 望遠鏡による からの活動銀河核
 ガンマ線観測
京都大学大学院理学研究科物理学・宇宙物理学専攻

宇宙線研究室 水上 拓 年  月  日
活動銀河核  は 線及び極端紫外  で最も明るい   天体の一つである。
 年の発見以来、電波からガンマ線にいたる広い波長領域で観測が行なわれている。そのスペクトルは  つの成分から成り、電波から 線までの低エネルギー側は高エネルギー電子からのシンクロトロン放射で説明されるが、ガンマ線領域の高エネルギー側は高エネルギー電子によって逆コンプトン散乱された光子であるとの説が有力である。しかし高エネルギー側の放射は様々な説があり決定されていない。この放射機構の決定には高エネルギー側の放射のスペクトル及び時間変動を捕え、放射機構の分かっている低エネルギー側の放射と比較することが必要である。

  !"# $ %&! " #' "((# $  ))* &+ ,! * "# !-+%!. は解像型大気チェレンコフ望遠鏡を用いた天体からの /+ ガンマ線観測を行う国際共同実験である。現在の望遠鏡 000 では口径  ) の  台の望遠鏡によるステレオ観測を行っている。ステレオ観測では大気に入射したガンマ線の引き起こす空気シャワーの像を複数の望遠鏡で捕らえることで、空気シャワーの像を  次元的に再構成することができる。このため、到来方向を一意的に決めることや、ガンマ線のエネルギーを高い精度で決定することができる。この高いエネルギー分解能と角度分解能により /+ ガンマ線による詳細な天体観測を可能としている。
 1 年の  月  日に 23 333 により  から /+ ガンマ線でフレアが報告され我々も翌日の  月 4 日から 4 月  日まで観測を行った。 23 333 サイトと  サイトには時差が 4 時間あり、  からの放射の時間変動をより広い時間得るにはこの二つの望遠鏡による観測が必要である。私は信頼性の高いステレオ解析の手法をカニパルサー5星雲の観測
データを用いて確立した。さらに望遠鏡の端にかかったイメージの処理法に改良を加え、高エネル
ギー側の検出効率を一桁以上向上させる解析を開発した。その後この解析手法を用い 
からの  1 イベント、13 のガンマ線の有意な放射を捕らえることに成功した。またエネルギー + 以上で微分フラックス     /+   (-!#& ) &+/+

を得た。さらに  台の望遠鏡を使った時間を区切った解析を行い、 /+ ガンマ線の 時間スケー
ルで  倍程度の放射強度の時間変動を捕らえた。
本研究ではまた 000 望遠鏡の性能向上を目的としたハードウェア開発も行なった。
大気チェレンコフ望遠鏡におけるバックグランドの一つが夜光である。夜光成分はシャワーイメージの情報を歪めるため角度分解能および感度を悪化させる要因となっている。現在の 
000 望遠鏡では 6/ からの信号の電荷情報をゲート幅  # の積分型 7 を用いて記録している。夜光はこのゲート幅に比例して入るため、これを波形情報をそのまま記録する方式に変更
し、より狭い時間幅で信号の大きさを求めることで夜光を大幅に除去できる。シミュレーション
により波形記録回路の導入で角度分解能は最大 3 倍、比が最大 3 倍向上するという結果を得た。そこで   と共同で開発している集積回路上にキャパシターを並べた構造の波形記録回路 6 #8%+ 6+) * + の 000 望遠鏡への導入にむけて性能評価試験を行い、光電子増倍管からのシグナルを記録するデータ収集システムを構築した。



目次
第

 章 ガンマ線天文学
3
3
3
3

第

章 解像型大気チェレンコフ望遠鏡
3 空気シャワー                                      
3 チェレンコフ光                                     
3 イメージング法                                     
3 ステレオ観測                                      
3 世界の 0/                                      

第

章

第

第

3
3
3
3


1


4


ガンマ線の放射機構                                  
活動銀河核                                       
超新星残骸                                       
33 宇宙線                                      
33 粒子加速モデル                                 
パルサー                                           望遠鏡

望遠鏡                                          
反射鏡                                          
カメラ                                          エレクトロニクス                                    
3 3 79 概観                                    
3 3 トリガー設定:ローカルトリガーシステム                   
3 3 ステレオトリガーシステム                           
3 3 キャリブレーション                              

 章 カニパルサー星雲の観測、解析






1
4









1




3 カニパルサー5星雲の観測                               
3 ノイズ除去                                       
3 エッジカット                                      
3 シャワー到来方向の再構成                               
3 ;"&-+ 7"& ")"##! 法                                 
31 微分フラックス                                     
3 ガンマ線マップ                                     
34 エッジカットの改良                                  






 章    の解析



3
3
3
3

                                       の観測                                  
望遠鏡  台による解析                                 
望遠鏡  台による解析                                 


4




1
1

3

考察                                           

 章 まとめと今後
付録
 の性能評価

1




第

3 望遠鏡の性能向上評価                                  
3 #8%+ 6+) * +                                  
3 まとめと今後の課題                                   4



第 章 ガンマ線天文学
天文学は人類の有史以来存在する非常に古い学問であるが、現在でも発展を続ける学問でもある。現在の天文学は、可視光の領域にとどまらず、電波から高エネルギーの 線、ガンマ線にまでその観測手段を広げている。 線は衛星による観測を行ない 線パルサー、ブラックホールの証拠など様々な発見をしてきた。またガンマ線による天体観測も、  年代に打ち上げられた衛星 、  などがガンマ線放射天体を発見するなど新しい天文学として近年発展している。
 年代には、 .+ から  + 領域までを つの検出器 / 、 、6 / 、 / で観測する  の衛星  )(!# )) * &+ ,! * 衛星が打ち上げられ、 個近くのガンマ線放射天体を発見した <=。このうち他波長で観測された天体と同定されたものは半数以下であり天体の同定を完了させる前に 
年に寿命により運用が完了した。このことは天文学にガンマ線という大きな未開拓領域が存在することを示した。地上においても /+
ガンマ線の検出を目的とした大気チェレンコフ望遠鏡により /+ ガンマ線を放射する天体が発見され、天文学の対象をさらに高エネルギーに押し広げている 図 。



図 3: >木舟プロット>。横軸に年、縦軸に波長で発見された天体数を示す。



線、6+5+ ガンマ線、/+ ガンマ線それぞれのガンマ線の放射機構/+ ガンマ線天文学の直接的な目的は天体からのガンマ線の放射機構の解明である。天体から放射されるガンマ線の考えられる放射機構のうち、主だったものを説明する。

逆コンプトン散乱  !"#!  $%&

相対論的電子が周囲の低エネルギー光子を散乱して高エネルギーにたたき上げる過程である。逆コンプトン散乱によって電子から光子に変換されるパワー   は、以下のように表わされる。





?





3

    

ここで、  、 、 はそれぞれトムソン散乱断面積、輻射場のエネルギー密度、電子の速度を表している。また、逆コンプトン散乱による一回の散乱後の光子のエネルギー は次のようになる。

         

3





電子のエネルギーが高くなり、   となるとクライン 仁科の公式から断面積が減少する。次式は超相対論的極限での近似式である。

? 4 
?

およそ

#  @  

3



 

3 



  で減少する。散乱光子のエネルギーは        


3



ここで、 は散乱前の光子エネルギー、  は電子の静止質量、  は電子のローレンツ因子である。例として、散乱される光子が 3  宇宙背景放射の光子である場合を考える。この場合、
 ? 1    ? 4  より、上式において条件式    を満たす電子のエネ  となることが分かる。また、式 3 より  /+ の電子が 3  宇宙
ルギー範囲は 
背景放射を逆コンプトン散乱によってたたき上げた場合、  /+ 領域のガンマ線が生成されることが分かる。



シンクロトロン放射'(!! )"$$!&

相対論的な荷電粒子が磁場中を通過する際、ローレンツ力により加速度を受けて電磁波を放射する。この放射をシンクロトロン放射と呼ぶ。一つの電子がシンクロトロン放射で放射するパワーは次のように表される。

?      

31



ここで、 ?   4   は、それぞれ磁場のエネルギー密度 ただし、 は磁場の強さ 単位は
8%&&、電子のローレンツ因子、電子の速度を表している。また、相対論的電子のエネルギース
ペクトルが冪指数  の冪型スペクトルであると仮定すると、これらの電子がシンクロトロン放射によって放出する光子のエネルギースペクトルは冪指数   ?  の冪型スペクトルになる。前節で述べた通り、フェルミ加速においては、加速された粒子の分布は冪指数   の冪型スペク
トルになることが要請される。実際、多くのシェル型超新星残骸から観測されている非熱的電波スペクトルの冪指数は 3 に近い値を示していることから、このことは残骸におけるフェルミ加速の観測的証拠となっている。一方、電子によって放射される典型的な光子エネルギー  は、
以下のように表される。







?      &"# < =
    3

ここで、 は電子のエネルギー  は電子の進行方向と磁力線とのなす角を表している。先に 線
天文衛星  により観測された超新星残骸  1 のシェル部分から発見された非熱的シンク
ロトロン 線放射は、このように残骸において  /+ に渡る宇宙線電子が存在することを直接的に示唆する結果となった <=。

制動放射

* "(+,%&

高速の電子が物質中を通過した際、物質中の原子核のクーロン場で力を受けて進行方向が曲げられ加速度を受けることにより放出される光子のことである。特に、熱平衡にある高温プラズマ
では、電子とイオンがその温度に対応する 6AB+ 分布をしており、陽子に比べて質量の小さい
電子は相対的に速い速度で運動していることから、近似的に静止しているイオンに電子が衝突することにより制動放射を起こす。このような低エネルギー電子によるプラズマからの制動放射は、
熱制動放射または自由自由遷移と呼ばれている。一方、相対論的電子の場合、制動放射のスペク
トルは、親の電子スペクトルに比例する。ここで、ある物質密度を持つ領域に同じスペクトル分布を持つ宇宙線電子と陽子が存在する場合を考え、その領域から放射される制動放射によるスペク
トルと   崩壊からの光子スペクトルを比較すると、後に述べるように、   崩壊からの光子スペ
クトルは  6+ を堺に左右対称な構造となるので、この場合、  6+ より低エネルギー側
では制動放射が主役になることがわかる。また、ガンマ線のエネルギーが  6+ より十分高いエネルギー範囲において、親の電子と陽子のスペクトルを冪型と仮定した場合、  崩壊によるガン
マ線フラックスに対する制動放射によるガンマ線フラックスの比は以下のように表される <=< =。









4  <

 @   =< ! = ¼ @   !



