励起されて速度プから、M-17IRDC 領域で〜20km/s の cloud と〜

分散が大きくなることが期待される。今回の結果は35km/s の cloud が衝突している可能性が示唆された。

そのことに反しており、今後詳細に分子ガスの物理パラメーターを調べていく必要がある。

Reference4

Discussion

4.1

M-HII 領域と M-IRDC 領域での大質量星形成条件理論的考察から 1g cm−2 が大質量形成に必要な柱Haworth, T. J., Shima, K., Tasker, E. J., et al. 2015a, MNRAS, 454, 1634
Haworth, T. J., Tasker, E. J., Fukui, Y., et al. 2015b, MNRAS, 450, 10
Inoue, T., & Fukui, Y. 2013, ApJL, 774, L31
Krumholz, M. R., & McKee, C. F. 2008, Nature, 451, 1082

密度の閾値だと予想されている (Krumholz & McKee

Mangum, J. G., & Shirley, Y. L. 2015, PASP, 127, 266(2008))。

Nakamura,F.,et al. 2019b,PASJ,
in press(doi:10.1093/pasj/psz001)

図 5 から分かるように M17-HII(星形成が比較的進行している) 中には柱密度の高い分子雲ガスが多くみられる一方、M17-IRDC(星形成があまり進行していRosolowsky, E. W., Pineda, J. E., Kaumann, J., & Goodman, A. A. 2008, ApJ, 679, 1338

ない) 中では 1g cm−2 を超える分子雲がほとんど含

Sugitani et.al 2019 arXiv:1906.12138

まれていないことがわかる。

Zucker, C., Battersby, C.,& Goodman, A. 2018, ApJ, 864,
153

——–index

a6
l = 0.◦85 高速度コンパクト雲群の観測的研究
慶應義塾大学大学院 理工学研究科
渡邉 裕人

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

l = +0.◦ 85 高速度コンパクト雲群の観測的研究
渡邉 裕人 (慶應義塾大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河系中心核より半径 200 pc の領域には中心分子層 (Central molecular zone; CMZ) と呼ばれる分子雲の複合体が存在する。CMZ の分子雲は高温、高密かつ広い速度幅 (∆V > 15 km s−1 ) を持ち、複雑な運動状態にある。その中でも高速度コンパクト雲 (High-velocity compact cloud; HVCC) と呼ばれる分子雲は一際広い速度幅 (∆V > 50 km s−1 ) とコンパクトな空間分布 (d < 5 pc) で特徴づけられ、CMZ 内で多数発見されている。本研究では James Clerk Maxwell Telescope (JCMT) で得られた CO J = 3–2 輝線の広域サーベイデータを精査する過程で、1 箇所に集中した 6 つの HVCC を発見した。この HVCC forest は(l, b) = (+0.◦ 85, 0.◦ 0) を中心とした 0.◦ 1 (∼ 14 pc@8 kpc) 四方の領域に分布する。このような HVCC の集結は非常に稀である。また、群を構成する一部の HVCC は高い CO J=3–2/J=1–0 輝線強度比を示している(R3–2/1–0 > 1)。さらに、いずれの HVCC も銀河回転に逆行する負のシステム速度を持っており、一部の
HVCC は位置–速度図上において共通の傾きが確認できた。
HVCC 同士の近隣性、速度構造の類似性および同程度の年齢 (∼ 104 yr) から、これらは共通の起源を持ち、同時多発的に駆動されたと考えられる。加えて、銀河回転から大きく外れた HVCC forest のシステム速度
より、本研究では、駆動源としてハローなど銀河面外から落下してきたガス雲や星団を想定している。

1

Introduction
銀河系中心核より半径 200 pc の領域には中心分子

層 (Central molecular zone; CMZ) と呼ばれる分子雲

2 輝線によるサーベイ観測のデータを精査し、(l, b) =(+0.◦ 85, 0◦ ) に集結する HVCC 群を発見した。以降ではこの天体を HVCC forest と名付け、複数輝線のデータを用い、物理状態と起源について議論する。

の複合体が存在する (Morris & Serabyn 1996)。CMZの分子雲は円盤部の分子雲に比べて高温 (Tk = 30–

60 K)、高密 [n(H2 ) ≥ 104 ] かつ広い速度幅 (∆V >15 km s−1 ) を示し、複雑な運動状態にある。我々のグループが行った CMZ に対する CO J=1–0 輝線を用いたサーベイ観測は、その中でも一際特異な「高速度コンパクト雲 (High-velocity compact cloud; HVCC)」の存在を明らかにした (Oka et al. 1998)。

2

Data
本研究では CO J=1–0、J=3–2、HCN J=4–3、SiO

J=2–1 輝線データを解析に用いた。
CO J=1–0 輝線データは、野辺山宇宙電波観測所(Nobeyama Radio Observatory; NRO) 45 m 望遠鏡

HVCC は非常に広い速度幅 (∆V > 50 km s−1 ) と を用いて行われた CMZ のサーベイ観測で得られた
コンパクトな空間分布 (d < 5 pc) で特徴づけられ、 ものを使用した。観測は 2011 年 1 月に行われ、受CMZ 内に多数の存在が確認されている。その起源 信機には BEARS、分光計には AC45 が用いられた。
については一部の HVCC に対して個別に研究、提案 データ整約には国立天文台が配布するソフトウェア、
重力散乱 (CO–0.40–0.02(Oka et al. 2016))、分子雲NOSTAR を用いた。
CO J=3–2 輝線データは、JCMT を用いて行われ内部で発生した爆発現象 (CO–1.21–0.12(Tsujimoto

た、銀河系中心領域に対するサーベイ観測で得られされている。例として、コンパクトな重力源によるet al. 2018))、分子雲衝突 (「ぶたのしっぽ」分子雲 たものを使用した (Parsons et al. 2018)。受信機には HARP、分光計には ACSIS を用いた。データ整約(Matsumura et al. 2012)) が挙げられる。
本研究では、JCMT を用いて取得された CO J=3–には East Asian Observatory が提供するソフトウェ

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校(l, b) = (+0. 85, 0 ) を中心とした、HVCC forest 全体を含む ∆l × ∆b = 0.◦ 14×0.◦ 12 の領域とした。観測は 2019 年 7 月に行われ、受信機には HARP、分光

0.2

(a)

30 pc

Sgr B

Sgr C

0.0

◦

Sgr A

–0.2

◦

200

HCN J=4–3 輝線データは本研究において、JCMTを用いた追加観測によって得られた。観測領域はGalactic Latitude [deg]ア、Starlink が用いられた。

b=−0.01°(b)

100

計には ACSIS が用いられた。HPBW はおよそ 14′′であり、主ビーム能率 (ηMB ) は 0.64 である。データ0

整約には Starlink を用いた。

5

-100

SiO J=2–1 輝線データは、NRO 45 m 望遠鏡を用いて行われた、CMZ のサーベイ観測で得られたもの

4
3

-200

2

を使用した。観測は 2018 年から 2019 年にかけて行

CO+0.84+0.03

1

1.0

0.5

0.0

–0.5

Galactic Longitude [deg]

われ、受信機には FOREST、分光計には SAM45 が用いられた。データ整約には NOSTAR を用いた。

図 1: (a) CMZ の CO J=3–2 輝線による l–b 積
分強度図。積分範囲は VLSR = −200 km s−1 ∼3Results+200 km s−1 。マゼンタの長方形は図 2 (a) の領域を表す。(b) b = +0.◦ 03 における l–V 図。

図 1 に CO J=3–2 輝線による CMZ の銀経–銀緯付近に着目すると、銀経が正にもかかわらず、負の0.0に沿って運動していることを表す。しかし、l = 0.◦ 84

S1 c

S5

S3
S2

S4

d
e

(b) l=0.822°
7

S2

5

3

100

HPBW b

50

0.85

5 pc

0.80

Galactic Longitude [deg]0.0

も大きな空間構造を持つ CO+0.84+0.03 である。

200

CO+0.84+0.03

0.90

速度に突出した成分の存在が確認できる。この成分が今回発見された HVCC forest 内の HVCC で、最

(a)

150

–0.05

領域では負の速度に現れる。これは分子雲が銀河回転

Galactic Latitude [deg]において分子雲は銀経が正の領域では正の速度、負の0.05(l–b) 積分強度図と銀経–速度 (l–V ) 図を示す。l–V 図

1

-150

-100

(d) b=0.0°(c) b=0.03°

0.0

-50

LSR Velocity [km s-1](e) b=0.012°

forest の空間–速度構造を示す。いずれの HVCC もその視線速度は −60 km s−1 から −140 km s−1 と負-100

HVCC が HVCC forest を構成する。図 2 に HVCCLSR Velocity [km s-1]

5 つの HVCC (S1–5) が発見された。これら 6 つの-50

更に、CO+0.83+0.03 より半径 0.◦ 06 以内の領域にであり銀河回転に逆行する。加えて一部の HVCC は6

速度勾配を持つことが確認された。また、S3 を除い(> 1) を示す。

4

-150

たいずれの HVCC も高い CO J=3–2/J=1–0 強度比

S1

8

4

S5

5

CO+0.84+0.03

3
2

2

0.90

7

6

0.85

0.80

0.90

S3
0.85

S4

1

0.80

Galactic Longitude [deg]

0.90

0.85

0.80

JCMT を用いた HCN J=4–3 輝線による追加観測の結果、CO+0.84+0.03 に対応すると考えられる成図 2: CO J=3–2 輝線における HVCC forest の空間–分が検出された。図 3 の (a)l–b 積分強度図、(b) 位置–

速度構造。(a) l–b 積分強度図。積分範囲は VLSR =速度 (p–V ) 図上に強度等高線で示す。CO+0.84+0.03に対応する HCN 成分は、CO 成分が銀河腕により吸収される速度域で存在が確認された。これにより、−135 km s−1 ∼ −50 km s−1 。(b) l = 0.◦ 822 における銀緯–速度 (b–V ) 図。(c) b = 0.◦ 03、(d) b = 0.◦ 0、(e) b = −0.◦ 12 における l–V 図。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
CO+0.84+0.03 は 100 km s−1 以上の非常に広い速度幅を持つことが示唆された。また、HCN 成分の特徴として、空間–速度構造が 2 つのコンポーネントに分離していることが挙げられる。更に、SiO J=2–1
輝線データを確認した結果、HCN 成分と同様の速度(a)Discussion
まず HVCC forest に属する HVCC そのものの形

成過程について考える。考えられるシナリオとしては、(1) 超新星爆発、(2) 分子雲衝突、(3) 点状重力源
による重力散乱が挙げられる。以下各シナリオについて議論する。

CO+0.84+0.03(1) 超新星爆発: 各 HVCC の持つ空間–速度構造は分解されていない膨張シェルと考える事ができる。特に CO+0.84+0.03 では解離性衝撃波トレーサーであ

0.0

350

る SiO 輝線が検出されたことから、形成に爆発現象

250

–0.05

Galactic Latitude [deg]0.05

域に SiO 成分の存在が確認された。

4

5 pc

150

0.90

0.85

0.80

0.0

Galactic Longitude [deg](b)が介在した可能性がある。各 HVCC を爆発による膨張シェルと仮定するとタイムスケールは ∼ 104 yr となる。

(2) 分子雲衝突: 分子雲衝突は広い速度幅を持った構(c)

造や空間的な楕円構造を形成することが知られている (Habe & Ohta 1992)。このの場合、p–V 図上では衝突した 2 つの分子雲に由来する放射の強い 2 速-50度成分とそれらを速度的に結ぶ bridge 成分が現れる
LSR Velocity [km s-1]

(Matsumura et al. 2012)。いずれの HVCC も明確に放射の強い 2 成分を確認できないものの、分子雲衝突によって形成された可能性を完全に棄却すること

-150

-100

はできない。

(3) 点状重力源による重力散乱: 分子雲が点状重力源
13

13

9

9

5

5

1

1

0.0

0.05

0.0

と重力相互作用を行った結果、広い速度幅を形成す

S1

Positon [deg]る可能性がある。相互作用の型としては、分子雲が重力源周りをケプラー運動する場合 (図 4(a)) と、重力源が分子雲に突入し、分子雲を引きずる場合 (図0.054(b)) が考えられる。
続いて、HVCC forest の形成過程を考える。HVCCの近隣性、速度構造の類似性および同程度の年齢か

図 3: CO+0.84+0.03 の CO J=3–2 輝線と他輝線

ら、これら HVCC は同時多発的に形成された、すなにおける構造の比較。カラースケールは CO J=3–

わち HVCC forest に属する HVCC の形成過程は共2 輝線強度を表す。(a) l–b 積分強度図。積分範囲は 通である可能性が高い。HVCC そのものの形成過程
VLSR = −80 km s−1 ∼ −10 km s−1 。等高線は同範 が上記の (1)、(2)、(3) である場合、超新星爆発や点囲での HCN J=4–3 輝線における積分強度を表す。 状重力源の母体となる星団や分子雲の集団が HVCC(b)、(c) (a) 図中のマゼンタの矢印に対応する p–V forest を駆動したことになる。加えて、銀河回転から図。等高線はそれぞれ HCN J=4–3 輝線、SiO J=2–1 大きく外れた HVCC forest のシステム速度より、こ輝線の強度を表す。
れらの天体はハロー由来の可能性がある。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校(b) Gravitational dragging

7. HVCC forest のシステム速度より、駆動天体はハロー由来の可能性があると考えられる。

it
rb

no

Massive object

Dragged cloud(a) Gravitational kick

Molecular cloud

Ke

ple

ria

Massive object
Molecular cloud

Reference
Habe, A., & Ohta, K. 1992, PASJ, 44, 203
Matsumura, S., Oka, T., Tanaka, T., Nagai, M.,
Kamegai, K., & Hasegawa, T. 2012, ApJ, 756, 87

Line of sightLine of sight

図 4: 分子雲と点状重力源の相互作用例。(a) 点状重
力源周りをケプラー運動する場合。(b) 点状重力源

Morris, M., & Serabyn, E. 1996, ARA&A, 34, 645Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., Tsuboi, M., &Miyazaki, A. 1998, ApJS, 118, 455

が分子雲を引きずる場合。

Oka, T., Mizuno, R., Miura, K., & Takekawa, S. 2016,
ApJL, 816, 7

5Tsujimoto, S., Oka, T., Takekawa, S., Yamada, M.,
Tokuyama, S., Iwata, Y., & Roll, A, J. 2018, ApJ,
856, 92

Conclusion
本研究では JCMT を用いた銀河系中心領域サーベ

イ観測による CO J = 3–2 輝線データを精査したところ銀経 l = 0.◦ 85 に HVCC 群、HVCC forest を発見した。NRO 45 m 望遠鏡を用いた CMZ サーベイ
観測による CO J = 1–0 輝線データ、JCMT を用いた追加観測による HCN J = 4–3 輝線データも用いて調査したところ、以下の結果を得た。

1. HVCC forest は 6 つの HVCC(CO+0.84+0.03、S1–5) で構成される。
2. HVCC forest は銀河回転に逆行する負の視線速度を持ち、高い CO J=3–2/J=1–0 強度比 (> 1)を示す。

3. 一部の HVCC は位置–速度図上で勾配を持つ。
4. CO+0.84+0.03 の低速度端に対応すると考えられる成分が HCN J=4–3、J=2–1 輝線で発見された。

5. HVCC の近隣性、速度構造の類似性及び同程度の年齢から HVCC の形成過程は共通である可能性が高い。

6. 各 HVCC の形成過程としては超新星爆発、分子雲衝突、点状重力源による重力散乱が考えられる。

Parsons, H., Dempsey, J, T., Thomas, H, S., Berry,D., Currie, M, J., Friberg, P., Wouterloot, J, G, A.,
Chrysostomou, A., Graves, S., Tilanus, R, P, J., Bell,G, S., & Rawlings, M, G. 2018, ApJS, 234, 22

——–index

a7
CO 0.02-0.02 のラインサーベイ観測
慶応義塾大学大学院 基礎理工学研究科
中川原 崚介2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

CO 0.02-0.02 のラインサーベイ観測中川原 崚介 (慶応義塾大学大学院 基礎理工学研究科)

Abstract
銀河系中心分子層に多数発見された高速度コンパクト雲（High Velocity Compact Cloud; HVCC）は、空間的にコンパクトかつ非常に広い速度幅をもつ特異分子雲群である。銀河系中心核 Sgr A*の約 5 分角東側に位置する CO 0.02−0.02 は、特に運動エネルギーの高い HVCC であり、既に多くの観測研究が成されている。岩田らは、CO 0.02−0.02 の起源解明を目的に、野辺山 45 m 電波望遠鏡を用いて行った波長 3 mm 帯のライン
サーベイ観測を行った。この観測では 81 GHz〜116 GHz の範囲を 0.02 K のノイズレベルでカバーし、CO

0.02−0.02 内の最大 CO 柱密度方向、最大速度幅方向において 39 種の分子による 64 本のスペクトル線が検出された。今回我々は、CO 0.02−0.02 を最もよくトレースする分子を選定する目的で検出されたスペクトルの形状を入念に分類し、HC3 N、SiO、CH3 OH、SO、H2 CS のスペクトル線が良いプルーブであることを発見した。これらの分子が衝撃波プルーブと高密度プローブであることは、CO 0.02−0.02 の生成に衝撃波を伴う圧縮・加熱過程が関与したことを意味する。これは従来の超新星爆発起源を強く支持する結果である。

1 Introduction
された高速度コンパクト雲のひとつであり、(l, b) =(0.02◦ , −0.02◦ ) に位置する大きさ約 3 × 4 pc2 、速度幅は+100 km s

−1にも及ぶ。その後 CO 0.02−0.02

は Oka et al. (1999) により HCN J = 1 − 0、HCO+

J = 1 − 0 など５つの輝線で観測され、さらに Oka
et al.（2008）による野辺山ミリ波干渉計（NMA）を用いた高分解能の CO J = 1 − 0、HCN J = 1 − 0
輝線の観測が行われた。また、CO 0.02−0.02 の南西部には分子輝線が強く観測されない空洞部分が存在するが、Spitzer 宇宙望遠鏡の InfraRed Array Camera（IRAC）を用いた波長 8 µm のマップ (Stolovy et al.

2006) により、この空洞部分には赤外線点源が多数あることが分かっている。
これらのことから、空洞部分には星団が存在し、それが放射する紫外線によって星団付近の分子が解離されていることが推測される。これらの観測により、Galactic Latitude [degrees]

CO 0.02−0.02 は Oka et al.（1998）の観測で発見

2000

0.01

3000

K km/s

(a)

0.0

0.1

mJy/beam 0.2

MJy/str

0.3 500

(b)

1000

(c)

0.00

–0.01

–0.02

–0.03

–0.04

0.03

0.02

0.01

0.00

–0.01

Galactic Longitude [degrees]

図 1: CO 0.02−0.02 付近を３つの周波数で観測した図（Oka et al. (2008) より引用）。
められているが、星団が供給するパワーは、Spitzer/ IRAC を用いた波長 8 µm で観測された光度から大きく見積もっても 2 × 1038 erg s−1 と計算され、CO

0.02−0.02 と比べて１桁小さい。また、Iwata (2018)
によりこの天体が単純な膨張運動をしていないことも分かっている。以上のことから、CO 0.02−0.02 の運動の起源を示す新たなメカニズムを考える必要が生まれた。

CO 0.02−0.02 は、この天体の南西部に存在する星団に属す、複数の大質量星が超新星爆発を起こすことによって形成されたものと解釈された。一方で、Iwata(2018) の評価によれば、星団が供給するエネルギーでは CO 0.02−0.02 の全運動エネルギーは賄えない。CO2 Observations
NRO 45 m 望遠鏡を用いて CO 0.02−0.02 のライ

ンサーベイ観測を行った。観測した周波数の範囲は0.02−0.02 の力学的パワーは ∼2 × 1039 erg s−1 と求 80 − 116 GHz である。2018 年 1 月 30 日 ∼2018 年

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: CO 0.02−0.02 を CO J = 4 − 3 輝線で観測した
積分強度図。図中の×が積分強度図上のピーク位置(h-c)、＋は最高速度成分の位置 (h-v) を示す。
1 月 31 日の 2 日間、計 9 時間観測が行われた。CO
0.02−0.02 の中で、CO 輝線の柱密度が最も高い点をh-c、最高速度成分が検出される点を h-v と名付け、これらの２点についてラインサーベイ観測を行った。

h-c の位置は (l, b) = (0.014◦ , −0.020◦ )、h-v の位置は(l, b) = (0.014◦ , −0.024◦ ) である（図 2）。

3 Results
3.1 スペクトル線
今回の観測によって得られたデータを図 3 に示す。
図 3 の縦軸は主ビーム温度である。81−116 GHz の範囲で、64 本の輝線が観測され、同定された分子の種類は 39、うち同位体は 15 であった。その中でもいくつかの目ぼしい輝線については分子名を記した。
また、ノイズについては広い周波数帯においてノイ

図 3: h-c、h-v で観測された広帯域スペクトル
分範囲は +95 km s−1 ∼ +105 km s−1 であり、励起温度の誤差はフィッティング誤差から求めた。

ズレベルが 0.025 K を下回ったが、周波数が高い領域 (∼108 GHz 以上) ではノイズレベルが高くなって

表 1: HC3 N と SO の励起温度

おり、0.05 K 付近の値をとる。図 4 に周波数を速度

Th−c [K]Th−v [K]HC3 N

37.8±0.7

13.8±0.4SO

9.6±0.2

8.4±0.6に変換したスペクトルの例をいくつか示す。

3.2 励起温度
また、後に議論で述べるが、CO 0.02−0.02 を良くトレースする輝線として HC3 N と SO の輝線が複数

4 Discussion得られた。そこで、これらの積分強度からそれぞれ

図 4 を見ると、CO 0.02−0.02 以外の天体からの放の励起温度を求めた。結果を表 1 に記す。ただし、積射も観測していると考えられる。そこで、概形の近2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: h-c で観測されたスペクトル線を代表する点をプロットした図。+100 km s−1 の強度軸の正の方向から見た投影図となっている。
類した。CO 0.02−0.02 は +100 km s−1 付近で最大強度となることが知られているので、+100 km s−1 での強度が相対的に高いスペクトル線がこの天体を良くトレースすると言える。この４つのグループのう
図 4: スペクトル線の例

ち、CO 0.02−0.02 を最もよく検出するグループを (a)とし、このグループに分類された輝線を表 2 に示す。

いスペクトル線をグループ化することによるスペク

同様の方法で h-v で観測されたスペクトル線につい

トル線の分類を試みた。以下に h-c における観測結ても分類を行い、h-c の場合と類似した結果を得た。

果の分類方法を示す。
まず、任意の速度を３つ選び、それらの速度における強度を３軸とし、３次元上にスペクトルごとに

表 2: グループ (a) の分子スペクトル線
分子遷移

プロットする。ただし、原点からの距離 r が 1 とな

HC3 N

9−8

るように３つの強度を規格化する。この操作を速度

CH3 OH

5−1,0 − 40,0 Eの組み合わせを変化させ、プロットの分散が最大とSO

22 − 11なる速度の組み合わせを特徴的な速度とし、そのプ

SiO

J =2−1v =0

ロットの分布でグループ分けを行った。ただし、３つの速度のうち、１つを +100 km s−1 と固定した。

HC3 N

10 − 9CH3 OH80,0 − 71,0 A

こ れ に よって 求 め ら れ た 分 散 の 最 も 大 き い 速SO

度 の 組 み 合 わ せ は 、−30 km s−1 、+60 km s−1 、

32 − 21HC3 N

11 − 10+100 km s−1 であった。これらの速度での強度を用

H2 CS

31,2 − 21,1

いて h-c で観測されたスペクトル線の代表する点を

HC3 N

12 − 11

プロットしたものを図 5 に示す。

SO

NJ = 32 − 21

このプロットの分布から、スペクトル線を４つに分2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
このグループ (a) に属する分子から、CO 0.02−0.02• 以上の考察より、CO 0.02−0.02 は高温、高密がどんな物理状態にあるか推測ができる。このグ度の天体であり、衝撃波を伴う激しい運動によ

ループに分類された分子のうち SiO、CH3 OH、SO、って形成されたことが示唆される。これは CO

H2 CS は衝撃波によって生成される (Bachiller & Pérez

0.02−0.02 の超新星爆発起源を支持する結果で1997), (Mitchell & Deveau 1983)。このことから COある。しかし、この天体が単純な膨張運動を示

0.02−0.02 は衝撃波が通過したことが分かる。また、さないこと、超新星爆発では天体の全運動エネ

HC3 N は高密度領域において検出される分子であり、ルギーが賄えないという疑問は解消されず、さこの天体が高密度であることも推測される。

らなる研究が必要である。

5 Conclusion

Reference• NRO 45 m 望遠鏡を用いて、高速度コンパクト雲 Bachiller, R. & Pérez M. G., 1997, Astrophys. J., 487, 93
CO 0.02−0.02 において CO 輝線の柱密度が最も Mitchell, G. F. & Deveau, T. J., 1983, Astrophys. J., 266, 646
高い点（h-c）、最高速度成分を検出する点（h-v） Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., et al. 1998, Astrophys. J.
の 2 点についてラインサーベイ観測を行った。観

suppl. ser., 118, 455

測した周波数の範囲は 80−116 GHz であった。 Oka, T., White, G. J., Hasegawa, T., et al. 1999, Astrophys. J.,• 得られた結果は、0.02 K のノイズレベルであり、

515, 249

64 本の輝線を得た。また、スペクトル線の同定 Oka, T., Hasegawa, T., White, G. J., et al. 2008, Publ. astron.
より検出された分子の種類は 39、うち同位体は15 あった。
• h-c で 得 ら れ た 分 子 ス ペ ク ト ル 線 は 多 くが +100 km s−1 で 強 度 が 最 も 高 かった が 、−30 km s−1 において強度が最高となるものや、他のスペクトル線に比べピークが多いものなど、さまざまな形をしていた。そこで同じ領域を検出しているものをまとめる目的でスペクトル線を分類し、+100 km s−1 成分をよく検出する輝線をグループ (a) とした。

• CO 0.02−0.02 は+100 km s−1 付近で放射強度の最大値をとることから、+100 km s−1 成分が CO

0.02−0.02 であると考えられるため、グループ (a)に属する分子が CO 0.02−0.02 の良いプローブとなる。

• グループ (a) に属する分子には、高密度領域のプローブとなる HC3 N や、衝撃波によって生成される SiO などが含まれる。このことから CO

0.02−0.02 は高密度の天体であり、衝撃波が通過したことが示唆される。

soc. jpn., 60, 429

Stolovy, S., Ramirez, S., Arendt, R. G., et al. 2006, J. Phys.
Conf. Ser., 54, 176
岩田悠平 2018 修士論文 慶應義塾大学理工学部

——–index

a8
チャンドラ衛星による銀河系内の超新星残骸 G344.7 − 0.1 の X 線観測
東京理科大学大学院 理学研究科
福島 光太郎2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

チャンドラ衛星による銀河系内の超新星残骸 G344.7−0.1 の X 線観測福島 光太郎 (東京理科大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河系内の Ia 型超新星残骸 (SNR) である G344.7−0.1 は比較的高齢 (∼4000 yr) のため中心部まで逆行衝撃波が到達し、爆発噴出物 (イジェクタ) が全て加熱されている。また G344.7−0.1 のイジェクタは他の高齢の SNR に比べ高温を保っており、いまだ Fe K 輝線が観測できる。この 2 点は Ia 型 SNR の Fe 分布調査における大きな利点で、現在観測されている SNR では G344.7−0.1 に固有の特徴である。そこで我々は元素分布調査に適した高い角分解能を誇るチャンドラ衛星で G344.7−0.1 を 210 ks に渡って観測した。このデータの解析により、Si のシェル構造とそれに囲まれた Fe の集中分布を発見した。中心部からの Fe K 輝線は中性に相当する低エネルギー (∼6.4 keV) で、外側の Fe (∼6.46 keV) に比べて有意に電離度が低かった。SNRの逆行衝撃波は外側のイジェクタから順次加熱していくため、爆発中心付近のプラズマが最も低電離となることが理論的に予測される。したがって本観測結果は、集中した Fe の分布位置が真に爆発中心であったことを強く示唆しており、親星の中心近くで多量の Fe が生成された事実を初めて明確に示した。

1

Introduction(Combi et al. 2010, Giacani et al. 2011) ことから、爆発中心部までのイジェクタがすべて加熱されていIa 型超新星爆発 (SN Ia) は白色矮星が爆発的な熱核反応を起こすことで発生すると考えられている。爆発の際には白色矮星の主成分である C や O を燃料として Si、S、Ca などの中間質量元素、さらに Fe やその周辺の鉄族元素 (Ni など) が合成される。とくに鉄族元素については、SN Ia が宇宙の化学進化において主要な供給源となっている。SN Ia の詳細な爆発メカニズムはいまだ明らかになっていないが、SN Iaの超新星残骸 (SNR) の X 線観測から爆発噴出物 (イジェクタ) の組成や空間分布を調べることが大きな鍵となっている。Ia 型 SNR の研究は X 線で明るいティ
コの SNR やケプラーの SNR、SN 1006 などで詳細ると期待できる。一方でこの SNR のイジェクタは十分な高温を保っており、いまだ Fe K 輝線が観測できる (Yamauchi et al. 2005, Yamaguchi et al. 2012) 状
態にある。この 2 点は中心までのすべてのイジェク
タを X 線で調査するという目的によく適合しており、
現在観測されている SNR の中では G344.7−0.1 に固有の特長である。我々は G344.7−0.1 のイジェクタについて詳細な空間分布を調査するため、0′′ .5 の高い角分解能を有するチャンドラ衛星で観測し、このデータの解析を行なった。グラフのデータ点についている誤差棒や本文中で報告する数値の誤差は 68%である。

に行われており、親星の性質や爆発後の進化プロセスについて多くの知見が得られている (e.g. ティコ:

Badenes et al. 2006, ケプラー: Katsuda et al. 2015,
SN 1006: Yamaguchi et al. 2008)。しかし、これらの若い SNR においては逆行衝撃波が爆発中心に未到

2

Observation
解析に使用したデータは、チャンドラ衛星の CCD達のため、親星の中心付近で作られたイジェクタがカメラである ACIS-I によって観測されたものであX 線を放射できるほど高温に加熱されておらず、爆る。データは 2018 年 5 月および 7 月に断続的に観測

発時に何が起こっているのかを調べることができなされている。本研究では 5 月を前半観測、7 月を後かった。

半観測としてそれぞれのデータを統合し前半データ・

SNR G344.7−0.1 は銀河面上に存在する Ia 型 SNR 後半データの 2 つのデータ系列としている。十分なである。爆発から 3000–6000 yr と比較的高齢である 統計で Fe の空間分布を調査できるように、観測時間