34



ここで
 ¼ は (( 衝突で生成される  の運動量分布の &(+! %)B+"8-!+' ))+#! であり、また、!     C!     は、それぞれ冪指数  を持つ電子、及び陽子のエネルギー
スペクトルを表している。

 崩壊 

,+ #$! - '&高エネルギー陽子、又は原子核が物質中を通過すると、物質を構成する原子の原子核との核破  ¼    は砕反応によって、主に       が生成される。ここで、  は半減期 4  のローレンツ因子 で   に崩壊し、 つのガンマ線が生成される。ここで、ガンマ線のエネルギーを  とすると、この過程で生成されるガンマ線のエネルギースペクトルは、親の  のエネルギー分布によらずに、"#   に対してほぼ    $ のところで対称な形の分布になる。また、親の   のエネルギーが  6+ より十分大きい場合、生成される光子のスペクト
ルは、親の   のスペクトルに比例する。更に、この過程でエネルギー  のガンマ線を作るのに
必要な最小の   のエネルギー 
は、









?  @         の時








3

となる。すなわち、上記の過程により  /+ のガンマ線を生成するには、親の宇宙線陽子のエネ
ルギーが少なくとも  /+ 以上ある必要がある。一方、  崩壊による超新星残骸からのガンマ線
フラックスの見積りについては、 7 % * +! 3  、"! D /.-    らにより詳細な計算が行われている。 7 % * +! 3   によると、   崩壊による残骸からの /+ ガンマ線フラックスは、以下の式で表される。

% ¼








  



(
#




 &'     


3 

ここで、 は超新星爆発の全エネルギー  のうち宇宙線のエネルギーに変換される割合、' は残骸までの距離、そして # は残骸における物質密度を表している。また、上式では残骸における陽子のエネルギースペクトルの冪を 3 と仮定している。





活動銀河核

活動銀河核 !",+ !" %+" :  とは通常の銀河と比較して桁外れに激しい放射を起こしている系外天体である。活動銀河核の中心には大質量 太陽質量の   から  倍 のブラックホールがあるとされ、その周辺にガスが落下することで降着円盤が形成される。それと同時にブラックホールの中心から外へ向かってジェットが噴出し、非常に強い放射が起こるといわれている 図 3。電波放射の強弱により '" %'  と '" 9%"+!  に大きく分けられる。
活動銀河核の一種であるブレーザー E  は '" %'  のなかでも特に激しい活動を示
す天体であり、ジェットを正面近くから見ていると考えられている。相対論的ビーミングの効果が強く観測される天体である。ブレーザーはさらに細かく分類され、可視光の観測で輝線の見える
ものと見えないものに分けられ、前者をクエーサー型ブレーザーと呼ぶ。後者はさらに 線の観測で、シンクロトロン放射が見られるものと、見られないものに分けられ前者を高振動数  
天体、後者を低振動数   天体と呼ぶ。現在 /+ ガンマ線の観測されているブレーザーはこの高振動数   天体である。高振動数   天体では 線でシンクロトロンが観測されているように、高エネルギー電子が存在する。 /+ ガンマ線の放射はこの高エネルギー電子の逆コンプトン散乱によるものとの考えが有力である。このとき散乱される光子の起源については降着
円盤からくるという説と、シンクロトロン放射で放出された光子であるとの説がある。

図 3:  の概念図 <=。中心部から吹き出たジェットの方向に観測者 地球 があれば  
天体、ジェットから外れた方向にあれば +*$+ ! 銀河、と観測されるという統一的な解釈がなされ
ている。

1



超新星残骸

太陽質量の  倍を超えるような大質量星は進化の最終段階で自身の質量の大部分を吹き飛ばしてしまうような爆発現象を起こす。超新星爆発によって開放された約  + 8 という莫大なエネル
ギーによって吹き飛ばされた星の外周は、その後長い期間にわたって跡を残す。これが超新星残骸と呼ばれるものである。吹き飛ばされた物質は星間物質と衝突して衝撃波を作って膨張を続ける。衝撃波は星間物質を履き集めながら膨張するが、初期段階では履き集められた物質の質量が無視できるので初期速度のまま自由膨張をする。超新星残骸は電波によって多く発見されているがその形状によってシェル型とプレリオン型に分類される。前者の例は &&"(+ C  1 等
で後者はカニパルサー5星雲に代表される 図 3。

図 3: シェル型超新星残骸 &&"(+  の雲の可視光画像 <1= 右。



線画像 左 およびプレリオン型超新星残骸カニ星

宇宙線

地球大気には、あらゆる方向から高エネルギー荷電粒子である宇宙線が降り注いでいる。宇宙線は 2+&& によって  年に発見されて以来長い間その起源は謎のままであった。宇宙線を構成するのは陽子を初めとした荷電粒子で、地球に到達するまでに星間空間に存在する磁場によって進行方向が曲げられてしまう 典型的な磁場は 。したがって到来方向を直接観測してもその起源を知ることはできない。宇宙線のフラックスはその後の様々な観測により図 3 のように求められており、エネルギーの分布は  から   + にまで及んでいる (B+ B の形をしていて、よりエネルギーの低いものは太陽風の影響を受けてフラックスが減少する。このスペクトルで+ と  + に折れ曲がりがあり、それぞれ .#++ と #.+ と呼ばれている。
これらの折れ曲がりは以下のように解釈されている。荷電粒子が磁場中で運動するときのラーモ
ア半径はエネルギーが高くなるにつれ大きくなり 古典的には & ? )* 、.#++ 程度のエネルギーになるとラーモア半径が銀河円盤の厚みである 
光年に比べて無視できなくなる。したがって宇宙線粒子が銀河円盤の外に漏れ出すと言う効果が現れてくるのでべきが急になると考えられている。逆に #.+ 領域以上ではラーモア半径は銀河円盤の厚みと同程度になり、ある銀河内で生まれた宇宙線はその銀河内に閉じ込められることはない。したがって #.+ の折れ曲がりは我々の銀河の外で生成された粒子が飛び込んできたものによると考えられている。

現在のところ、銀河系内の宇宙線起源の最有力候補が超新星残骸である。

図 3 : 宇宙線のフラックス。縦軸はエネルギーの 3 乗をかけて折れ曲がりを強調してある。.#++と #.+ に折れ曲がりがある。



粒子加速モデル

超新星残骸は .#++ 領域まで、つまり銀河系内の宇宙線加速起源として有力視されてきた。エネ
ルギー収支の点から考えてみると宇宙線のエネルギー密度は約 +5 で、銀河円盤を半径  万
光年、厚さ 光年で近似した際の体積が    であるから、銀河系内の宇宙線総エネルギーは
 + 8 となる。宇宙線の銀河系内での寿命は構成粒子の放射性同位体のフラックスから &+ と見積もられており、観測される宇宙線を維持するためには毎秒   + 8 のエネルギーが供給されなければいけない。超新星爆発は銀河系内では  年に  度 
5&+ 程度起こると考
えられているので、エネルギー生成率は  + 85&+ となり、このうちの数Fを粒子加速に使えば十分にエネルギーを供給できる。
また、衝撃波による粒子加速は一次のフェルミ加速によってうまく説明できる。衝撃波面近くの荷電粒子を考えと、荷電粒子は磁場や散乱によって向きをランダムに変えながら衝撃波面の前と後ろを何度も横切る。衝撃波面静止系で考えると、上流は速度 ) で近づき下流は速度 )& で遠ざかる。ここで & は圧縮比で、下流の媒質の密度が上流の & 倍になると、流量が同じなので速度が &になる。上流の静止系から見ると下流は ) & & で近づいてくるので、上流から下流に移動した粒子は近づいてくる壁にボールを当てたのと同じように運動量とエネルギーを増す。下流から上流に移動した際もまた同様にエネルギーを得る。この  往復で粒子のエネルギーは  @ )& &倍になり、時間と共に指数関数的に増大する。しかし粒子は有限の回数しか波面を往復しない。下流にいる粒子は平均的には媒質と同じ速度で運動しているので、)& で波面から遠ざかっていることになる。したがって確率的に上流へ戻らない粒子がいることになる。粒子の方向分布が等方だとすればその確率は )& である。一方上流の粒子は必ず波面に追いついてしまう。したがって #回往復する確率は )& で与えられ、これとエネルギーを掛けてやればスペクトルが計算できる。そのべきは & @  &  と圧縮率のみで決まり、通常の気体では & ? なので指数は
 となり、宇宙線のスペクトルのべき  に近い。


















4



パルサー

パルサーとは、1 年に電波で発見された、周期的な放射の観測される天体である。これまで
 個以上のパルサーが観測されているが、ほとんどが電波で観測されており、少数が連星系をなしている 線パルサーである。  / ではガンマ線でパルスを放射するパルサーとして、 、
+、+)"#8、   、   1 、  @、  11@  の  個が観測された。電波パルサーの中で &("#'B# %)"#&"!* が強い上位 1 つはすべてガンマ線パルサーである。すなわち、+ 領域のガンマ線パルサーは回転駆動型である。その放射機構としては、パルサー本体に近い光円柱内部で、強い電場による電子の一発加速が起こっていると考えられており、加速された電子は磁場にそって運動し曲率放射によってガンマ線が放出される。この加速される
場所で二つの説が提唱されており、中性子星近傍で粒子が加速される ( ( )'+ と、パル
サー磁気圏で粒子が加速される %!+ 8( )'+ が考えられている 図 31。( 8( )'+ では
 + 付近にカットオフがあるとされており、加速機構の解明に   年打ち上げ予定の /が期待されている。

図 3: パルサーの模式図 <4= と線衛星 -#'  によるカニパルサーの画像 <1=。

図 31: ( ( モデルと %!+ 8( モデル。左が加速場所を示したもので <=、右はスペクトルの違いを示したもの < =。  / の観測ではどちらのモデルとは決定できなかった。スペクトルは + パルサーのもの。

第  章 解像型大気チェレンコフ望遠鏡
一般的に宇宙からのガンマ線は大気で吸収され地上まで到達しないため人工衛星や気球などの飛翔体を用いて観測が行われる。しかし  + を超えるようなガンマ線はフラックスが非常に小さいため、大きさに制限のある飛翔体では検出有効面積に限界があり検出が困難である。そこで数  + から  /+ 領域のガンマ線の観測は、非常に大きな有効面積を稼ぐためにガンマ線の引き起こす空気シャワーからの大気チェレンコフ光を地上の望遠鏡で捕らえる方法で行われる。

空気シャワー高エネルギー粒子が大気中に入射すると大気の原子核と相互作用を起こし  次粒子をカスケード生成させる現象を起こす。これを空気シャワー : A!+#&",+ " -B+  という。ガンマ線による空気シャワーは電磁カスケードによって形成される。入射したガンマ線は電子対生成を最初に起こし、さらに生成された電子が制動放射によってガンマ線を生成する。さらにこのガンマ線から電子対生成により電子を生成するという過程を繰り返しシャワーが発達する 図 3。
電子のエネルギー損失が制動放射よりも電離損失に移行するエネルギーを臨界エネルギーといい、
空気中での値はおよそ 4 6+ である。この臨界エネルギーを電子のエネルギーが下回ると粒子の増加は止まり空気シャワーの発達も止まり、この時点でシャワーは最大となる。

図 3: 電磁シャワーの発達の様子

高エネルギー宇宙線もまた大気中に入射すると空気シャワーを作る。この場合、書くカスケー
ドによりシャワーが発達する。大気に入射したハドロンは直ちに大気中の原子核と相互作用を起こし核子一つずつに分かれる。これらの核子は大気中の原子核と  散乱を起こし核子 C#、反核子 GCG# など様々な粒子を作るが、主成分は  粒子  、  である。その中で  粒子は寿命が



短く

34



&+、直ちに  

3

と崩壊し、ガンマ線を放出する。この過程で生成されたガンマ線は電磁カスケードを起こす。一 + の  は寿命 31    &+ が相対論的効果でのび、崩壊前に原子
方高エネルギー
核と衝突を起こし、さらに核カスケードを発達させる。比較的低エネルギーの   は寿命により、






 


 @+



 @ +G



3
3

と崩壊する。生成された  粒子はほとんど崩壊せずに地上に到達する。

図 3: ハドロンシャワーの模式

電磁カスケードによるシャワーと核カスケードによるシャワーの違いを以下に示す。

シャワーの形状
電磁カスケードによるシャワーがガンマ線の入射方向に狭く、ほぼ対象に発達するのに対し、核カスケードによるシャワーは、生成される二次粒子が入射軸に垂直な方向の運動量を持ってシャワーを発達させる。また発生した粒子によりその後の成長の仕方が異なるため横方向に広がった非対称な発達を行なう。

シャワーの発達高度
宇宙線ハドロンは大気中の原子核との衝突距離が長いため、ガンマ線に比べてシャワーは大気下部で発達する。

シャワー中での生成粒子量
宇宙線ハドロン起源の空気シャワーで主に生成されるのは  粒子で   、 、 の生成数はほぼ同じである。このうちシャワーの発達に最も寄与するのは   である。従って一次粒子のほぼ  分の  が空気シャワーの発達に使われる。従って同じ規模の空気シャワーを作るのに必要な一次粒子のエネルギーは陽子の場合、ガンマ線の  倍必要である。

図 3: モンテカルロシミュレーションによる空気シャワーの発達の様子。 右
線 左 + の陽子+ のガンマ

チェレンコフ光

荷電粒子が媒質中での光速  ? # を超える速度で媒質を通過すると光子を放出してエネルギーを失う。このときの光をチェレンコフ光という。この現象は荷電粒子による媒質分子の分極によって説明できる。
速度 ) を持つ荷電粒子が光子を放出するとき、運動量保存則及びエネルギー保存則より次の関係が成り立つ。

, ?
?

)




#

従って、光子は相対論的な粒子の運動方向に対して  ? ,
出される 図 3 。



3 
3
# という決まった角度方向に放v>c/n

v<c/n

A

θ
t
c Δ
n

vΔt

90

o

C
nt

(a)

(c)

(b)

B

ve

wa

fro

図 3 :
媒質中を荷電粒子が距離 - だけ進んだときに放出される光子数は、(

?      -(0   (1

31

. /

#
1
で表される。チェレンコフ光子の数は粒子の速度  にのみ依存する。従って空気シャワー中の粒子で光子を放出するのは主に電子・陽電子である。これから一次粒子として同じエネルギーのガンマ線と陽子を比べた場合、ガンマ線は陽子の約  倍のチェレンコフ光子を放出する。
空気シャワーから放出されるチェレンコフ光の分布は、シャワーの発達の仕方、空気の屈折率、地上での光子の分布の  点から決められる。電磁シャワーからのチェレンコフ光は地上での強度は>"8-! (>と呼ばれる半径 & の円内では一様に分布し、その外側では急激に減少する。 & はシャワーの最大発達点とチェレンコフ角  により次のように決められる 図 3。

& ? シャワーの最大発達高度  


3







電磁シャワーの最大発達高度は典型的に  .) なので &  ) である。チェレンコフ光は縦方向に一様に分布しているので光子の到来時間の分布は  #& という狭い範囲に収まる。一方、核子シャワーでは生成された  中間子及び電磁シャワーからチェレンコフ光が放出されるため、到来時間の分布は若干広めの  #& の範囲となる。このチェレンコフ光の到来範囲 &   )の広さにより解像型チェレンコフ望遠鏡では高エネルギーガンマ線を高い統計で検出することが可能となる。チェレンコフ光の放出範囲は、大気の屈折率が高高度では小さくなるので、高度が高くなるほど小さくなる。この変化により高度  .) から  .) の間で生まれたチェレンコフ光
はほぼ同じ大きさのチェレンコフリングを作る。このリングの大きさはシャワー核を中心とした   ) となる 図 31。









A

Shower maximum height

B
C

Camera FOV

θc

C
B
A

Telescoperc
図 3: 空気シャワーと望遠鏡の位置関係。

図 31: チェレンコフ光の縦方向の発達の様子。  空気シャワーからのチェレンコフ光の放出方向の高さによる変化。空気の屈折率の変化により低い高度になるとチェレンコフ角が大きくなる。





イメージング法

チェレンコフ望遠鏡では宇宙線ハドロンによるシャワーに比べてガンマ線の作るシャワーの数は非常に小さい。最も明るい恒常 /+ ガンマ線天体であるカニ星雲でも、 /+ 以上のガンマ線の(-!#& ) &+ であり、宇宙線ハドロンは視野 度の 000
フラックスは 
望遠鏡で 
(-!#& ) &+ であり  桁多い。従って地上での観測では得られたシャワー
イベントからハドロンシャワーを効果的に取り除く必要が有る。このための手法をチェレンコフ
望遠鏡観測の先駆的なプロジェクトである米国の H-"((+ グループにより提唱され <1=、現在の大気チェレンコフ望遠鏡ではイメージング法として標準的に用いられている。望遠鏡のカメラによってとらえられたシャワーのイメージは縦方向、横方向の発達の様子を反映している。ガンマ
線によるシャワーイメージが到来方向に向かって比較的真っ直ぐに向いているのに対して、ハドロンによるシャワーイメージは歪な形をしており、方向もばらばらである 図 3、図 34。

図 3: モンテカルロシミュレーションによって得られた 000 望遠鏡カメラ上でのシャワーイメージの典型例。 左 /+ ガンマ線によるイメージ。 右 /+ 陽子によるイメージ。
ガンマ線が細長い形に対して陽子は歪な形をしている。

図 34: モンテカルロシミュレーションによるガンマ線と陽子のシャワー軸と天体方向のなす角である  分布。ガンマ線によるシャワーが天体方向を向いているのに対し陽子のものは決まった方向を持たない。

この二つのイメージを区別するために、カメライメージを楕円でフィットし、以下のようなパラメータを用いる 図 3。

 


楕円の短径方向の広がり 標準偏差
楕円の長径方向の広がり 標準偏差
ソース位置と楕円の中心との距離

イメージ中心からソースに引いた直線と楕円の長軸方向とのなす角。

(- は天体方向をあらわすパラメータであり、一台の望遠鏡による解析では一般的に用いられる。一台による観測ではシャワーから到来方向を一意に決定することは出来ないがガンマ線によるシャワーは (- 分布で (-? にピークを作る。

cameracenterwidthcentroid
lengthimage axis

: distance: alpha
図 3: イメージパラメータの定義。小さな円は光電子増倍管を示し、カラーは 7 カウント。



ステレオ観測000 望遠鏡では複数の望遠鏡で同時にシャワーを見るステレオ観測をおこなっている。ステレオ観測では一つのシャワーイベントに対して複数のイメージを取ることが出来る。複数のイメージに対してガンマ線とハドロンの区別を行えるため、  台による解析に比べてイメー
ジの揺らぎの影響を小さくでき、より感度を向上させることが出来る。また複数のイメージから

1

シャワーを  次元で再構成でき、一次粒子の到来方向を一意に決定できる 図 3 、図 3。

camera A

camera B

shower image

shower impact position

shower orientaion angle

telescope A

telescope B

図 3 :  台の望遠鏡による到来方向角 左、シャワー落下点 右 の定義

shower orientaion angle

shower impact position

camera B

camera A

telescope B

telescope A

図 3: ステレオ観測では空気シャワーの像を  次元的に再構成できる。





世界の 

現在世界では  も含めて主に つの超高エネルギーガンマ線観測プロジェクト、
23 333 欧、60 欧、 0/ 米 が進行中である 表 3。その特徴は  ) 級の大口径の鏡を用いた  + 付近までの低エネルギー閾値観測である。

!"#)"  &-(+22( ; *&!+)
 0/ 3C  3HC  ) &3 7,"+&!!#  ) 3 Æ 3
 *
2 
3C 13 C 4 ) &3 7,"+&!!#  ) 3 Æ 3
 *
434C 34HC  ) &3
  ) 3 Æ 31 &"#8+
60 3C 134 C 1 ) &3
 4 ) 34 Æ 3 *
表 3: 世界の 0/ プロジェクト
大気チェレンコフ望遠鏡は地上で観測を行うため、天球上の観測可能領域は望遠鏡の緯度により決定される。また昼間や雲があるとき観測できないため、全天の観測、時間変動の観測などのためには異なる経度、緯度に望遠鏡が複数あることが望ましい。現在のプロジェクトでは北天を60、 0/、南天を 23 333、 がカバーしている 図 3。

180o -150o -120o -90o -60o -30o

0o

30o

60o

90o 120o 150o 180o

60o

MAGIC

30o
0o
-30o
-60o

VERITAS
H.E.S.S.

CANGAROO-III

図 3: 0/ と世界地図。

4

第  章 

望遠鏡

  !"# $ %&!  " #' "((# $ ))* &+ ,! * "# !-+%!. は名前の通り天体ガンマ線観測のための日豪共同の国際協力実験であり、オーストラリ
ア南オーストラリア州ウーメラで解像型大気チェレンコフ望遠鏡を用いて南天での観測を行っている。000 は口径  ) の望遠鏡 台による観測を行い、
+ 以上に感度を持つ。
  年現在、 プロジェクトは第三段階にある 000。
実験は  年に口径 34 ) の鏡と  本の光電子増倍管からなるカメラを持つ望遠鏡  台による観測から始まった。  年に口径  ) の鏡と、3 度の視野を持つカメラからなる望遠鏡が完成した 00。反射鏡は一年後に口径  ) まで拡張されいくつかの系内の天体からの年にかけてさらに  台の望遠鏡を改良を加えながら建設
ガンマ線を発見した。  年から 
し、望遠鏡  号機 以下 /、 号機 同 /、 号機 /  がそれぞれ   年  月、  年  月、
 年  月に観測を開始した。
この章では 000 望遠鏡のハードウェア関係を説明する。またハードウェアのさらなる性能向上を目指して、新たな波形読み出し回路の試験を行なった。それについては付録  を参照されたい。



図 3:  観測サイトの位置





望遠鏡

000 望遠鏡は経緯台式、直径  ) の回転放物面に  枚の小型球面鏡を取り付け、焦点距離は 4) である。焦点面にチェレンコフ光を捕らえるカメラとして光電子増倍管が  本
取り付けられている。回転放物面を採用することによって、平面波の入射に対して焦点への到達時間が同じであることから、チェレンコフ光の到達時間情報を解析に用いることができる。天体の追尾をする際は、システムクロックを精度 &+ の   と同期させた  の時刻から方位角と俯角を計算し !-+ #+! 経由で望遠鏡制御  に送る一方、望遠鏡の現在位置を示すエンコーダーのデータが  )&+ 毎に望遠鏡から制御  に送られて、正しく追尾できていることを確認している。制御  にはリアルタイム  である / を使用している。このシステムの下で  分角
以下のトラッキング精度が保たれている。

図 3:  望遠鏡とその配置。写真は 号機。



反射鏡

放物面鏡は光路差がないことが利点であるが、直径  ) の鏡となると自重による変形が避けられない。しかしあまり精度を必要としないチェレンコフ望遠鏡では軽量な小型鏡を並べることによってこの問題を回避している。000 で用いられている直径 4 ) の小型鏡 図 3は、; && ;"+ +"#$ +' &!" という強化プラスチック製で、丈夫さと約 .8 という軽量さを実現している。その構造は、硬質の発泡剤のコアを ; と接着剤シートを積み重ねたもので挟み込み、表面に反射体のアルミシートを引いた上からフッ素コーティングで仕上げたものになっている。その反射率は約 1 4 F、結像性能は ;H26 で約 3 度となっている 図 3 。
また、光軸調整の為に必要とされる自由度は、焦点面内の  次元の動きに対応する  つの軸周りの傾斜になる。そこでステッピングモーターとギアで構成されるリニアアクチュエーターシャ
フトとばねシャフトの組を一枚の鏡につき  組つけ、アクチュエーターの伸縮による  軸の傾斜制御をおこなっている。その精度は 3  度である <=。

図 3: 左; 小型鏡 三菱電機製。直径 4 ) で重量は約 .8。 右 鏡の調整システム。リ
レースイッチを接続して、リモート制御で調整する。

図 3 : 小型鏡の結像性能。明るい恒星に望遠鏡を向けてスクリーンに集光し 7 で撮影した。
号機のもの。右は 方向の '" ( I+。曲線は  +#!E"# でフィッティングしたもの。



カメラ

チェレンコフ望遠鏡のカメラを設計する際に以下のような大気チェレンコフ光の特徴を考慮に入れなければならない。

3 チェレンコフ光は  #& 以内の時間分布で到来する。
3 シャワーからのチェレンコフ光の広がりは  度以内に収まる。
3 チェレンコフ光のスペクトルは青から紫外にピークを持つのに対し、バックグラウンドとなる夜光はそれより長い波長領域にピークを持つ。
チェレンコフ望遠鏡のカメラに要求されるのは、広い視野 度、小さなピクセルサイズ  3

度、早い応答ナノ秒、そして光子に対する高いゲインである。広い視野は広がった天体の観
測、及びサーベイに必要であり、小さなピクセルサイズはシャワーの詳細な発達の様子を捉えるために必要である。そしてバックグラウンドである夜光の影響を少なくするために早い応答時間が必要となる。これらの要求を満たすものとして現時点で最適なのは光電子増倍管 6/ である。
000 で現在稼働中の最新の  台の望遠鏡 /、/、/  のカメラは直径 5 インチの 6/ を使用している。 6/ 前面のカソード面には 1 角形のライトガイドが取り付けられ、それを六方最密構造になるように  本敷き詰めている 図 3、図 31。視野は 3 度、ピクセル
サイズは 314 度である。