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
は合計 210 ks と長時間である。
高軌道を周回するチャンドラ衛星ではバックグラウ
ンドが高くなる傾向があり、本研究で注目するエネル
ギー帯域の 1 つである Fe K 輝線の帯域 (∼ 6.4 keV)
ではバックグラウンドが無視できない影響を持つ。そのため 3.2 のスペクトル解析では、バックグラウン
ドスペクトルをモデル化して SNR からの放射スペク
トルと同時にフィッティングした。元素アバンダンス
は Wilms et al. (2000) の太陽組成を基準として相対値を求めた。

3

Analysis

3.1

X 線イメージ解析

G344.7−0.1 におけるイジェクタの空間分布を調べるため、Si、Fe の 2 種類の元素についてそれぞれの

図 1: G344.7−0.1 の 2 色合成イメージ。赤は Si K

K 輝線エネルギー帯域の X 線イメージを作成し合成 (1.76–1.94 keV)、青は Fe K (6.35–6.55 keV) の放射したイメージが図 1 である。X 線イメージでは Fe K 帯域を表す。Fe K 放射の集中領域を破線の楕円で示
輝線放射 (青) が集中しており、それを Si の放射領域

し、843 MHz の電波コントアを重ねている。画像上(赤) が取り囲んでいる様子を見ることができる。Fe 方が北で右側が西となっている。
の集中領域は電波コントアから推定される SNR の幾
何中心からコントア半径の半分ほど西にずれている。
この要因については 4.2 で議論する。
イジェクタの分布を定量的に調べるために、図 1に見える Fe 集中領域 (17h 03m 49s , −41d 42m 46s ) を中心とした各元素輝線の表面輝度プロファイルを作
成し図 2 に示す。この輝度プロファイルから Fe の輝度分布が中間質量元素と比べて明らかに異なってい
ることがわかる。

3.2

X 線スペクトル解析

スペクトルフィットは図 3 に示す 10 領域から取得

図 2: 各元素の半径方向の表面輝度分布。Fe K の集したスペクトルに対してそれぞれ行なった。Fe 集中

中領域を中心にとっている。表面輝度は 1′ .35 で 1.0

領域 (図 3 の破線楕円) から得られたスペクトルとベとなるように規格化している。

ストフィットモデルを図 4 に示す。SNR からの放射としてまずは星間吸収を受けた電離非平衡プラズマ

Fe K 輝線周辺で合っていなかった (図 4 中段)。そこ

放射モデルを用いたフィッティングを実行した。星間でこのモデルにガウシアンを加えることで Fe K 輝

吸収の吸収散乱断面積は Verner et al. (1996) の値を線を再現することにした。このモデルは図 3 に示す用いた。このモデルは 5 keV 以下のエネルギー帯域

10 領域の 0.5–9.0 keV のすべての帯域でスペクトルのスペクトルをよく再現していたが、∼ 6.4 keV の2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校をよく再現していた。

図 4: Fe 集中領域でのスペクトルフィット。黒いデー
図 3: スペクトルを取得した領域。図 1 と同じ X 線
イメージの上に各領域を示した。破線で示した楕円は図 1 と同様。緑は Si などの中間質量元素の放射が強い領域、赤い実線の楕円は SNR 外縁に属する領域をそれぞれ示している。

放 射 は 、kTe=

それぞれ対応する。上段の破線は SNR の放射に対するベストフィットモデル、点線はバックグランド成分
を前半観測に対してのみ示している。中段は非平衡
プラズマ放射のみを仮定した場合の残差、下段は非平衡プラズマに加えて Fe K 輝線のガウシアンを加スペクトルフィットの結果 Fe 集中領域からの1.10+0.04−0.08

タ点は前半観測のデータ、赤は後半観測のデータにえた場合の残差をそれぞれ表示している。

keV の プ ラ ズ マ と

6.406 ± 0.029 keV の Fe 輝線で再現できた。図 5 論モデルでは親星の中心部で Fe や Ni が合成され、にスペクトルフィットで得られた各領域の電子温度 より外側で中間質量元素が合成されることが予測さと Fe K 輝線エネルギーを、Fe 集中領域を中心とすれている (e.g. Iwamoto et al. 1999)。さらに爆発後る半径方向のプロファイルとして示す。

のイジェクタは外側の中間質量元素ほど大きな速度で飛散するため、上で考えたようなイジェクタ分布が実現されると考えられる。ただし図 1 の Fe 集中領

4Discussion

4.1

G344.7−0.1 のイジェクタ分布域が G344.7−0.1 の爆発中心であるかどうかは、イ
メージ解析からは決定できない。

3.1 の解析で G344.7−0.1 には Fe K 放射の表面輝Fe 集中領域が爆発中心であるか議論するために、Fe の加熱過程を考える。Fe K 輝線の中心エネルギー度が中間質量元素に比べて集中していることがわかっ は放射源の Fe の電離状態によって変化することが知た。表面輝度は放射源粒子の数密度の 2 乗に比例す られており、Fe の電離状態は SNR における Fe の加るため、輝度プロファイルから各元素の空間分布を

熱過程を反映すると考えられる。つまり 3.2 のスペク推定できる。図 2 のプロファイルの形を再現するよう

トル解析から Fe K 輝線エネルギーの空間分布を調べな密度分布を最も簡単な一様密度球で考えると、Feることで、Fe の加熱過程を推定することができる。

イジェクタの球のまわりを中間質量元素の球殻が取図 5 を見ると電子温度については Fe 集中領域ほり囲んでいるという形状が適当である。SN Ia の理

ど高く外縁部へ行くにしたがって低くなる傾向があ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
この 2 点は図 3 の西側外縁部の 2 領域に対応している。電波望遠鏡 Mopra の観測によると G344.7−0.1の西側には分子雲が分布している (Lau et al. 2019)
ことから、この 2 領域で温度が高いのは分子雲との衝突で再加熱が起きたためであり、SNR の非対称性もここに起因していると考えられる。

5

Conclusion
本研究は X 線イメージ解析とスペクトル解析の結果から G344.7−0.1 の爆発中心付近に多くの Fe が集中し、その外側に中間質量元素がシェル構造を作っていることを発見した。これにより Iwamoto et al.

(1999) などが理論的に予測している、親星中心部で大量の Fe が合成されるという SN Ia の性質が観測的
図 5: プラズマ温度 (上段) と Fe K 輝線の中心エネルに初めて明確に確認された。

ギー (下段) の空間分布。上段のデータ点を囲む長方形は図 3 で示した領域の色分けに対応する。下段の影付き長方形は、上段でまとめたシェル領域と外縁領域についてそれぞれ平均の Fe K 輝線エネルギーを求めた結果をあらわす。下段右側の軸は Fe K 輝線

Reference
Badenes, C., Borkowski, K. J., Hughes, J. P., et al. 2006,
ApJ, 645, 1373

エネルギーに対応する Fe の電離階数を示している。 Combi, J. A., Albacete Colombo, J. F., López-Santiago,J., et al. 2010, A&A, 522, A50

る。一方で Fe K 輝線エネルギーは Fe 集中領域ほど低い傾向が見られ、この部分の Fe は外縁部と比べて電離が進んでいないことがわかる。このことから Fe
集中領域の加熱は外縁部 (図 5 で赤) や Si シェル領域(図 5 で緑) よりも最近になって起こったと考えられる。SNR のイジェクタを加熱する逆行衝撃波は、イ
ジェクタと星間物質の境界面で発生し外側のイジェ
クタから順次加熱して爆発中心に到達する。したがって図 5 の結果は、図 1 に見える Fe 集中領域こそがG344.7−0.1 の真の爆発中心であることを強く示唆し
ている。

4.2

G344.7−0.1 の非対称性

爆発中心と考えられる Fe 集中領域が電波コントア
から予想される SNR の幾何中心とずれている (3.1参照) ということから、G344.7−0.1 は非対称に膨張している可能性がある。図 5 を見ると外縁部にも関わらず比較的温度が高い点が 2 つあることがわかる。

Giacani, E., Smith, M. J. S., Dubner, G., et al. 2011,
A&A, 531, A138
Iwamoto, K., Brachwitz, F., Nomoto, K., et al. 1999,
ApJS, 125, 439
Katsuda, S., Mori, K., Maeda, K., et al. 2015, ApJ, 808,
49
Lau, J. C., Rowell, G., Voisin, F., et al. 2019, MNRAS,
483, 3659
Verner, D. A., Ferland, G. J., Korista, K. T., et al. 1996,
ApJ, 465, 487
Wilms, J., Allen, A., & McCray, R. 2000, ApJ, 542, 914
Yamaguchi, H., Koyama, K., Katsuda, S., et al. 2008,
PASJ, 60, S141
Yamaguchi, H., Tanaka, M., Maeda, K., et al. 2012,
ApJ, 749, 137
Yamauchi, S., Ueno, M., Koyama, K., et al. 2005, PASJ,57, 459

——–index

a9
Chandra 衛星を用いた X 線による重力崩壊型超新星残骸 N132D の時間進化の解析
東京大学大学院 理学系研究科
畠内康輔

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Chandra 衛星を用いた X 線による重力崩壊型超新星残骸 N132D の時間進化の解析
畠内康輔 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
超新星残骸 (SNR) は、その爆発のメカニズムや膨張の過程について解明されていないことが多い。近年、白色矮星由来の Ia 型超新星残骸については複数のサンプルで膨張測定がなされ、その爆発や膨張の多様性についての研究が始まっている。しかし一方で、重力崩壊型の SNR については、一例しか観測例がなく研究が進んでいない。重力崩壊型超新星残骸の爆発構造の解明は、重力崩壊型超新星爆発のメカニズムや、その宇宙構造における影響を議論する上で非常に重要である。そこで我々は X 線観測衛星 Chandra のデータを用いて、大マゼラン星雲に位置する重力崩壊型 SNR、N132D の膨張の様相をドップラー効果と、イメージン
グを用いて検証した。我々は Si K 輝線の中心エネルギーと広がりを調べ、特に北東部では輝線が有意に赤方偏移し、南部の輝線と比較して広がりが大きいことを確認した。このことは北東部と南部で視線方向運動の様子が異なっている可能性を示唆している。また異なる年度 (2019 年と 2006 年) イメージングを用いた解析
では、count rate の多い 6 つの領域で count rate map の断面図を確認したが、knot や filament の明らかな運動は見られなかったため、これらの領域で視線垂直方向速度が先行研究と大きく異ならず、∼8000 km s−1
以下であることを示した。

1

Introduction
超新星 (Supernova; SN) にはその爆発の起源により、大きく２種類に分けられる。白色矮星がガス降
着、もしくは他の白色矮星との衝突により、核融合
反応の暴走を起こすことに由来する Ia 型、鉄の光分解により重力崩壊を起こすことで発生する重力崩壊型 (Core–Collapse) がある。
超新星では爆発時に恒星を形成していた物質が、外部に向かって高速に運動を始める。これを ejecta と呼ぶ。ejecta が星間ガスや星間物質と衝突した際に、順行衝撃波と逆行衝撃波の２種類の衝撃波が形成される。順行衝撃波は形成時 10000 km s−1 程度の速度で運動し、超新星残骸周辺の星間物質や星間ガスな
どを熱しながら膨張する。また逆行衝撃波は衝突面

造や内部 ejecta の膨張構造について研究されている (Katsuda et al. 2012; Helder et al. 2013; Ya-

maguchi et al. 2017; Kasuga et al. 2018)。しかし重力崩壊型超新星残骸に対しては、Cassiopeia A (Fesenet al. 2006; Delaney et al. 2010) でしか研究されておらず、その多様性については議論されていない。重力崩壊型超新星残骸で膨張構造を観測的に研究する
ことは、いまだに未解決である重力崩壊型超新星の爆発機構の解明や、その宇宙構造に与える影響を考える上で重要である。
膨張構造の測定には、視線方向速度はドップラー
効果、視線垂直方向速度はイメージングにより解析することができる。ドップラー効果を用いた解析では、膨張する物質から発せられる特性 X 線が、ドッ
プラー効果によって変化する様子を観測することで、内部の ejecta 等を熱しながら、物質の流れを逆流す

その物質の視線方向における速度を推定することがる。そのため超新星残骸の内部物質は数百万 K と高できる。この解析では、輝線エネルギーの微小な変温であり、X 線による観測が適している。ejecta や化を観測するため、測定のエネルギー分解能が必要

衝撃波の観測は、超新星爆発の機構や、超新星残骸のモデル化に非常に重要な役割を果たしている。
現在多くの Ia 型超新星残骸で、衝撃波の膨張構である。またイメージングによる解析は異なる年度の超新星残骸を、位置精度よく観測し比較するため、空間分解能の良い衛星を用いる必要がある他、速度2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校を求めるために観測天体までの距離を正確に知る必の位置決定精度があるため、東部に位置する点源 (白要がある。

円内部) を補正に用いた。

そこで我々は調べる天体として、大マゼラン星
雲 (Large Magellanic Cloud; LMC) に位置する重力崩壊型超新星残骸 N132D を研究対象に選んだ。
この天体は視直径 100′′ 、年齢が約 2500 年 (Vogt &Dopita 2011) であることが分かっている。大マゼラン星雲までの距離は約 50 kpc (Westerlund 1990)と精度よく求められており、さらには N132D は大マゼラン星雲で X 線帯域における最も明るい天体であるため、この研究に非常に適した天体である。ひとみ衛星による、Fe K と S K 輝線の観測
では LMS の星間物質 (ISM) に対して、Fe 輝線で

800 km s−1 (50–1500 km s−1 信頼度 90%) の redshift、
S 輝線で-65 km s−1 (-450–435 km s−1 信頼度 90%) で 図 1: 2006 年における N132D の count rate イメー
運動していることがわかっている。 (Hitomi Collab- ジ。エネルギーバンドは 0.5–7.0 keV。南部に shell状の構造が観測できる。位置補正のために東部の点

oration et al.2018)

源 (白円内部) を用いた。また Si 輝線領域でのドップラー解析では、北東部領域 (緑)、南部領域 (マゼン2

Methods/Instruments
and Observationsタ)、中央西部 (青色) を用いた。

観測に用いた Chandra は 0.5′′ の非常に高い空間分解能を持っている他、0.2–10 keV で比較的高いエネル

3.2

ギー分解能を持ち、本研究に適している。我々は X 線

ドップラー効果を用いた視線方向速度の測定

衛星 Chandra 搭載の、ACIS (Advanced CCD Imag-

我々は全体のスペクトルから、1.55–1.95 keV の帯
ing Spectrometer)、により取得された、2006 年の 1 域に対して、連続成分を表す power-law と Si 輝線の月の観測 (89ksec) と、2019 年の３月の観測 (34 ksec) gaussian を用いてフィットを行なった。また、全体を用いて解析を行った。また、解析ソフトウェア CIAOのスペクトルにおける Si 輝線の中央値を中心に、幅(version 4.11) とキャリブレーションデータ CALDB FWHM のエネルギーバンドで、各 pixel 毎の平均エ(version 4.8.2) を用いてデータを再プロセスした。 ネルギーのマップ (図 2) と、標準偏差を表したマップ (図 3) を作成した。平均エネルギーの map では
南部と北東部で北東部のエネルギーが小さくなるよ

3

Results

3.1

Imagesうな傾向があった。そこで図 1 のように南部 (マゼンタ) と北東部 (緑)、また count rate が少ない中央
西部 (青) で領域を分け、Si 輝線領域のスペクトルを

図 1 は Chandra による超新星残骸 N132D のイメー

power-law と gaussian でフィットしたところ (表 1)、ジである。南部は円状の構造をしているのに対し、北北東部では南部よりも Si 輝線のエネルギーが 3.8 ±部は吹き出したような構造が見られ、N132D が非等

1.6 eV と有意に低い傾向になった。また標準偏差は方な膨張を持つ天体であることがわかる。二つの年

北東部が南東部と比較して、大きくなる兆候が見ら′′度のイメージを比較する際に、Chandra は 0.4 以下れた。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

0.8

0.6

0.4

merged_5532_7259_7266_south_low_flux_region_src.pi

0.2

0.25

(b)北東部領域

0
1.6

1.7

1.8

1.9

Energy (keV)(keV)
Energymerged_5532_7259_7266_south_high_flux_region_src.pi
Counts/sec/keV
normalizedcounts s-1 keV-1

normalizedCounts/sec/keV
counts s-1 keV-1

Counts/sec/keV
normalizedcounts s-1 keV-1

merged_5532_7259_7266_north_src.pi

2

0.2

0.15

0.1

0.05

1.5

(c)中央西部

0
1.6

1.7

1.8

1.9

Energy (keV)

Energy (keV)10.5(a)南部領域
0
1.6

1.7

1.8

1.9

Energy (keV)

Energy (keV)

図 2: 1.814–1.914 keV エネルギーバンドで各 pixelの平均エネルギーを表した map。

図 4: 図１の３つの領域で Si 輝線領域 (1.55–1.95 keV)のスペクトル。それぞれ (a) 南部領域、(b) 北東部領域、(c) 中央西部。赤は fit させた関数 (powerlaw ＋

gaussian)、他は各成分 (黄色:powerlaw、水色:gaussian)。
wavdetect を用いて点源の位置を決定しそれらが重なるように、２つのデータの座標系を平行移動させた。この時、点源自体の速度は、視野角上で N132Dの膨張速度と比較して無視できる程度に小さいことを仮定している。さらに 2006 年の count rate が多い領域を含んだ領域を 6 つ用意し (図 5)、その領域
での 2019 年と 2006 年の count rate map 断面図を
図 3: 1.814–1.914 keV エネルギーバンドで各ピクセ
ルの標準偏差を表した map。

断面図の生成にはどちらも 0.5–7.0 keV のデータを用
い、Chandra の経年劣化の影響を考慮して、総 count

パラメータ

南部

北東部

中央西部

中央値 (eV)
FWHM(eV)

1865.9 ± 0.9
40 ± 3

1861.2 ± 1.6
53+7
−11

1862.7 ± 3.3
68+3−9

表 1: 各領域の Si 輝線ピークの fit パラメータ3.3

作成した後比較を行った。(図 6) この際領域の決定、

rate が同じになるように規格化を行なった。

4

Discussion

領域ごとのスペクトル解析から、北東部の領域でイメージングを用いた視線垂直方向速
Si 輝線エネルギーが 1.8612 ± 0.0016 keV と求まっ度の測定た。これは Si XIII の文献値 1.8650 keV より、3.8 ±我々は 2019 年取得データのイメージと、2006 年取

1.6 eV のドップラーシフトを起こしている。ドップ

得のイメージを重ねたイメージを作成し、各領域のラーシフトを視線方向の運動によるものであると考2006 年–2019 年の間の平均移動測定の解析を行なっ えると、北東部は 610 ± 260 km s−1 程度で我々からた。Chandra による測定は 0.4′′ 以下の位置決定誤差 遠ざかる方向に運動していると推定できた (誤差範囲が存在するため、図 1 で東部に位置する点源 (白円内) を用いての位置補正を行なった。CIAO (version

1σ)。

1
6 の領
またイメージを用いた速度測定では、⃝∼⃝
4.11) に用意されている点源検出アルゴリズムである、 域で、X 線領域では運動構造を目視することはでき2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
線垂直速度のさらに厳しい上限を決定できると考え
られる。
⑤
⑥

5
④

Conclusion
重力崩壊型超新星の爆発機構や、その残骸の進化

過程は宇宙構造の解明や、高エネルギー宇宙線の問①

題につながる重要な問題である。重力崩壊型の超新②0000

0.000420.000850.001700.00128星残骸の膨張構造の研究はその解明に大きく貢献す③

0.002130.00256

0.003410.00298

0.00

0.00384

る。本研究では Chandra の超新星残骸 N132D の観測を用いて、ドップラー効果による視線速度の推定

図 5: 2006 年のエネルギーバンド 0.5–7.0 keV で見たと、count rate map の断面図を用いた視線垂直速度
1 ⃝
6 で count rate の断 の推定を行った。その結果 Si 輝線のドップラー効果
count rate とコントア。領域⃝–
面図を作成した。
解析で、北東部が文献値よりも有意に低いエネルギー
0.0045

0.009

①

0.004
0.0035ピークを持ち、南部と比較して輝線幅が広がった兆

②

0.008
0.007

0.003

0.006

0.0025

0.005

0.002

0.004

0.0015

0.003

0.001

0.002

0.0005候を発見した。これは北東部領域では Si が全体的にドップラーシフトを起こし、なおかつ視線方向速度では南部よるもばらつきが大きいと解釈できる。さら

0.001

0

0

−0.0005−0.001
0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

0

10

20

30

40

50

60

70

0.006

0.008

③

0.007

0.006

に 2006 年の count rate の多い領域に対して断面図を作成したことにより、視線速度垂直方向の膨張速度

④

0.005

における上限が決定することができた。また N132D

0.004

0.005
0.003

はこれから１年の内に Chandra による約 500 ks の観

0.004
0.002
0.003
0.001

測が予定されている。そのデータを用いて、より正

0.002
0
0.001

0

−0.001
0

10

20

30

40

50

60

70

80

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

50

確な膨張構造の決定が行われ、重力崩壊型超新星残0.00180.004⑤

0.0035

骸の進化構造の解明が、大きく前進すると期待する。

⑥

0.00160.00140.003

0.00120.00250.001
0.002
0.00080.00150.00060.001

0.000200−0.0005

Reference

0.00040.0005−0.0002
0

10

20

30

40

50

60

70

0

10

20

30

40

50

60

1 ⃝
6 の領域の横断図を縦軸 count rate で
図 6: 領域⃝–

Katsuda, S., et al. 2008, ApJL, 678, L35
Helder, E. A., et al. 2013, MNRAS, 435, 2作成。横軸は bin であり、1bin が 0.5′′ に該当する。 Yamaguchi, H., et al. 2016, ApJL, 820, 1

2019 年の plot を赤、2006 年の plot を黒で行ってい Kasuga, T., Sato, T., Mori, K., Yamaguchi, H., &おり、各領域ごとに 2019 年と 2006 年の総 count rate

Bamba, A. 2018, PASJ, 70, 88

が同じになるように規格化している。また knot や衝

Fesen, R., A., et al. 2006, ApJ, 645, L1

撃波面の進行方向は左 → 右方向と考えられる。

Delaney, T., et al. 2010, ApJ, 725, 2038ず (図 5、図 6)、これらの領域で速度の視線垂直成

Vogt, F., & Dopita, M. A. 2011, Ap&SS, 331, 521

分が ∼8000 km s−1 程度の上限値を持つことがわかっ Westerlund, B. E. 1990, ASP, 2, 29
た。これからの課題として、数学的手法を用いた運動の制限 (Katsuda et al. 2008) を用いることで、視Hitomi Collaboration, Aharonian, F., Akamatsu, H., etal. 2018, PASJ, 70, 16

——–index

a10
XMM-Newton RGS を用いた超新星残骸
N132D の高分解能 X 線分光解析
首都大学東京大学院 理学研究科
鈴木 瞳2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

XMM-Newton RGS を用いた超新星残骸 N132D の高分解能 X 線分光解析
鈴木 瞳 (首都大学東京大学院 理学研究科)

Abstract
超新星残骸 N132D は XMM-Newton において検出器の較正を目的に定期的に観測が行われており 1 Msec
を超えるデータがあるが、このデータは初期の 53 ksec(先行研究) 以降は解析が行われておらず、かつ定量的な解析は一度も行われていない。本研究では、この高分解能分光器 RGS の高統計のデータのうち、検出器中心で観測された約 199 ksec のデータを使って、定量的なスペクトル解析を行った。結果、先行研究で見られなかった Ar, Ca の L 殻輝線が見られた。また、スペクトルフィットから電子温度 0.2–1.5 keV の電離
非平衡 3 成分でスペクトルが再現できることがわかった。2 次光によって初めて分離できた Ne の K 殻輝線の強度比からも電離非平衡が示唆される。アバンダンスは大マゼラン星雲の星間物質と概ね一致し、このバンドの X 線は ISM からの放射によると思われる。

1

Introduction
重い星は重力崩壊によって爆発を起こし、超新星残骸となって数万年間 X 線で輝き続ける。超新星残点源の場合、エネルギー分解能は 1 次光 (m = 1) で

FWHM= 5–6eV @ 1 keV であり、2 次光 (m = 2)
では FWHM= 2–3eV @ 1 keV である。広がった天
体の場合の輝線の広がりは

骸の X 線スペクトルは、星の内部で作られた重元素や星間物質からの輝線を含むため親星や周辺環境の特徴を知る手がかりとなる。ただし、正確なスペク
トル分析を行うには、分光能力の高い検出器によって得られた高統計のデータが必要となる。
本研究では大マゼラン星雲 (LMC) 内の重力崩壊型
超新星残骸 N132D に注目した。先行研究からは、星間物質起源の熱的 X 線が卓越する年齢 2500 年程度の残骸であることが知られている (Behar et al. 2001;

Vogt & Dopita 2011)。X 線天文衛星 XMM-Newton
は CCD 検出器 EPIC の機上較正を主目的にこの天体を 1 Msec を超えて観測している。

XMM-Newton は欧州の X 線天文衛星である。望遠鏡 3 台の焦点位置にそれぞれ EPIC 検出器があり、望遠鏡 3 台のうち 2 台の収束光の光路上に反射型回折格子を設置した RGS がある。このうち、高分解能∆λ[Å] = 0.138θ[arcmin]/mとかける。N132D の場合、天体の広がりは 2 分角程度なので 22 m−1 eV @ 1 keV 程度となる。

XMM-Newton RGS による N132D の先行研究では、6–37 Å の波長域において C, N, O, Ne, Mg, Si,

S, Fe の輝線が分離され、電子温度 0.2–1 keV の電離平衡プラズマが複数成分存在することが示唆されている (Behar et al. 2001)。しかしこれは衛星打ち上げ直後の 53 ksec の観測分で得られた 1 次光スペ
クトルを主とする結果であり、モデルフィッティン
グによる定量的解析は行われていない。本研究ではXMM-Newton 搭載の反射型回折分光器 RGS のより統計の良いデータを用いて、定量的なスペクトル解析を行った。

分光を達成する RGS は、反射型分散器による分散角を後方の検出器で検出することで X 線分光を行う。 2分散角 β は入射角 α、次数 m 、波長 λ、グローブ幅d を用いて以下のように書ける。

Analysis
XMM-Newton による N132D のデータは全部で1.15 Msec 分あるが、そのうち検出器中心で天体が撮
cosβ = cosα − mλ/d

像された 9 データの総露光時間は 298 ksec で、バッ

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
クグラウンドレベルの高い時間帯を除外すると 199

ksec である。データの再プロセスには解析ソフトウェ
ア Science Analysis System (SAS) を用いた。図 1 は

199 ksec 分のデータを全て足した RGS1、2 の 1 次
光、2 次光のスペクトルである。0.3–0.5 keV には先行研究で見られなかった Ar, Ca の L 殻輝線が見えている。また、より分解能の良い 2 次光を用いること
で He-like Ne の禁制線、共鳴線を初めて分離できた。 図 2: RGS の分散方向と射影。緑の線はソース領域を示
次に、スペクトルのフィッティングを行う。N132Dす。

は広がった天体であるため、RGS の応答関数 (各輝線の形状) は、図 2 に示したような分散方向の射影の形になまされる。よってフィッティングの時、点源用の応答関数は使えないので、天体の輝度分布を畳み込んだ応答関数を作る必要がある。また、図 3 に示すように輝度分布はエネルギーバンドによっても変わるので、今回は 0.32–0.6 keV, 0.6–0.7 keV, 0.7–

0.85 keV, 0.85–1.0 keV, 1.0–2.0 keV において、角度分解能の良い Chandra 衛星のイメージを使用して、エネルギー毎の応答関数を作った。以降の解析には、

0.32–0.68 keV には 1 次光、0.66–2.0 keV はより分解能の良い 2 次光を用いた。

図 3: 0.32-0.6, 1.0-2.0 keV の輝度分布の違い

ksec で、ロール角は 160.35 deg である。スペクトル
解析には XSPEC を用い、統計には C-statistic を用いた。フィッティングのモデルには電離非平衡複数成分を用いた。電離非平衡とは電子温度に見合った電離度に達していない状態であり、超新星残骸など密度が低く年齢の若い天体で一般的に見られる。C, N,

O, Ne, Mg, Si, S, Ar, Ca, Fe, Ni のアバンダンス、
電子温度、電離パラメータ、redshift、velocity はフリーにして、アバンダンス、電離パラメータは複数
図 1: N132D の RGS スペクトル (199ksec)

形が非対称な N132D は分散方向によってスペクト
ルが異なるので、衛星のロール角が異なる複数デー
タを同時に解析すべきでない。よって、観測ごとに独立に解析を行った。結果、得られたベストフィット
値は全観測で同等であることが確認できた。今回は中心で取られた 9 データのうち最も露光時間の長い
データ 1 つのみを示す。このデータの露光時間 29.09の電離非平衡成分でリンクした。星間吸収は銀河系内と LMC の吸収を考える。銀河系内の水素柱密度は 6.2×1020 cm−2 で固定、LMC のアバンダンスは

Russell & Dopita (1992) と Schenck et al. (2016)
より、He は 0.9、他は 0.3 に固定し、水素柱密度はフリーにした。
まず電離非平衡 1 成分でフィットところ、酸素や鉄の輝線が再現できなかったため、電離非平衡 2 成分
でフィッティングした。電子温度 0.32, 0.97 keV 電離
パラメータ 1.0×1011 s cm−3 で、C-statistics/d.o.f

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
は 10643/7570 であった。2 成分では 1.0–1.2 keV あたり特に 1.05 keV 付近の Fe21+ ,Fe22+ の輝線が再現できていない。これはより高温のプラズマの存在を示唆するのでもう 1 成分追加する。電離非平衡 3成分でフィッティングしたスペクトルとモデルを図4、得られたパラメータを表 1 に示す。2 成分より Cstatistics/d.o.f が改善し、1.05 keV 付近も再現できた (図 5)。
フィット結果より、電子温度 0.21, 0.58, 1.53 keV、
電離パラメータ 8.2×1010 s cm−3 の電離非平衡でよく合うことがわかった。複数温度であることは場所に

図 4: スペクトルと電離非平衡 3 成分のモデル

よって温度が異なることを示している可能性がある。
また、得られたアバンダンスは LMC の ISM と同程(a) 電離非平衡 2 成分

度になっている。Chandra のイメージで殻が明るく見えていることからも、このエネルギーバンドの X
線はシェルでの ISM からの放射である思われる。
表 1: 電離非平衡 3 成分でのフィッティング結果

Component
LMC の吸収NEI 低温

NEI 中温NEI 高温Parameter
NH (1020 cm−2 )kT(keV)
Redshift(10−3 )Velocity(km s−1 )kT(keV)
Redshift(10−3 )Velocity(km s−1 )kT(keV)
Redshift(10−3 )Velocity(km s−1 )
C
N
O
Ne
Mg
Si
S
Ar
Ca
Fe
Ni
Tau(1010 s cm−3 )C-statistics/d.o.f.