図 3: 左000 のカメラの前面部。 右 横から見たカメラの構造。

図 31: 左 浜松ホトニクス  。 右 ライトガイド。左の四角形のものは / 用。

6/ は浜松ホトニクス社製の   5 インチ 6/ を使用している。紫外領域の光を取り出すために光電面直前に  ガラスが取り付けられている。図 3 にこの 6/ の量子効率の測定
結果を示した。 6/ からのシグナルは高速プリアンプ 6A") 6   によって増幅、整形された後に 4 ) のケーブルを通してエレキ室へと送られる。すべての 6/ の増幅率は現地へ輸送前に実験室で校正される。視野内での増幅率の一様性を保つために、この校正結果を元に一本一本かける高電圧を決定し、カメラ面内での増幅率の揺らぎは  以下に抑えられている。
入力された光子数と出力電圧との間の線形性は  (-3+ までは保たれており、 (-3+ でのずれはおよそ  である。時間分解能は  (-3+ の入力に対し 3 #& である。実験室での事前測定に加えて、現地でもすべての観測日について増幅率と時間特性についての測定を行い、観測データ

quantum efficiency (%)

に対してソフトウェア的に補正を掛けている。

10
1
-1

10
-2

10
-3

10

200

400

600

800

1000

wave length (nm)図 3:   の量子効率。
高電圧の供給は   JC を用いて個々の 6/ で電圧値が変更できる仕様である。光電面とライトガイド間での放電を避けるために掛ける電圧は正である。それぞれの電圧は   /6 バスコントローラ   44 によって観測室から  を通して制御できる。

エレクトロニクス 概観000 望遠鏡のデータ収集系 7! K%"&"# *&!+) 79 の概略図を図 34 に示した。
カメラから出力された信号は長さ 4 ) のツイストペアケーブルを通して望遠鏡のベランダに設置されたエレキ小屋へと送られる。エレキ小屋へと送られた信号はアナログ信号処理用のフロン
トエンドモジュールである 6  仕様の 7"& ")"#!  6'%+ 76 へと入力される
図 +$I8:; 6。76 は  枚で 1 チャンネルの処理を行い、 7、/7 へのアナログ信号の出力及びトリガーロジック用のトリガー信号を出力する。76 に入力された信号は  段のオペア
 で増幅後に 本に分岐される。 本目の信号は電荷積分型 7 豊伸電子社製 にンプ 
送られる。7 は 6  仕様で  枚で  チャンネルを処理でき、信号は各チャンネルに搭載された  #&+ の '+* "#+ チップで '+* され、トリガー回路で生成された  #&+ の !+信号に合わせて電荷が積分される。  本目の信号は 76 に入力された 1 チャンネルが加算され #8%+ %) 6 出力としてトリガーロジックに用られる。残り  本の信号は %('!"#8'"& ")"#! と ##%('!"#8 '"& ")"#! に通される。この二つの '"& ")"#! は共に閾値の設定を 6 経由で行える。%('!"#8 '"& ")"#! の出力はマルチヒット /7 へと送られる。
/7 は 6 1 仕様の 6/6 アムスク社製 で、一枚につき 1 チャンネルの信号を時間
分解能 34 #&+ で記録できる。ここでは +'"#8 +'8+、! ""#8 +'8+ 両方の記録を行っている。
##%('!"#8 '"& ")"#! を通った信号はさらに分岐され、一方は夜光の見積もり、及び星の光の影響を受けている 6/ を解析時に取り除けるように  "! スケーラに送られる。もう一方は
1 チャンネル分が加算され ##%('!"#8 '"& ")"#! の閾値を超えた 6/ の本数に比例した
波高の 8" %) 6 信号として出力される。

PMTs
X 427ch100BaseEthernet line
Data flow
Analog line
28m

VME bus

VME bus
DSM(x432ch)

TDC (x432ch)

HV controller

ADC (x432ch)

PCI-VME bridge

Scaler

HV unit
Weather monitor

PatternTrigger Module

Cloud monitor

GPS
Interrupt Register

RS232C
Telescope position
Target position

linux PC1
for Monitor data

Pentium III
CPU board

HUB
PC2
for telescope control

Central electronics hut
HUB

linux PC3
for diskless server,
data storage

linux PC4for Quick analysis,
NTP server

図 34: 79 システムの概略図。

X16
ChargeADC

invertercameraexternal
trigger

updating discriminator
fast shaping
amplifierthreshold set
VME bus
One-shot(100us~1ms)

non-updating
discriminator

TDC

(ECL)

Scaler

VMEbus(LVTTL)

Patterntriggermodule
LSUM

threshold set
VME bus

Enable/DisableVME bus

X16

X16

ASUM

図 3: 76 のブロックダイアグラム。



トリガー設定 ローカルトリガーシステム

上述のトリガー信号について詳細を述べる。
ガンマ線及び宇宙線ハドロンによる空気シャワーからのチェレンコフ光は望遠鏡の複数の 6/ にヒットする。エネルギーの低い一次粒子では空気シャワーの発達が小さく、得られる像も小さくなるが  + という低いエネルギーのガンマ線でもシミュレーションにより 000
望遠鏡では  本程度の 6/ に広がって捕らえられ、像の中心付近では  #&+ のゲート信号幅に対しておよそ 4L (3+35 6/ 程度の光量が入る。一方バックグラウンドとしては夜光がある。
夜光は 7 成分であり、入る光量は一般的には M+* の式が知られているが、見る領域や大気の透過率によって変わる。典型的な値としてはである。
この違いを利用したトリガーロジックを使うことでハードウェアレベルで夜光バックグラウンドを除去できる。 では前述の 6 信号と 6 信号を用いてトリガーロジックを組んでいる。このロジックを簡略化したものを図 3 に示す。一台の望遠鏡に搭載された  枚の 76から出力された 6 はすべて足しあわされて ##%('!"#8 動作させた '"& ")"#!   社
製 ,4 に通される。一つの 6 は  枚の 76 中で閾値を超えた 6/ の本数の情報を持つので、この '"& ")"#! では  台の望遠鏡で閾値を超えた 6/ の本数に条件を課すことができ、この閾値を 20/ と呼ぶ。6 の閾値は典型的には L1 (3+3 程度にし夜光を落とし、 20/ は
6/ 本のヒットを要求している。また 6 は 76 毎に閾値を設定し、これは光量に対する要求となる。カメラ上の 6/ の配置と 76 ボードとの対応を図 6 に対する閾値は 76
ボード内にまとまった信号を要求しており、これはシャワーによるヒットがまとまった 6/ に分布することを考慮している。しかし 76 ボード間をまたいでヒットする場合を考えこの閾値は低く設定されており他の要求よりは弱くなっている。さらに  枚の 76 ボードからの出力をアナログ加算したものにも要求を加え、これを  と呼ぶ。
これらの条件をクリアすると 7 への  #&+ のゲート信号、/7 へのストップ信号、  への時刻記録用トリガー、及び   へのインタラプト信号を生成し、情報を記録する。一連の
79 のタイムチャートを図 3 に示す。

図 3 : &%) 閾値の決め方。夜光の影響が排除できるように決める。

GPS receiver
1pps out DAQ
Trigger

LSUM

Discriminator

ASUM

PMT
Trigger

Discriminator
Discriminator
図 3: トリガーロジック。



ステレオトリガーシステム

現在 000 では上記のローカルトリガーモードに加え、複数の望遠鏡に同時ヒットの条件を課すステレオトリガーモードも導入している。
ステレオトリガーシステムの目標はハードウェア閾値を下げつつも不感時間を増やさないことである。ハードウェア閾値を下げると空気シャワーの計数率も上がると同時にバックグラウンドの夜光やミューオンからのチェレンコフ光の計数率も増加する 図 3。そのため著しく不感時間を増大させてしまう。ステレオトリガーシステムではミューオンバックグラウンドを取り除くことでハードウェア閾値を下げることを可能にする。
ステレオトリガーシステムではミューオンからのチェレンコフ光の広がりが空気シャワーからの光よりも狭いことを利用してミューオンイベントを除去する。0/ で捕らえられるミューオンからのチェレンコフ光は空気シャワーと異なり一つの粒子のみからの放射である。そのため光量が小さく、高度 ) 以下で放射された光のみを捉えられる。チェレンコフ光の放射角はともに1

図 3: 各望遠鏡でのデータ収集のタイムチャート。左はトリガーが成立し実際にデータの取得を行う場合。右はトリガーが成立せずデータをリセットする場合。

 度程度であるため、上空 ) 以上で放射された空気シャワーからのチェレンコフ光が広がり約  ) 程度であるのに対し、ミューオンからのものは  ) 程度にしか広がらない。従って望遠鏡間が約  ) 離れている 000 望遠鏡ではミューオンイベントが複数の望遠鏡に掛かることはなく 図 3、複数の望遠鏡に同時ヒットの条件を課すことでミューオンイベン
トは除去できる。

図 3: 左図:空気シャワー、ミューオン、夜光それぞれの概念図。右図:ステレオトリガーによるミューオン除去の概念図
このステレオトリガーシステムの導入によりミューオンイベントはほぼ除去できた 図 3 。これによりそれまで各光電子増倍管に 13 (3+3 の光量で 本以上がヒットし、さらにアナログ和でも条件を課していたものが、不感時間を増やすことなく、アナログ和への条件を無くし、各光電子増倍管に 3 (3+3 かつ  本以上のヒットという閾値まで下げることが出来た 3。

図 3 : 左 ミューオンのイメージ。リング状に細長くなるため +#8!-5&"E+ が大きくなる。
右+#8!-5&"E+ の分布。 3 '+85(3+3 付近のピークがミューオンによるもの。青がステレオト
リガー導入前、赤が導入後。ミューオンによるピークが消えている。

図 3: 20/? に固定して、ピクセルの閾値を変えた時の 号機のトリガーレート 暗い領域。
赤は  台の望遠鏡でコインシデンスを要求した場合、青は  台の望遠鏡でコインシデンスを要求した場合。黒は従来のローカルトリガーモード。ステレオトリガーモードでは 6 閾値を下げてもトリガーレートは安定し、不感時間を増やさない。
ステレオトリガーシステムの構成を図 31、図 3 に示す。各望遠鏡でローカルのトリガー条
件が満たされると中央の同時判定システムに光ケーブルによって信号が送られる。同時判定は空4

気シャワーから各望遠鏡までの光路差を考慮して 1 #&+ という広い時間幅で行う 光路差によって生じるチェレンコフ光の到来時間差は最大で  #&+。同時判定に参加できる望遠鏡の数は任意に変更でき、実際の観測では  台の望遠鏡のうち任意の  台がトリガーに掛かったときにステ
レオトリガー成立としている >#*>。判定に合格すると各望遠鏡にトリガー信号 グローバルトリガー 及びイベントナンバーが送られる。各望遠鏡ではグローバルトリガーが帰ってきたときに   にインターラプトをかけ、データを収集する。ローカルトリガー成立後からグローバルト
リガーが帰ってくるまで、各望遠鏡では  / により次のイベントからの信号を止めているが、トリガーを判定システムに送って帰ってくるまでの時間  μ &+ 待ってもグローバルトリガーが帰ってこない場合はデータ収集を行わずシステムをリセットする。これによりミューオンイベン
トなどは少ない不感時間で処理できる。



図 31: 各望遠鏡でのトリガーロジック

図 3: ステレオトリガーシステムの概略。

図 34: ステレオ判定のタイムチャート。



キャリブレーション で観測データとして得られるのは基本的にはイベントトリガー生成時の 7 の電
荷情報と /7 の時間情報であり、解析時にはこれらの情報の較正を行う必要が有る。
では毎観測日ごとに  7 を用いた  種類のキャリブレーションを行っている。また鏡の反射率
は表面に付着した塵などにより変化するため、ミューオンを利用した反射率の測定を毎月行って
いる。

. の較正
7 の較正にはカメラ容器内に設置された  7 を使用する。カメラ容器は日中の太陽光や塵、雨滴などから 6/ を保護するために蓋がついて封じられている。この容器内に青色  7 及び反射板が設置されている 図 3。 7 の光は直接は 6/ にあたらず、反射板を通した間接光が6/ にあたる。反射板には濃淡がつけられており全ての 6/ に同じ光量が当たるように調整してある。この  7 をパルスジェネレータを通してリモートで一定光量で光らせる。パルスジェネ
レータから出力される信号はパルス幅  #&+ で  2E の信号で、 6/ には  (3+3 の光量が入る。この信号と同期した信号で 79 にトリガーをかけデータを収集する。その後、 7 を光らせずに同様の測定を行い、 7 のペデスタル値を測定する。これらの測定から 7 -##+ から実際の光量への変換係数を求め、ゲインの一様性も確認する。  7 を光らせたとき、 6/ に入る光量はポアソン分布に従うと考えられるので、

?