6.3+0.4−0.2
0.208+0.004−0.007
1.13+0.05−0.05
370+35−38
0.579+0.007−0.005−0.26+0.03−0.04
447+18−19
1.53+0.04−0.07−2.3+0.1−0.2
368+73−790.240.01−0.02
0.1400.006
0.006
0.320+0.005
0.011
0.515+0.008−0.016
0.52+0.02−0.02
0.64+0.05−0.05
0.49+0.03−0.03
0.96+0.05−0.08
0.21+0.05−0.07
0.452+0.013−0.0070.660.08
0 .08
8.2+0.3−0.2
9963/7565(b) 電離非平衡 3 成分

図 5: 1.0–1.2 keV の電離非平衡 (a)2 成分、(b)3 成分でのモデルの比較。3 成分では 1.05 keV の輝線が再現できている。

3

Discussion
フィッティングより、電離非平衡 3 成分でスペクト

ルをよく再現できたが、電離非平衡は先行研究では示唆されていない。そこで、何が電離非平衡を示しているのかを検証する。具体的には、電離平衡 3 成分
でもフィッティングして、ベストフィットを電離非平
衡 3 成分の結果と比較する。表 2 に電離非平衡 3 成
分と電離平衡 3 成分のフィット結果の比較を示す。電離平衡のベストフィットは電子温度 0.15, 0.39, 0.90

keV で得られた。これは電離非平衡の場合に比べて2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
全体的に低い値になっている。

(a) 電離非平衡 3 成分

表 2: 電離非平衡 3 成分と電離平衡 3 成分のフィット結果の比較。電離非平衡の方が全体的に電子温度が低い。

電離非平衡

電離平衡
+0.0030.152−0.003

Tau(1010 s cm−3 )+0.0040.208−0.007+0.0070.579−0.005
1.53+0.04−0.07
8.2+0.3−0.2

C-statistics/d.o.f.

9963/7565

10248/7565

kT 1(keV)
kT 2(keV)
kT 3(keV)+0.0040.385−0.004+0.0070.897−0.008

電離非平衡、電離平衡のフィット結果のうち、0.88–(b) 電離平衡 3 成分

1.1 keV を拡大したものが図 6 である。Ne IX 共鳴
線 (w)、禁制線 (z) と Lyα の強度はどちらも再現できているが、Ne IX Heβ の強度は電離平衡モデルであると再現できていない。

Ne IX w, z と Lyα の強度比はイオンの電離温度を反映し、Ne IX w, z と Ne IX Heβ の強度比は電子温度を直接反映する。電離平衡を仮定した場合、イオンの電離温度と電子温度は等しいため、輝線の強い

Lyα と Ne IX w, z の比から電子温度が決まる。しかし、実際は電離非平衡であり、イオンの電離温度は
電子温度よりも低くなる。つまり電離平衡を仮定し

図 6: 0.88-1.1keV の (a) 電離非平衡、(b) 電離平衡のモデルの比較。電離平衡では Ne IX β が合っていない。

たフィットでは温度が過小評価され、Heβ が合わなかったと考えられる。

程度であり、このバンドの X 線は ISM からの放射によると思われる。点源用である RGS は今回のような4

数分角程度の天体あれば適切な処理をすることで使Conclusions

用可能であるが、系内の超新星残骸の場合、局所的
XMM-Newton RGS による N132D のスペクトル な構造を除いて使用できない。そのため、天体の広解析を行った。機上較正観測の膨大なデータのうち検 がりによらず高分解能が得られる XRISM による非出器中心で取られた 9 データを使用することで先行分散分光が、超新星残骸のさらなる理解の鍵になる。

研究では見られなかった Ar, Ca の L 殻輝線を確認することができた。また、9 データのうち最も統計の良いデータのフィッティングにより、スペクトルは電子
温度 0.21, 0.58, 1.53 keV、電離パラメータ 8.2×10

s cm

−3

10

の 3 成分の電離非平衡で再現できることがわかった。実際には SNR 全体が様々な温度のプラズマ

Reference
E. Behar. et al. 2001, A&A 365, L242
Vogt, F., & Dopita, M. A. 2011, Ap&SS, 331, 521で構成されており、それらの重ね合わせが代表的な

Russell, & Dopita 1992, ApJ, 384, 508

３温度で表現できたと考えられる。Ne K 殻輝線の強Schenck et al. 2016, AJ, 151, 161

度比からも電離非平衡であることを確認した。これ
らの結果はロール角の異なる 8 データからも同様に得られた。また、アバンダンスは LMC の ISM と同

——–index

a11
XMM-Newton 衛星搭載の回折格子分光装置 RGS による超新星残骸 N49 の X
線精密分光
京都大学大学院 理学研究科
天野 雄輝

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

XMM-Newton 衛星搭載の回折格子分光装置 RGS による超新星残骸
N49 の X 線精密分光
天野 雄輝 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
N49 は大マゼラン雲に位置し、年齢約 5000 歳と見積もられている、重力崩壊型の超新星残骸 (Supernova
remnant: SNR) である。先行研究により、分子雲との衝突、プラズマの過電離状態が明らかとなった。今
回我々は XMM-Newton 衛星搭載の回折格子分光器 (Reflection Grating Spectrometer: RGS) によって取得した N49 の X 線スペクトルの解析を行なった。スペクトルの ヘリウム様酸素 Kα (O VII Heα) 禁制線/
共鳴線の強度比は熱的なプラズマからの放射では、説明できないほど大きな値を示していた。電荷交換反応
は、この輝線の強度比を説明できるが、全エネルギー帯のスペクトルは説明できない。 N49 のスペクトルにおける OVII K α 禁制線/共鳴線、OVIII Lyβ/Lyα、Fe XVII (3s–2p)/(3d–2p) などの輝線の強度比は、プラズマによる吸収 (共鳴散乱) を受けやすい輝線の強度が弱い傾向を示している。これらの輝線の強度比の多くは、あるイオン化した吸収体を仮定した場合、共通の水素柱密度で説明できる。吸収体については、プ
ラズマ深さの見積もりから N49 のリムにおける自己吸収の可能性が高い。本研究は、以前から指摘されていた、SNR での共鳴散乱による自己吸収の示唆となる。

1

Introduction

により、許容遷移とされる準位間の遷移から放出され、異重項間遷移線と禁制線は禁制遷移とされる準近年の研究で、SNR の形成過程や放射過程は、周辺環境との相互作用を考慮すると従来の予想に反して多様であることがわかってきた。SNR と分子雲クランプの衝突による磁場増幅と粒子加速や (e.g. Okuno

位間の遷移から放出される。SNR に一般的に見られるプラズマではこうした輝線の放出過程として、衝突励起が優勢であるため共鳴線が支配的である。またこれらの輝線の G-ratio と呼ばれる (f + i)/r の強et al. 2018)、SNR の分子雲衝突領域における、従来度比がプラズマの電子温度の指標となる。
の SNR のプラズマ進化の描像から逸脱した電離状態
最近、Uchida et al. (2019) によって観測された、である過電離プラズマの発見 (e.g. Okon et al. 2018)
SNR の分子雲衝突領域における O VII Heα 輝線のなどがその例である。非一様な周辺環境と SNR の強度比は熱放射プラズマモデルでは説明がつかない相互作用による物理過程を探る鍵となるのは、周辺
ほど禁制線が強い状態を示していた。彼らはこうし環境の情報に加え X 線スペクトルである。
た異常な禁制線強度の原因として、これまで SNR のRGS は回折格子を用いた分光器であり、5–38
X 線放射過程として無視できるとされてきた電荷交Å(0.3–2.0 keV) のエネルギーバンドを、1.5 arcmin
換反応 (CX) の寄与を指摘している。このように精の広がりを持つ天体に対して、0.14 Å@ 22 Å(5 eV
密分光観測を用いれば、プラズマの電子温度や電離@ 0.7 keV) のエネルギー分解能で精密分光が可能で状態の精密な測定が行えるだけでなく、従来検証のある。このバンドにおいて、特に重要となるのは ヘ
できなかった物理過程の検証も行える。
リウム様酸素輝線 (O VII Heα) である。ヘリウム様N49 は先行研究により、分子雲との相互作用 (Yaイオンの励起準位は L-S 結合によって複数に分裂しmane et al. 2018)、プラズマの過電離状態 (Uchidaている。そのため、O VII Heα 輝線 は共鳴線 (r)、異et al. 2015) が明らかとなっている SNR である。本重項間遷移線 (i)、禁制線 (f) とよばれる複数の中心研究では、RGS によって取得した N49 の X 線精密エネルギーの異なる輝線からなる。共鳴線は選択則
分光スペクトルの解析を行い、O VII Heα 輝線を始2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
によって再現できることがわかった。1 つは親星からの噴出物由来 (ejecta 成分) で、高温の過電離プラズ
マである。もう１つは星間物質由来 (ISM 成分) で、低温の電離進行プラズマである。我々はまず、Uchida

et al. (2015) 同様に ejecta 成分と ISM 成分を想定した 2 成分の NEI モデルでのフィットを行う。ベス
トフィットの値を表 1 に、フィットの結果を図 2(a)に示す。2 NEI モデルは先行研究同様に CCD スペ
クトルをよく再現する。その一方で、RGS のスペク
図 1: EPIC-MOS によって取得した N49 のイメージ (0.4–
8.0 keV)。白い実線は RGS の分散軸垂直方向の視野を表す。RGS のスペクトルを抽出した領域は白い破線に囲まれた領域である。

トルに注目すると、図 4 に示したように、O や Fe の輝線強度比においてモデルとデータの間に不一致があることを我々は見出した。
以下では、O VII Heα 輝線強度比の不一致の原因めとする微細な輝線の強度比の物理的な意味についを検証していく。図 2(a) より、この輝線に寄与してて探っていく。

いるのは ISM 成分のみである。そこで、まずはスペ
クトルフィット全体を改善しつつ、 O VII Heα 輝線強度比を再現するような ISM モデルのパラメーターを

2

Observations

探す。図 3 にデータの O VII Heα 輝線の強度から測定した G-ratio の値と、本解析で使用したプラズマモ

本研究では、XMM-Newton 衛星が 2001 年 4 月 8日に観測した N49 のデータ (Obs. ID 0113000201)を用いる。データの再プロセスには XMM-Newton
チームが配布する標準的な解析ソフトウェアである

デル neij によって計算した G-ratio の値を示す。N49のスペクトルから測定した G-ratio の値はイオン化タ
イムスケール (ne t: ne は電子の個数密度、t はプラズ
マが加熱されてからの経過時間) が 109 − 1012 cm−3 s

Science Analysis System version 16.1.0 を用いた。
という合理的な値の範囲内で、kTe < 0.15keV の値
RGS のカバーするエネルギー帯は 0.3–2.0 keV なのを要求する。ISM プラズマがこの様な電子温度の場
で、より広いエネルギー帯をカバーする CCD 検出器
合、2NEI モデルはスペクトル全体を全く説明しなく(EPIC-MOS) によって取得したスペクトルとの同時なる。ISM が過電離状態を仮定したモデルもイオン
フィットを行う。
化タイムスケール ne t > 1012 cm−3 s となり、これは電離平衡状態を表す。以上より、N49 のスペクトルは 2 成分の熱的なプラズマモデルでは再現できない

3

Results and Discussionと判断した。

以下では、スペクトル解析ソフト SPEX version

観測された O VII Heα 強度比を説明するために、

3.04.0 を用いて解析を行う。エラーは 68%の信頼区

我々は先行研究同様に電荷交換反応による X 線放射間で与える。N49 は視直径約 1.4 arcmin の広がりをの可能性を考えた。電荷交換反応は O VII Heα に寄もつ。これによるスペクトルの広がりを考慮するた

与する ISM プラズマと中性物質との間で起こると仮

めに、SPEX 搭載の Lpro モデルを使用した。Lpro

定し、2 NEI モデルに CX モデル (Gu et al. 2016)

は MOS1 の画像から取得した天体の輝度分布を他のを追加する。CX モデルの abundance と kTe の値

モデルにたたみこむモデルである。本解析では、星は ISM 成分とカップルさせ、イオンと中性物質の衝

間吸収のモデルは銀河系内と大マゼラン雲での吸収

突速度を表す vcollision はフリーパラメーターにしの 2 成分を考える。

た。2NEI + CX モデルのベストフィットの結果を図Uchida et al. (2015) によって CCD で取得した N49 2（b）に示し、パラメータを表 1 に示す。CX モデルの追加により、O VII Heα f/r 比を含めフィットは改の X 線スペクトルは 2 成分の非平衡プラズマ (NEI)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Heα
r

Fe

S Heα

O
i

f

O VIII Ly

O VIII
Lyβ

0.2

0.1

0.15

f

O VII HeO VII Hef

0.2

Counts/s/Å

VII HeβSi Heα

O

0.3

Lyβ

r

O VIII Ly

Fe

0.3

0.1

VII Her

Fe XVII(3s–2p)Counts/s/Å

Fe XVII(3d–2p)O VII He

0.4
(3s–2p)Heα

Mg Heα(3d–2p)Counts/s/Å

0.4

0.2

2 NEI
2 NEI + CX

Lyα

Fe

ejecta 成分

O(3d–2p)

Ne X Lyα

成分

Ne

(a)
0.5

0.1

i
0.05

N Lyα

χ

0
0

0
4
2
0
−2
−4

15

5

10

15

20

21

21.5

22

22.5

Wavalength (Å)

25

Fe XVII(3d–2p)Fe XVII(3s–2p)(3d–2p)

O

Fe

CX 成分

Lyα

O
i

1.19 × 10-4

O VIII Ly

2.77 × 10-1

O VII He

2.34 × 10-10

O VIII Lyβ

5.27 × 10-2

f

0.1
N Lyα

0
4
2
0
−2
−4

6.94 × 10-1

Heα
r

Fe

S Heα

O VII He (i)O VIII Lyβ 、Fe XVII Lα 輝線の拡大図
VII Heβf

0.2

O VII He (r)図 4: RGS のスペクトルのフィット結果の O VII Heα、Fe

Si HeαO(3d–2p)r

Lyβ

Mg Heα0.3

2.45
1.19 × 10-1

(3s–2p)ejecta 成分

Heα

Ne X Lyα

成分

Ne

(b)

0.4

Counts/s/Å

18

各輝線の振動子強度の値

0.5

χ

17

Wavalength (Å)

Wavelength (Å)

0.6

16

見かけ上の散乱現象である。ある輝線光子に対するプラズマの光学的厚み τ は

5

10

15

20

25

Wavelength (Å)τ=
図 2: N49 の RGS1+2 のスペクトル (黒) と MOS1 のスペクトル (灰色)。(a) の実線は 2 成分プラズマモデルによるベストフィットの結果を、(b) の実線は 2 成分プラズ
マ+電荷交換モデルによるベストフィットの結果を示す。

M
4.24 × 106 f N24 ( nnzi )( nnHz )( TkeV
)1/2

EeV (1 +2
0.0522M v100
)1/2
TkeV

(1)

で表される (Kaastra, & Mewe 1995)。ここで、f は振動子強度、EeV は輝線の中心エネルギー (eV)、N24は吸収体のプラズマの水素柱密度 (1024 m−2 )、ni は1.5

イオンの個数密度、nZ は元素の個数密度、M は元
素の質量数、TkeV はイオン温度 (keV)、v100 は乱流

G-ratio1.25

速度 (100 km/s) である。SNR のプラズマは一般に
1

自己吸収の効果は無視できる。しかし、Kaastra, &Mewe (1995) により、SNR のリムなどの視線方向に厚い構造を観測した場合、振動子強度の大きな輝線

0.75

net = 1012 cm-3s
net = 1011 cm-3s
net = 1010 cm-3s0.5に対する光学的厚みが無視できない値になることが

net = 109 cm-3s
0.25

0

0.05

0.1
0.15
0.2
electron temperature [keV]

0.25

指摘された。N49 の ISM 成分からの放射は分子雲との衝突のある南東部のリムに局在している。我々

図 3: neij モデルによって計算した G-ratio のプロット。
赤の網かけ領域は N49 のスペクトルから測定した G-ratioの値。灰色の実線で囲われた部分は、2NEI モデルでのス
ペクトルフィットによって得られた電子温度を表す。

は、南東部のリムで共鳴散乱が起きていると仮定し、Kaastra, & Mewe (1995) の方法を参照し、共鳴散乱の評価を行なった。リムの形状を視線方向に垂直な方向に十分薄い板状であると近似し、光子は一度の善する。しかし、O VIII Lyβ と Fe XVII Lα に見ら散乱で視線方向外に逃げ出すとみなす。この場合、光れるデータとモデルの間の食い違いは解消できない。 子が観測者の視線方向に散乱を受けずに抜け出す確

N49 のスペクトルにおける、OVII Heα f/r 比に加 率 escape probability: p はえ、OVIII Lyβ/Lyα、Fe XVII (3s–2p)/(3d–2p) な
どの輝線の強度比は、振動子強度の大きな (共鳴散p=1
1 + 0.43τ

(2)

乱の効果を受けやすい) 輝線の強度がモデル > デー
タの傾向を示している (図 4)。共鳴散乱は輝線光子と近似できる。つまり、観測された輝線の光子数をがプラズマによって吸収・再放出されることによるA、共鳴散乱によって視線方向外へ逃げ出した光子数

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
を ∆A とすると、

1
A=(A + ∆A)
1 + 0.43τ

表 1: ベストフィットパラメーター一覧(3)の関係が成り立つ。我々は上記の A や ∆A を測定するために、2 NEI モデルに共鳴散乱を模擬した、大きComponent
Absorption

Parameters (unit)
NH (M W ) (1022 cm−2 )NH (LM C) (1022 cm−2 )kTe (keV)ne t (1011 s cm−3 )EM (1056 cm−3 )kTe (keV)
kTinit (keV)
ne t (1011 s cm−3 )O (= C = N)
Ne
Mg
Si
S
Ar
Fe
EM (1056 cm−3 )kTe (keV)abundance
vcollision
EM (1056 cm−3 )C-statistic/d.o.f.

ISM

Ejecta

さが負のガウシアンを複数加えたモデルでフィットを行なった。吸収線を加えたのは、O VII Heα(i)、(r)、O VIII Lyα、Fe XVII Lα(3s–2p)、O VIII Lyβ 、FeXVII Lα(3d–2p)、Ne IX Heα(r) といった ISM からの放射の強い輝線である。吸収線強度から ∆A が、データの輝線強度から ejecta 成分の輝線強度を差し引くことで A がもとまる。こうしてデータから測定

CXした各輝線の escape probability の値と ISM での共鳴散乱を仮定した場合に式 (1)、(2) に従い予想で2 NEI
0.6 (fixed)
3.1 ± 0.1
0.204 ± 0.003> 10
260 ± 200.61 ± 0.01
11 (fixed)+0.5
7.2−0.3+0.16
0.710.06+0.09
0.96−0.07
0.75 ± 0.07
+0.08
0.87−0.06
1.2 ± 0.1
1.8 ± 0.5
0.32 ± 0.03
58 ± 44700/3211

2 NEI + CX
0.6 (fixed)
2.8 ± 0.1
0.230 ± 0.006> 10
170+20−10
0.63 ± 0.01
11 (fixed)
7.2+0.4−0.3
0.67+0.20−0.14
0.94+0.09
−0.06
+0.07
0.72−0.06
0.85+0.08−0.06
1.2 ± 0.1
+0.4
1.8−0.3
0.29
57(= ISM 成分)(= ISM 成分)
270 ± 11047+25
−134660/3214

きる escape probability の値との比較を行う。この際、τ の算出に必要なイオンフラクションは ISM モ

1

し、乱流速度は 0 km/s とした。こうして得られた

escape probability の測定値と予想値をプロットしたものが、図 5 である。我々は、プラズマの水素柱密度が 5.3 × 1023 /m2 程度の値の時、O VII Heα (r)、Fe
XVII Lα (3d–2p)、Ne IX Heα (r) といった共鳴散乱の効果を受けやすい輝線に関して escape probability

escape probability

デルの値を使用した。イオンと電子は熱平衡を仮定
0.8

0.6

水素柱密度の値

0.4

0 (/m2)5.3 (1023 /m2)
27 (1023 /m2)

0.2

53 (1023 /m2)
0

O
He
(i)

O
2
He
(r)

O
Ly

O
4
He

Fe
Fe
6
L
L
(3s-2p) (3s-2p)

O
Ly

Fe
Fe
8
L
L
(3d-2p) (3d-2p)

Ne
10
He
(r)

の実測値と予測値がよく一致するという傾向を見出

図 5: escape probability の測定値と予測値の比較。四角した。また、予測値において、共鳴散乱の効果をあまと矢印はデータから実測した値と下限値。丸は異なる水素
柱密度ごとの共鳴散乱を仮定した場合の予想値。

り受けない輝線に関してはほとんどの輝線が実測値において、共鳴散乱を受けている様な兆候は見られない。得られた水素柱密度の値 5.3×1023 /m2 は吸収nH体のプラズマ深さ 18.6( 1/cc)(pc) に対応する。このスペクトルの解析を行なった。スペクトルの O VII

Heα 輝線の強度比は標準的な SNR のプラズマモデル
では説明できない。電荷交換反応による X 線放射の値は N49 までの距離 50 kpc を仮定した場合の N49

寄与は棄却できないものの、その他の Fe XVII Lα、の直径である 20 pc と良く一致し、ISM のリムに

O VIII Lyα などの傾向から O VII Heα 輝線の大きおける共鳴散乱という仮定と無矛盾である。O VIII

な f/r 強度比の原因として、共鳴散乱がもっとも有Lyα などの輝線が予測値から外れる理由に関しては 望な候補であると考えている。
現在検証中である。以上により、現在我々は N49 における O VII Heα 輝線の大きな f/r 強度比の原因とReference

して、共鳴散乱がもっとも有望な候補であると考え

Gu, L., Kaastra, J., & Raassen, A. J. J. 2016, A&A, 588, A52ている。

Kaastra, J. S., & Mewe, R. 1995, A&A, 302, L13
Okon, H., Uchida, H., Tanaka, T., et al. 2018, PASJ, 70, 35

4Conclusion

Okuno, T., Tanaka, T., Uchida, H., et al. 2018, PASJ, 70, 77
Uchida, H., Koyama, K., & Yamaguchi, H. 2015, ApJ, 808, 77

今回我々は、分子雲衝突、過電離プラズマというUchida, H., Katsuda, S., Tsunemi, H., et al. 2019, ApJ, 871, 234

特徴をもつ SNR N49 の RGS による X 線精密分光

Yamane, Y., Sano, H., van Loon, J. T., et al. 2018, ApJ, 863, 55

——–index

a12
未知の PeVatron 天体に求められる条件の考察
大阪大学大学院 理学研究科
飯田 竜太

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

未知の PeVatron 天体に求められる条件の考察
飯田 竜太 (大阪大学大学院 理学研究科)

Abstract
多くの宇宙線は超新星残骸 (SNR) の衝撃波によって加速されると考えられている。しかし近年のガンマ線による観測では SNR で加速されている宇宙線のエネルギーはせいぜい数 100TeV までであることが示され、地球で観測される数 PeV の宇宙線は SNR 以外の未知の天体 (PeVatron) によって加速されている可能性は否定できない状況にある。本研究では、PeVatron が満たすべき条件を解析的に求めた。まず PeVatron の候補とされている既知の大質量星団のみで、地球で観測されている ∼PeV の宇宙線フラックスを説明できるかどうか検討したところ、フラックスが小さすぎて説明できないことがわかった。過去に存在した大質量星団も考慮してもフラックスは大変小さく、逆にそれらのみで PeV 宇宙線のフラックスを説明しようとすると一つの星団当たり 1055 erg という現実的ではない運動エネルギーが生成される必要があることがわかった。
このことは PeVatron は大質量星団のみではないことを示唆している。

1

Introduction

内に分布させた。そして境界条件を与えた拡散方程式を使って宇宙線の伝搬を解き、地球で観測される宇宙空間には、宇宙線と呼ばれる高エネルギーの荷電粒子が多数存在している。われわれの銀河系内の宇宙線は主に陽子やヘリウムなどの原子核であり、そのエネルギー密度は 1eVcm−3 程度である。これら

knee 付近の宇宙線フラックス、スペクトル、非等方性を求めた。それを実際の観測と比較することで星団が PeVatron であるかどうか検討した。
本集録では、その手法と得られた結果を示す。

の宇宙線は星間ガスの原子核と衝突してさまざまな反応を起こすとともに、星間ガスの電離や加熱に大きな影響を及ぼしている。
多くの宇宙線は、超新星爆発後にできる超新星残骸 (Supernova Remnant:SNR) の衝撃波によって加速されると考えられている。宇宙線のエネルギース

2

Methods
この章では、宇宙線スペクトルなどを求めるために用いた式や拡散モデルを紹介する。

ペクトルはべきで表現でき、べきの指数は、3 PeV 付
近にある

knee と呼ばれる折れ曲がりを境に、-2.5から-3 に変化している (図 1)。このことから knee 以

2.1

拡散モデル

下のエネルギーを持つ宇宙線に関しては、SNR が主

本研究では図 2 のような、有限の半径と 2 H の高な加速源であると長らく考えられてきたが、近年のガさをもつ円柱を拡散領域として考えた。この領域内

ンマ線による観測では SNR で加速されている宇宙線

では拡散係数は空間的に一定とした。宇宙線は円柱のエネルギーはせいぜい数 100TeV までであり、数の上面と底面から逃げていくと考え、逃げた宇宙線

PeV の宇宙線は SNR 以外の未知の天体 (PeVatron) は銀河円盤内に再流入せず無限遠へ逃走するというによって加速されている可能性が指摘されている。 境界条件を与えた。
(Aharonian et al. (2019))

宇宙線はそのソースで加速された後、銀河内の乱

そこで本研究では、PeVatron の代表的な候補天体

流磁場によって何度も散乱を受けながら拡散領域をである大質量星団からの宇宙線フラックスを見積も伝搬する。その伝搬する様子は拡散方程式を用いてり、観測と比較した。具体的にはまず宇宙線光度や表現できる。本研究では、粒子の核破砕反応を考慮

スペクトルをパラメーターにした星団を銀河系円盤

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
リーン関数を鏡像法を用いて表すと、以下のように表せる。

Nk (E)
exp [−Γspk (E)τ ][4πDk τ ]3/2[]
(x − xs )2 + (y − ys )2
× exp −
4πDk τ
[]+∞∑(z − zn′ )2
×(−1)n exp −4πDk τ
n=−∞

Gk (⃗r, t; ⃗rs , ts ) =(2)
ここで zn′ = (−1)n zs + 2nH は鏡像の z 座標である。
地球上で観測される宇宙線には、その到来する方
向に非等方性があることが知られている。これもまた宇宙線スペクトルと同様に、PeVatron 天体を同定するのに重要な手がかりである。非等方性は、地球上で観測される宇宙線スペクトルと拡散係数を用いて、

δ⃗x =図 1: 地球で観測される宇宙線フラックスのスペクト
ル (wikipedia より)。

3Dk (E) ∇⃗x nk
c
nk

(3)

と表せる。

3

Results
2 章で述べた拡散モデルと拡散方程式を用いて得られた結果を示す。

図 2: 銀河系円盤（青）と拡散領域（円柱）の模式図。
し、以下の拡散方程式を解いた。

∂nk (E, r, t)= ∇[Dk (E)∇nk (E, r, t)]∂t−Γspk (E)nk (E, r, t)3.1

既知の大質量星団

まず、PeVatron 候補としてあげられている既知の大質量星団 10 個 (図 3) を用いてエネルギーフラックスを計算してみた。星団が供給する宇宙線総エネルギー量は、典型的な若い大質量星団が放出する単位時間52(1) 当たりのエネルギーとその寿命から推定し、10 erg
程度であるとした (Aharonian et al. 2019)。星団のここで、nk は宇宙線スペクトル、Dk は拡散係数、 寿命は 6.0 × 106 年として計算した。

+Nk (E)δ(t − ts )δ 3 (r − rs )Γsp
k は粒子の核破砕反応の割合、Nk はソースからの

図 4 は観測で求められた地球での宇宙線のエネル

注入スペクトルである。添字の k 、s はそれぞれ宇ギーフラックス (Hörandel et al. (2005),Hörandel et

宙線の種類とソースでの値であることを表している

al. (2007)) であり、図 5 は我々が計算した既知の大(Blasi & Amato (2012))。

質量星団 10 個で求めたエネルギーフラックスである。

この拡散方程式の解は、グリーン関数を用いて一意に表現することができる。銀河円盤に垂直な方向
を z 軸としてとり、上で述べた境界条件を満たすグ

結果を観測と比べると明らかにエネルギーフラック
スの量が足りていないことが分かる。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Flux dΦ/dE E2.5[m-2sr-1s-1GeV1.5]

104

102

0

10

-2

10

-4

10

-6

10

-8

10

10-10

5

6

10

10

7

8

10

10

Energy(GeV)

図 5: 既知天体１０個での宇宙線のエネルギースペク
トル

図 3: 大質量星団の分布図 (Hörandel et al. 2010)

Flux dΦ/dE E2.5[m-2sr-1s-1GeV1.5]

104

103

102

104

105

106

Energy(GeV)107

図 6: 宇宙線のエネルギースペクトル

図 4: 地球で観測されている宇宙線のエネルギースペ
クトル

3.2

とし、銀河系円盤は拡散領域よりも十分小さいとする。銀河系円盤方向と円盤垂直方向の星団の分布関数は既知の大質量星団以外も考慮した場合

図 3 を見ると、銀河系中心から地球に向かう方向に、多くの大質量星団が分布しているのがわかる。だが、銀河系中心に対して地球と反対側に星間ガスで隠された大質量星団が分布している可能性は否定できない。また大質量星団の寿命は有限なので、過去に存在したが現在は存在しない大質量星団が放出した宇宙線の寄与も考えられる。そこで星団はランダムに生まれるものの、時間平均的に 10 × 2 = 20 個の大質量星団が銀河系円盤に存在するとした。
星団の分布は銀河系円盤の星の分布に準ずるもの

f (r) =[]
r − R⊙
exp −βR⊙[]
1|z|f (z) =
exp −
zg
zg

A
2
R⊙

(

r
R⊙

)2

(4)

(5)

とした (Blasi & Amato 2012)。A は規格化定数で、

β = 3.53 である。R⊙ = 8.5 kpc は太陽系の位置、
zg = 50 pc は円盤の厚さである。この関数によると星団は主に r ∼ 4–10 kpc に集中している。r と z に乱数をふり、この分布関数を満たすように銀河系円盤内に星団を分布させた。
以上の条件の下で地球で観測される宇宙線フラッ
クスを計算し、図 6 にその結果を示す。この図では

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
1 PeV での観測値と計算結果を合わせるように、各究で求めた宇宙線の非一様性は観測より大きく、矛星団が放出する総宇宙線エネルギーに 1.5 × 10 erg

盾している。

55を採用した。
0

10

5Conclusion
銀河系内の PeV 宇宙線のソース天体 (PeVatron)-1

10

Anisotropy

はよくわかっていない。本研究では、まず PeVatronの候補とされている既知の大質量星の星団のみで、地-210球で観測されている ∼PeV の宇宙線フラックスを説明できるかどうか検討した。その結果、明らかにフ10-3

ラックスが小さすぎて説明できないことを示した。次10-4 310に、星間ガスで隠されて観測されていない星団や過
104

105

106

107

Energy(GeV)108

去に存在した星団を銀河系円盤内に分布させ、地球でのフラックスを計算したところ、観測と合うために

図 7: 宇宙の非一様性 (計算結果)

は１つの星団から 1055 erg もの総宇宙線エネルギーが供給される必要があることがわかった。これは知られている観測と比べて 1000 倍も大きい。またこの研究で考えた拡散モデルでは、宇宙線の非一様性を十分に再現することはできなかった。以上の結果は大質量星団は少なくとも主な PeVatron 天体ではないことを示す。今後は次の課題として、PeVatron として大質量星団以外の可能性を追求する予定である。

Reference
Blasi,P.&Amato,E. 2012, JCAP,1,010

図 8: 観測されている宇宙線の非一様性

Aharonian, F. and Yang, R. and de Oña Wilhelmi, E.
,2019,Nature Astronomy,3,561-567
Hörandel, J. R. ,2005, Nuovo Cimento B Serie,120,825

4

Hörandel, J. R. and Kalmykov, N. N. and Timokhin,
A. V. ,2007, Astroparticle Physics,27,119-126,

Discussion
以上より、大質量星団のみで 図 6 のような結果を55再現するためには、１つ星団当たり 10

erg もの総宇宙線エネルギー供給が必要であることがわかった。
一方、典型的な若い大質量星団が放出する総宇宙線
エネルギーは 1052 erg 程度であるから (Aharonian

et al. 2019)、明らかに矛盾している。
我々は、宇宙線の非等方性も計算した (図 7)。図 8は本研究で主に参考にした参考文献 (Blasi & Amato2012) から引用したものである。この図の各点は観測値を表し、曲線が彼らの計算結果を表している。本研

Portegies Zwart, S. F. & McMillan, S. L. W. and Gieles,
M.,2010,ARAA,48,431-493

——–index

a13
深層学習を用いた超新星残骸 W49B のX 線スペクトルによる特徴抽出
立教大学大学院 理学研究科
大塚 駿平

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

深層学習を用いた超新星残骸 W49B の X 線スペクトルによる特徴抽出
大塚 駿平 (立教大学大学院 理学研究科)

Abstract
超新星残骸 W49B は、銀河系内で X 線で最も明るい超新星残骸の一つであり、重力崩壊型の超新星爆発をしたと考えられている。また、過電離プラズマが見つかっており、その X 線スペクトルを解析することは重要である。深層学
習は X 線のスペクトル解析に応用されており、スペクトルを自動的に分類することができている。本研究では、その手法を改良し、超新星残骸 W49B の X 線スペクトルに適用した。分類結果を入力したスペクトルと比較し、おおむ
ね制動放射または鉄輝線の flux によって分類されていることを示した。分類に基づいてスペクトルを抽出し、モデル
フィッティングをすることで、W49B の北東に Abundance の大きい領域が存在することを示した。

よるシンクロトロン放射や鉄ノットに自動的に分類

1 Introduction

することができている (Iwasaki, H. et al. 2019)。

超新星爆発をした星は、数 keV の非常に高いエネ

W49B は、赤経 19h 08m 45.384s 赤緯 +09° 01m

ルギーの ejecta を放出し、超新星残骸と呼ばれる。

22.78s 距離 10.9-11.7kpc にある。また、その大き超新星爆発の際には、核融合反応によって鉄より重さはおよそ 9pc(4’) であり、年齢は 2900-6000 年でい元素が合成され、銀河の化学進化を知る上で重要ある。

である。超新星爆発はその物理過程から、核暴走にSi, S, Ar, Ca, Fe の Abundance と中性子星が見よる Ia 型と重力崩壊型に分けられるが、超新星残骸

つかっていないことから重力崩壊型の超新星爆発をから爆発の型を決定するのは多くの場合で困難であしたと考えられている。

る。また、超新星残骸の ejecta は超新星残骸の進化

Fe radiative recombination continuum(RRC) がに伴い電子によって電離され、電離非平衡プラズマ見つかっていることから、W49B は過電離プラズマから電離平衡プラズマになる。一部の超新星残骸かが存在することがわかっている。超新星残骸におけらは、電離平衡プラズマよりプラズマの電離が進んる過電離プラズマの成因は、断熱膨張と熱伝導が考えでいる過電離プラズマが発見されている。このようられている。W49B の西側が過電離プラズマで東側な物理的な特徴は X 線のスペクトル解析から得られが電離平衡プラズマに近いことが、He-like と H-likeている。

の輝線の強度比と NuSTAR による RRC の空間分解

深層学習は、高い汎用性と精度と実装の容易さしたイメージによって知られており、W49B の東側から、多くの分野で応用され注目されている。宇宙は分子雲と衝突している。このことから W49B の過

物理学においてもブレーザーの分類や太陽フレア

電離プラズマの起源は、断熱膨張によるものであるの予測に用いられている。X 線のスペクトル解析と考えられている。

においても、モデルフィッティングのパラメータ

分子雲と相互作用しており、W49B の γ 線放射が推定 (Ichinohe, Y. et al. 2018) と異なるスペクト

中性π中間子の崩壊が起源であると考えられている。

ルが入力された場合の異常検知に応用されている

また、NuSTAR の観測から Non-thermal な制動放射(Ichinohe, Y. and Yamada, S. 2019)。また、Vari-が見つかっていて、その起源はよくわかっていない。

ational AutoEncoder(VAE)(Diederik P. Kingma,
Max Welling 2013) を用いたスペクトルの分類では、Ia 型超新星残骸の Tycho に適用され、衝撃波に2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2 Methods/Instruments
and Observations

た。入力 y と出力 Y の平均自乗誤差は、

p(y|Y ) =1
Σ(y − Y )2n

ニューラルネットワークの概要を図 1 に示す。

であり、Poisson の尤度の自然対数は、各ノードに重みパラメータをかけた線形結合が次の()
1p(y|Y ) ∼ Σ −Yi + yi ln Yi − yi ln yi + yi − ln yi2である。Reconstruction loss に Poisson の尤度を用いた場合では、flux の情報に基づいた潜在変数を得るために図 2 に示すニューラルネットワークを実装した。

図 1 ニューラルネットワークの概要

図 2 実装したニューラルネットワーク

層のノードに与えられ、ノードでは活性化関数 (シグモイド関数、relu 関数、softplus 関数など) に代入される。この層を複数回重ねることで、任意の関数を表すモデルになっている。AutoEncoder は、入力と解析では、Chandra X 線観測衛星のデータを用いた。 Chandra 衛星による W49B の観測を表 1 にまとめた。

出力の次元を同じになるようにし、入力データと出力データが同じになるように重みパラメータを勾配

表 1 Chandra 衛星による W49B の観測

降下法を用いて決定する (学習する)。また、中間層

ObsID

year

Exporsure

CCD

用途の次元が少なくなっており、この層で得られる値を

117

2000

54 ks

ACIS-S

train

潜在変数と呼び、入力データを圧縮した情報を得る

13440

2011

158 ksACIS-S

train

ことができる。Variational AutoEncoder は、潜在

13441

2011

60 ks

ACIS-S

test

変数にガウス分布を仮定し、中間層から平均と分散を得て、分散に乱数を加えて次の層に渡す。loss 関

W49B 全体のスペクトルを抽出し、Si, S, Ar, Ca,

数には、入力と出力の差を表す Reconstruction loss

Fe の各電離度の輝線でエネルギーバンドを区切っと潜在変数の KL divergence の和を用いる。loss 関て、各 Obs ID で Count map、Exporsure map、flux

数を最小化することによって、入力と出力が近くな

image を作成した。各画素でデータをまとめて入力ることで、潜在変数が入力データの特徴を表す値とデータのスペクトルとした。train データを入力してなる。

学習させた後、test データを入力して各画素で潜在

Reconstruction loss には、入力と出力の平均自乗変数を得た。潜在変数を混合ガウスモデルで分類し、誤差を用いた場合と光子統計が Poisson 分布に基づ

分類結果を入力した flux の散布図で示した。また、

くことを用いて尤度を計算した場合の 2 通りで行っ分類結果のマップを用い、それぞれの分類でスペク2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
トルを抽出し、(ISM の電離平衡プラズマ ＋ ejecta

を、平均自乗誤差の場合と Poisson の尤度の場合での電離平衡プラズマ または 過電離プラズマ) 光電吸

比較し、flux image(0.5-7.0 keV) と並べて図 5 に示収モデルでフィッティングしてパラメータを比較し、す。Poisson の尤度を用いた場合は、分類に属する確異なるモデルで換算χ自乗を比較した。

3 Results
W49B の全体のスペクトルとエネルギーバンドの区切り (赤線) を図 3 に示す。

図 5 分類結果と分類に属する確率率が高く、より明確に分類が行われ、以降の解析では
図 3 W49B 全体のスペクトルと解析に用いたエネルギーバンド

この分類結果を用いた。
入力データの制動放射による flux と鉄輝線の fluxと分類結果の関係を図 6 に示す。

Reconstruction loss を平均自乗誤差とした場合とPoisson の尤度とした場合で入力データと出力データを比較し、図 4 とする。

図 6 入力データと分類の関係
図 4 入力データと出力の比較

この結果から、おおむね制動放射で分けられてい赤線は入力と出力が同じ直線であり、Poisson の尤度を用いた場合は、入力と出力がよく一致し、このモて、分類 1, 6, 7 は鉄輝線の強度で分けられていると考えられる。

デルから得られる潜在変数はより精確に入力データ

分類結果に基づいてスペクトルを抽出し、電離平を反映していることが期待できる。混合ガウスモデ

衡プラズマモデルフィッティングをして得られた

ルを用いて 9 分類した結果とその分類に属する確率パラメータを図 7 に示す。分類で ejecta の温度や2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
えられる。また、W49B は明るいため Backgroundを考慮していないが、より暗い天体への適用ではBackground を考慮する必要があると考えられる。
W49B を細かく領域に区切って Abundance の相関を調べた結果を図 9 に示す。W49B の Abundance

図 7 分類ごとのパラメータ

Abundance が異なり、鉄の Abundance が 10 以上の特徴的な北東の領域が抽出された。
また、ejecta のモデルを電離平衡プラズマ (CIE)とした場合と過電離プラズマ (RNEI) とした場合で

図 9 W49B の Abundance の相関

換算χ自乗を比較し図 8 に示す。
は、正の相関があり分類結果を一つの元素の Abun-dance によっていることを示すことは難しいと考えられる。また、ニューラルネットワークの計算は複雑でどのような特徴で分類が行われたかを数値的に示すのは困難である。

5 Conclusion
VAE の loss に Poisson の尤度を用いて観測結果に
図 8 換算χ自乗の比較

初めて適用し、平均自乗誤差を用いるよりも出力が改善されることを示した。さらに、混合ガウスモデル

電離平衡プラズマモデルで説明される領域と過電でより明確な分類が行えることを示した。また、重離プラズマモデルでよくフィットする領域が存在し、力崩壊型の超新星残骸 W49B のスペクトルを VAE

分類ごとにプラズマの電離状態が異なることがわ

を用いて分類した結果、Abundance と電離状態が異かった。

なる領域に自動的に分類することができると示した。

Abundance や電離状態などの物理的な特徴によって4 Discussion
今 回 の 解 析 で 用 い た Chandra X 線 観 測 衛 星 のCCD 検出器のチップ (ACIS-S) は、CCD 上のエ
ネルギー分解能がおおむね一定であり、VAE から得られた潜在変数は検出器の応答関数ではなく、スペクトルの特徴を反映していると考えられるが、位置によってエネルギー分解能が異なる他の検出器 (例えば ACIS-I) を用いる場合は、注意が必要であると考分類ができているが、これらの領域の特徴がシミュ
レーションなどで説明できるかなど物理学的な新たな発見に結びつくかが今後の課題である。

Reference
Iwasaki, H. et al. 2019, arXiv 1907.09210v1
Ichinohe, Y. et al. 2018, MNRAS, 475, 4739l
Ichinohe, Y. and Yamada, S. 2019, arXiv 1905.13434v1
D. P. Kingma, Max Welling, 2013, arXiv 1312.6114v10

——–index

a14
Chandra 衛星を用いた超新星残骸 RX
J1713.7 − 3946 北西領域の hot-spot の解明
立教大学大学院 理学研究科
日暮 凌太

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Chandra 衛星を用いた超新星残骸 RX J1713.7−3946 北西領域の
hot-spot の解明
日暮 凌太 (立教大学大学院 理学研究科)

Abstract
観測されている宇宙線スペクトルのうちエネルギーが約 3 PeV 以下の宇宙線は銀河宇宙と呼ばれ、その起源として超新星残骸が考えられてきた。超新星残骸 RX J1713.7−3946 は、シンクロトロン X 線が支配的であることや TeV ガンマ線で明るいことなどから超新星残骸での粒子加速を研究する上で重要天体と考えられている。Chandra 衛星によって観測された超新星残骸 RX J1713.7−3946 北西領域からは、点源状の謎の X
線源 (hot-spot) が多数観測される。本研究によって、hot-spot が RX J1713.7−3946 由来である可能性を初めて示した。さらに、hot-spot の成因として超新星残骸の衝撃波と分子雲コアの相互作用によって引き起こされる可能性を提示した。衝撃波とコアの相互作用により増幅した磁場やコア内の磁場で、被加速電子がシンクロトロン放射することや、被加速陽子とコアの物質の相互作用で生じた電子陽電子がコア内の磁場でシンクロトロン放射することで、hot-spot として観測される可能性を定量的に示した。

1

Introduction

た超新星残骸で、年齢は約 1600 年と見積もられてい宇宙空間は宇宙線という主に陽子からなる高エネ

る。X 線観測から非熱的な X 線放射が支配的なため、ルギー粒子で満たされている。しかし、宇宙線の発TeV 帯域まで加速された電子の存在が示唆されてい見から 100 年以上経った現在でも、その起源は未解る。さらに、TeV ガンマ線で明るいことから TeV 帯

決のままである。観測される宇宙線スペクトルはエ域まで加速された粒子の存在が示唆され、超新星残ネルギーが ∼ 3 PeV 付近で “knee” と呼ばれる冪が骸での粒子加速を研究する上で重要天体と考えられ変化し折れ曲がる構造が観測される。この “knee” 以ている。また、電波の観測から分子雲や分子雲クラ下のエネルギーをもつ宇宙線は銀河系内に起源が存ンプと相互作用していることが示唆されている。親在すると考えられており銀河宇宙線と呼ばれている。 星の質量は ≲ 20 M⊙ と推定されており、分子雲の銀河宇宙線の起源の最有力候補として考えられてき 中または近傍に存在したと考えられている。進化のたのが超新星残骸である。その根拠は、1) 超新星爆過程で強い星風によって周囲の低密度な部分を掃き発が系内で 100 年に 1−3 回起き、超新星爆発で解放飛ばし、高密度な分子雲クランプやコアが残り、非される運動エネルギーのうち約 10%が粒子加速に用一様性が高い環境で超新星爆発が起きたと考えられいられることで銀河宇宙線に必要なエネルギー収支ている。そのような、星間空間を仮定することで観を説明できること、2) エネルギー的に銀河宇宙線の測されている GeV-TeV ガンマ線スペクトルや非熱候補になり得る天体が他にないこと、3) 超新星残骸

的な X 線放射が支配的であること、局所的に mG スの衝撃波で起こる衝撃波統計加速によって被加速粒

ケールの強磁場が存在することなど先行研究と整合子のスペクトルは冪型になること、などがあげられ性のある結果が得られることが近年の理論やシミュる。超新星残骸を観測すると、これらの被加速粒子

レーションを用いた研究から明らかになった。

が、星間物質や光子場、磁場と相互作用し放射する

図 1 は RX J1713.7−3946 北西領域を Chandra 衛

非熱的な放射を観測することができ、被加速粒子の星で観測したデータを用いて作成したフラックスイ

種類や放射機構などを解析することができる。

メージで、北西領域には謎の点源状 X 線源 (hot-spot)

超 新 星 残 骸 RX J1713.7−3946 は 、1996 年 にが多数存在することがわかる。本研究の目的は、こROSAT の全天サーベイで蠍座の尾の方向に発見され れらの hot-spot の正体を解明することである。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
が RX J1713.7−3946 由来である可能性を示唆する
25:00.0

結果であると考えている。

-39:30:00.0

Shell reg

35:00.0

Declination

Outer reg

45:00.0

40:00.0

Inner reg

30.0

17:12:00.0

30.0

11:00.0

Right ascension

図 1: RX J1713.7−3946 北西領域のフラックスイメー

図 2: 各領域の hot-spot の面密度

ジ (0.5 − 7.0 keV)

3.2

2

Observations

Hot-spot のフラックスイメージとエネルギースペクトル

本解析では、Chandra 衛星に搭載されている Ad-

各 hot-spot のフラックスイメージを 3 バンド

venced CCD Imaging Spectrometer (ACIS)-I を用(soft:0.5−1.2 keV、medium:1.2−2.0 keV、hard:2.0-

いて観測したデータを解析した。ACIS は 0.1−10 keV−7.0 keV) で作成した。その一部を図 3 に示す。図のエネルギー帯でイメージとスペクトルを同時に観3 からわかるように、各 hot-spot はエネルギー帯ご測することができる。その最大の特徴は、角度分解とに見え方が異なることがわかる。低エネルギー側

能が約 0.5 秒角という X 線観測衛星で最も優れたは星間物質によって吸収されるため、soft、medium

角度分解能である。この優れた角度分解能によってバンドで暗い hot-spot は伝播中の吸収量が多いこと

hot-spot のようなコンパクトな構造を解析することが予想される。

ができる。本解析では、Chandra 衛星によって RX

J1713.7−3946 を 2000 年から 2011 年の間に 7 回観

HS01
soft: 0.5-1.2 keV

HS01
medium: 1.2-2.0 keV

HS01
hard: 2.0-7.0 keV

測したデータを用いて解析を行った。
10 arcsec

3

Analysis & Results

3.1

Hot-spot

HS04
soft: 0.5-1.2 keV

HS04
medium: 1.2-2.0 keV

HS04
hard: 2.0-7.0 keV

今回は、光子フラックスが 1.0×10−6 ph cm−2 s−1以上の点源状ソースを hot-spot として解析した。その結果、65 個のソースを hot-spot として解析し、HS01-

HS05
soft: 0.5-1.2 keV

HS05
medium: 1.2-2.0 keV

HS05
hard: 2.0-7.0 keV

HS65 とラベル付けした。図 1 に示すように、北西領域をシェルの内側 (Inner reg)、シェル (Shell reg)、
シェルの外側 (Outer reg) と領域を分け、各領域内の hot-spot 数を図 2 に示す。シェル領域で hot-spotが顕著に多いことがわかる。同様の解析を周囲 (120分角以内) の観測データ (超新星残骸 CTB 37A、惑
星状星雲 IC 4637) でも行い、その結果と比較しても RX J1713.7−3946 北西領域のシェル内には顕著に hot-spot が多いことがわかる。これは、hot-spot

図 3: HS01、HS04、HS05 のフラックしイメージ
各 hot-spot のスペクトルを星間吸収 (“wabs”) と冪関数 (“power-law”) のモデルでフィッティングした。
また、星間吸収のパラメータである水素柱密度 (NH )と冪関数のパラメータである光子指数 (Γ) の関係を図4 に示す。図 4 のシアンの部分は RX J1713.7−3946
北西領域の典型的な値である。つまり、hot-spot の2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
スペクトルは RX J1713.7−3946 北西領域の典型的

よって、RX J1713.7−3946 とシェル部分で相互作な値に比べて吸収が効いているもの (NH が大きい)、 用するコンパクトな構造として分子雲コアを考える
効いていないもの (NH が小さい)、スペクトルがハーことができ、hot-spot が分子雲コアと衝撃波の相互作

ドなもの (Γ が小さい)、ソフトなもの (Γ が大きい)

用によって引き起こされる可能性について議論する。

など、幅広く分布していることがわかる。これらのHot-spot の空間的な広がりは、基本的に点源とコン“ばらつき” について次章で議論する。

システントであるが、一部の hot-spot は広がっている可能性を示唆する。しかし、統計が悪いため精確に点源ではないとは言えない。よって、hot-spot の大きさを Chandra 衛星の PSF (Point Spread Function)と同程度と仮定し、半径 5 mpc(距離 1 kpc と仮定)のコアを考える。さらに、その数密度を 105−7 cm−3とする。コアと衝撃波の相互作用により、コア周囲で磁場が増幅することが予想される。したがって、衝撃波で加速した電子 (以後、一次電子) が増幅した磁場やコア内の磁場でシンクロトロン放射することで、

図 4: 水素柱密度 (NH ) と光子指数 (Γ) の関係

3.3

hot-spot として観測される可能性がある。一方で、被加速陽子がコアの物質と相互作用し生成した電子陽

Hot-spot の時間変動

電子 (以後、二次電子) がコア内の磁場でシンクロト

2000 年から 2011 年の間に 7 回観測したデータをロン放射することで hot-spot として観測される可能

2

用いて、hot-spot の光子フラックスの時間変動を χ性もある。よって、以下では一次電子、二次電子由検定を用いて評価した。検定の結果、3σ 以上で時間

来の hot-spot について議論する。

変動していないモデルを棄却できる hot-spot が 204.1個存在した。さらに、2009 年に約 4ヶ月ごとに 3 回

一次電子由来の hot-spot

Hot-spot の時間変動をシンクロトロン冷却と衝撃観測したデータを用いて、同様の検定を行った結果、 波加速によると仮定することで、磁場の強さを見積も3σ 以上の hot-spot は 8 個存在した。よって、一部の ることができ、0.5 ≲ B ≲ 2 mG と見積れる (ジャイhot-spot は年スケールや月スケールで時間変動して ロファクター η = 1、衝撃波速度 vs = 3, 900 km s−1
いる可能性が高い。
とした)。さらに、電子が磁場中をランダムウォーク

4

Discussion

しながら進む距離 lpd,e は、(先行研究で示唆されている非一様な星間空間を仮定することで、RX J1713.7−3946 のガンマ線放射や

lpd,e ∼ 0.025

B
100µG

)−3/2
pc

(1)

X 線放射、その他の局所的な強磁場の存在や分子雲との相互作用などの観測結果を説明することができと見積もれる。時間変動から見積もった磁場と分子ることが理論・シミュレーションを用いた研究から

雲コアの数密度を用いて、放射された X 線が観測明らかになってきた。この仮定は、超新星爆発前にされるまでに通過する物質の柱密度 (N ) が、N =親星の星風によって周囲の低密度な物質を掃き飛ばn × lpd,e + NSN R と見積れる。ここで、NSN R は分子し高密度な分子雲クランプやコアが残ることで非一雲コアとは関係ない視線方向に伝播する間の柱密度様な環境に達する。近年のシミュレーション研究かで、今回は親星の星風によって掃き集められた物質がら、衝撃波と分子雲クランプの相互作用により、ク少ない RX J1713.7−3946 の中心付近の X 線観測から

ランプ周囲で磁場が増幅されることが示された。さ得られた水素柱密度を用い、NSN R = 0.4×1022 cm−3

らに、X 線と電波の観測から分子雲クランプとの相とした。柱密度 N と lpd,e の関係は図 5 に示し、こ互作用が示唆されている。

の図の縦線はそれぞれ磁場が B = 0.5, 1.0, 2.0 mGの時の lpd,e の値を示している。よって、数密度が2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
105−7 cm−3 を仮定すると、スペクトル解析で得ら上の陽子は、コア内の物質と反応せずに通り抜けるれた水素柱密度のばらつきを説明することができる。 (lpd,p > 10 mpc)。二次電子がシンクロトロン X 線
また、スペクトル解析で得られた光子指数のばらつ放射するためには、TeV 帯域のエネルギーをもつ二きのうち、RX J1713.7−3946 北西領域の典型的な値

次電子が必要である。陽子から電子へ与えられるエよりも光子指数が大きいものは、分子雲コアで衝撃

ネルギーの割合を 10%とすると、n = 105 cm−3 の波が反射した反射衝撃波による粒子加速が、低マッ ときは二次電子がシンクロトロン X 線放射しないのハ数の加速なのでスペクトルがソフトになり光子指で、hot-spot として観測されないと考えられる。よっ数が大きくなると考えられる。

て、数密度が 106−7 cm−3 の分子雲コアが二次電子

penetration
depth [mpc] 0
10 1
10column density [1022cm 2]

10 2
101
100

由来の hot-spot として観測されると考えられる。さらに、lpd,p のエネルギー依存性から低エネルギーのn = 105 cm 3
n = 106 cm 3
n = 107 cm 3
B = 0.5 mG
B = 1.0 mG
B = 2.0 mG

陽子はコア内部まで入ることができないため、柱密度の大きな hot-spot が光子指数が小さいハードなス
ペクトルになることが予想できる。

5

10 1

RX J1713.7−3946 北西領域に多数存在する hot-spot

1014

1015

pentration depth [cm]1016

図 5: 被加速粒子の penetration depth(lpd ) と見積もられる柱密度 (N ) の関係

4.2

Conclusions
今回、Chandra 衛星によって観測した超新星残骸

二次電子由来の hot-spot

被加速陽子が磁場中をランダムウォークしながら

lpd,p ∼ 7.7

Ep
10TeV
(
×

をはじめて示した。Hot-spot のスペクトルは星間吸収と冪関数のモデルで表せ、それぞれのモデルのパラメータである水素柱密度と光子指数は、RX J1713.7-−3946 北西領域の典型的な値に比べ大きく “ばらつく” 結果が得られた。さらに、年スケール、月スケー
ルで光子フラックスが時間変動している hot-spot が進む距離 lpd,p は、(を解析し、hot-spot が超新星残骸由来である可能性)1/2 (

)−1/2
B
100µG
)−1/2
n
mpc
107 cm−3存在した。これらの結果から、hot-spot の成因として超新星残骸の衝撃波と分子雲コアの相互作用により生じることを提示した。衝撃波とコアの相互作用(2) で増幅された磁場やコア内の磁場で一次電子や二次電子がシンクロトロン放射することで hot-spot としと見積れる。lpd,p は、陽子のエネルギー Ep と磁場 て観測されると考えられる。観測されている水素柱
B 、数密度 n に依存する。さらに、二次電子がコア内 密度のばらつきは、被加速電子や被加速陽子がコアを進む距離を陽子と同じ lpd,p と仮定し、磁場 B = 1.0 内を進む距離とコアの数密度によってばらつき、光mG と仮定すると、lpd,p と Ep の関係を見積もるこ子指数のばらつきは低マッハ数の反射衝撃波での加とができる。

速や被加速陽子がコア内を進む距離がエネルギー依

数密度が n = 107 cm−3 のとき、Ep ∼ 40 TeV の
陽子は lpd,p ∼ 5 mpc となり、コアの半径と同程度の距離を進むことができる。このとき、柱密度 N ∼存することで、ばらつくと考えられる。

Reference

1023 cm−2 となり、観測されている大きな水素柱密[1] Tanaka, T. et al. 2008, ApJ, 685, 988

度を説明できる。さらに、Ep ∼ 200 TeV 以上の陽子[2] Inoue, T. et al. 2012 ApJ, 744, 71

は、コア内の物質と反応せずに通り抜ける (lpd,p > 10

[3] Celli, S. et al. 2019, MNRAS, 487, 3199

mpc)。数密度が n = 105 cm−3 のとき、Ep ∼ 0.4 TeVの陽子は lpd,p ∼ 5 mpc となり、コアの半径と同程度の距離を進むことができる。さらに、Ep ∼ 2 TeV 以[4] Gabici, S. & Aharinian, F. A., MNRASL 445,
70, 2014

——–index

a15
乱流による多相星間媒質の構造形態について東北大学大学院 理学研究科
ピエール・グー2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

乱流による多相星間媒質の構造形態について
ピエール・グー (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
Modern observations tend to support the omnipresence of parsec-scale filamentary structures both in
the neutral interstellar medium and in molecular clouds, yet contribution of clouds and filamentary
structures on the mass budget for star formation and star formation eﬃciency give out rather diﬀerent
results. Observational filaments are human defined, therefore lacking a continous parametric description to unify cloud/bubble, and filamentary structutres, using accurate morphological descriptions. We
derive such quantitative analysis for simulated column density maps of realistic multiphase ISM complexes, describing the mixture of geometries present in these structures. Such scaling behaviour andresulting morphology is tightly linked to (supersonic) turbulent cascades. We also observe very good
agreement between this result and various star-forming regions. In addition, The geometry and scalingof these structure provides a signature of the physical processes involved in star formation and is related
to important quantities such as the star formation eﬃciency and the initial/core mass function.

1

Introduction

状、シート状、クランプ状等の構造を連続的に記述できるような解析手法を確立することが不可欠であ

近年の分子雲と中性星間媒質 (ISM) の観測により、天球面上の柱密度分布の中にパーセクスケールのフる。(C. Federrath 2016)ィラメント構造が存在することが確認されている。

(Miville-Deschenes et al. 2017) このフィラメント
構造の領域が星形成の現場であることが示されている。従って星形成過程、特に星形成率を理解する為には、このフィラメント領域の起源や詳細な物理状態を解明する必要がある。まだ標準理論と呼べるようなものは無いので、究極的には星の初期質量関数(IMF) の起源を理解するのは大目標である。分子雲
コアの質量関数 (CMF) と IMF には対応が見られる(P. André et al. 2010)。コア質量関数の理解は分子雲の内部構造の理解と関連されているので、 星間媒
質 (ISM) の進化過程をたどる事で分子雲の物理を理解することは重要である。(Heiles et al. 2019) ISMのあるゆるスケールでの構造はその中の乱流構造を反映していると考えられているが、その詳細は未解2

Methods

2.1

Simulation

現実的な多相星間媒質の 3D MHD シミュレーショ
ンを行い (c.f. 図 1)、下記の方程式を解く。

⃗ · (ni⃗v ) = fi (nj , Nj , T, G0 )∂t ni + ∇
(1)
(
)
2
⃗
⃗
⃗ p + B + ρ⃗v ⊗ ⃗v − B ⊗ B = 0 (2)∂t (ρ⃗v )+ ∇
8π
4π
{(
}
)
⃗ · ⃗v
B2
B⃗⃗∂t e+ ∇ ·e+p+
· ⃗v −
B
8π
4π⃗ · κ∇T⃗ − L(ni , Ni , T, G0 )
=∇
∑
⃗ =∇
⃗ × (⃗v × B)
⃗
∂t B
; ρ=
m i ni明である。その上、「フィラメント」は乱流物理と関係なく便宜的に定義されている。これは実際の三次元的な形すらも分かっていないということである。その為、定量的な解析を行う際に不都合が生じる ( B.