 



 



 



 



 


? 

?












3
3

として光量への変換を行うことが出来る。ここで  、 は 7 -##+ 分布の標準偏差及び平均値で   、  は光量分布の標準偏差と平均値である。典型的に変換係数は   <7-##+5(3+3= である。カメラ蓋によって遮光されているので昼夜を問わずにこの測定は行うことが出来る。

図 3: カメラ内の 7 較正用 

7 と反射板の配置 <=。

/. の較正/7 の較正は望遠鏡主鏡中心に設置された  7 を用いて行う。空気シャワーからのチェレンコ
フ光は  #&+ という非常に短い時間に到来するので到来時間を解析で使用するためには  #&+程度の精度が要求される。 6/ からの出力信号を '"& ")"#! に通したものを /7 へと入力しているが、タイムウォークによる到来時間情報のばらつきが生じる 図 3 。このタイムウォー
クを補正するために  7 をランダムな光量で光らせて測定を行う。 7 を L (3+3 程度で上述と同じパルスジェネレータによってランダムに光らたものと、  7 を光らせないものでデータを取る。 7 を光らせた絶対時刻はパルスジェネレータにより、 6/ に入った光量は 7 から見積もることが出来る。従って発光時間と /7 で記録された値との差と、 6/ に入った光量との関係が得られる。 6/ からの信号波形をガウシアンとして計算すると、/7 ? 3 8 7  (+'+&! @ 4となる。実際の測定から得られた関係を図 3 に示す。上式でフィットした結果を用いて/7 ? /7  3 8 7  (+'+&! @ 4が得られる。補正前及び補正後の /7 のヒット時刻分布を図 3 に示す。



3
3 

図 3 : /7 のタイムウォーク。同じタイミングの信号でも波高によってヒット時刻が変わる。

図 3: タイムウォーク補正。横軸が 7、縦軸が /7 の値の  乗

h99990
Entries 283384
Mean
177.8
RMS
48.73

number of event

Raw TDC distribution
10000
8000
6000
4000
2000
0

0

100

200

300
TDC hit time [nsec]

400

500

h99991
Entries 283384
Mean
14.84
RMS
30.25

Calibrated
TDC
12000
number of events

600

10000
8000
6000
4000
2000
0

-300

-200

-100

0
TDC hit time [nsec]100

図 3: タイムウォーク補正前と後のヒット時刻分布。全
ワー成分の広がりが  #&+ 程度にまでになる。



200

300

6/ を重ねたもの。補正によってシャミューオンファクターの測定鏡やライトガイドに付着した塵などのために光の収集率は変化する。そこで我々はミューオン
からのチェレンコフ光を観測し、ミューオンファクターを測定している。ミューオンファクターとはミューオンにより決定した望遠鏡の光の収集率を意味する。 望遠鏡で観測されるミューオンの速度は光速の 3 F以上で、チェレンコフ角は全てのイベントで同じと考えられる。従って観測されるミューオンリング 図 3  の半径は、ミューオンがチェレンコフ光を出した高度に比例する。光密度 5 を、

5?

"E+<(+=+#8!-<'+8=3

muon factor

で定義すると、5 は全てのミューオンイベントで一定である。従ってこの 5 を観測することでミューオンファクターを決定できる。ステレオトリガーモードではミューオンイベントを排除してしまうので、我々はこのミューオンファクター測定用に毎月 4 時間以上、ローカルトリガーモー
ドでの測定を行っている。図 3 にミューオンファクターの時間変化を示した。

 T2
 T3
 T4

days from 1st Jan. 2000

図 3: ミューオンファクターの経年変化。塵などの影響で時間と共に下がる。 日目以降で上がっているのは   年夏に行なった鏡の洗浄作業のため。洗浄作業は  1 年  月にも行なった。



第 章 カニパルサー 星雲の観測、解析
カニパルサー5星雲は非常に明るいガンマ線天体であり、/+ ガンマ線では時間変動をしないものとしては全天で最も明るい。そのため標準光源のガンマ線天体として多くの検出器で観測が行われている。大気チェレンコフ望遠鏡による観測も古くは H-"((+、2  グループから最近
では 23 333 グループなどが観測を行ない、/+ ガンマ線でも詳細なスペクトルが分かっている
図 3。
そこで本研究では  の解析にあたり、信頼性の高い解析手法の確立のためにカニパ
ルサー5星雲の解析をはじめに行った。使用したのは   年  月に行なった観測データである。
また本研究では高エネルギー側での検出効率の大幅な改善を目的に、望遠鏡の端にかかるイメー
ジの従来の処理法 エッジカット に改善を加えた。
000 のデータ解析の過程は大まかに  つに分けられる。一つは得られた生のデー
タから夜光などのノイズを落として空気シャワーによる像のみを取り出す過程で、もう一つは残った空気シャワーのイベントからガンマ線のイベント数を求める過程である。この章ではこの二つの過程について説明し、エッジカットに改良を加えた結果を報告する。

図 3: カニパルサー5星雲の多波長スペクトル。 + 領域以外では詳細なスペクトルが得られている。

カニパルサー 星雲の観測  年  月にカニパルサー5星雲の観測を行った。使用した望遠鏡は /、/、/ の  台で、/ はハードウェアの仕様が違うために用いなかった。カニパルサー5星雲は点源天体なので観測モードは B+ モードを用いた。大気チェレンコフ望遠鏡ではガンマ線信号を宇宙線陽子から区別するためにターゲットを向けた  観測の他に、バックグラウンドの評価のための ;; 観測を行う必要が有る。これまで大気チェレンコフ望遠鏡で用いられていた一般的な手法では、  と同様な観測条件で ;; をとるために  観測と同じような天頂角および方位角分布となるように
 と同じ時間だけ天球上の他の領域を ;; として観測を行い、 から ;; の差分をガンマ線のイベントを抽出していた #8 5;; モード。この方法は  と対称的な ;; データが取れるため解析が容易であるが、観測時間の半分は ;; 観測に割く必要が有り、統計という点では不利であった。そこで点源に近いような天体ではターゲット天体と同じ視野内で ;; データ
をとる B+ モードを用いている 図 3。B+ モードでは天体を望遠鏡の視野の中心ではな
3 度オフセットさせて望遠鏡 + で追尾する。  分ごとに赤緯方
く赤緯方向に  分ごとに向の N&+! を3 度切り替えることでカメラ面内で検出効率に多少むらがあっても打ち消され、 と同じ視野内から ;; をとることが出来る。B+ モードの最大の利点は #8 5;;
モードに比べて統計量を単純に  倍とれることである。
カニパルサー5星雲は赤緯 3  度にあるため南緯  度にある 000 からでは天頂角 度以上の大天頂角による観測しか行えない。大天頂角では空気シャワーから望遠鏡までの大気の厚さが大きくなる 図 3。天頂角  度の場合、高度  .) で発生したチェレンコフ光が望遠鏡までに通る大気の厚さは約  .) となり天頂で発生したものと比べて 3 倍である。従って大気によるチェレンコフ光の減衰も 3 倍となり、同じエネルギーでも光量が小さくなり、エネル
ギ−閾値は上がってしまう。しかし検出有効面積は天頂の観測に比べて & 天頂角  倍となるため、より高エネルギーのガンマ線の観測では有利である。

)COOC4C[#KT5JQYGT%JGTGPMQX.KIJV)TQWPF
図 3: 大天頂角での観測。天頂からのガンマ線観測と比べて検出有効面積が大きくなる。一方でチェレンコフ光の通る大気の厚さも大きくなるのでエネルギー閾値は上がる。



ノイズ除去

得られた観測データには曇りなどの悪条件下でとったものも含まれるため、先ず解析に用いる観測
時間帯を選び出す作業を行なう。ここで行なうのが %' %! と +,!"# %! である。%' %!
では  台 もしくは  台 の観測でステレオトリガーのかかったレートでカットを掛け、設定したレート以下の時間帯を解析に用いない。これは曇りの日の観測データを除くために行なう。カッ
トレートは晴れた日と曇りの日の観測のトリガーレートの違いをみて設定する。本解析では  台のステレオレートに対して  2E 以上という条件を課した。 +,!"# %! は設定した天頂角以外

図 3: B+ モード。視野中心から 3 度目標天体をずらして交互に観測する。目標天体から離れた領域がバックグラウンド領域として利用できる。

を望遠鏡が向いている時間をカットする。天頂角によりチェレンコフ光の通る大気の厚さが変化するため、同じエネルギーのガンマ線イベントでも望遠鏡で捕らえられる光量は異なる。そのためあまりに広い天頂角分布で解析を行なった場合エネルギーの見積もりが正しくなくなるため天頂角でカットを入れる。この解析では天頂角 1 度以内という条件を課した。この二つのカットに
より全観測時間   分 約
時間 のうち解析使用可能時間は  分 約  時間 となった。
こうして得られたデータにはまだ夜光や、エレクトロニクスのノイズなどでヒットした 6/ が含まれている。これらは空気シャワーの像を歪め、ガンマ線の識別に悪い影響を与えるため、解析で落とさなければならない。また、このようなノイズのみでトリガーをかけたようなイベントも存在し、これも除去しなければならない。そこで、各々の望遠鏡で捕らえたイメージに対して
次のようなカットをかける。
まず星などの影響で常に信号を出している 6/ を排除するためのスケーラカットを掛ける。カニパルサー5星雲では視野内に  等星が入るため 図 3 、この星の周り 3 度にある 6/ は電圧を切っている。しかし大気や鏡で散乱された星の光が周りの 6/ にも影響を与える。この様な6/ を記録するために 000 望遠鏡では時間幅  &+ の間に 6 閾値を超えたパルスの数を 6/ ごとに常に数えるスケーラがフロントエンドモジュールに搭載されている。このスケーラ値でカットを掛けることで星などの影響の強い 6/ を切ることが出来る 図 31。カニパルサー5星雲の解析ではスケーラ値の高いものから上位
本の 6/ をカットした。次にクラスタカットと呼ばれるカットを掛ける。クラスタカットでは一定の本数以上隣り合ってヒットした 6/ 以外をカットする 図 3。これは空気シャワーの像がまとまったものであるのに対して、夜光などはランダムに入るのでばらばらにヒットするため、隣り合うという条件により夜光を排除する。解析では  本以上が隣り合うという条件 / を課した。また同じく夜光を排除するために 7 カットを入れ、クラスタカットなどで残った夜光をカットする。夜光は平均して典型的に L (3+3 程度の光量でヒットするのでその値以上のカットを入れることで排除できる。ここでは  (3+3 以上の条件を課した。さらに /7 カットを掛けて空気シャワー以外のヒットを取り除く。/7 カットでは /7 のヒット時刻を元にカットを入れる 図 34。シャワーが一定の範1



囲内で発生し、チェレンコフ光がまとまって到来する  #&+ のに対して、夜光はランダムである。そこで本解析ではへ /7 のヒット時刻分布の平均値よりも  #&+ 以上はなれた 6/ をカットするという条件を課した。以上のカットでばらばらになったイベントや、イメージの小さくなりすぎたイベントをカットするため / カットをもう一度入れる。
以上のノイズ除去を各望遠鏡の各イベントでヒットした各 6/ に行ない、カット後に  台の望遠鏡全てでイベントが残ったものを空気シャワーのイベントとみなす。