(3)
(4)

i

e=

p
ρv 2
B2
+
+
γ−1
2
8π

(5)

ここで、下付き文字ｉは化学種 p、Ｈ、H2、He、He+、

Elmegreen & J.Scalo 2004)。そこで、フィラメント C、C+、および CO を表し、fi は種 i の化学反応項2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 二相 HI ガス磁気乱流数値計算の密度進化であり、L は単位体積当たりの正味冷却速度である。 In general, the partition function of multifractal sets
他の記号は通常の意味を持つ。化学反応係数と正味

scales as
Zq (ϵ) ∝ ϵτqの冷却速度は、温度（T）、外部放射場の強度（G0）、
および化学種とダスト（Ni）の柱密度に依存する。

(8)with τq named correlation exponent of order q. The
relationship between τq and q is

2.2

MFS Analysis

τq = qh(q) − E

The fractal dimension expresses the degree ofcomplexity of a self-similar object, and in particular
its ability to fill the hosting space. Importantly, it
is not an integer number, exceeding the Euclidean
dimension of the set. In this respect, the fractal dimension represents a meaningful indicator for quantifying the structure of complex, nested, convoluted
structures which depart from the smooth appearance of Euclidean shapes.
Considering a set constituted by points (as e.g.
black pixels in an image with a white background),and covering it with boxes of size ϵ, we can define
the probability measure of points contained in theith box as Pi = Ni /N , where Ni is the number ofpoints in the ith box, out of a total number N . The
qth generalized dimension Dq is defined as
1 log Zq (ϵ)ϵ→0 q − 1log ϵDq = lim

where the partition function of the qth order is
Zq (ϵ) =

∑
i

Piq

(6)

(9)

where E indicates the Euclidean dimension of thevolume hosting the structure. A tool typically used
for the multifractal analysis is the singularity spectrum, or multifractal spectrum (MFS). If our simulated column density maps a multifractal, the probability Pi scales with ϵ as a power law with exponent
αi (also known as singularity strength), as a function of the position: Pi (ϵ) ∝ ϵαi . Given the fractal
dimension f (α) of the subset of boxes having singularity strength in the range (α, α + dα), the MFS
is just the curve of f (α) versus α. It represents thecontributions to the geometry provided by interwoven sets with diﬀerent singularity strengths. The
relation between the MFS and the generalized dimensions is expressed by the Legendre s transform:
α(q) =dτqdq;

f (α(q)) = qα(q) − τq

(10)

The MFS gives information about the relative importance of various fractal exponents present in the(7) map, and in particular its width indicates the range
in which such exponents lie.

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 上、CNM 相のフラクタル次元統計量下、分子相の場合。黒い線は乱流カスケードのアナリティカルモデル (ref) の一つである

3

Results
シ ミュレ ー ション の 柱 密 度 図 か ら 、各 相

(CNM,H2,CO) の 形 状 を 解 析 し 、各 ス ケ ー ル に対応する構造が分かり、Analytical 乱流モデルとの比較を行った。 (c.f. 図 2) 予想通り (c.f. 図 3)、

CNM の大きいスケールと小さいスケールのどちらでも、フィラメント状が優勢であり、それより高い
次元は中間のスケールにしか存在しない。分子相では、大きいスケールの雲状を見たり、雲の内の小さ
いスケールではフィラメント状が存在する。その結果は、先行研究 (D. Chappell & J. Scalo 2001) の観測結果と良い一致する。さらに、まだ予備的なのに本研究の観測データ (IC5146,Herschel) と一致しそう。その結果、更にスケールごとの形状が乱流の性質と密接に関連していることが分かった。

4

Discussion

4.1

乱流星形成

図 3: 数値計算の相の柱密度。上: 分子相、中: CNM
相、下: CO 相。左から右までは 3,6,9Myr の時間進化

質、乱流のマッハ数、圧縮性の強さ (M, b)、と磁場
超音速乱流のカスケードメカニズムが分かれば、 強度 (プラズマ β) が決めり、以上の式になる。
それは分子雲の中で星形成を起こすようなフィラメ
ントやコアといった高密度構造の起源と結びついて(s ≡ ln(ρ/ρ0 ) ;るはずであるため、星形成のトリガー機構を理解できる。中心極限定理より、超音速乱流は密度分布をLognormal にする、分布の端にいる重力束縛された
高密度ガスは星形成する。分布の広がりは乱流の性

σs2 = ln

β
1+b M
1+β
2

2

)
(11)

分布関数は

]
[
1
(s − ⟨s⟩)2
ps ds = √
ds
exp −
2σs2
2πσs2

(12)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: Herschel の Pacs—Spire によって較正された HI ガスの柱密度と書ける。乱流の起源やその普遍性、素過程は不明
だが商業的に成功したモデルである。

4.2(Tohoku U.) for the many helpful advice and comments, as well as Philippe André (CEA) for granting access to Herschel data, and Patrick Hennebelle(CEA) for fruitful discussions and comments.

フィラメント星形成と IMF

IMF の high-mass 側が Salpeter 型でないという強い証拠はなく、フィラメントの線密度が Kolmogorov
的なゆらぎを持つならば Salpeter 型 IMF が再現される。(P. Hennebelle & E. Falgarone. 2012)
フィラメントの場合、波長が小さい (または大きい)
ゆらぎだと、小 (大) 質量コアに分裂される。実際のフィラメント (Taurus, IC5146) で測ると、観測と無矛盾である (c.f. 図 4)。

References
Ph. André et al. A&A 518 L102 (2010)
B. Elmegreen & J.Scalo AA Ann.Rev. 42:1, 211-273(2004)
D. Chappell & J. Scalo ApJ 551 712 (2001)
Hennebelle, P. & Falgarone, E. Astron Astrophys Rev(2012) 20: 55.
C. Federrath, MNRAS, 457, 1, 375-388 (2016)

5

Conclusion
現実的な多相星間媒質の数値計算を用い、次元及

び乱流の統計量の解析を行い、超音速乱流のカスケー
ドメカニズムに基づいて Analytical Model と良い一
致し、予備的な実際の観測との比較を行っている。これから、他の観測データと比較を行い、星形成のトリガー機構を理解するようにコア質量関数の統計量を計算を行うつもりです。

Acknowledgements
PG thanks Inoue Tsuyoshi (Nagoya U.) for his
help on handling the simulation, Omukai Kazuyuki

Miville-Deschenes,Norman Murray, and Eve J. Lee,
APJ, 834, 1 (2017)
Heiles, Carl; Li, Di; McClure-Griﬃths, Naomi; Qian,
Lei; Liu, Shu, RAA, 19, 2, 017 (2019)

——–indexb1
超新星残骸内における超新星爆発による宇宙線加速京都大学大学院 理学研究科
安田 晴皇2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

超新星残骸内における超新星爆発による宇宙線加速
安田 晴皇 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
高エネルギー天文学の課題の 1 つとして、宇宙線加速機構が挙げられる。これまで、knee と呼ばれるおよ
そ 1015.5 eV 以下のエネルギーの宇宙線 (銀河宇宙線) は、超新星残骸 (Supernova Remnant; SNR) での拡
散衝撃波加速理論 (Diﬀusive shock acceleration; DSA) によって加速していると考えられてきたが、最近の

SNR の観測 (e.g. Aharonian et al. 2007) からは、1 つの SNR による宇宙線加速では、最高エネルギーがknee に到達することが難しいことが言われてきている。 しかし、これまでの SNR での宇宙線加速の先行研究では、単純化された星周環境が用いられてきた。そのため、複雑な 星周環境下での SNR における宇宙線加速を研究することが重要である。
そこで我々は、スーパーバブルと呼ばれる天体に注目することにした。スーパーバブルは、局所的に存在す
る複数の 星の星風が作る大規模構造である。スーパーバブル内部では、超新星爆発を起こした星の残骸の内部で、新たに超新星 爆発が起こることが予想される。その際に新たに作られる宇宙線は、残骸内の重元素の空間分布を反映するため、通常 の星周環境の場合とは異なる性質を持った宇宙線が生成されることが期待される。そこで本研究では、超新星残骸内部 で新たに超新星爆発を起きたときの宇宙線加速をシミュレー
ションする。シミュレーションで得た超新星残骸の密度や 重元素分布などを初期条件にして、Yasuda & Lee(2019) で開発された一次元流体計算に一次元準解析的な衝撃波加速 計算を組み合わせたコードを使用し、中心での超新星爆発による宇宙線加速を計算し、観測されている元素により異な るベキ指数などを再現できるか確認する。本講演では、本研究の進捗状況を報告する。

1

Introduction
1912 年に Victor Hess により宇宙線が発見されて以来、宇宙線がどこで、どのように、どれだけ加速されるか (宇宙線加速機構) を解明することは、高エネル
ギー天文学における重要な課題の 1 つである。これまで knee と呼ばれる 1015.5 eV 以下のエネルギーの宇宙線 (銀河宇宙線) は、超新星残骸 (Supernova remnant;

SNR) が作る非相対論的な無衝突衝撃波における、
拡散衝撃波加速機構 (Diﬀusive shock acceleration;

DSA) だと考えられてきた。しかし最近の SNR 研究から、観測 (e.g. Aharonian et al. 2007) と理論 (e.g.

Yasuda & Lee 2019) のどちらにおいても、最高エネ 図 1: 元素毎の宇宙線スペクトルのベキ指数。(引用
ルギーが knee に到達することが難しいことが示唆さ 元： Aguilar et al. 2018)
れてきている。また DSA は電荷や質量数によらないにも関わらず、地球で観測される宇宙線スペクトル

用されてきたため、より複雑な環境を考慮することのベキ指数が、エネルギーや元素毎に異なるというでこれらの問題点を解決することが可能になると期結果も報告されている (図 1)。これまでの先行研究待される。

では、SNR 周りの星周環境として単純なモデルが使2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
そこで我々はスーパーバブルと呼ばれる天体に着ル (ベキ指数は 9 を使用) に、Rauscher et al. (2002)目した。スーパーバブルは、OB アソシエーションのの a15s28c モデルで計算された元素分布から見積もっ様な大質量星が集中した領域において、多数の星かた分布 (図 2) を組み合わせたモデルを用意した。

らの星風や超新星爆発によって形成されるバブル状の大規模構造である。そのため、スーパーバブルの内1部は通常の星周環境と元素分布がかなり異なり、ベキ

et al. 2016)。そこで我々は、Yasuda & Lee (2019)で開発した流体計算と DSA 計算を同時に行える CR-

Hydro コードを用いて、スーパーバブルにおける宇宙線加速を数値計算することにした。

Mass fraction

指数の違いに影響を与えると考えられている (Ohira

H
He
C
N
O
Ne
Si
S
Fe
Ni

0.1

本研究では、テスト計算として進化した SNR の中で、超新星爆発が新たに起きた場合に作られる宇宙線スペクトルが、単独の SNR で作られる宇宙線スペ
クトルと比べ、どの様に変化するのかを調べること

0.01

0.1

1
M [Msun]10にした。
図 2: 本研究で用いた独自の元素分布モデル。(参考：Rauscher et al. 2002)

2

Methods
本研究には、Yasuda & Lee (2019) で開発された

1 次元宇宙線流体計算コード、CR-Hydro code を用いた。このコードは流体・宇宙線加速・非熱的放射を同時に計算できるコードである。また宇宙線加速計
算には、Caprioli et al. (2009, 2010) の非線形拡散衝

また、1 回目の超新星爆発の際の星周空間は、簡単のため np = 1.0 cm−3 の一様分布とし、元素分布はAnders & Grevesse (1989) の太陽組成を用いた。ここで np は水素密度である。ejecta と星周空間の両方に対して考慮した元素は、1 H、4 He、12 C、14 N、16 O、
20

撃波加速 (Non-linear DSA; NLDSA) を用いて、流Ne、28 Si、32 S、56 Fe、58 Ni の 10 種類である。

体へのフィードバックを考慮しているので、10 年から数千年までの長時間に渡って consistent な計算を可能にしている。本研究ではこのコードを改良して、重イオンの加速も考慮できるように改良した。

3

Results & Discussion
2 回目の爆発から 1,000 年後の宇宙線スペクトルを計算の初期条件として、重力崩壊型超新星を考え

図 3 に示す。各点は加速されている元素の違いを表て、元素分布を考慮した超新星のコアを 10 万年までしており、O より重い元素のみが加速されているこ

進化させる。その後、その中心に再び超新星コアをとが分かる。これは 1,000 年までしか計算できてお置いて、2 度目の爆発を起こすことで、新たな超新星

らず、CO コアよりも内側の層までしか衝撃波が到爆発による衝撃波が、昔の超新星残骸の中を進むた

達していないからである。逆に言えば、位置ごとのめ、その場所の元素分布を反映した宇宙線加速計算

元素分布を反映した流体計算と、宇宙線加速を同時を行える。

に計算できていることを表している。

本テスト計算では簡単の為、2 回とも同じ質量と爆元素毎のベキを見てみると、Ni 以外の元素につ発エネルギーの超新星が起きたと考え、ejecta mass

いてはほぼ同じベキを持っていることが分かる。Niと爆発エネルギーはそれぞれ、11M⊙ と 1.2×1051 erg

だけ異なる原因については現在解析中である。異なを用いた (Rauscher et al. 2002)。超新星の ejecta とる元素間で同じベキを持つ理由は以下のように考えして、Truelove & McKee (1999) の power-law モデられる。加速された宇宙線のスペクトルは、簡単に
は f (p) ∝ p−n と書け、n = 3u1 /(u1 − u2 ) であり、

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
元素毎によるベキ指数の変化は見受けられなかった。

H
He
C
N
O
Ne
Si
S
Fe
Ni

-16

-16
1x10
10

p 4 f(p) [a . u.]-1810
1x10-18

これは位置毎に元素分布は異なるが、衝撃波の速度があまり変化していないことによるものと考えられる。そこで、これからの研究では計算時間を延ばし、内側からの爆発をさらに繰り返し、宇宙線のベキが時間や爆発の回数でどのように変わるか、調べてい

-20
-20
1x10
10

く予定である。
また、今回の研究では全く同じ超新星が起きたと

-22
-22
1x10
10

考えたことや、その超新星コアの流体構造と元素分
布は別々に用意し、それぞれ簡単なものを用いたこ

-24

1x10
-24
10

となど、簡単化した部分も多くある。そこで将来的
-3
0.001
10

-2
0.01
10

-1
0.1
10

101
101 0p [m c]10

p

1002
10

10003
10

4
10000
10

図 3: 2 回目の爆発から 1000 年後の宇宙線スペクト
ル。各点種は元素の違いを表している。

u1 , u2 はそれぞれ衝撃波の上流と下流の速度である。

には、超新星前の流体と元素分布のデータから、超新星後の流体構造と元素分布のデータを得ることで、コンシステントなコアを用意する、質量や元素分布が異なる超新星コアを使うなど、より正確に計算できるようにもしていく。

つまりベキ指数は衝撃波の速度に大きく依存している。今回の計算では一発目の超新星残骸が 100,000 年
進化したことにより、残骸内部の密度がかなり薄く

Acknowledgement

なってしまっているため、衝撃波がほとんど減速せ

本研究の遂行にあたり、懇切丁寧な指導をしていずに残骸内部を伝播することになる。その結果、現ただいた、指導教官の Herman Lee 講師に深く感謝

在の計算の範囲内では衝撃波の速度が場所によってします。

変わらないため、同じベキを生み出していると考えられる。
したがって、元素毎のベキを変えるためには、位置毎に異なる元素分布と衝撃波の速度の 2 つが重要であると考えられる。今回は内側から一回の爆発しか考えなかったが、爆発が N 回起きたなら毎回出来

Reference
Aguilar, M., Ali Cavasonza, L., Alpat, B., et al. 2018,
PRL, 121, 051103

る衝撃波によって、物質が掃き集められて密度が高Aharonian, F., Akhperjanian, A. G., Bazer-Bachi,
A. R., et al. 2007, AAP, 464, 235

くなっていく。そのような環境を衝撃波が走ると、位Anders, E., & Grevesse, N. 1989, GCA, 53, 197

置毎に衝撃波の速度が変わり、元素毎のベキ指数も変わることが期待できる。

Caprioli, D., Blasi, P., & Amato, E. 2009, MNRAS, 396,
2065
Caprioli, D., Amato, E., & Blasi, P. 2010, Astroparticle
Physics, 33, 307

4Conclusion
我々は、観測される宇宙線を説明するためにスーパーバブルによる宇宙線加速を調べることにした。そこで本研究では、スーパーバブル内部の構造をモデ

Ohira, Y., Kawanaka, N., & Ioka, K. 2016, PRD, 93,
083001
Rauscher, T., Heger, A., Hoﬀman, R. D., et al. 2002,
ApJ, 576, 323

ル化して、超新星残骸内における超新星爆発によるTruelove, J. K., & McKee, C. F. 1999, ApJS, 120, 299

宇宙線スペクトルを調べた。その結果、今回用いた

Yasuda, H., & Lee, S.-H. 2019, ApJ, 876, 27

モデルで計算された宇宙線スペクトルは、Ni 以外の

——–indexb2
すざく衛星による W51 領域からの中性鉄輝線の発見奈良女子大学大学院 人間文化研究科
嶋口 愛加

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

すざく衛星による W51 領域からの中性鉄輝線の発見
嶋口 愛加(奈良女子大学大学院 人間文化研究科)

Abstract
銀河系内宇宙線は超新星残骸で加速していると考えられている。ガンマ線放射の観測によって高エネルギー
宇宙線の調査が行われてきたが、低エネルギー宇宙線の有効な観測方法は未だ確立されていない。そこで、
低エネルギー宇宙線が中性鉄を電離して、中性鉄輝線を放射することに着目し、低エネルギー宇宙線の調査を行っている。W51 領域は、星形成領域や超新星残骸などが位置する複合領域となっており、π 0 崩壊によるガンマ線放射が観測されていることから、宇宙線加速が行われていることが期待されている。私たちはすざく衛星のデータを用いて、電波シェルや分子雲と相関した中性鉄輝線放射を発見した。

1

Introduction
宇宙線とは、宇宙空間を飛び交っている高エネル

ギー粒子の総称であり、そのスペクトルは 1015.5 eVに折れ曲がりを持っている。このエネルギー以下の宇宙線は銀河系内起源であると考えられており、その加速源として超新星残骸（supernova remnant : SNR）
が有力と考えられている。

の SNR であり (Koo et al. 1995)、分子雲と相互作用している (Koo & Moon 1997)。加えて、π 0 崩壊によるガンマ線も観測されていることから (Abdo et al.

2009)、宇宙線加速が行われていることが期待される。
X 線天文衛星すざくを用いた観測でも、宇宙線の加速が行われている可能性が示唆されている (Hanabata

et al. 2013)。そこで我々は、低エネルギー宇宙線起

49

源の中性鉄輝線が放射されている可能性が高いと考GeV-TeV 帯域まで加速された高エネルギー宇宙線
え、解析を行った。
は、ガンマ線を用いて測定できる。特に 280 MeV 以.4上のエネルギーを持つ高エネルギー陽子は、分子雲.2する。この観測により、宇宙線陽子の情報を得るこ

49と相互作用をして π 0 崩壊を起こし、ガンマ線を放射
W51A

.0

49

とができる。しかし、280 MeV 以下の低エネルギー
宇宙線（low energy cosmic rays：LECRs）は未だ

2

観測情報が少ない。宇宙線加速を理解するためには、

LECRs の有効な観測方法を確立することが重要である。
そこで我々は LECRs が周辺にある冷たいガス中の鉄原子を電離し、中性鉄輝線を放射することに着目を

W51C
0
-1.

8
-0.

6
-0.

4
-0.

-0.

W51B

して、SNR に付随する中性鉄輝線の調査を行っている。実際にこの方法で、いくつかの SNR から宇宙線

図 1: W51 複合領域の ROSAT の soft band (0.7-起源である中性鉄輝線が見つかっている (Nobukawa

2.0 keV) イメージ。青のコントア：VLA 1.4GHz 観
et al. 2018 ; Saji et al. 2018)。これらの SNR は、 測、マゼンタのコントア：12 CO(J=2-1) 観測、緑の(1) middle-aged の SNR である, (2) 分子雲と相互作 円： pulsar wind nebula 、黄色の円：HII 領域を示用している という特徴がある。

す (Hanabata et al. 2013)。また黒の実線は X 線天W51 領域は、星形成領域 W51A, W51B や SNR 文衛星すざくの観測視野を示している。
W51C が位置する複合領域である (図 1)。SNR W51C

(G49.2 − 0.7) は年齢が約 3 × 104 年の middle aged

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
00

0.0

Instruments
and Observations

0

0

48
.80

.80

0

0

れた。図 1 にすざくの観測領域を示し、表 1 に観測

60

-0.

0

.00

Imaging Spectrometer) によって 2 視野の観測が行わ

40

-0.

20

49

SNR W51C はすざく衛星に搭載された XIS (X-ray

Galactic latitude

-0.

00

.2
49

2

0

l

ログを記す。

b

W51C は銀河面に位置しているため、バックグラウ
ンドとして、銀河リッジ X 線放射 (Galactic ridge XGalactic longitude
0
.40

49

ray emmision : GRXE) の寄与を考慮する必要がある。この放射強度は銀経銀緯への依存性が高いため、

0

表面照射型 (Frontside Illuminated : FI) の XIS0 と

0
30

-0.

.20

XIS4 台のうち、XIS-2 は 2006 年に故障したため、

0
20

-0.

49

1:BGD) を用いて、GRXE の評価を行った。

00-

Galactic latitude

W51C の近くに位置している 3 つの観測データ (表

0.0
00
0.1

0
40
-0.
0
50

-0.
0
70

-0.
-0.

0
.00
49

XIS3、背面照射型 (Backside Illuminated : BI) のXIS1 のデータを解析した。本集録において、誤差は

l
b

0
80

全て 1σ である。
Galactic longitude

図 2: 上図: soft band (0.2 − 5.0 keV) のイメージ。

表 1: 観測ログ
座標 (l, b)

観測時間(49◦ .11, −0◦ .31)

下図: hard band (5.0 − 8.0 keV) のイメージ。緑の504066010

44.1 ks

W51C E

504067010(49◦ .11, −0◦ .54)

43.7 ks

円: pulsar wind nebula 、黄色の円: HII 領域を示す。

BGD

504043010(40◦ .16, −0◦ .89)

40.0 ks

506019010(36◦ .01, 0◦ .06)

40.7 ks

506020010(36◦ .16, −0◦ .24)

24.5 ks

領域名

ID

W51C W

3.2

スペクトル解析

3.2.1

GRXE 成分の評価

GRXE の寄与を評価するために、表 1 に示した 3

3

Results

3.1

X 線イメージ

つの BGD の観測データを足し合わせてスペクトル解析を行った。放射は、6.40 keV (Fe I), 6.70 keV(Fe XXV), 6.97 keV (Fe XXVI), 7.05keV (Fe I Kβ)の輝線放射と、制動放射のモデルで表し、星間吸収放射の形態を調査するために、図 2 に示すように、 は N H= 3.0 × 1022 cm−2 で固定する。また、宇宙エネルギーバンドごとの X 線イメージを作成した。 背景 X 線放射 (Cosmic X-ray Background : CXB)

soft band のイメージでは、SNR に付随するプラズマ は、Kushino et al. (2002) を用いて評価する。6.40からの放射が見られる。hard band のイメージで明 keV 輝線と 6.70 keV 輝線強度の結果を表 2 に示す
るい点源は、図 1 で示した既知の pulsar wind nebula(χ2 /d.o.f. = 45.50/47)。

や HII 領域と一致し、それ以外では目立った放射は見られなかった。

表 2: BGD の輝線放射強度のベストフィット値
6.40 keV 輝線強度 1 (0.61 ± 0.37) × 10−8
6.70 keV 輝線強度 1 (3.40 ± 0.43) × 10−8
1 単位: ph s−1 cm−2 arcmin−22019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
また、Uchiyama et al. (2013)、Yamauchi et al.

表 3: GRXE の空間分布モデルから期待される輝線放射強度

410−46.40 keV 輝線強度 1 (0.70 ± 0.50) × 10−8χ

1 単位: ph s−1 cm−2 arcmin−22

6.70 keV 輝線強度 1 (3.20 ± 0.66) × 10−8

表 2 と表 3 を比べると、輝線強度が誤差範囲内で一致した。これより、BGD 領域のベストフィット値
を Uchiyama et al. (2013)、Yamauchi et al. (2016)の scale length 、scale height を用いて、W51C の観測視野での強度に補正したものをバックグランドモ
デルとした。

3.2.2

Energy (keV)

図 3: 視野全体に対するスペクトル解析の結果。黒 :FI , 赤 : BI のデータを示し、実線 : 非熱的モデル,
点線 : バックグラウンドモデルを示す。

3.3

中性鉄輝線の強度の評価−4 −2 0の強度を計算した。その結果を表 3 に示す。

counts s−1 keV−1て、3 つの BGD のデータを重み付け平均した GRXE

10−3

0.01

(2016) で報告されている GRXE の強度分布を用い

中性鉄輝線の強度分布

中性鉄輝線の強度分布を調べるために、視野全体の領域を分割してスペクトル解析を行った。

すざく衛星で観測した視野全体の領域 (図 1 参照)

それぞれの領域の銀緯で補正したバックグラウン

からスペクトルを抽出し、エネルギーバンド 5.0−10.0 ドモデルと、非熱的モデルを用いて中性鉄輝線の強keV でモデルフィットを行い、中性鉄輝線の調査をし 度を求めた。得られた強度を map にして、図 4 に示た。
すとおり、VLA 1.4 GHz 観測と 12 CO(J=2-1) 観測

W51C 領域のスペクトルと 3.2.1 で示したバックグの分布を重ねた。この結果から、電波シェルや分子

ラウンドモデルを比較すると、連続成分と 6.40 keV雲と相関して、中性鉄輝線が強く放射されているこ

輝線の超過が見られた。そこで、非熱的モデル (6.4とが分かった。

keV 輝線＋べき関数）を加えてスペクトル解析を行った。星間吸収は N H= 2.0 × 1022 cm−2 (Hanabata etal. 2013) で固定した。その結果を図 3、表 4 に示す(χ2 /d.o.f. = 70.16/51)。中性鉄輝線を 3.22σ の有意度で検出した。

4

Discussion
中性鉄輝線の起源について議論する。候補として考えられるのは、SNR のプラズマからの放射、光電
離による放射、または宇宙線の衝突電離による放射表 4: 視野全体を解析した結果

である。

model

parameter

value

まず初めに、プラズマ起源の可能性を考える。イジェ

powerlawΓ2.50 (fix)クタに含まれる鉄原子は逆行衝撃波によって電離さ

norm1(1.04 ± 0.05) × 10−2
(1.31 ± 0.41) × 10−8れる。若い SNR では、逆行衝撃波がまだ届いていな

Flux2

gaussian (6.40 keV)
1 単位：ph s−1 cm−2

2 単位：ph s−1 cm−2 arcmin−2い、または鉄原子を電離するのに十分な時間が経過していない場合があり、6.4 keV に近い中心エネルギーの鉄輝線が放射されることがある。しかし、W51C
は middle aged の SNR であることから、鉄原子が低電離状態である可能性は低い。また、図 2 の soft

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

49

.40
49

.40
0

0

0

.20
0

-0.

0

0

0
80

.80
48

.80

0
60

0

48

-0

0
40
-0.

.00

0

-0.

0
20
-0.

49

.00

0
80
-0.

49

0
40

0
.60

0
20
-0.

00
0.2

49

0

.20

49

0
0.2

-0.

l
b

l
b

2.03e-09 5.51e-09

1.25e-08

1.95e-08

2.65e-08

3.34e-02.03e-09 5.51e-09

1.25e-08

1.95e-08

2.65e-08

3.34e-0

図 4: 中性鉄輝線の強度マップ。マゼンタのコントア:12 CO(J=2-1) 観測, 青のコントア: VLA 1.4GHz 観測の分布, 白の実線: すざくの観測視野を示す。カラースケールの単位は ph s−1 cm−2 arcmin−2 。

band イメージで示したプラズマからの放射の分布とAcknowledgement

中性鉄輝線の強度分布が異なることから、プラズマ起源である可能性は低い。
次に、光電離起源の可能性を考える。これは周辺に明るい X 線源が存在し、その X 線が分子雲に照射する

日頃からご指導くださっている山内茂雄教授、信川久実子氏をはじめ、本研究にアドバイスをくださった皆様に感謝申し上げます。

ことによって中性鉄輝線が放射される。このような中性鉄輝線は銀河中心領域で発見されている (Koyama

Reference

2018)。しかし、W51C は周辺に十分な明るさの X 線源は観測されていないため、光電離の可能性も低い。 Nobukawa et al. 2018, ApJ, 854, 87
最後に、宇宙線の衝突電離起源の可能性を考える。この放射のメカニズムは、Section1 で記述した通りでSaji et al.2018, PASJ, 70, 23S
Koo et al.1995, ApJ, 447,211ある。W51C は分子雲と相互作用があること (Koo &Moon 1997)、また、中性鉄輝線の強度分布がシェル

Koo & Moon 1997, ApJ, 475, 194や分子雲の分布と相関していることから、衝撃波でAbdo et al. 2009, ApJ, 706, L1

加速された粒子が分子雲の中に侵入して鉄原子に衝

Hanabata et al. 2013, PASJ, 65, 42

突し、中性鉄輝線を放射した可能性が高い。

Yamauchi et al. 2016, PASJ, 68, 59
Uchiyama et al. 2013, PASJ, 65, 19

5Conclusion

Kushino et al.2002, PASJ, 54, 324

X 線天文衛星すざくの観測データを用いて、W51 Koyama 2018, PASJ, 70, 1
領域での中性鉄輝線の探査を行った。その結果、シェルや分子雲の分布と相関した中性鉄輝線放射を発見した。その起源は、衝撃波で加速された粒子が分子雲中の鉄原子を電離したものである可能性が高い。

8

——–indexb3
CO J=3-2 輝線データを用いた銀河系高速度分子雲の統計的研究
慶應義塾大学大学院理工学研究科
宇留野 麻香2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

CO J=3–2 輝線データを用いた銀河系高速度分子雲の統計的研究
宇留野 麻香 (慶應義塾大学大学院理工学研究科)

Abstract
銀河系中心分子層（CMZ) には高速度コンパクト雲（High Velocity Compact Clouds; HVCC）と呼ばれる、空間的にコンパクト（d ≤ 5 pc）かつ非常に広い速度幅 (∆V ≥ 50 km · s−1 ) を有する特異な分子雲が多数報告されている。この分子雲群は CMZ 内の特異性や中心核超大質量ブラックホール形成シナリオの解明において非常に重要な天体群であると考えられている一方で、CMZ 内に於ける空間・速度分布や概数等についてはまだ統一的な見解がなされていない。HVCC は分子ガスの集中する領域に存在する為一般にその同定作業は困難であり、先行研究で開発された自動同定アルゴリズムにより以前までの主観的な同定状況からは著しい改善が見られたものの、取得データ内で目視で確認される HVCC 全てを自動同定するレベルには未だ到達できていない。
今回私達は、JCMT で取得された CO J=3–2 輝線のデータに対し HVCC 自動同定アルゴリズムを適用した。これは、CO J=3–2 輝線が先行研究で用いられた J=1–0 輝線より高温かつ高密度な領域から放射される為、加熱・圧縮プロセスが働いている HVCC をより効率的にトレースできる可能性を期待したものである。今回の同定作業では、輝線の変更に伴い各パラメータを再検討し、目視で確認される HVCC や詳細な研究がなされた HVCC との対応が最大化されるよう判断基準を厳密化した。その結果、CO J=3–2 輝線
データ中に 89 個の HVCC 候補天体が検出された。

1

Introduction
我々の住む銀河系には、中心から半径 200 pc 以内の領域に分子ガスが強く集中する領域（銀河系中心分子層；CMZ) が存在する。CMZ は銀河系円盤部に比べて高温・高密度・強い磁場などの特異な物理状態を有する事が知られているが、その起源は未だ解明されていない。CMZ 内では高速度コンパクト雲（High Velocity Compact Clouds; HVCC）と呼ばれる空間的にコンパクト（d ≤ 5 pc) かつ非常に広い
速度幅 (∆V ≥ 50 km · s−1 ) を有する特異分子雲が多数発見されている。これらの HVCC のうち特に運動エネルギーの高いものは、大質量星団中の度重なる超新星爆発もしくは中質量ブラックホール等の点状重力源との遭遇により形成されたと考えられており、銀河系中心分子層の特異性及び中心核超大質量
ブラックホールの形成シナリオの解明において非常に重要な天体群であると示唆されている (Oka et al.

(1998))。
HVCC は分子ガスの集中する領域に存在するため、一般にその同定作業は容易ではない。2008 年の永井の先行研究に於ける HVCC 同定作業は、雲構造をデータから抽出しその後目視で HVCC の空間サイ
ズ、速度幅を満たす分子雲を選別するという、主観的かつ膨大な時間と労力を要するプロセスであった。
その後 2018 年の徳山の先行研究により同定作業が改良され、客観性を持ちつつ自動的に HVCC を同定するようなアルゴリズムが開発された。

HVCC の自動同定アルゴリズムは（1）円盤部の吸収を軽減する pressing method、（2) 空間的にコンパクトで広い速度幅を持つ成分を抽出する

unsharp masking、（3）雲構造を同定する modified
CLUMPFIND の三手順で構成されている。徳山の先行研究では、CMZ の一酸化炭素 (CO) の J=1–0 回転遷移スペクトル線データに対して前述の HVCC 自動同定アルゴリズムを適用し、それまでの目視による同定に頼っていた状況を著しく改善した。一方で、徳山の研究で使用した CO J=1–0 輝線は低温・希薄な分子ガス雲をトレースするものであり、CMZ 中に2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
おいても一際高温・高密度状態にある HVCC の同定が σV < 20 km · s−1 のものを除外し、残った天体を作業に相応しいものではなかった。本研究では、高高速度コンパクト雲の候補天体とした。

エネルギー現象に関連している可能性のある HVCC
をより能率的に抽出することを目的とし、パラメー
タの再検討並びに得られた HVCC の統計的解析を行った。

4

Results

4.1

Pressing method
Pressing method を施す前のデータを図 1 に、

2

Observationpressing method が適用されたデータを図 2 に示す。

本研究はハワイ島のマウナケア山の山頂にある電処理の前後で VLSR = 0 km · s−1 付近の銀経方向に波望遠鏡 James Clerk Maxwell Telescope（JCMT）
を用いて、2013 年 3 月から 9 月、2014 年 7 月、伸びた速度幅の狭い領域が取り除かれているのが分かる。

2015 年 3 月から 6 月に観測されたデータを使用した （Parsons et al.

(2018)） 。用いた受信機は

HARPS（Heterodyne Array Reciver Program）、分光計には ACSIS （Auto-Correlation Spectral Imag-

ing System）を使用した。HARPS の空間分解能は14”、ACSIS の分解能は 0.97MHz、速度に変換して0.842 km · s−1 であった。 CO J=3 − 2 輝線（周波数 345.796 GHz）を観測対象とし、観測範囲は−5◦ ≤ l ≤ +5.0◦ , −1.0◦ ≤ b ≤ +1.0◦ であった。本

図 1: pressing を施される前の銀経−速度図。銀緯方
向は積分されている。

研究では、観測範囲のうち銀河系中心分子層を含む −1.45◦ ≤ l ≤ +2.0◦ 、−0.25◦ ≤ b ≤ +0.25◦ の領域を解析に用いた。

3

Analysis
データから高速度コンパクト雲を抽出するために、本研究では (1) pressing method、(2) unsharp

masking、(3) modified CLUMPFIND の三段階の

図 2: pressing を施した後の銀経−速度図。銀緯方向は積分されている。

処理を施した。観測データは銀河円盤部による吸収を多く含む為、pressing method では円盤部のガスが持つ速度範囲のデータに対して円盤部の影響を4.2軽減させる処理を行った。Unsharp masking では

pressing を施されたデータから空間サイズが小さ
く、速度分散の大きい構造の抽出を行った。Unsharp

masking されたデータから雲構造を同定するには、

Unsharp masking
図 3 は unsharp masking を施した後のデータを指す。図から見て取れるように、空間的にコンパク
トかつ速度幅の大きい成分が抽出されている。

Williams et al. (1994) らによって開発された雲同
定アルゴリズム CLUMPFIND の改良版である mod-ified CLUMPFIND を用いた。最終的には速度分散

4.3Modified CLUMPFIND

Modifed CLUMPFIND を適用し、速度分散がσV ≥ 20 km · s−1 の分子雲をピックアップした結果、

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: Unsharp masking を施した後の銀緯 b = 0.03◦での銀経−速度図。
最終的に 89 個の高速度コンパクト雲候補天体が同定された。その空間分布図を図 4 に示す。CMZ 内全体に広く分布していることが分かる。

図 5: 分子雲のサイズ線幅関係。図は Tokuyama(2018) より改変。x 軸、y 軸共に両対数でプロットしている。
図 4: 同定された HVCC の空間分布図。黒の点が同定された HVCC 候補天体の銀経−銀緯座標での位置

かに異なる分布をしていることが分かる。実際に分を表している。

子雲のサイズ−線幅関係を

σV = AS γ

5

議論:サイズ−線幅関係
一般的に分子雲のサイズ S と線幅 σV の間には、(1)でフィットした際、分子雲の乱流状態が係数 A の値に反映されると考えられている（Shetty et al. (2012)）。
よって、図 5 のそれぞれの分子雲のサイズ−線幅関係
を (1) でフィットし係数 A を比較することによって、σV ∝ S γ

各分子雲の乱流状態の定量的な評価が期待できる。

という関係があると知られている（Larson (1981))。
この関係式は Larson’s Relationships と呼ばれ、分子雲の乱流状態を表す一つの指標として知られている。 6

Conclusion

本研究で得られた高速度コンパクト雲のサイズと線本研究では、先行研究より比較的高い励起状態

幅関係をプロットした結果、図 5 の通りになった。

をトレースできる分子輝線のデータを用い、高速度

赤色の点は本研究で同定された高速度コンパク

コンパクト雲の自動同定を行った。その結果、89 個

ト雲、青色の点は Oka et al.

(2001) によって得らの高速度コンパクト雲候補天体が検出された。また、れた銀河系中心部での一般的な分子雲、緑色の点はサイズ−線幅関係より同定された高速度コンパクト
Solomon et al. (1987) によって得られた銀河系円盤 雲が一般的な分子雲とは明らかに違う性質を持つこ部の分子雲を表している。本研究で得られた高速度 とが分かった。励起状態の高い分子雲を抽出するこコンパクト雲の線幅は同じサイズの一般的な分子雲とができた一方で、同定された高速度コンパクト雲と比べ明らかに広く、高速度コンパクト雲は銀河系の起源は様々である（超新星爆発、重力源との遭遇、

中心部や円盤部に属する一般的な分子雲と比べ明ら

分子雲衝突等）。今後の展望としては、SiO 等のショッ2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
クトレーサーでの CMZ のデータに自動同定アルゴリ
ズムを適用することで、爆発起源の高速度コンパク
ト雲を効率良く追うことができると考えられる。SiOに限らず、CMZ で他輝線を用いて高速度コンパクト雲を同定することによってこの分子雲群の新たな知見が期待できる。

Reference
Larson, R.B. 1981, Mon. Not. R. Astron. Soc., 194, 809
Oka,T., Hasegawa, T., Sato, F., Tsuboi, M., &Miyazaki,A. 1998, Astrophys. J. Suppl., 118,455
Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., et al. 2001, Astrophys.
J., 562, 348
Parsons, H., Dempsey, J.T. et al 2018, Astrophys. J.
Suppl., 234, 22
Shetty, R., Beaumont, C. N., Burton, M. G., Kellly,
B.C., & Klessen, R.S. 2012, Mon. Not. R. Astron.
Soc, 425, 720
Solomon, P.M., Rivolo, A. R., Barrett, J., & Yahil, A.
1987, Astrophys. J., 319, 730
Tokuyama, S. 2018, master’s thesis, Keio University
Williams, J. P., de Geus, E.J., & Blitz, L. 1994, Astrophy. J., 428, 693

——–indexb4
一酸化炭素輝線でのオリオン領域の広域観測
新潟大学大学院 自然科学研究科
関口 卓馬

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

一酸化炭素輝線でのオリオン領域の広域観測関口 卓馬 (新潟大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
本講演は Nishimura et al.(2015) に沿って発表する。星間物質が高密度な領域では、主成分である水素が水素分子の状態で存在するため星間分子雲と呼ばれる。分子雲は星形成の場となっており星形成過程を理解する上で、星形成活動と分子雲中のガスの物理的状態の関係を調べることは大変重要である。そのために、分子雲中に存在する分子の回転輝線の観測を行うが、主成分である水素分子は分子雲の温度では励起されない。そこで一酸化炭素の回転輝線の観測が行われることが多い。12 C16 O(以後、CO) は水素分子に次いで存在量が多く、また 13 C16 O、12 C18 O(以後,13 CO、C18 O) の同位体も存在する。CO は存在量が多いため光学的に厚く、分子雲表面の低密度部分からの放射を反映するため分子雲の全体像を把握することができ、逆に光学的に薄い 13 CO、C18 O は分子雲内部の高密度部分をトレースすることができる。このように一酸化炭
素輝線の同時観測を行うことは、分子雲の状態を探る上で大切な役割を果たしている。この論文は野辺山宇
宙電波観測所の 1.85m ミリ波サブミリ波望遠鏡を用いて CO(J=2-1)、13 CO(J=2-1)、C18 O(J=2-1) で巨大分子雲 OrionA と OrionB を含む 55 平方度のオリオン領域の広域観測を行った。この結果と名古屋大学 4m
望遠鏡、NANTEN 望遠鏡で観測された CO(J=1-0)、13 CO(J=1-0)、C18 O(J=1-0) の比較をし,CO(J=2-1),13 CO(J=1-0),13 CO(J=2-1) に対して大速度勾配近似を用いた解析を行うことで分子雲中の水素分子の密度分布, 温度分布の物理的状態を導出した。これにより Orion 領域の温度, 密度の空間分布と Hα 線との比較
から電離水素領域に面した分子雲の加熱, 圧縮の可能性を示した。

1

Introduction
分子雲は星形成の場であり、その物理状態は星形成に伴い変化する。そのため, 星形成活動の特徴は分子雲の物理状態に反映されることが予想され, 星形成過程の理解には, その母体である分子雲の物理状態 (温度, 密度) を調べることが重要となる。

1),18 CO(J=2-1) の 3 輝線を同時観測できる 1.85m 望遠鏡により Orion 領域の広域観測 (55 平方度) を行った。13 CO(J=2-1),18 CO(J=2-1) での Orion 領域の全域にわたる観測はこれが初めてであり、これにより分子雲全域に渡る温度, 密度の空間分布を明らかにすることができた。

Orion 領域には巨大分子雲 (GMCs) であるオリオン座 A 分子雲, オリオン座 B 分子雲が存在する。

GMCs では中質量星のみならず、太陽の 8 倍以上の大質量星も形成されることが観測から分かっている。このことからも近傍に位置し活発な星形成領域である Orion 領域は、大質量星が分子雲に与える影響を検証する上でも最適な領域である。これまでにもOrion 領域の広域観測により分子雲の密度勾配が示唆されてきた (sakamoto et al.1994)。しかし、これらの観測は CO(J=1-0),CO(J=2-1) での分子輝線を中心としており,CO 同位体の高励起線での観測は少な
く分子雲全域に渡っての詳細な温度分布, 密度分布は明らかではなかった。そこで,CO(J=2-1),13 CO(J=2-

図 1:

13

CO(J=2-1) の積分強度図 (0kms−1 <VLSR < 20kms−1 ), 黒線で囲まれた部分が観測した領域である

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Observations

13の積分強度比の組み合わせ (R2−1/1−0=13 CO(J=213/12

野辺山宇宙電波観測所にある 1.85m ミリ波サブ ミ リ 波 望 遠 鏡 に よ り CO(J=2-1)、13 CO(J=218

1)、C O(J=2-1)(周 波 数 帯 は 230GHz) を 同 時観測した。システム雑音温度は 200〜400K であり、銀 経 銀 緯 に 沿った OnTheFly(OTF) 方 式 でOrionA GMC,OrionB GMC を含む 55deg2 を角度分
解能〜3 で広域観測を行った。これは広域観測において最も高い角度分解能である。これら J=2-1 と既存の J=1-0 のデータである CO(J=1-0)、13 CO(J=1-

1)/13 CO(J=1-0),R2−1 =13 CO(J=2-1)/12 CO(J=21)) を用い LVG 近似を行った。図 2. に示すように
13/12

輝線比 R2−1 (破線) は温度を変えても強度比はあまり変わらず, 密度を変えると強度比の変化は大きい
13
ことがわかる。逆に R2−1/1−0(実線) は温度, 密度の両方への依存性があるため, 観測された二つの輝線比を用いることで交点が一つに決まる。つまり, 輝
線を複数組み合わせることにより分子雲の温度, 密度の推定が可能になる.

0)(Kawabata et al.(1985);Fukui et al.(1991))、
C18 O(J=1-0)(Mizuno&Fukui(2004)) を用いている。 4

Results
図 3. は 観 測 さ れ た CO(J=2-1) 輝 線 と 既 存 のCO(J=1-0) 輝線を用いた積分強度比である。この強12
度比は R2−1/1−0>1 のとき光学的に薄く、高温, 高密度の状態を示す。逆に、<1 では密度 nH2 を反映
し, 比が小さくなるほど低密度になる。OrionA-GMC
では銀緯 b = −19.5◦ に沿って (main ridge 部分) で〜1.0 となり、周辺部は〜0.5 に減少していることが分かる。これは Sakamoto etal.1994 で指摘された傾向と一致しており, 分子雲の周辺部に向かっての密度勾配が考えられている。比が 1 より大きい領域は,
図 1 の 13 CO(J=2-1) の積分強度図でみられるように
13/12
13
図 2: 輝線比 R2−1/1−0(実線),R2−1 (破線) を用いたOrionA-GMC では OionKL(l=208◦ .98,b=−19◦ .36)

LVG 近似による温度, 密度の導出方法

付近にあり、これはトラぺジウムを含む M42 の星の影響を示唆している。OrionB-GMC ではその西側の周囲で比が 1 以上であることから, 周囲の大質量星か

3Methods

らの星風,UV 放射の影響が示唆される。

観測された輝線の積分強度比より分子雲の温度 TK , 水素分子の数密度 nH2 を推定する。この際にスペクトル線に対する輻射輸送方程式と分子のエネルギー準位に関する統計平衡の式を同時に 考 慮 す る 必 要 が あ る (独 立 に は 解 け な い)。そこで大速度勾配近似 (LVG 近似) という手法を用い た 。こ れ は 分 子 雲 に 一 定 の 速 度 勾 配 を 仮 定 す
る こ と で 放 射 強 度 を 求 め る 手 法 で あ る 。こ こ では速度勾配 dv /dr =1.0km s−1 pc−1 , また存在量[CO]/[H2]=1.0× 10−5 ,[CO]/[13 CO]=71 として,3 つの 輝 線 の CO(J=2-1),13 CO(J=1-0),13 CO(J=2-1)

図 3: CO(J=2-1)/CO(J=1-0) の積分強度比

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
13/12

13
図 4, 図 5 は観測された強度比 R2−1/1−0,R2−1 から

図 4. 図 5 で確認された OrionB-GMC の NGC2024

LVG 近似で導出した分子雲の密度分布, 温度分布であ と南部の温度, 密度が高い場所に一致しており, それる。OrionA-GMC では OrionKL,OrionB-GMC では ぞれ NGC2024 による進行中の星形成と OB1b アソ
NGC2024(l=206◦ .57,b=−16◦ .37) 周囲と南部の端で シエーションによる星風,UV 放射による加熱, 圧縮の
高温, 高密度の傾向が見られる。また,LVG 近似での 影響を反映していると考えられる。
密度分布からも main ridge での密度勾配が確認され以上のように 1.85m 電波望遠鏡による CO(J=2-sakamoto etal.(1994) の指摘と同じ結果である。

1)、13 CO(J=2-1)、C18 O(J=2-1) 観測と既存の J=10 データを用い, 複数の輝線比を用いることで Orion
領域の温度分布、密度分布を明らかにした。特に
13

CO(J=2-1) を含めることで LVG 近似による温度,

密度の空間分布の導出が有効であり, これと Hα 線のような他波長観測を用いることで電離水素領域に面した分子雲はその圧縮、加熱により温度、密度が上昇している可能性があることを示した。

図 4: LVG 近似から導出した水素分子個数密度 nH2

図 6: Distribution of the Hα intensity (Gaustad etal.(2001)).contour は CO(J=2-1) の 積 分 強 度 で
2,10,20,50,100Kkm/s

図 5: LVG 近似から導出した運動温度 TK

6Reference
Nishimura et al.2015, ApJ 216:18

Sakamoto et al.1994, ApJ 425,641

5Discussion and Conclusion
この節では前節で示した LVG 近似による温度, 密度分布について考察する。OrionKL,NGC2024 の周囲で密度, 温度は明らかな高まりを示していたが, 分子雲の周囲の影響についても加味する必要がある。そのため, 図 6 で示すように電離水素領域をトレースできる Hα 線で比較した. この結果,OrionKL では大質量星形成による影響が見える。また、OrionB-GMC
では NGC2024 とその南部に peak が見れる。これは

——–index

c1
XMM-Newton 衛星による超新星残骸
SN1987A の RGS データ解析
関西学院大学大学院 理工学研究科
卜部 夕希乃2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

XMM-Newton 衛星による超新星残骸 SN1987A の RGS データ解析
卜部 夕希乃 (関西学院大学大学院 理工学研究科)

Abstract
質量の大きな星の最期に超新星爆発が起こると、超新星残骸（SNR）が発生する。特に、年齢の若い SNRの内部には高温プラズマが存在しており、その物理状態を知るためには、SNR の観測データからプラズマのパラメータを決定することが有効である。1987 年に大マゼラン雲で発生した超新星残骸 SN1987A は太陽系から最も近い場所（距離にして約 50 kpc）で観測された SNR である。X 線観測においては、爆発の数ヶ月後に X 線天文衛星 Ginga が初めて成功し、その後も Chandra や XMM-Newton においての継続的な観測により、軟 X 線領域におけるフラックスの増光と定常化が認められている。XMM-Newton 衛星には X
線観測で主に利用される CCD の他に、反射型回折格子（RGS）が搭載されている。測定できるエネルギー
帯域は 0.35 - 2.5 keV で低エネルギー帯に特化しており、点源にしか適さないものの、分解能が 3.2 eV と非常によいことが特徴である。SN1987A は視直径が 1.7 秒角と XMM-Newton 衛星の PSF（Point Spread

Function）より小さいため、RGS による解析に適している。今回は XMM-Newton 衛星で継続的に観測したデータのうち、最新 7 年分のデータを全て足し合わせて解析を行った。得られたスペクトルをガウス関数
でフィッティングし、輝線比がプラズマ状態を表す指標となることを利用して電子温度を求めた。

1

超新星の進化を追うには、様々な年齢の SNR のプ

Introduction

ラズマ状態について考えることが有効である。今回
超新星残骸とは質量の大きな星が一生の最期に飾る超新星爆発が起きた後に残る天体を指す。超新星
爆発が起こると、太陽質量の 1〜10 倍ほどの物質がは、超新星爆発から 30 年ほどしか経っていない比較
的若い SNR について解析を行い、プラズマ状態を表す一つのパラメータとして電子温度を求めた。

星間ガス中に放出され、星周物質が生じた衝撃波によって加熱されると 107 K に達する高温プラズマの状態となる。星の周囲の電子とイオンが加熱されると電子より重いイオンがエネルギーを持ち、これらのイオンの運動が活発になって熱エネルギーに変換

2

Observations
XMM-Newton 衛 星 は 1999 年 、欧 州 宇 宙 機 関

されると、クーロン相互作用により電子にエネルギー （ESA）により打ち上げられた X 線天文衛星で、３が分配される。この電子が互いに衝突すると周囲の つの巨大な望遠鏡が搭載されているとともに、X 線
イオンを電離していく。この時、イオンの割合が変と可視光または紫外線という２つの波長領域での同化しなくなる状態を電離平衡という。一般に、超新時観測が可能であるという特徴がある。３つの望遠

星残骸は年齢が大きくなるにつれて電離平衡状態に鏡のうち２台には反射型回折格子が配置され、反射近付くとともに、サイズも大きくなっていく。

した X 線を検出するための専用検出器（RGS1,2）がSN1987A は 1987 年に可視光観測により発見され 備わっている。RGS により測定できるエネルギー帯て以来、様々な波長域での観測が行われている。距 域は 0.35-2.5 keV と X 線波長域においては低エネル
離は 51.4kpc と我々から最も近い系外銀河である大 ギー側に特化しており、点源にしか適さないものの、マゼラン星雲で発生したため、超新星爆発した直後

エネルギー分解能が 3.2 eV @1keV と非常によいこを詳細に研究することが可能であるとともに、超新とが特徴である。

星から超新星残骸へ移行する過程を詳細に研究できる唯一の天体である。

XMM-Newton 衛星による SN1987A の観測は 2000
年から行われているが、今回は最新 2 年分のデータ

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校を用いて解析を行った。観測データの概要を表１に示す。

次に、エネルギー帯域 0.905-0.93keV の領域におけるスペクトルを見ると 3 つの主要な輝線を確認することができ、左からそれぞれ f, i, r に対応してい

表 1: 観測データの概要
データ観測年
2014 ,2016
観測時間

1.561 × 105 s

エネルギー帯域0.55-0.58, 0.905-0.93 keVる。ここで O VII と同様に 3 つのガウス関数を導入
し、各輝線のフィッティングを行った。その結果を図2 および表 3 に示す。

電離平衡状態であることを仮定して、xspec を用いて0.1

スペクトル解析を行った。

0.3

今回は、XMM-Newton 衛星に搭載の 2 台の RGSについて 2 年分のデータを足し合わせ、SN1987A が0.2

Analysisnormalized counts s−1 keV−1

3

0.4

0.5

2014−2016 NeIX triplet 0.905−0.930 keV

エネルギー帯域 0.55 - 0.58 keV でのスペクトルを見0

ると３つの主要な輝線を確認することができ、左から

0.905

0.91

0.915
0.92
Energy (keV)

0.925それぞれ O VII の forbidden(f), intercombination(i),y.urabe 25−Jul−2019 20:25

resonance(r) に対応している。ここで３つのガウス
図 2: 0.905-0.93keV のスペクトル関数を導入し、各輝線のフィッティングを行った。その結果を図１および表２に示す。

表 3: Ne IX のフィッティング結果
Energy (keV)
flux (10−6 photons/cm2 /s)

f0.9050 ± 0.0008

75.7+5.16−17.2

i

0.9148 ± 0.0040

21.7+7.79−4.01

r

0.9220 ± 0.0001

95.4+7.60−4.54

4Results and Discussion
今回、電子温度を求めるにあたり、輝線強度比 G

ratio を用いた。
図 1: 0.55-0.58keV のスペクトル

f +i
(1)
r
図 2 は He-like イオンにおけるエネルギー遷移を示
G=

表 2: O VII のフィッティング結果
Energy (keV)
flux (10−6 photons/cm2 /s)

fi

0.5611 ± 0.0001
0.5686 ± 0.0003

r0.5739 ± 0.0010

17.3+8.11
−4.82
+6.87
8.30−7.89
33.3+6.40−7.73

したもので、電離平衡を仮定した場合、G ratio はプ
ラズマの電子温度に大きく依存することが知られている。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Future Prospects
今回の解析は、簡単のために超新星残骸が電離平衡状態にあることを仮定している。しかし、SN1987A
は爆発から 30 年ほどしか経っておらず、電離平衡状態であるとは言い難い。
以上を踏まえて今後は、• 電離非平衡状態を仮定して、輝線強度比が電子温度だけでなく電離度にどのように依存しているのかを調べる• 他の He-like 元素 (Mg XI 等) の輝線強度比を用いて、同様のプラズマ診断を行う
図 3: He-like イオンにおけるエネルギー遷移といった解析を行っていきたい。
今回の観測の結果から得られた G ratio は

それ

ぞれ以下の結果となった。

Reference
O VII：G = 0.77 ± 0.64

(2) Teruaki Enoto, et al. (2015), ASTRO-H group, 9

Ne IX：G = 1.02 ± 0.78

(3)

R.Sturm, et al. (2010), A&A, 1-7

atomdb (atomdb.org/) というデータベースを用いて、各元素のエネルギーや emissivity などを得た。Gratio と電子温度 Te の関係をグラフを図 3 に示す。
1.00
0.95
O

0.90

Ne

G ratio

0.85
0.80
0.75
0.70
0.65
0.60
0.55
0.50
0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

Te (keV)

図 4: Te と G ratio と関係
ここからそれぞれの輝線における電子温度を求めると以下のような結果となった。

O VII：T e = 0.30+6.8−0.28
Ne IX：T e = 0.18+5.0−0.16

D.Porquet, et al. (2010), Springer, 103-117
atomdb (http://www.atomdb.org)

——–index

c2
実験室宇宙物理学の幕開け
青山学院大学大学院 理工学研究科
瀬井 柊人

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

実験室宇宙物理学の幕開け
瀬井 柊人 (青山学院大学大学院 理工学研究科)

Abstract
地球には宇宙線と呼ばれるべき型のエネルギー分布をもつ高エネルギー粒子が飛来している。1015.5 eV までの宇宙線は超新星残骸の無衝突衝撃波で加速されている（エネルギーを得る）と考えられている。超新星残骸の無衝突衝撃
波での宇宙線の加速機構として、速度の大きな粒子が磁気流体波動で散乱され、衝撃波面を行き来することでエネルギーを得るフェルミ加速が考えられている。しかし速度の大きな粒子の注入問題や磁気流体波動の励起過程など未解
決問題が多い。宇宙線加速についてはシミュレーションや観測による検証が行われているが未だ理論的解明には至っていない。本実験では高強度レーザーをターゲットに照射することで、磁化プラズマ中で磁力線に垂直な方向に伝搬する無衝突衝撃波を生成し、宇宙線加速の理解に迫ることを目指す。プラズマ粒子シミュレーションの結果、実験室における無衝突衝撃波の生成では、外部磁場の他に ejecta 役のプラズマ中での Biermann Bttery 効果による自己生
成磁場が重要であることが分かった。ここでは、輻射流体シミュレーションによる Biermann 磁場の見積もりと、粒子シミュレーションによる無衝突衝撃波生成過程の結果について議論する。

1 Introduction
地球には多くの宇宙線が降り注いでいる。宇宙線とは宇宙空間を飛び交う高エネルギーの荷電粒子 (電子、陽子、ヘリウム原子核) を指す。地球に到来する
宇宙線のエネルギースペクトルは図のようになる (図は両対数グラフ)。宇宙線のエネルギースペクトルが熱平衡な Maxwell 分布にはならず、非平衡なべき型分布になっていることが分かる。宇宙線がどこで高エネルギーを得ているか、言い換えれば、宇宙線がどこで加速されているかという宇宙線の起源には様々な候補があり、超新星残骸・中性子星・ガンマ線バースト・活動銀河核等が考えられている。この内 1015.5
以下のエネルギーの宇宙線は銀河宇宙線と呼ばれている。この銀河宇宙線の起源の最有力候補として考図 1 地球に飛来する宇宙線のエネルギースペクト
ル （出典 T.K.Gaisser ）えられているのは、銀河系内の超新星爆発によって形成される超新星残骸中の衝撃波である。しかしこの衝撃波による宇宙線の加速過程は未だに未解決となっている。

2 Methods/Instruments
and Observations
レーザーで生成されるアブレーションプラズマには、密度勾配と温度勾配が非平行に存在し、これによって自己生成磁場が発生する。(Biermann

Battery Eﬀect) 実験室における無衝突衝撃波の生成2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校には、この磁場の影響を考えることが重要となってくる。Biermann 磁場は以下の式によって求められる。

−
→
−
→
⃗
∂B
c ∇Te × ∇ne
=
∂t
ne e

(1)

これを輻射流体コードに post process として組み込
み、アブレーションプラズマの Biermann 磁場がどのように成長するか計算して見積もった。Biermann
磁場を粒子シミュレーションに取り入れ、無衝突衝
撃波の生成過程にどのように寄与するのか計算した。
粒子シミュレーションは無衝突を仮定し、パラメー

図 2 RHD simulation result

タには 2018 年度に行ったレーザー実験で得られた数値を用いた。レーザー生成プラズマを計算する場
合、輻射圧は流体の圧力よりも小さい場合が多いため、輻射流体方程式は以下のように表される。

∂⃗
ρ+ ∇ · (ρ⃗u) = 0∂t(2)∂(ρ⃗u + F⃗ /c2 ) ⃗+ ∇ · (ρuu + p + P⃗ ) = 0∂t(3)∂(ϵ + E) ⃗⃗ · P⃗ ) (4)+ ∇ · [(ϵ + p)⃗u + F⃗ ] = ⃗u · (∇∂t
ここで、ρ, u, p, ϵ は密度、流速、圧力、流体の tatal