図

図3 : カニパルサー5星雲の観測領域。  等星が視界に入る。

3: カメラの 2 コントロール画面。  等星の周りの 6/ の 2 をカットする。

scaler3
Entries 998326
Mean
230
RMS
124.8

FEMscaler/ch
×10

3

450
400
350
300
250
200
150
100
50
0
0

100

200

図 31: / 望遠鏡のスケーラ分布。横軸は光や星の影響を強く受けている 6/。

300

400

500

600

6/ 番号、縦軸がスケーラー値。値の出てるものが夜

図 3: クラスターカット前 左 と後 右。 つ以上の隣り合うピクセルがヒットしていない箇所が落とされる。色の濃さは光量を表しているがここでは無関係。

4

tdcraw4

TDCstart(raw4)
×10

Entries3

1200

2.80394e+07

Mean

5.125

RMS

25.46

tdccut2_4
Entries 3308427
Mean
0.1177RMS
5.661

TDCstart(cut2_4)
450

×10

3

400
1000

350
300

800

250
600

200
150

400

100
200
50
0
-100

-80

-60

-40

-20

0

20

40

60

80

100

0
-100

-80

-60

-40

-20

0

20

40

60

80

100

図 34: /7 分布。 左/7 分布のイメージ図。夜光のランダムなヒット分布の上に空気シャワーのまとまったヒット分布が載る。 中/7 カット前の /7 分布。 右 ノイズ除去後の /7 分
布。空気シャワーのまとまった分布のみが残る。

エッジカット

次に、ノイズカットを行なったイベントに対し、エッジカットを行なう。これはカメラの端 エッ
ジ にイメージが掛かっているイベントを排除するカットである。カメラのエッジにかかったイベ
ントは本来のシャワーの像を反映しておらず、正しい到来方向を求めることは出来ない 図 3。
エネルギーの見積もりもシャワーの光量を元に行なうのでエッジで切れたシャワーでは正しいエ
ネルギーを反映していない。さらにガンマ線と宇宙線ハドロンの識別にはシャワーの像を用いて行なうため、エッジにかかった正しくない像は分離を悪くする要因となる。そこでカメラの最も外側の 6/ にヒットのあるイベントのカットを行なう。
このエッジカットの有無でエネルギー分解能がどの程度改善するかを示したものが図 3 である。天頂角は 度、つまり天頂からガンマ線が到来した場合を用いた。エネルギー分解能はシミュ
レーションで単一のエネルギーのガンマ線を用いたときに、望遠鏡それぞれで捕らえられるシャワーの光量の和の分布から求めた。この分布をガウシアンでフィットしたときの平均値  と標準偏差 から、
エネルギー分解能 ? 
<F=
3



で定義した 図 3 。図 3 に示すように、エッジカットを行なわない場合、高エネルギー側でのエネルギー分解能は悪化する。また角度分解能の評価も同じシミュレーションファイルから行なった。ここで角度分解能はシミュレーションガンマ線イベントのうち 14 Fのイベントの入る角度で定義している。図 3 のようにエッジカットをしない場合、高エネルギー側で角度分解能の悪化する。
このエッジカット後に残ったイベントを使い、ガンマ線のイベント数の計算を行なう。

#&%EQWPVታ㓙ߩࠗࡔ࡯ࠫ

ࠞࡔ࡜਄ߩࠗࡔ࡯ࠫ

図 3: エッジカットの概念図。丸は 6/。カメラの端 灰色 にかかったイメージは正しいイメー
ジではないため、イベントごと全て排除する。この中では右上の一つのイメージ以外は全てカットされる。

sum p.e. distribution
Event

90
80
70
60
50
40
30
20
10
0
0

200 400 600 800 100012001400160018002000
Sum p.e.

図 3 : エネルギー分解能の定義。6# #+ 8* この図は 1 + の場合 のガンマ線をシミュレートしたときに望遠鏡で捕らえられるシャワーの光量分布をガウシアンでフィットして求める。

Energy Resolution [%]Energy Resolution
45
40
35
30
25
20
15
10
5
0

6×10-1

2

1

3

4
5
Energy[TeV]

図 3: モンテカルロシミュレーションから求めたガンマ線のエネルギー分解能。エッジカット
無 黒 はエッジカット有 赤 に比べて高エネルギー側でエネルギー分解能が悪化する。

Anguler Resolution [degree2]

Anguler Resolution
0.1
0.09
0.08
0.07
0.06
0.05
0.04
0.03
0.02
0.01
0

6×10-1

2

1

3

4
5
Energy[TeV]

図 3: エネルギーごとの角度分解能。エッジカット無 黒 は高エネルギーで到来方向の決定が正しくなくなる。

シャワー到来方向の再構成

一次粒子の到来方向はシャワーの縦発達の方向であるので、楕円フィットした長軸方向が到来方向となる。ステレオ観測の場合、以下の二通りの方法で到来方向を求める。

一つ目は>(+#"#8 #8+>と呼ばれる角度で望遠鏡ごとのイメージの長軸の交点の重心をとる方法である 図 3。





?





6#

7

6#





3





7



?



3





により到来方向    7   を求める。(+#"#8 #8+ が大きいほど到来方向の不定性が少ないことを利用している 図 3 。

θ23

3

θ31
θ12
2
1

図 3: (+#"#8 #8+ の定義。各望遠鏡のイメージの長軸の延長線のなす角の &"#+ を、その交点の座標に重みとして掛けて全交点の重心を取る。

図3 : 長軸のなす角と交点の決定精度。角度が大きいほど精度が高くなる。

もう一つの方法、0I! では交点のグリッドサーチを行い次の 8 を最小とする点を交点とする。
8 ?



8

 

@ 8







3





一つ目の項 8  ? ¾ は、交点から見たシャワーイメージの持つ幅 H07/2 に対する要求¾

であり、これを小さくするような交点を探す。二つ目の項は交点とシャワーの重心位置に対する要求であり、



8







70/  2   ?   H07/2 






3

で定義される。

2 /2
H07/2?


 






 



31
 のときは 6 から求めた 70/ と H07/2 と  /2 の比の関係 図 3 を表す関数で、交点を決定する際、ガンマ線イベントはこの関係に近い関係をとるという制限となる。カニパルサー5星雲の観測パラメータを持つガンマ線シミュレーションデータを用い、この 0 ;"! を用いた場合と用いなかった場合で交点の天体位置からの距離の分布である   分布を求めたものが図 31 である。角度の重みを用いた場合と比較して角度分解能が大幅に改善する結果が得られた。そこで以降の解析ではシャワーの到来方向の決定にこの 0 I! を用いる。

Distance

DIS vs length/width
2

1.8
1.6
1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
1

1.2 1.4 1.6 1.82

2.2 2.4 2.6 2.8 3
Length / Width3: シミュレーションから求めた 70/ と  /25H07/2 比の関係。実線が関数
2 "9。
図



図



31: 赤が角度の重みで計算した交点の分布。黒が 0 ;"! で求めた交点分布。

     法

これまでの作業により得られたデータは宇宙線ハドロンによるシャワーとガンマ線によるシャ
ワーが混じったデータである。このデータに対し ;"&-+ 7"& ")"##! 法 <= と呼ばれる方法を用
いてデータ中に含まれるガンマ線のイベント数を求める。
この ;"&-+ 7"& ")"##! 法はガンマ線らしさ、ハドロンらしさをパラメータ化して識別する
".+"-' 法を発展させたものである。まず ".+"-' 法について説明する。 ".+"-' 法ではイベントのイメージパラメータを元に>".+"-' !" >と呼ばれるガンマ線らしさのパラメータを求める。

-6"6/,,( &3:6, - ?
ここで  5% はれる。

 5% '33  &37
 5% '33  &37 @  5% &,:,#3

""!* 7+#&"!* ;%#!"# 確率密度関数 のことであり、次のように定義さ 5% '33  &37 ?



 5% &,:,# ?

 5% $





 5%







4    5% $    5% 4  

34

 



3



この  5% の計算には、ガンマ線はモンテカルロシミュレーションを、陽子は実際の ;; の観測データを用いる。この  5% から計算された  はガンマ線らしいほど  に近づき、ハドロンら
しいものは に近づく。そこで実際の  観測について  を計算しハドロンイベントの多くを 
でカットを掛け、取り除いた後に、 と ;; の差分からガンマ線イベント数を計算する。この手法では各パラメータが均等にガンマ線とハドロンの分離のための  の計算に寄与するが、実際には H07/2 よりも  /2 でガンマ線とハドロンで差があるなど、各パラメータで寄与はば

らばらである。そこでこの寄与の差も考慮してガンマ線とハドロンの分離を行なう手法が ;"&-+
7"& ")"##! 法である。この手法は $! * 実験などでも粒子識別法として用いられている一般的な手法である <=。
この ;"&-+ 7"& ")"##! 法では解析的にガンマ線イベントを計算できる。シャワーのイメージ
パラメータを用いて定義されるベクトル

; ? すべての望遠鏡のイメージパラメータ 

3 から、その線形結合 % を計算する。本解析では、

< /H"'!- =< /+#8!- =





< /H"'!- = 
;


 ?
< /+#8!- = < / H"'!- = 3< / +#8!- =をパラメータとして用いた。

% ?
;  ; 3

この % を ;"&-+ 7"& ")"##! 以下 ; 値 と呼ぶ。
; は線形係数であり、バックグラウンドについて計算した % 値とシグナルについて計算した % 値の分布の分離が最大となるように求められる。
係数 
; は数学的に一意に決定でき、; !"  ;#
3 !" @ #
添字 6' はシグナル、 はバックグラウンドを指し、;
 はそれぞれ場合について求めた ; の平均値であり、 はその 6! "A で、その要素  は、 ?< ; ; =  < ; =< ; = で求め

;?

!



!



られる。シグナルのサンプルとしてガンマ線モンテカルロシミュレーションデータ、バックグラウ
ンドのサンプルとして ;; 領域の観測データを用いて計算を行なう。シグナルサンプルは到来方
向が天体の周り   <  '+8 ++ 以内のイベントを、バックグラウンドのサンプルは実際の観測
データの天体の周り  <   <  '+8 ++ の範囲のイベントを用いる。この  つのサンプルから; を決定したのちに、実際の観測データでシグナルとバックグラウンドの分離が最大となる係数  イベントごとに ; 値を計算する。そして ;"&-+ I! と呼ぶ手法を用いてガンマ線イベント数を求める。

0$( 1
今までの  では ; 値を計算した後に ; 値でカットを掛け、 の   分布から ;;の   分布を引いて、残ったイベント数をガンマ線のイベント数としていた。しかしこの方法では必ず ; 値のカットでガンマ線イベントを減らす上、カットする ; 値を決めるというヒューマンバ
イアスがまだ残っている。この問題を解決するために ;"&-+ I! と呼ぶ手法を導入した。

;"&-+ I! では  の測定で得られた全イベントの ; 値分布は、シグナルの ; 値分布とバックグ
ラウンドの ; 値分布でフィットできるという仮定で行なう。 のイベント数を 、; 値の確率分布を取ったとき 6 番目の "# の値を # と表す。このとき I!!"#8 関数として、
2   ?  @ 4 ?  @
 4
3 














を定義し、実際の分布 # を ;"! する。ここで  、# はシグナル、バックグラウンドの ; 値の確率
分布の 6 番目の "# の値で 図 3、、 はそれぞれ  データに含まれるガンマ線とバックグ
ラウンドのイベント数である。ここで  @  ? の関係を用いた。 ;"! は #  2   

8 ?




#

3







が最小となるような  を求めればよい。それには、

(8
?
(
を計算することで、

?

31






4    $  %¾



"



"





3





と求まる。統計的な有意度は誤差の伝播から求められて、





?