図 3 RHD simulation result (r = 0 mm)

energy を表す。F, P, E は輻射流束、輻射圧力テン
ソル、輻射エネルギー密度である。ここに、磁場を以下のように入れ計算した。

−
→
−
→
⃗
∂B
c ∇Te × ∇ne⃗⃗= ∇ × (⃗v × B) +∂t
ne e

磁場は、transition layer では、10T 程度を保っており、物質境界の影響が見えない点では、0.1T 程度(5)となった。粒子シミュレーションでは、アブレーショ
ンプラズマの Biermann 磁場を 10T に固定し、雰囲

自己生成磁場による流体への影響は、この計算ではプラズマベータが大きいため、ないものとして考えている。

気ガスの磁場を変化させ、計算した。
雰囲気ガスにかかる磁場の強度によって明確な差が見られた。また、電子はほとんど流体的に動いているのに対し、イオンは粒子的な振る舞いをするた

3 Results
輻射流体シミュレーションの結果は以下のようになった。

め、接触不連続面の位置が電子とイオンで変わるといった結果を得た。これは雰囲気ガスの磁場強度が増すと見えなくなっていった。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校の precursor の観測を目指す。輻射流体シミュレー
ションで求めた自己生成磁場は減衰するため、今後の PIC シミュレーションではアブレーションプラズ
マの磁場を時間変動させて計算することが必要と考えられる。また、レーザーの各パラメータを変えることにより、自己生成磁場の値が同のように変動す
るかといったパラメータ依存性を見積もっておく必要がある。(on going)

Reference
図 4 PIC simulation result

4 Discussion
PIC シミュレーションでは、アブレーションプラ
ズマが雰囲気ガスへ染み出し、２流体不安定性による温度上昇が見られたが、雰囲気ガスの磁場が強くなるほど染み出しは減り、温度上昇は起きないことが分かった。アブレーションプラズマに侵入した雰囲
気ガスは、Biermann 磁場によって軌道を変え、ジャイロ運動をし雰囲気ガス側へ戻る。その後、雰囲気
ガスの磁場でさらにジャイロ運動を行い、衝撃波面の形成へと進むと考えられる。。アブレーションプラ
ズマの磁場によって旋回運動を行うことで、従来のシミュレーションよりも短いタイムスケールで無衝突衝撃波が形成されることが分かった。8 月に行われる実際の実験では、シミュレーションで見られるような磁場の有無における温度、密度変化の計測を目指す。

5 Conclusion
Biermann 磁場を考慮することで、無衝突衝撃波の生成時間が大きく変わることが分かった。輻射流
体シミュレーションでは、Biermann 磁場は初期では〜100T 程度まであり、我々の実験で観測する時間では 10T ほどになると見積もられた。実験では、
雰囲気ガスに３ T を印加して実験を行う。PIC シ
ミュレーションでは外部磁場の強度の違いでのプラズマの物理量の変化の違いを計測し、無衝突衝撃波

Umeda and Ymazaki et al 2019,Physics of Plasmas,
Vol.26, No.3, 032303 (8pp.)
L O’C Drury 1983, Prog. Phys, Vol. 46, pp.973-1027
M.Hoshino, Progress of Theoretical Physics Supplement,No.143,149(2001)
観山 正見・野本 憲一・二間瀬 敏史 編、『天体物理学の基礎 II』（シリーズ 現代の天文学

第 8 巻）日本評論社(2008)
B.Meyer and G.Thiell, Phys. Fluids 27,302 (1984)
H.Takabe Hydrodynamic Simulation Code for Laser
Driven Implosion.,January (2008)
田中 基彦・西川 恭治 共著『高温プラズマの物理学』(パリ
ティ物理学コース) 丸善株式会社 (1991)
小玉 英雄・井岡 邦仁・郡 和範 共著、『宇宙物理学』（KEK
物理学シリーズ 第３巻）共立出版 (2014)
F.F.Chen(内 田 岱 二 郎 訳), 『INTRODUCTION TO
PLASMA PHYSICS/プラズマ物理入門』 丸善出版
(1977)
高部 英明 『さまざまなプラズマ』（岩波講座 物理の世界
さまざまな物質系４） 岩波書店 (2004)
高原 文郎 『天体高エネルギー現象』（岩波講座 物理の世
界 さまざまな物質系４） 岩波書店 (2002)
T.K.Gaisser,2006 Journal of Physics: Conference Series 47 15-20

——–indexc3
中性水素ガス衝突による星団形成の理論的研究
名古屋大学大学院 理学研究科
前田 龍之介2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

タイトルを記入してください
前田 龍之介 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河スケールにおける最大の星形成の要因は、Young Massive Cluster(YMC) と呼ばれる星団の形成である。ここで YMC とは質量が大きく若い (M > 104 M⊙ ; tage < 100Myr) 星団を指す。YMC の形成機構はその重要性とは裏腹に長年謎に包まれていたが、近年の観測で中性水素ガスの高速衝突による星団形成の可能性が示唆された (Fukui et al. 2017)。本研究では上記の YMC 形成シナリオの理論的な側面を、自己重力・加熱冷却入りの MHD シミュレーションを行うことで検証する。今回は YMC 形成の理解の第一段階として”衝撃波で圧縮された領域は自己重力で束縛されたコンパクトな大質量ガス塊を作ることが可能か?”ということについて検証を行った。シミュレーションの結果、実際に (M ∼ 104 M⊙ , L ∼ 4pc) 程度の cluster

forming core が衝撃波後面で形成可能であることがわかった。

1

Introduction
銀河の基本単位である星はその一生の間に星間空

このことから Fukui etal. (2017) では、LMC における大質量星団が以下の (i)∼(iv) で示すような描像で間に多大な影響を及ぼす。その星の形成要因として形成されることを示唆した (図 2)。
(i) 小マゼラン雲 (SMC) と LMC の潮汐相互作用に銀河スケールで最も大きなものは、Young Massiveより、100pc 以上のスケールで相対速度 100km/s

Cluster(YMC) と呼ばれる星団の形成である。YMCに及ぶ超音速の H I ガスが、SMC から LMC にはその重要性とは裏腹に多くの謎に包まれている天体で、その形成の起源は最先端の研究テーマである。

大量に流入する。

(ii) ガスが流れ込んだ領域では衝撃波が形成され、Fukui et al. (2017) では大マゼラン雲 (LMC) に

それにより H I ガスが圧縮される。
ある質量約 105 M⊙ の YMC、R136 の形成過程を探 (iii) 圧縮されたガスが重力不安定性等の何らかのメるべく周囲のガスの詳細な観測を行った。その結果カニズムで高密度ガス塊を形成する。

R136 の周囲のガスには図 1 のようなガスが衝突して (iv) ガス塊が重力崩壊して星団になる。
いる痕跡が見つかった。
本研究では観測で示唆される星団形成モデルを、自己重力・加熱冷却入りの MHD シミュレーションを行うことで検証した。本集録では、本研究におけるシミュレーション方法と、実際のシミュレーション
結果を紹介する。

図 1: Fukui et al.(2017) における図。(左)LMC 全天における HI ガスの輝線強度図。(右)R136 周辺領域の HI ガスの位置速度図。この図から R136 周辺の HI

図 2: Fukui et al.(2017) で示唆されている星団形成

ガスは衝突したガスの特徴であるブリッジ構造を持モデル。左から順に 1 ∼ 4 に対応。

つことがわかる。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methodsを用い 1µG の磁場を衝撃波面に対し 45◦ の角度で入れていてる。さらに、ここでは太陽金属量を仮定し、本研究では観測的に示唆される HI ガスの衝突による星団形成を図 3 のように局所化・モデル化して星団形成の物理を探る。ここで本収録では YMC 形成の理解の第一段階として”衝撃波で圧縮された領域は初期の平均密度 1/cc に図 4 のような揺らぎを与えている。シミュレーションのスケールは 1003 pc3 を用いていて、この領域を 5123 cell で分解している。

自己重力で束縛されたガス塊を作ることが可能か?”ということについて、シミュレーションを用いて検証する。

図 3: 本研究ではこの図のように衝突領域を局所化しシミュレーションを行う。

2.1

Simulation method

図 4: 本研究におけるシミュレーションの初期条件。

観測で示唆される星間ガスの衝突によるガスの進化の過程は、Inoue & Inutsuka (2008, 2009, 2016)

また境界条件としては x 軸方向にはガスを流入させによる二次元および三次元の磁気流体シミュレーショ 続け、y, z 方向は周期境界条件を用いている。
ン (流体+磁場+化学反応+輻射冷却) で確かめられている。しかしながら、Inoue & Inutsuka (2008, 2009,2016) は 10pc スケールの中性水素ガス雲や分子雲の形成過程に主眼を置いており、星団形成の観測が示
唆する 100pc 以上のスケールでの高速衝突や自己重力の効果は考慮されていない。本研究では Inoue &3

Results3.1

ガス衝突シミュレーションの結果

シミュレーションの結果 HI ガスは図 5 におけるInutsuka (2008, 2009, 2016) の星間ガス衝突のシミュ 1 ∼ 4 ような時間発展を得た。このことからガスはレーションコードに自己重力の効果を加え、さらに 以下で示されるような進化過程をたどることが予測
計算領域を星団のサイズにスケールアップすること
により数値的に星団形成の現場を再現する。

2.2

Simulation setup

ここではシミュレーションの初期条件について述べる。その初期条件としては、ガスの相対速度 100km/s

される。

1. ガスの高速衝突によって衝撃波が形成される。
2. 衝撃波後面では熱不安定性 (Field 1965) が成長
し高密度領域が形成される。

3. さらに時間がたつと、高密度領域が重力相互作用するようになる。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校∫

4. 重力相互作用の結果高密度クランプのようなもMgas =のが形成される。

ρdV

(2)

clump

ここで、L はクランプの大きさ、∆v はクランプの速度分散である。また星形成率 Ṁ は式 (3) を用いて導
出した。

∫
Ṁ =

fSFE
clunp

ρ
dV
tﬀ

(3)

(3) の tﬀ はフリーフォールタイムで、星形成効率 fSFEは一般的な値である 5% を仮定している。
以上の解析の結果、計算開始から約 24Myr 後にクランプのガスの質量がその星の質量と同程度になった。このとき、衝撃波後面で二つの大質量クランプが特定された (図 6)。このことから実際に HI ガスの衝突によって大質量星団が形成可能であることがわ
図 5: 本研究における 3D シミュレーション結果。こかった。

こでは境界の密度、とボックス領域内の高密度領域を図示した。1 ∼ 4 にかけて時間発展を表す。
この計算おいて実際に上記の 1 ∼ 4 のメカニズ
ムで大質量クランプが形成されているかということは、詳しく解析する必要がある。以下では本研究で行なった、衝撃波後面での大質量クランプ形成について記す。
図 6: 衝撃波後面で形成された大質量クランプ。

3.2

衝撃波後面のクランプの解析
また、大質量星団形成領域に付随していくつかの本研究におけるシミュレーションでは、ガスから星の形成を追うことはできない。そのため本研究で星団形成領域が HI ガスの衝突によって形成されることがわかった (図 7)。

は、ガスから星団の質量を見積もり、「星団の元とな
るクランプ」の質量を概算する。以降ではその計算方法と見積もりの結果を紹介する。
本研究ではシミュレーションにおける各時刻でクランプを同定し、クランプのガスの質量がその星の質量と同程度になったとき星団の元となるクランプが形成したと考える。今回クランプの同定方法は、はじめに密度閾値を決め、密度閾値以上の繋がった領域を一つのクランプとした (Friends-of-Friends algorithm)。
各クランプに対しては式 (1),(2) のような方法でガス

図 7: (右) 衝撃波後面で同定されたクランプ。色は異とその星の質量を求めた。

なったクランプを表す。(左) 同定されたクランプのMstar = Ṁ

L
∆v

質量分布。

(1)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

5

Discussion

Conclusion

ここでは、衝撃波後面でできるクランプの初期条本研究では Fukui et al.(2017) による観測的示唆で件依存性について議論する。初期のガスの密度や磁ある HI ガスの衝突による YMC 形成を、加熱・冷却、場強度によってできる星団の質量が変化することも

熱伝導、自己重力入りの MHD シミュレーションを考えられるが、今回はまず 3 節で行なったシミュレー行うことで検証した。シミュレーションの結果、実ションに比べて金属量が 5 分の 1 の HI ガスにおける際に (M ∼ 104 M⊙ , L ∼ 4pc) 程度の cluster forming

シミュレーションを行なった (LMC は約 1/3 太陽金core が衝撃波後面で形成可能であることがわかった。

属量、SMC は約 1/10 太陽金属量)。シミュレーショ この cluster forming core が最終的に星団になると考ンの結果、金属量の違いによって形成される星団のえられる。

質量は大きく変わらないことがわかった (図 8)。

Acknowledgement
本研究を行うにあたり、指導教員である井上剛士
准教授をはじめ、理論宇宙物理学研究室の皆様には大変お世話になりました。この場を借りて厚く御礼申し上げます。

図 8: 金属量を変えた場合のクランプの質量分布の違い。(左) 太陽金属量。(右)1/5 太陽金属量。

Reference[1] Fukui,Y.,Tsuge,K.,Sano,H.,Kenji,B.,Yozin,C.,Tachihara,K.
& Inoue,T.2017,PASJ,69L,5F

金属量を変えた際、星団の質量が変わらないということは、HI ガス内の加熱・冷却を考えることで理[2] Inoue,T. & Inutsuka,S.2009,ApJ,704,161解できる。クランプは熱不安定性で形成された高密[3] Field,G.B.1965,ApJ,142,531F

度領域が重力収縮することで形成されと考えられる[4] Tsuge,K., Sano,H., Tachihara,K., Yozin,C.,
Bekki,K.,
Inoue,T. ,Mizuno,N.,
Kawamura,A.,Onishi,T.& Fukui, Y.2019,ApJ,871,44T

が、高密度領域の形成には冷却現象が重要な役割を果たす。ここで、冷却のタイムスケールであるクー
リングタイムは式 (4) で表される (Inoue & Omukai[5] Inoue,T. & Inutsuka,S.2008,ApJ,687,303

2015)。

[6] Inoue,T. & Inutsuka,S.2016,ApJ,833,10[7] Fujimoto,M.,Noguchi,M.1990,PASJ,42,743F
−1

−3/2

1/2

t cool ≃ 0.4 Myr (Z/Z⊙ ) n1
(p/kB )5[]
−1
× exp 10−2 T line ,2 n1 (p/kB )5
こ こ で n15=

(p/kB ) /10 Kcm−3n/1cm−3 で あ り、(p/kB )5、[8] Bekki,K.,Chiba,M.2007,ApJ,665,1164B(4)=

T line ,2 = T line /100K である。この時間よりも時間が長い現象においては十分に冷却が効く。シミュレーションにおいて、衝撃波後面で重力不安定が起きたのは約 24Myr であるため、クランプの形成は冷却時間より長いタイムスケール
で引き起こると考えられ、そのため金属量による質量の違いは見られなかったと思われる。

[9] Inoue,T.,Omukai,K.,2015,ApJ,805,73I

——–indexc4
低金属環境における超音速星間乱流についての数値シミュレーション
名古屋大学大学院 理学研究科
中津川 大輝2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

低金属環境における超音速星間乱流についての数値シミュレーション
中津川 大輝 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract星は宇宙を構成する最も基本的な要素であり, 現在生まれている星は分子雲で形成されていることが知られている. 本研究では, 超音速の速度分散をもつ分子雲乱流が, 金属量にどのように依存して発生するのかを調べている. Koyama & Inutsuka (2002) で行われた現実的な星間媒質における加熱冷却を考慮した 2 次元の流体シミュレーションでは, 衝撃波圧縮を受けた星間媒質内に多数の低温高密度のクランプが形成され, 超音
速で高温低密度領域の中を動き回ることで 乱流を引き起こす. 一方, 冷却が効かない断熱ガス中の衝撃波伝搬のシミュレーションによれば乱流の速度分散は亜音速にとどまることが知られている (Inoue et.al 2013). 加
熱冷却は重要であり, 低温領域における冷却の機構は, 炭素イオンをはじめとする金属原子の微細構造輝線放射が主であるため, 冷却がどの程度効くのかは金属量に依存する. ところが今までに行われた超音速乱流分子雲の形成シミュレーションは太陽近傍の金属量で行われたものがほとんどであり, 金属量を変えて行われたものはほぼない. そこで本講演では, 低金属環境における超音速乱流について, コンピューターシミュレーショ
ンで調べた結果を紹介する. 超音速乱流の起源や性質, 金属量との関係についてを議論したいと考えている.

1

背景

すなわち, 低温高密度領域において, 冷却がどの程度効くのかは金属量に依存する. ところが,Koyama &星は宇宙を構成する最も基本的な要素であり, 現在

Inutsuka (2002) や Inoue & Inutsuka (2012) をはじ

生まれている星は分子雲で形成されていることが知めとした, 超音速乱流分子雲の形成シミュレーションられている.Koyama & Inutsuka (2002) で行われたは太陽近傍の金属量で行われたものがほとんどであ現実的な星間媒質における加熱冷却を考慮した 2 次

り, 金属量を変えて行われたものはほとんどない. 超元の流体シミュレーションでは, 衝撃波圧縮を受けた

音速の乱流は星形成において重要な役割を持ってい星間媒質内に多数の低温高密度のクランプが形成さる. 乱流が超音速の場合, 分子雲クランプ同士の衝突れることが示された. 形成された低温高密度な分子雲によって衝撃波が生成され, ガスがさらに圧縮され,クランプは超音速で高温低密度領域の中を動き回り,星の形成につながると考えられている. 衝撃波によ

乱流を引き起こす. この超音速乱流の起源は, 熱的不る星形成フィラメントの形成はそれにあたる (Inoue

安定性を経由して形成されたクランプのランダム運

et al. 2018). そのため, 超音速乱流の理解は星形成動と考えられている.Field(1965) によると, 圧縮されの理解のために必須である. 金属量は銀河によってたガスは冷却され, 温度が下がったガスはさらに密度異なり, 銀河系内においても, 銀河中心部と銀河の円が下がる. その結果, 高温低密度の領域の中に, 様々 盤部では金属量が異なる. また, 初期宇宙においてはな移動速度をもった低温高密度のクランプが生成さ 金属がほとんど存在しない. そのため, 系外銀河や初れると考えられている. しかしながら, 冷却が効かな

期宇宙においても銀河系同様の超音速乱流を伴ったい断熱ガス中の衝撃波伝搬のシミュレーションによ

分子雲を形成することができるかどうかは分かってれば乱流の速度分散は亜音速にとどまることが知らいない. 異なる金属量での分子雲形成を考えることれている.(Inoue et.al 2013) 加熱機構は星間ダスト

で, 現在の太陽近傍での星形成を見直すことにもつなによる光電加熱, 高温低密度領域における冷却は水素

がる. そこで本研究低金属環境における超音速乱流

原子の Ly-α 輝線の放射が主であるが, 低温高密度領について, コンピューターシミュレーションで調べた域における冷却の機構は, 炭素をはじめとする金属原結果を紹介する. 超音速乱流の起源や性質, 金属量と子の微細構造輝線や分子の回転遷移輝線放射である.

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
減少する時間を tcool とすると, 冷却が効くまでに情の関係についてを議論したいと考えている.

報が伝わる距離は2

加熱冷却と熱的不安定性

2.1

熱的不安定性

lac = cs tcool(3)l である. これよりも長い波長のゆらぎは冷却が十分に効くまでの間に成長しづらい. 以上から考えると,Field (1965) では, 熱平衡状態にある星間媒質に摂 成長することができるのは,lF ¡ λ ¡ lac を満たす波動が加えられたとき, 摂動が成長する条件を議論して 長のゆらぎである.
いる. 熱平衡状態での温度 T , 質量密度 ρ, 単位時間・単位体積あたりの正味のエネルギー損失率 (冷却率)を L(ρ, T) とする. 理想気体の状態方程式と流体力学方程式を摂動展開し, 線形解析を行うことで,
(
)
∂L
<0
(1)
∂T P

の時に摂動が成長することがわかる. この時, 圧力の
ゆらぎはほとんど 0 であり, 等圧である.
冷却率が密度の増加関数である場合を考える. 密度が上がるという摂動を加えた時に冷却率も上昇す
る. 冷却率が上昇することによって温度が下がり, 圧
力は変わらないので状態方程式から密度がさらに上昇する. 逆に, 周囲よりわずかに密度が下がった領域
では, 加熱が効くようになるため, 温度が上昇し, さらに密度が下がる. このようにして式 (1) の条件下
では, 初期に密度ゆらぎを与えた場合にゆらぎは時間とともに成長していき, 不安定であることがわかる.

2.3

加熱冷却機構加熱に関しては,PAH(多環芳香族炭化水素) を始めとする星間ダストによる光電加熱が主である. 周囲の星からの UV 光が星間ダストを光電離させ, 電子
が運動エネルギーをもって飛び出す. 飛び出した光電子は水素原子に衝突することで系に運動エネルギーを渡す. このようにして UV 光のエネルギーが系に持ち込まれることによって加熱が起こる.
冷却に関しては,10000K 程度の高温領域と 100K
以下の低温領域とで機構は異なる. 高温領域での冷却は水素原子の Ly-α 線の輝線放射が主である. 水
素原子同士の衝突により励起された水素原子が, 脱励起する際に Ly-α 輝線を放出する. 星間ガスが光学的に薄いことを仮定すると, この Ly − α 輝線は系のエネルギーを光として持ち出す. 一方, 低温領域では水素原子同士の衝突によって水素原子が励起することができない. そのため低温領域での冷却は炭素2.2をはじめとする金属原子の微細構輝線や分子の回転

不安定性スケール

熱的不安定性が成長することができる長さスケー
ルについて考える. 短い波長のゆらぎは, 熱伝導によって拡散する. したがって短波長ゆらぎは安定化

遷移輝線放射が担う. 低温での冷却を考える場合, このように金属元素のアバンダンスが重要な役割を果たす.

され成長できない. 冷却による不安定化と熱伝導による安定化を比較した時に, 冷却が優勢となる最小のスケールを Field 長 lF と呼び.
√
κT
lF =
L

2.4

低金属での熱的不安定スケール

Koyama & Inutsuka (2002) では, 太陽近傍にお(2)で表現される. 成長することができる揺らぎは lF よ
り長いもののみである.
一方、物理量の変化は情報として音速 cs で伝わっていく. そのため系のエネルギーが冷却によって十分

ける C+ の微細構造輝線による冷却率を次のように
フィッティングした.

(
)
√
92K
L = 3 × 10−28 n2 T exp −erg cm−3 s−1
T(4)
ここで n は数密度である. これに太陽近傍との金属量の比 Z/Z⊙ をかけたものを金属量 Z における

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
冷却率と考え、熱的不安定スケールを見積もるとお

4

結果

4.1

t = 10Myr における密度分布

およそ次のようになる.

n )−3/2
10cm−3( n )−3/2−1/2

lF ∼ 0.013pc (Z/Z⊙ )−1

lac ∼ 4pc (Z/Z⊙ )(10cm−3(5)(6)

Z = 1.00Z⊙ , Z = 0.10Z⊙ の場合の t = 10Myr における密度分布を図 1, 図 2 に示す.

金属量が少なくなればなるほど lF , lac ともに大きくなることがわかる. これは金属が少なくなることによって相対的に熱伝導が効きやすくなることと,冷却に時間がかかるようになるため情報が伝わることができる距離が長くなることによる.

3

計算手法と諸条件
図 1: Z = 1.0Z⊙ の密度分布

本研究で用いた計算コードは Inoue & Omukai(2015) で使われたものである。
このコードは加熱・冷却, 熱伝導, 化学反応を考慮した流体力学方程式を解くことができる. 流体計算は
時間空間 2 次精度のゴドノフ法が用いられており, 加
熱・冷却および熱伝導は通常では 2 次の陽的スキー
ムが使われるが, 局所的な冷却時間が CFL 条件で決まる時間ステップの 10%以下になると加熱・冷却の項は陰的解法に切り替わる. 主な加熱機構はダスト

図 2: Z = 0.1Z⊙ の密度分布による光電加熱のほかに宇宙線による加熱, 冷却については Ly − α 輝線放射,C+ の微細構造輝線およびZ = 1.00Z⊙ の場合は,t = 10Myr の段階で激し
CO 分子の回転遷移輝線をはじめとして C+ 原子の い乱流状態になっていることがわかる. 一方, Z =微細構輝線やダスト再結合による冷却も考慮されて 0.10Z⊙ の場合は t = 10Myr の段階では熱的不安定いる. 化学反応については, 各化学種の数密度の進化性による高密度クランプが形成されているが, 乱流はは 2 次精度のオペレーター分離法を用いて, 反応毎あまり激しくなっていないことがわかる.

に Inoue & Inutsuka (2008) で開発された区分厳密解法で進化させるという方法がとられている.
計算条件は次のようにした. 計算領域は一辺の長さが 40pc の立方体とし、x = 0pc の面と x = 40pc の面から内側へ向けて 20km/s の星間ガスを流し込む.y
方向,z 方向の境界条件は周期境界とした. 初期圧力は4.2

速度分散の時間発展

各金属量での速度分散の時間発展を図 3, 図 4 に
示す.

十分に冷却が効くまでは速度分散が同様に進化し5000K/cc とし、初期の平均密度は 1/cc とした. また, ていることから, 衝撃波によって乱流が生成されてい密度には揺らぎをもたせており, 揺らぎの大きさと平 ることがわかる. ただしこの段階では亜音速である.
均密度の比を 0.1 とした.

金属量 Z を Z = 1.00Z⊙ , Z = 0.30Z⊙ , Z =0.10Z⊙ , Z = 0.03Z⊙ , Z = 0.00Z⊙ として計算を行
い, 生じた乱流の性質を比較する.

その後は金属量が多いほど早く成長するようになり,
速度分散は超音速になる.

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Velocity dispersionv[km/s]4生じる, というものだと考えられる. 低温高密度クラZ=1.00Z=0.30Z=0.10Z=0.03
Z=0.00ンプは高金属量ほど早く生じるため, 乱流の成長にも金属量が影響を与える.

3

今後は衝撃波後面における乱流のパワースペクト
2

ルを調べ、乱流の圧縮性・非圧縮性について議論し1
0ていきたいと考えている.
0

10

20

30

time[Myr]

40

50

Acknowledgement

図 3: 速度分散の時間発展

Velocity dispersion

4.0
3.5
3.0

数多くの指導・助言をしていただいた井上剛志准

Z=1.00Z=0.30Z=0.10Z=0.03
Z=0.00教授, 犬塚修一郎教授をはじめとした名古屋大学理論
宇宙物理学研究室 (TA 研) の皆様に心より感謝いた

v/cs

2.5
2.0

します.

1.5
1.0
0.5
0.0

0

10

20

30

time[Myr]40

50Reference
Inoue,T., & Omukai,K.2015,ApJ,805,73

図 4: 速度分散の時間発展

Koyama,H.,& Inutsuka,S.2002,ApJL,564,L97

5

議論:乱流の成長機構について

Inoue,T.,& Inutsuka,S.2008,ApJ,687,303

本研究で得られた結果によると, 乱流成長のメカニズムについて以下のように考えられる.

Field,G.B.1965,ApJ,142,531

熱的不安定性によって生じた低温高密度クランプ
は衝撃波後面を動き回り, 衝撃波面に近づく. 質量が大きい高密度クランプが, 衝撃波面に衝突することにより衝撃波面に歪みが生じる. その結果, 前面が一様流でも衝撃波後面は非一様流となり、エントロピーの分布が生まれる.Crocco の定理⃗−⃗v × ω⃗ = T ∇s(7)

(微分は衝撃波面に沿った方向) からエントロピーに分布があるときに渦が生じることがわかる. よって高密度クランプと衝撃波面の相互作用により渦が生じ,それを繰り返すことによって乱流が成長していくと考えることができる.

6

Inoue,T.,Shimoda,J.,Ohira,Y.,&Yamazaki,R.2013,ApJL,772,L20

まとめと今後の展望
金属量が多くなるほど乱流の成長は早くなる. そのメカニズムは低温高密度クランプと衝撃波面の相互作用によって衝撃波面に歪みが生じることで, 渦が——–index

c5
Polytropic models of filamentaryinterstellar cloud の構造と安定性
総合研究大学院大学/ 国立天文台
柏木 頼我

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

Polytropic models of filamentary interstellar cloud の構造と安定性
柏木 頼我 (総合研究大学院大学/ 国立天文台 )Abstract
本発表は、Toci &Galli .2014(paper I) のレビューです。
銀河の中には、星間物質のガスとダストが集まってできた星間雲が存在する。星間雲は密度が高く、星間物
質の平均個数密度 1cm3 に対して 102 から 106 cm− 3 ほどある。なかでも、水素が水素分子 として存在するような星間雲のことを分子雲と呼ぶ。分子雲のサイズは、数から数十 pc ほどであり、温度は 10K 程度、質
量は太陽質量の数十倍から数千倍ほどである。分子雲は、数十万年から数百万年のタイムスケールで自己重力により、ゆっくりと収縮していき、恒星の元となる原始星を生み出す。その分子雲の中でも、特に密度が高くなった領域がフィラメントの様に存在している。これを分子雲フィラメントという。 図 1 のように、分子雲フィラメントは、数 pc 程度のスケールを持つ複雑なネットワークを形成する。本発表では、分子雲フィラメントの進化を考えることが星形成を理解するのに重要であるという新たな考え方「フィラメントパラダ
イム」の中から、ポリトロピックフィラメントの構造と安定性について紹介する。

1

Introduction
星は銀河を構成し、銀河は銀河団など宇宙の大規模構造を形成する。つまり星は宇宙を構成する重要な要素と言える。そして、星形成を理解することは、宇宙全体の理解につながると考えられる。2009 年に打ち上げられた赤外線宇宙望遠鏡 Herschel の観測によって、分子雲中のフィラメント構造の進化が星形
成領域において、より注目されるようになった。フィ
ラメントパラダイムとは、まず、分子雲が超音速乱流によって圧縮され、シート状になり、そこから、外部からの摂動によってフィラメント状に分裂し、そのフィラメントに物質が積もる事で最後は重力崩壊を起こし原始星を生む一連の流れをいう。その中でも、今回の発表の内容は、フィラメントの半径方向

図 1: (a)Herschel/SPIRE 250 μ m で観測した北極に対する安定性に関するものである。なぜ安定性が星付近のダスト連続光マップ (e.g., Miville-Descheńes

重要なのかというと、星が１年あたりにどれぐらい

et al., 2010, Ward-Thompson et al., 2010).(b) カー

作られるかを表す星形成率が、理論的に考えられてブレット変換を用いてフィラメントを強調させた図。

いるものに比べ、観測的に求まるものは 3 桁程少な

青色の線がフィラメントに対応し、複雑な網目状のい。つまり、何か星形成を妨げるメカニズムが存在構造をしていることがわかる。

すると考えられるからである。

2

Radial density profiles of filamentary clouds
分子雲フィラメントの構造を調べる。半径方向の密度プロファイルを決定するために、密度 ρ と中心2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
からの距離 ϖ の関係を求める必要がある。観測的には、プランマーライク関数 (Whitworth & Ward-

Tompson.2001)
ρ(ϖ) =

ρc[1 + (ϖ/ϖflat )2 ]α/2

ポリトロピック指数が1/3〜2/3のとき、観測と一致

(1)
等温の場合
観測と一致しないを用いて、α の値を変えてフィッティングすること
で、密度プロファイルが導ける。次に、理論的な密度プロファイルをポリトロピックモデルの場合を考え、導出する。圧力 p が、密度 ρ のべきで表せる関係をポリトロピックといい、関係式は

p = Kργp(2)

で与えられる。K は定数、γp = 1 + 1/n はポリトロ
ピック指数である。等温の場合、音速 Cs を用いて

図 2: ポリトロピック指数 γp を変化させた時のK = Cs2 と表す。重力釣り合いの式と連続の式から、 半径方向の密度分布の比較。左側の破線は γ =p
円筒座標の Lane-Emden 方程式が2, 3/2, 4/3、実線は等温 γp = 1、右側の破線は γp =
(
)
1 d
dθ
1/3, 1/2, 2/3, 3/4 の場合に対応する。点線部は、大き
ξ
= ±θn
(3)
ξ dξ
dξ
な半径の場合に近似的に出した直線を表す。また網掛けの部分は、IC5146 領域で観測されたフィラメンと求まり、無次元化された密度 θ と半径 ξ は[ϖ = ϖ0 ξ =トをフィッティングした値 α = 1.6 ± 0.3 に対応する。

]1/2∓(1 + n)K
1−1/n

4πGρc

ξ, ρ = ρc θn(4)で定義される。Lane-Emden 方程式を解く境界条件

度プロファイルは、Viala & Horedt 1974b によって0 ≤ γp < 1(n < −1) のとき[として、ξ = 0 のとき、θ = 1, dθ/dξ = 0 を与える。

ρ(ϖ) =

さらに様々な状態の密度プロファイルを比較するために、半径方向の規格化を行う。半径が小さい場合の密2度分布の級数展開は ρ(ϖ) ≃ ρc (1 − ϖ2 /ϖcore+ ....)(1 − n)2 πG−(1 + n)K]n/(1−n)ϖ2n/(1−n)(6)と与えられる。

より、コア半径 ϖcore (密度が一定の範囲) は、

2ϖ0
ϖcore = √
=
∓n

(

1+n
n

)1/2

σc
(πGρc )1 /2(5)

3

Support against gravity
先の議論から、フィラメントの状態を記述するにで与えられる。σc = (pc /ρc )1/2 はフィラメントの中は、ポリトロピックモデルが適していることがわかっ

心の速度分散を表す。図 2 は、ポリトピック指数をた。次に、フィラメントが自己重力によって中心方変えた時の密度プロファイルを比較したものである。 向に収縮しようとする力に対して、それを支える力

IC5146 の領域で観測されたフィラメントは、ポリト を考える。観測から、フィラメントは中心のダスト
ロピック指数 1/3 ≤ γp ≤ 2/3 でよく再現される。特

温度 Td が外側に向かって上昇することがわかっていに γp ≈ 1/2 のとき、得られたデータとよくフィットる。中心が ∼ 10 − 12K 程度の B211 フィラメントで、する。つまり、フィラメントは負のポリトロピック

ϖ ≈ 0.5pc の時 ∼ 14K 程度 (Palmeirim et al.2013)。

指数を持つと考えられる。図 2 の点線は、ϖ が大き今、熱圧のみによって重力を支えていると考えた場

くなると数値解に漸近するような密度プロファイル

合、フィラメントの表面 ϖ ≃ 10ϖcore とすると、図を表す。このような指数関数的な振る舞いを持つ密3 より中心の温度に比べ、10 倍ほど表面の温度が高2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校と定義した。さらに簡単のため、摂動が断熱的に変化することから δp/p = γδρ/ρ とした。空間的にエント
ロピーが一定の等エントロピー雲の臨界安定性の条件を決定するために ω = 0 とし、境界条件 ξ = 0 のとき

dh/dξ = 0 を与え (5) 式を数値的に解く。臨界点 ξcrより ξ が大きければフィラメントは半径方向に対して
熱圧のみを考えた場合、フィラメント表面は100K程度。

−n不安定である。また、臨界密度比を (ρc /ρs )cr = θcrとすると、単位長さあたりの臨界線質量は()
2psµcr = qcrGρsで与えられる。ここで、qcr = −(10)′(1+n)ξcr θcr
とした。
4θcr

Table1 から、等エントロピーの場合、臨界密度比は
γp = 1/2 で (ρc /ρs )cr = 11.4 程度となり、ハーシェ
図 3: 中心のダスト温度 Tc で規格化した場合の、中ルの観測による密度比 100 程度に比べ十分小さい。

心からの距離による温度変化を表した図。ポリトロ

そこで γ ̸= γp の非等エントロピーの場合を考える。

ピック指数が 1/2 の場合、典型的なフィラメント表

Table2 より、臨界密度比が大きい値のまま、安定な面までの距離を ϖs = 10ϖcore とすると、表面温度

解をとることがわかった。

Ts は 10 倍ほど高くなり、観測される十数 K に比べ高すぎる結果になる。
くなってしまい、観測と一致しない。そこで、熱圧以外に磁場や乱流による非熱的な圧力が支えている
密度比が観測に比べ小さい
約100倍ぐらいと考える。

4

Radial stability
tropic filaments

of

poly-

最後に、ポリトロピックフィラメントの半径方向に摂動を与えたときの安定性を考える。Breysee etal.2014 によって、ポリトロピックフィラメントモデ
ルの半径方向の摂動に対する安定性は、
(
[ 2
) ]
3 − 4q dh
1
ω
h
d2 h
+
=0
+ 2 +8
−1 q
2
dϖ
ϖ dϖ
f
γ
ϖ2
(7)
と求められた。h = δϖ/ϖ は摂動の振幅、ϖ は振動数、γ は断熱指数を表す。また、q と f はそれぞれ、

Gµρ(1 + n)ξθ′
q≡
=−
2p
4θ
1
f≡
ϖ

(

γp
ρ

)1/2

(4πGρc )1/2
=
ξ

(

∓γθ
1+n

)1/2

図 4 は γp −γ 平面での球と円筒ポリトロープの安定性をまとめている。γp > γ のとき対流的に不安定となる。実線は γ∞ の時の γ の値を示し、γ∞ = γp (2−γp )の関係で表される。γp = 1 のとき、円筒は等温モデ
ルとなり、無限の半径を持つ。つまり、γ ̸= γp の場(8) 合、臨界密度比が大きい値のまま安定解をとることがわかった。
(9)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

6

Future Work
今後の展望としては、ポリトロピックシリンダーにらせん状の磁場を与えた場合の安定性 (Toci &γの値の増加に Galli.2014(paper II))、等温シリンダーに垂直な磁場を与えた場合の安定性 (Tomisaka.2013) を踏まえた
伴って、
臨界密度比もうえで、ポリトロピックシリンダーに垂直な磁場を大きな値をとる。 与えた場合の安定性を研究する予定である。

Reference
Breysse, P. C., Kamionkowski, M., Benson, A. 2014,
437,2675
Miville-Deschénes, M.-A. et al. 2010, A&A, 518, L104
Palmeirim, P., André, P., Kirk, J., et al. 2013, A&A,
550,A38
Toci C., Galli D., 2015, MNRAS, 446, 2110 (Paper I)
Tomisaka K., 2014, ApJ, 785, 24
Viala, Y., Horedt, G. P. 1974b, A&A Suppl., 16, 173

安定な解を持つ領域

不安定な領域

Walén, C. 1944, Ark. Mat. Astron. Phys., 30A(15), 1
Ward-Thompson, D. et al. 2010, A&A, 518, L92
Whitworth, A.P., & Ward-Thompson, D. 2001, ApJ,
547, 317

図 4: 円筒と球状のポリトロープの安定性。直線はγ = γp のとき、影の領域は γ < γp を表す。曲線は密度比が無限大になっても安定であることを示す。

5

Conclusion
結果として、磁場や乱流の影響を考慮した非等エントロピーのポリトロピックシリンダーが、実際に観測されるフィラメント状雲の状態をよくあらわす
ことがわかった。つまり、非熱的な磁場や乱流の効果を考えることが、フィラメント構造の安定を研究するために必要である。

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c6
高出力レーザーを用いた磁化プラズマ
中の無衝突衝撃波生成実験
青山学院大学大学院 理工学研究科
杉山 慧

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高出力レーザーを用いた磁化プラズマ中の無衝突衝撃波生成実験
杉山 慧 (青山学院大学大学院 理工学研究科)

Abstract
宇宙には、宇宙線と呼ばれる高エネルギーの放射線が存在する。超新星残骸や活動銀河核、太陽フレアなどの衝撃波
面では荷電粒子が相対論的な速度にまで加速され、それが宇宙線の起源になっていると考えられている。また、1015.5

eV 程度までのエネルギーを持つ高エネルギー宇宙線は我々の天の川銀河内で加速されていると考えられており、加速起源として最も有力視されているのが、超新星爆発のときの噴出物である超新星残骸による無衝突衝撃波である。無衝突衝撃波とは、粒子の平均自由行程が衝撃波面の厚さに比べて非常に長い為に粒子同士の衝突がほとんど起こらないプラズマ (無衝突プラズマ) 中で起こる衝撃波のことである。粒子の加速機構には、衝撃波面を行き来することでエネルギーを得るフェルミ加速というものがあるが、最初に加速過程に注入される粒子の生成機構など未解決問題が多く、多数の理論研究がなされているにも関わらず、実験的検証がない。そこで本研究では、観測研究、シミュレーショ
ン研究に次ぐ第三の研究方法として、大型の高出力レーザーを用いた実験室宇宙物理学という新たな研究分野に着目し、地上の実験室で無衝突衝撃波を生成し、その精密測定を通じて粒子加速の理解に迫ることを目指す。
本実験は今年で 5 年目となる。今年度も例年同様、大阪大学レーザー科学研究所の激光 XII 号レーザーを用いて実験を行った。雰囲気ガスとして昨年度同様、電離することが確認出来ている窒素を使用した。ターゲットは厚さ 2mm と面積 4 × 6 mm2 のアルミニウム、レーザービーム数 4 本、雰囲気ガスを窒素ガスとしたことで、本年度にして初めて外部磁場 1.5 T を定常的にかけた実験を行うことに成功した。
外部磁場を印可していない場合での計測結果から、ターゲット由来のプラズマは複数の密度と速度を持つことがわかった。その中でも、特に速い速度を持つ Al プラズマが他のプラズマに比べて急激に減速し、ターゲットから一定の距離で停滞していた。このことから、Al プラズマの失った運動エネルギーが窒素プラズマの熱エネルギーになっていると考えられる。また、昨年度の実験結果で得られた、上流の窒素プラズマの温度上昇を用いて、今年度得られた窒素プラズマが得た熱エネルギーの理論的な計算結果と比較する。
また、1 次元粒子シミュレーションを用いてプラズマの自発光強度を、外部磁場を印可した場合としていない場合で比較し、Al プラズマ中の衝撃波面を同定できた。また、来年度の実験ではプラズマが実際に磁化されているか計測することが重要であるとわかった。

ネルギーを持つ宇宙線は、天の川銀河系内の超新星

1 Introduction

爆発によって形成される超新星残骸近傍の無衝突衝

宇宙線とは宇宙空間を飛び交う高エネルギーの放撃波で加速されていると考えられている。しかしこ

射線であり、陽子、アルファ粒子、リチウム、ベリリの無衝突衝撃波による宇宙線の加速過程は未だに未

ウム、ホウ素、鉄などの原子核が含まれている。宇宙解決である。

線は、それぞれの粒子毎に、異なるエネルギーを持

若い超新星残骸は、密度が数個 /cm3 という希薄なつ。宇宙線がどこで高エネルギーを得ているか、宇プラズマで構成されている。このような希薄なプラ

宙線がどこで加速されているかという宇宙線の起源

ズマ中における粒子の衝突は、イオン間に働くクーには様々な候補があり、超新星残骸・中性子星・ガンロン散乱によって起こるのではなく、粒子の集団運マ線バースト・活動銀河核等が考えられている。地

動によって生じる電磁的な波動を介して起こること

15.5

球に飛来する宇宙線のうち、10eV 程度までのエが支配的である。この様なプラズマのことを無衝突

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
プラズマと呼び、無衝突プラズマ中で発生する衝撃
波を無衝突衝撃波と呼ぶ。また、衝撃波面は、有限の厚さを持っていて、この領域で物理量が急激かつ連続的に変化する。この領域のことを衝撃波遷移層と呼ぶ。無衝突衝撃波では、プラズマ中のイオン同士が衝突するまでの距離（クーロン散乱の平均自由行
程）と比べて、衝撃波遷移層の厚さが非常に小さくなっている。定常な 2 つのプラズマの流れが交わると、電磁場を介した相互作用がはたらき、交わっている部分が熱平衡状態ではなくなる場合がある。この図 1 衝撃波概要図

とき、プラズマを構成する粒子は熱平衡に向かうよう振る舞おうとするが、希薄なプラズマ中では粒子間の衝突がほとんど起こらないため、電磁場を介した相互作用によって熱平衡状態に向かっていく。銀河宇宙線は、超新星残骸などの無衝突衝撃波によって衝撃波からエネルギーを得て、加速されていると考えられている。

ρ1 u1 2 + p1 = ρ2 u2 2 + p2

(2)

1
1 2
u1 + h1 = u2 2 + h2
2
2

(3)

γ pi
となる。流体が理想気体である場合、hi = γ−1
ρi な

ので、

2 Methods

γ p1
γ p2
1 2
1
u1 +
= u2 2 +2
γ − 1 ρ12
γ − 1 ρ2

2.1 Rankine-Hugoniot の関係式

(4)

圧縮流体中で、微小な圧力変化が起こると、それとなる。これらの式によって、u1 、ρ1 、p1 を与える

は音波となって伝播する。しかし、爆発のような強と、下流の物理量が分かる。これらの関係式をまとめ

い圧力上昇が起こると、それは不連続的な圧力増加て、ランキン─ユゴニオの関係式 (Rankine-Hugoniotを伴う波として音速以上の速さで伝播する。これをrelations) という。ここで、衝撃波と呼ぶ。ここで、2 つの流体が衝突すると密度や速度といった物理量が不連続的に変化する面がそれぞれの流体中を伝わっていく。この面を衝撃波面と呼ぶ。衝撃波面からみて流体の流れてくる方を
衝撃波上流、反対側を衝撃波下流と呼ぶ。また、衝

x=

ρ2
u1
p2 2
γp1
u1
=
、y =
、a1 =
、M1 =
(5)
ρ1
u2
p1
ρ1
a1

とすると、状態方程式から、密度のみが不連続に変化するような面が出来ていて、

T2
p2 ρ1
[2γM21 − (γ − 1)][(γ − 1)M21 + 2]
=
=
T1
p1 ρ2
(γ + 1)2 M21(6)

これを接触不連続面と呼ぶ。

となる。これらを用いて、式を変形し、上流のアルフ

次に、衝撃波面の前後での物理量の変化について述

ベンマッハ数 (詳細は後述)M1 に対して、M1 >> 1

べる。衝撃波上流の物理量には添字 1、下流の物理量とすると、突した 2 つの流体のそれぞれの衝撃波下流の間には、には、添字 2 をつけるとする。衝撃波上流と下流では流体の質量、運動量、エネルギーが保存する。ui

p2 /p1 → ∞, T2 /T1 → ∞, ρ2 /ρ1 → (γ + 1)/(γ − 1)(7)を流体の速度、ρi を流体の質量密度、pi を圧力、hiとなることがわかる。理想気体の場合、比熱比 γ =をエンタルピーとして式で表すと、

ρ1 u1 = ρ2 u2

5/3 から、密度はたかだか 4 倍に圧縮され、温度、圧(1)

力はいくらでも大きくなりうることがわかる。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
2.2 無衝突衝撃波生成条件
本実験において設定した、無衝突衝撃波の生成条
件を以下に記す。衝撃波を生成するには、プラズマ中に存在する様々な波の速度よりも速い速度を持ったイジェクタが必要である。プラズマ中に存在する波動のうち、もっとも速度が大きい波動は、速い磁気音波と呼ばれる波動である。速い磁気音波の伝播する速度を vfm と書くことにすると、• (イジェクタ速度) vej ＞ (速い磁気音波の伝播速度) vfmとなることが必要になる。
衝撃波遷移層の厚みは非常に薄くなることが知られている。そこで、衝撃波遷移層の厚みをスケーリングするため、衝撃波面の厚み ∆ l はイオンのジャ
イロ半径 rg 程度であるとする。この時、無衝突性から、• (イオンの平均自由行程) λii ≫ (衝撃波遷移層の厚み) ∆ l ∼ rgが必要である。また、加速機構に突入する粒子の予備的加速の機構として、反射イオンを生成するためには、• (衝撃波上流のアルフベンマッハ数) MA > 3が必要になる。さらに、生成した無衝突衝撃波の下流、遷移層、上流を観測するには、自発光計測の計測器の視野 L は、• (自発光計測器の視野) L > ∆ l ∼ rg
が観測条件として必要である。また、磁化プラズマ
中の無衝突衝撃波の観測のため、印加磁場領域の大きさ l は、イオンのジャイロ半径 rg よりも大きくなくてはならない。まとめると、• (イジェクタ速度) vej > (速い磁気音波の伝播速度) vfm• (イオンの平均自由行程) λii ≫(衝撃波遷移層の厚み) ∆ l ∼ rg

• (衝撃波上流のアルフベンマッハ数) MA > 3• (自発光計測器の視野) L > ∆ l ∼ rg
• (印加磁場領域の大きさ) l >(イオンのジャイロ
半径) rgが生成条件となる。

3 Results
今回の実験では、外部磁場を印可した実験を 8 回、外部磁場を印可しない場合の実験を 14 回、計 22 回の実験を行った。また、実験での光学計測には、シャドウグラフ計測、シュリーレン計測、自発光計測を用いた。各計測器で得られた画像からそれぞれの速度を求めると、自発光計測結果の速度が速く放射強度が弱いプラズマは 10 ns のときに 1000 km/s の速度を持ち 20 ns までに急激に減速する。このことから、他のプラズマよりも希薄で軽いプラズマであると言える。また、同じく自発光計測結果の速度が遅く放射強度が強いプラズマとシュリーレン計測結果のプラズマとの速度が一致し、600 km/s の速度を持っている。シャドウストリーク計測結果のプラズマは400 km/s の速度を持っている。これらのことから
Al ターゲット由来のプラズマはいろいろな速度・密度を持っていると考えられる。
以下に、各計測器により計測された Al プラズマの速度解析の結果を、横軸をレーザー照射からの経過
時間、縦軸を Al プラズマの速度としたグラフにプロットしたものを示す。

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
せたが、来年度以降はレーザー照射から時間が経った
ときのターゲットからの距離が遠い場所を観測した
い。また、より強力な磁場を印加できるヘルムホル
ツコイルを設計することでジャイロ半径を小さくし、無衝突衝撃波を生成しやすい実験を行いたい。他にもプラズマが磁化されていることが重要であるため、実際に磁化されているかどうか調べたい。今年度の実験結果の解析として、実験で得られたデータは解析ができないものが多かったため、それらのデータ
図 2 外部磁場なしでの各計測器の速度解析結果比を取り扱えるような解析方法を検討する必要がある。

較グラフ

Reference
Umeda and Ymazaki et al 2019,Physics of Plasmas,
Vol.26, No.3, 032303 (8pp.)

4 Discussion&Conclusion
本研究では、高出力レーザを用いて反射イオンが生成できるようなアルフベンマッハ数 3 以上の磁化プラズマ中での無衝突衝撃波の生成を目標として行った。実験では雰囲気ガスを窒素 5 torr とし、装置内に設置した Al ターゲットに高出力レーザーを照射することで超音速で相互作用するプラズマによる衝撃波を生成し、光学計測や協同トムソン散乱計測を行った。今年度は、九州大コイルにより安定して磁場を印加することができるようになり、初めて外部
磁場 1.5 T を印加して実験を行うことができた。
実験結果より、目標としていた上流窒素プラズマのアルフベンマッハ数が 3 以上であることや、イオンの平均自由行程といった、無衝突衝撃波の生成条
件を満たすことができた。Al ターゲットから噴出された Al プラズマは速度が異なるものが複数あり、その中でも速度が速く、希薄な Al プラズマは速度を失い、停滞することがわかった。しかし、窒素プラズマ
中の衝撃波の生成及び観測には至らなかった。また、
無衝突衝撃波の生成条件を満たしたにも関わらず窒素プラズマ中の衝撃波が観測できなかったことから、実験の観測時間、観測視野が不十分であったことがわかる。
今後の展望として、無衝突衝撃波を観測するために今年度はレーザー照射の瞬間に観測時間を集中さ

D.B.Schaeﬀer et al. Phys. Rev. Lett. 119,025001(2017)

——–indexc7
銀河系円盤部における広速度幅分子ガ
ス成分の探査慶應義塾大学大学院 理工学研究科
横塚 弘樹

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系円盤部における広速度幅分子ガス成分の探査
横塚 弘樹 (慶應義塾大学大学院 理工学研究科)

Abstract
私たちのグループでは、銀河系の中心 300 pc の領域（銀河系中心分子層; CMZ）で多数発見された高速度
コンパクト雲（high-velocity compact clouds; HVCCs）の研究を多角的に行っている。それらは、空間的にコンパクト（d < 10pc）かつ非常に広い速度幅（∆V ≥ 50 km s−1 ）という特徴を有する特異分子雲群である。HVCCs の多くは他波長域における対応天体を持たず、その起源は未だに解明されていない。そしてCMZ 以外の領域における広速度幅分子ガス成分については、これまでたった一例の検出に止まっている。
今回、HVCC 様の分子ガス成分を銀河系円盤部において探査する目的で、野辺山 45 m 望遠鏡で取得された CO J=1–0 輝線サーベイデータを精査した。その結果、見かけの大きさが小さく（< 0.1◦ ）かつ銀河系円盤部の分子雲の典型的な速度幅（∆V ≤ 5 km s−1 ）より有意に広い速度幅を呈する分子ガス成分を約 60個発見した。文献や既存のカタログを調査したところ、それらは一つを除いて全てに他波長対応天体が存在し、多くは原始星からの双極分子流である可能性が高い。一方で、対応天体を伴わない広速度幅成分（CO16.13–0.552）は今回発見されたものの中でも特に広い速度幅（∆V ∼ 30 km s−1 ）を有していて、現段階ではその起源は分かっていない。

1

Introduction
銀河系の中心 300 pc の領域には大量の分子ガスが集中しており、その領域は銀河系中心分子層（CMZ）と呼ばれている。同領域には多数の特異な分子雲（high-velocity compact clouds; HVCCs）が存在す

その結果、有意に広い速度幅を呈する分子ガス成分を約 60 個発見し、対応天体の有無を調査したところ対応のないものを一例発見した。CO 16.13–0.552 は(l , b) ∼ (16.13◦ , −0.552◦ ) に位置し、その大きさが∼ 1.9 pc、速度幅は、∆V ∼ 30 km s−1 の広速度幅分
子ガス成分である。

る事が先行研究より分かっている。HVCCs の解釈の一例としては超新星爆発由来の衝撃波との相互作用によって駆動された可能性がある事が分かっている(Oka et al. 2001)。 しかしながら、未だその起源は

2

Observations

解明されていない。HVCCs はこれまでに CMZ 内に本研究では、野辺山 45 m 望遠鏡によって観測されおいて多く同定されてきたが、CMZ 以外の領域でのた CO J=1–0 のデータを取得し解析を行っている。

報告例は少ない。近年、ASTE 10 m 望遠鏡での観CO J=1–0 は、野辺山 45 m 望遠鏡を用いて 2014 年 ∼測で得られた CO J=3–2 輝線データを解析する過程

2017 年に観測が行われた。観測された範囲は第一象

で、空間的にコンパクトかつ速度幅が異常に広い成分（”Bullet”）が W44 分子雲中で発見された（Sashida

限で、10◦ ≤ l ≤ 50◦ 、−1◦ ≤ b ≤ 1◦ である。一方で、第３象限では 198◦ ≤ l ≤ 236◦ 、−1◦ ≤ b ≤ 1◦ であet al. 2013)。Bullet は、位置-速度図上で負の速度方 る。受信機は、FOur-beam REceiver system（FOR
向に突き出し Y 字形を示している事から点状重力源 EST）を用いている。FOREST は 2 × 2 のマルチが分子雲に突入する事で生成されたと解釈されてい ビーム受信機で、両偏波、両サイドバンドを受信する（Yamada et al. 2017)。

ることができ、多輝線を効率よく観測できるという今回、銀河系円盤部において広い速度幅を有す分特徴がある。Beam size は、14′′ (12 CO)、15′′ (13 CO

子雲を探査する目的で、野辺山 45 m 望遠鏡で観測さand C18 O) である。主ビーム能率は、0.56±0.03 (86れた CO J=1–0 輝線のサーベイデータを精査した。 GHz), 0.45±0.02 (110 GHz), 0.43±0.02 (115 GHz)

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校であり、観測期間中のシステム雑音温度は 150 - 250

K であった。

Results
今回、野辺山 45 m 望遠鏡で取得された CO J=1–0

輝線サーベイデータを精査した結果、有意に広い速度幅を有する分子ガス成分を約 60 個発見した。しかしながら、一例を除きそのほぼ全てに対応天体が存在
天体の存在しない特異な分子雲は、(l , b) ∼ (16.13◦ ,いる分子雲が存在する事がわかる。銀経-速度図上での視線速度成分が VLSR ∼ 42 km s−1 から 71 km

s−1 の速度帯に現れ速度正方向に直線的に突き出して

200
16.14

16.11

Galactic Longitude [deg]−0.552◦ ) に位置する。CO 16.13–0.552 の銀経-速度ら明らかに周りの分子雲と比べて特異な運動をして

-0.54

100

し、その多くは双極分子流である可能性が高い。対応

図、積分強度図を図 1、図 2 に示す。銀経-速度図か-0.58

Galactic Latitude [deg]342 ~ 71 km s-1

図 2: CO 16.13–0.552 における積分強度図。ただし、視線速度成分が VLSR ∼ 42 km s−1 から 71 km s−1の範囲において積分した図である。

いるように見え、大きな速度幅を有する一方で、空間

4

Discussion

的な大きさは 1.9 pc でありコンパクトである。CMZ

4.1

Physical Quantities

で発見されている特異分子雲と比べて速度幅は小さいものの銀河系円盤部においては、特に広い速度幅

CO 16.13–0.552 について局所熱力学平衡（Localを有している事から HVCCs に似た性質を持つ分子

Thermodynamic equilibrium; LTE）を仮定して計算ガスであると言える。

を行ったところ、MLTE =2.8×103 M⊙ と計算された。
さらに LTE 質量、速度分散σ=8.5 km s−1 から運動エネルギーは、3.5×1048 erg 程度と評価した。今後生成されたかを吟味し起源についての考察を行う必b=-0.551°

9

50

4

要がある。

4.2

HVCCs interpretation

HVCCs の解釈としては、現在までで 3 つの異なるタイプが存在する事が明らかになっている。CO0

LSR Velocity [km s-1]

100

は、いかにしてこのような莫大な運動エネルギーが

16.12

16.0

Galactic Longitude [deg]図 1: CO 16.13–0.552 における銀経–速度図

16.13–0.552 の起源を以下のタイプをもとに考察する。

1. shell タイプ
この構造は名前の通り分子ガスが球殼状に分布している。このような構造は超新星爆発のような爆発現象で説明できる事が分かっている。最近では、l = −1.2◦の領域において新たに 4 つの膨張シェル構造が発見

2019 年度 第 49 回 天文・天体物理若手夏の学校
されている (Tsujimoto et al. 2018)。

2. bridge タイプ
bridge タイプは分子雲同士の衝突により生じる特徴

Reference

であり、位置-速度図上で速度の異なる二つの分子雲

Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., Tsuboi, M., &Miyazaki, A. 2001, Publ. As-tron. Soc. Japan, 53, 787の間を繋ぐ様な形で現れる。さらには、衝撃によって巨大分子雲中に空洞が生じると考えられている。 Sashida, T., Oka, T., Tanaka, K., et al. 2013, Astrophys.

(Habe & Ohta et al. 1992)
3. simple タイプ

J., 774, 10
Yamada, M., Oka T., Takekawa, S., et al. 2017, Astrophys. J. Lett., 834, L3

simple 型は銀経-速度図上で一本の線に見え、空間的 Tsujimoto, S., Oka, T., Takekawa, S., Yamada, M.,
Tokuyama, S., Iwata, Y.,& Roll, J., 2018, ApJ,856,91にはコンパクトな点のように見える。この構造を持つ
例としては CO-0.40-0.22 である（Oka et al. 2016)。 Oka, T., Mizuno, R., Miura, K., & Takekawa,S. 2016,

CO-0.40-0.22 はブラックホールとの重力相互作用によって駆動された可能性があると考えられている。
以上のことを考慮すると、CO 16.13–0.552 においては明らかな対応天体がない事や、bridge 構造、空洞構造が見られない事から shell タイプおよび bridge
タイプの可能性は完全には棄却できないが低いと考えられる。これより、CO 16.13–0.552 は simple タ
イプである可能性が高く、Bullet 同様突入モデルによって駆動された可能性がある。今後は、様々な輝線について追観測を行うことにより突入モデルの妥当性を吟味する。

5

Summary
本研究では HVCC 様の分子ガス成分を銀河系円盤部において探査する目的で、野辺山 45 m 望遠鏡で取得された CO J=1–0 輝線サーベイデータを用いて解析を行った。その結果、銀河系円盤部における典型
的な速度幅より有意に広い速度幅を有す分子ガス成分を約 60 個発見した。対応天体の有無を精査した結果、ある一つを除いて対応天体が存在した。対応が存在しない分子ガス CO 16.13–0.552 は、双極流起源、分子雲衝突起源、超新星残骸起源によって駆動された可能性が低い事から突入モデルによって CO

16.13–0.552 が生成された可能性がある。今後の展望としては、様々な輝線での追観測を行うことにより、CO 16.13–0.552 の起源について更なる理解が進むことが期待される。

Astrophys. J. Lett., 816, L7
Habe, A., & Ohta, K. 1992, Publ. Astron. Soc. Japan,
44, 203