#




>
>#





       $ %  ?
  $  %¾ 




"



"





 "

34



これでガンマ線のイベント数と有意度を計算できる。

F of gamma & BG
0.25

0.2

0.15

0.1

0.05

0-4 -3.5 -3 -2.5 -2 -1.5 -1 -0.5

0

0.5 1
F value

図 3: シグナル 青、バックグラウンド 黒 の ; 値の確率密度分布。この二つを用いて  の
; 値の分布を ;"! する。

 分布を求めるときは、 のそれぞれの "# の  イベントについて上の ;"! を行う 図 34。
カニパルサー5星雲のデータの   分布をプロットしたものが図 3 である。

1

real f distribution

real f distribution

real f distribution

real f distribution

250

250

200

200

200

150

150

150

100

100

100

100

50

50

50

50

0

0

0

250

250
200
150

-4 -3.5-3 -2.5 -2 -1.5

real f distribution250-1 -0.5

0

0.5

1

ψ

-4 -3.5-3 -2.5 -2 -1.5

-1 -0.50

0.5

1real f distribution-4 -3.5

0-3 -2.5 -2 -1.5

-1 -0.50

0.5

1real f distribution

200-4 -3.5

200

150

150

150

100

100

100

50

50

50

50

0

0

0

100

-4 -3.5-3 -2.5 -2 -1.5

real f distribution-1 -0.5

0

0.5

1

ψ

-4 -3.5-3 -2.5 -2 -1.5

-1 -0.50

0.5

1real f distribution-4 -3.50

0.5

1-1 -0.50

0.5

1-1 -0.50

0.5

1-1 -0.5

0

0.5

1

0
-3 -2.5 -2 -1.5

-1 -0.50

0.5

1real f distribution-4 -3.5-3 -2.5 -2 -1.5

real f distribution

200

200

200

200

150

150

100

100

50

50

150

150

100

100

50

50

0
-4 -3.5-1 -0.5

250

200

200
150

-3 -2.5 -2 -1.5

real f distribution

250

250



0

0-3 -2.5 -2 -1.5

real f distribution-1 -0.5

0

0.5

1

ψ

-4 -3.5-3 -2.5 -2 -1.5

-1 -0.50

0.5

1real f distribution

200-4 -3.5

0-3 -2.5 -2 -1.5

-1 -0.50

0.5

1-3 -2.5 -2 -1.5

real f distribution

real f distribution

200

180

200

160

150

140

150

150
100

-4 -3.5

120
100

100

100

80
60

50

50

50

0

0

0

40
20

-4 -3.5-3 -2.5 -2 -1.5

-1 -0.5

0

0.5

1-4 -3.5-3 -2.5-2 -1.5 -1 -0.5

0

0.5

1

-4 -3.5

0-3 -2.5 -2 -1.5

-1 -0.5

0

0.5

1

-20
-4 -3.5-3 -2.5 -2 -1.5

図 34:   の "# ごとの ;"&-+ I! の結果。最上段は最も内側の   <  の範囲を つの "# に分
けたプロット。以降右下まで 3  刻みに "# 分けし、プロットしている。

Fit result

FD distribution

1400

200

ON
BG
MC gamma
subtracted

1200
150
1000
100
800
50

600

0

400
200

-50
0
0

0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5-4 -3.5 -3 -2.5 -2 -1.5 -1 -0.5

0

0.5

1

図 3: 左 カニパルサー5星雲の   分布。 右 赤:;; の ; 値分布。青:6 の ; 値分布。黒:実
データの ; 値分布。緑:実データから ;; を引いた ; 値分布。

 <  '+8 ++ のイベント数をガンマ線イベント数として計上する。ガンマ線イベントは 

イベントで、有意度は 31 であり、有意にカニパルサー5星雲からのガンマ線を捕らえることに成功した。次にカニパルサー5星雲からのガンマ線フラックスを求める。



微分フラックス

微分フラックスを求めるには、実際の観測データとエネルギーの関係を求めなければならない。
実際の観測データにはエネルギーの情報は直接含まれておらず、シャワーの光量とガンマ線シミュ
レーションを元にエネルギーを求める。
7 値   #  の間のフラックスを求めるとき、ガンマ線のイベント数はこの 7 値の範囲にあるエクセスイベント数を用い 図 3、対応するエネルギーはシミュレーションデータをこの7 値で切り取ったときのエネルギー分布の平均値を用いる 図 3 。そして以下のように計算を行ないフラックスを求める。エネルギー  # での有効面積は     ?   

#

3

#





である。ここで  は全エネルギーでの有効面積、   #  はエネルギー  # でのアクセプ
タンスである。冪  でふらせたモンテカルロシミュレーションの微分フラックスは最大エネルギーを $ とすると、


(%

?
( 



$





3 

$

で表され、これよりモンテカルロシミュレーションの全イベント数%
&?     (%
'

%"

'





(



(

?        
%"

4






$



%
&





は、

3
3

と求められる。7 値    の間にあるイベント数#&で表される。
イベント数を

?

%
&

は、

    


3

#

     は 7 値     でのアクセプタンス。 7 値     での実際の


#

#



G
 とするとエネルギー    #  での微分フラックスは、(%   ?
(

(

&

?  &$ ' $ $





%"

survive
Entries

8603

Mean
RMS

2827
977.5


$

102

10

10

1

1
3

10

104
Energy [GeV]10

G

Entries

4773

Mean
RMS

6506
2053



  

3

#





survive

3

10

Entries

13016

Mean
RMS

4251
1461

104
Energy [GeV]
survive

300 p.e. < SIZE < 500 p.e.

Entries
Mean
RMS

Entry

2



102

survive

200 p.e. < SIZE < 300 p.e.



3 

100 p.e. < SIZE < 200 p.e.

102

102

#

%

Entry

Entry

60 p.e. < SIZE < 100 p.e.

 (% 



#



Entry

&

3431
9282
2841

10
10

1

1

102

3

10

104
Energy [GeV]

102

3

10

104
Energy [GeV]

図 3 : 7 値でカットを掛けたときのモンテカルロシミュレーションガンマ線のエネルギー分
布。この分布の平均値が 7 値に対応するエネルギーになる。

Fit result

FD distribution
1000

100
ON
BG
MC gamma

800
50

subtracted
600

0

400

200

-50

0
-100
0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

-4

Fit result

-3.5

-3

-2.5

-2

-1.5

-1

-0.5

0

0.5

1

-2

-1.5

-1

-0.5

0

0.5

1

-2

-1.5

-1

-0.5

0

0.5

1

-2

-1.5

-1

-0.5

0

0.5

1

FD distribution

100
700
80

500

40

400

20

300

0

200

-20

100

-40
0

ON
BG
MC gamma

600

60

subtracted

0
0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

-4

Fit result

-3.5

-3

-2.5

FD distribution

50

300

40

250

ON
BG
MC gamma

30200

subtracted

20

150

10

100

0

50

-10

0

0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

-4

Fit result

-3.5

-3

-2.5

FD distribution

30
200

ON
BG
MC gamma

20150

subtracted

10
100
0
50
-10
0
-20
0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

-4

-3.5

-3

-2.5

図 3: 7 値でカットを掛けたときのそれぞれの "# での   分布。対応するエネルギーでのガンマ線イベント数が求まる。
得られたカニパルサー5星雲の微分フラックスを図 3 に示す。この結果をべきを仮定してフィットした結果、カニパルサー5星雲の微分フラックスとして次を得た。誤差は統計誤差のみを考慮したものである。

      /+   (-!#& ) &+

/+

31

2  グループはカニパルサー5星雲の精度の高い微分フラックスを報告しており <=、その値
は、





 



     /+    (-!#& ) &+

/+

3

である。今回得られた結果はこの結果と一致しており、解析手法が正しいことが確認できた。

differential flux
-9

Differential flux [photons/cm2/s/TeV]

10

10-10

10-11

10-12

10-13

10-14

1

10
Energy [TeV]

図 3: カニパルサー5星雲の微分フラックス。実線は 2  グループによって報告されている
カニパルサー5星雲のフラックス。点線は得られたフラックスをべきを仮定してフィットしたもの。



ガンマ線マップ

次にガンマ線が天球上のどの方向から来ているかを示すガンマ線マップを描く。
度の中を   の領域に分けて、それぞれの領域のガンマ線イベント数を計算する。この時 ;;
領域の取り方で  つの領域に分ける。一つ目はターゲットから     の領域で、これは ;; 領域をターゲットから       の領域にとり、この ; 値分布とシミュレーションガンマの ;値分布を用いて領域内のガンマ線イベントを計算する。それ以外の領域ではカメラ内のアクセプ
タンスが変わるので、領域のターゲットからの距離に応じて ;; 領域の取り方を変える。イベン
ト数を数える領域に対して、その領域を含むような幅のリング状に ;; 領域を取り 図 3、その ; 値分布とシミュレーションの ; 値分布を用い ;"&-+ I! でイベント数を計算する。カニパル
サー5星雲でガンマ線マップを描いたものが図 3 である。



1(( 㗔ၞ

ⷞ㊁ਛᔃࡊࡠ࠶࠻㗔ၞ

Declination(J2000)

図3: ;; 領域の取り方。

70
23.5
60
23

50
40

22.5

30

22

20
21.5

10

21

PSF

0
-10

20.5

-20
82

82.5

83

83.5

84

84.5

85

85.5

Right Ascention(J2000)

図3 : カニパルサー5星雲のガンマ線マップ





エッジカットの改良

エッジカットの問題点
エッジカットではイメージの大きなイベント、すなわちエネルギーの高いイベントについてはエッジの端にかかる確率が高くなるため、高エネルギーのガンマ線イベントの検出効率を著しく落としてしまう 図 3。天体からのガンマ線のスペクトルを広いダイナミックレンジで得るためにはエッジカットの改善が必要である。

Acceptance [%]Acceptance
60

50

40

30

20

10

6×10-1

2

1

3

4
5
Energy[TeV]

図 3: シミュレーションから求めたエッジカット前 黒 とエッジカット後 赤 のエネルギーごとのアクセプタンス。高エネルギー側ではエッジカットによってアクセプタンスが著しく落ちる。

シャワーの光量の大きな部分が完全にカメラ面内にあり、像の周りの光量の小さな部分のみが端にかかっている場合、その像はほぼ実際のシャワーイメージと一致するはずである。そこでシャワーイメージのうち、 6/ ヒット光量の大きいほうからある本数を取り出し、その 6/ がエッジにかかった場合にのみイベントをカットする方法に変更した。 図 34。このエッジカットを用いてガンマ線シミュレーションデータの解析を行い、アクセプタンス、エネルギー分解能について評価した。用いたシミュレーションはそれぞれエネルギー 1 +、 /+、 /+、 /+、/+、 /+、 /+、 /+、 /+ のもので、さらにそれぞれの場合について天頂角 度、
1 度、  度のものを用意した。
まず 6/ のヒット本数 20/ が何本以上でアクセプタンスが落ちるのかを評価した。その結果が図 31 である。そこで判定本数として  、、 本を試した。また天頂角 度の場合についてそれぞれエッジ処理での角度分解能についても評価した。その結果、 本以上で判定を行なう
場合、高エネルギー側でのアクセプタンスを大幅に改善させ、かつエネルギー分解能も高エネル
ギーで悪化しないという結果を得た。

Ratio ; Edge Cut / no Edge Cut

NHIT

0.25

0.2

0.15

0.1

0.05

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45
NHIT

31: ヒット 6/ 本数ごとのエッジカット前のイベントとエッジカット後のイベントの比。
20/? 以上で急激に落ち込む。
図a

ADC count

d

b
c

0

3: 新しいエッジカットの判定方法  本での判定の場合。光量の大きなものから  本の6/ ついてのみ従来と同じ判定を用いる。イメージの切れた 、 ' のようなイベントは従来どおりカットされるが、シャワーの大部分がカメラ面内に入っている  のようなイベントはカット
図

されない。



Acceptance [%]Acceptance
40
35
30
25
20
15
10
5
0

6×10-1

2

1

3

4

5
6 7
Energy[TeV]

図 34: 天頂角 度のとき、 本 緑、 本 青、及び  本 黒 でエッジカットの判定を行なった場合のアクセプタンス。青は従来のエッジカット。 本の場合  /+ のエネルギーでは約  倍のイベントが残る。

Acceptance [%]Acceptance
50
45
40
35
30
25
20
15
10
5
0
5×10-1

1

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy[TeV]

図 3: 天頂角 1 度 黒、天頂角  度 赤 での従来のエッジカット 破線 と  本の判定 実
線 の場合のアクセプタンス。どちらも通常のエッジカットと比べてアクセプタンスが向上し、高エネルギーまで感度を持つようになり、大天頂角の  度では /+ でも十分な感度を持つ。

Energy Resolution [%]Energy Resolution
45
40
35
30
25
20
15
10
5
0

6×10-1

2

1

3

4

5
6 7
Energy[TeV]

図 3 : 改良されたエッジカットのエネルギー分解能 天頂角 度。 本エッジカット 緑、
本エッジカット 赤、 本エッジカット 黒 いずれも高エネルギー側での悪化は見られない。

Anguler Resolution [degree2]

Anguler Resolution
0.1
0.09
0.08
0.07
0.06
0.05
0.04
0.03
0.02
0.01
0

6×10-1

2

1

3

4
5
Energy[TeV]

図 3: エッジ処理ごとのエネルギー分解能 天頂角 度。エッジカット無し 緑 以外では角度分解能の悪化は見られない。
次に実際にカニパルサー5星雲にエッジカットの改良を導入した。まずカニパルサー5星雲の観測時のパラメータを用いたシミュレーションデータでどの程度の改良が得られるかを評価した。
用いた判定本数は  通りの中間の  本を用いた。
カニパルサー5星雲は大天頂角での観測で大気によるチェレンコフ光の吸収などをうけ、エッジ
カットの改良で効果の予想されるイメージの大きなシャワーはより高エネルギーなものとなり、ガンマ線の元のイベント数自体が少ない。このためシミュレーションで予想される改良はそれほど大きくない。実際の観測データに改良エッジカットを導入した。この結果ガンマ線のイベント数
はとなり有意度はであった。
実際のカニパルサー5星雲の解析に導入して得られた   分布を図 3 に示す。ガンマ線イベン

1

トは

 イベントであり有意度は 344   であった。また微分フラックスも同様にして、  /+   (-!#& ) &+/+

と求められた。これは通常のエッジカットの結果と一致し、今まで有意に点を打てなかった 
以上にも微分フラックスを求めることが出来た。

図3: 左 カニパルサー5星雲の  分布。 右



34
/+

図 3: カニパルサー5星雲の微分フラックス。実線は 2  グループによって報告されている
カニパルサー5星雲のフラックス。点線は得られたフラックスをべきを仮定してフィットしたもの。

10-9

Differential Flux [s -1cm-2 TeV-1]

Differential Flux [s -1cm-2 TeV-1]

またカニパルサー5星雲のような大天頂角ではなく、より改善の見込まれる天体についても導入を行い改善を確かめた。天体は既に 000 の解析の結果の出ている  M 43  1
を用いた。図 3 は導入前と導入後について解析した微分フラックスである。特に高エネルギー側に大きな改善があり、当初の狙い通りエネルギーのダイナミックレンジを広げることに成功した。

10-10

10-11

10-12

10-13

10-10

10-11

10-12

10-13

10-14

10-14
1

図

10-9

10
Energy [TeV]1

10Energy [TeV]3 :  M 43  1 の改良前 左 および改良後 右 の微分フラックス。

4

第  章    の解析
本研究では  1 月  月に行なった  のステレオ観測データの $' の解析を行なった。また $' の解析を新たに行ない、 /+ ガンマ線放射の時間変動について調べた。

 

活動銀河核  は 線及び  極紫外 で最も明るい天体の  つである。 年に発見されて以降電波から高エネルギーガンマ線まで幅広い波長が繰り返し観測を行なっており、他波長による同時観測キャンペーンなども数多く行なわれている。スペクトルは二つの成分からなる。電波から 線までの低エネルギー側の成分はジェット中の相対論的電子からのシンクロトロ
ン放射で説明できる。ガンマ線領域の高エネルギー側の成分は同じ電子による逆コンプトン散乱で説明がされているが、その他にもハドロン起源説などが唱えられており決定には至っていない。
また  からの放射強度は時間変化し、波長ごとの時間変化は変化に富んでいる。

 年の  月にガンマ線と 線のフレアを  /、+(( 、 / が観測した。この活動期に 7% -) 大学の解像型大気チェレンコフ望遠鏡、6 .1 望遠鏡が  の観測を行い、 + 以上のエネルギー領域で有意度 13 で信号を検出した <1=。しかし 4 年の観測では信号の有意な検出はできず、この時期の 線の強度も低く、このことで /+ ガンマ線でも放射強度の時間変動があり、 線との相関も示唆するものであった。我々 グループも 年に 34 ) 望遠鏡 0 を用いて  の観測を行なったが、ガンマ線の有意な検出には至らず、3 /+ 以上の積分フラックスに上限値を与えるにとどまった <4=。この上限値は 6 .1 望遠鏡の結果と矛盾しない結果である。我々はさらに  ) 望遠鏡 00を用いて  年、
年、  年と観測を行なった。この時期は 線強度も低く、有意な放射は捕らえられず  + 以上の積分フラックスに上限値を与えた <=。6 .1 望遠鏡に続く /+
ガンマ線の検出は 
年に 23 333 グループによって報告された <=。23 333 グループは  
年の  月、 月、  年の 1 月から  月の観測から 1 + 以上で有意度  で信号の検出を報告した。放射強度が月単位、日単位、時間単位で変化することも報告した。またエネルギース
ペクトルは冪 3 という急な (B+ B であることも報告している。

  の観測

我々は  1 年の  月 4 日から 4 月  日まで観測を行なった。この期間は満月を挟んで二つに分かれており、それぞれの期間は  月 4 日から 4 月  日まで  1 年  月 と 4 月  日から 4 月
 日まで  1 年 4 月 である。私は 23 333 によってフレアの報告された  1 年  月の期間の解析を行なった。
この期間の  台による観測日及び観測時間を表 3 にまとめた。この期間は後述の望遠鏡駆動系の問題があり南中前までは / よる観測を行えなかった。そこで / と / の  台による観測を南中前に行った。 台による観測時間を表 3 に示す。私はカニパルサー5星雲で確立した信頼性の高図 3: 非活動期の

の多波長スペクトル  年< =。

い望遠鏡  台についての解析手法を用い、 台による観測時間の解析を行い、その後  台の解析手法に一致が取れることを確認して、  台による観測時間の解析を行った。

54 5 5 5 45
観測時間 <)"#=  4  
観測日

表 3: 望遠鏡  台による観測時間。 4 月  日は曇りのため観測を行なえなかった。

54 5 5
観測時間 <)"#=  
観測日

5


表 3: 望遠鏡  台による観測時間。



望遠鏡  台による解析

カニパルサー5星雲と同様の解析を行うために、まずガンマ線のモンテカルロシミュレーション
データを用意する。  1 年  月の鏡の反射率はミューオンによる反射率測定の結果からもとめ/ / /  ?  1 1  であった。また天頂角分布は実際の観測データで得られた天頂角の観測時間分布に合わせた 図 3。これらのパラメータを用い、エネルギー  +  /+
まで冪3 で  万イベントのガンマ線シミュレーションを用意した。

1

minvsze
Entries
1054
Mean
20.4
RMS
13.59

event(per min) vs zenith

minvsze
Entries 3200001
Mean
20.39
RMS
13.59

event(per min) vs zenith
×10

3

200

60

180
160

50

140
40

120
100

30
80
20

60
40

10
20
0
0

10

20

30

40

50

60

70

80

0
0

90

10

20

30

40

50

60

70

80

90

図 3: 左 観測データの  分ごとの天頂角分布。 右 生成したガンマ線のイベントごとの天頂角分布。
このシミュレーションデータを用い、カニパルサー5星雲と同様の解析を行なった。但し銀河面の明るい領域にあるカニパルサー5星雲に対し  は暗い領域にあり、明るい星も入らないためスケーラーカットは用いなかった 図 3。
%' %! 後の ",+!")+ を表 3 に示す。雲のあった 5 以外の日は快晴であり、ほぼ全ての観測時間が解析に使用可能であった。

scaler3
Entries 449631
Mean
213.6
RMS
125.3

FEMscaler/ch
×10

3

160
140
120
100
80
60
40
20
0
0

100

200

300

400

500

600

図 3:  の観測領域の星の分布と、スケーラ分布。星が少なく、銀河面からも離れているためスケーラ分布はカニパルサー5星雲の図 31 のようにばらつかない。

54 5 5",+!")+ <)"#=  1 
観測日

5 45 

表 3: ",+!")+。 月  日は雲があったため低い。
これら全データの解析をカニパルサー5星雲と同様に行なった。得られた   分布を図 3 に示す。イベント数は  1 イベント、有意度は 13 であり、この期間について  からの/+ ガンマ線の放射を有意に検出した。さらに求めた微分フラックスを図 3 に示す。冪を仮定
してフィットした結果は、

1     /+   (-!#& ) &+

/+

3

である。

Fit result

FD distribution

140

600

120

ON
BG
MC gamma
subtracted

500

100
80

400

60

300

40
200

20
0

100

-20
0
-40
0

0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5

図 3 :-4 -3.5 -3 -2.5 -2 -1.5 -1 -0.5

0

0.5

1

の   分布。

differential flux

Differential flux [photons/cm2/s/TeV]

10

-9

10-10

10-11

10-12

10-13

10-14

1

10
Energy [TeV]

図 3: 微分フラックス。青破線は冪を仮定してフィットした線。緑実線はカニパルサー5星雲のフ
ラックス。

1

 日ごとの観測に分けた解析も行った。 ;"&-+ I! を行なう際の  データとしてそれぞれの観測データを用い、シグナルサンプルは上述と同じシミュレーションデータを、バックグラウンド
サンプルは全観測データの ;; 領域を用いてそれぞれの日の観測データに ;"&-+ I! を行なった。
得られたイベント数と有意度を表 3 に示す。多くの日で有意な信号は無かったが、 月  日の観
測からは有意な信号を得た。この結果をもとに観測日ごとのエネルギー  + での積分フラックスをプロットしたものが図 31 である。これから分かるように日スケールでの時間変動が有意にあることが分かった。

観測日
イベント数
有意度 < =

54 5 534 3 13

5 45
1
3 3-1

Integral Flux @ 550GeV [photons sec cm-2]

表 3 : 観測日ごとのイベント数と有意度。  月  日に大きなエクセスがある。

0.08
0.07
0.06
0.05
0.04
0.03
0.02
0.01
0

1

2

3

4

5
6
Days from July27

図 31: 観測日ごとの積分フラックスの変動。



望遠鏡  台による解析

 1 年 1 月に / の駆動系のアジマスリミット機構の誤作動が報告されていた。これはアジマ
ス 度、すなわち真東に望遠鏡が向いたときに望遠鏡が時計回り、反時計回りどちらで回って東を向いているのかを知らせるスイッチ周りにトラブルがあり、時計回りに回って向いているにもかかわらず、反時計回りに来たと誤認識してさらにもう一度時計回りに回ろうとするエラーがあった。このため駆動系の製造にあたった三菱より、望遠鏡が真東に向くのを避けるように要請されていた。そのため  の観測では南中前  分までは、天体に望遠鏡を向けるには一旦真東にする必要があり、 / による観測を行なえなかった。

1 บߦࠃࠆ᷹ⷰ บߦࠃࠆ᷹ⷰ

*'55 ߩ᷹ⷰน⢻ᤨ㑆Ꮺ

図 3: 観測のタイムチャートの例 54。まず  台による観測を行ない、南中を挟んで  台による観測を開始する。 23 333 グループが観測可能になる時間はその後である。
広い時間に渡る時間変動を捕らえるにはこの  台のみの観測が行なわれた時間も解析することが必要である 図 3。そこで私は  台によるステレオ解析を用いて解析を行なった。
まず  台の観測のある時間帯について /、/ の  台の観測データの解析を行なった。この時間帯は  台による解析と同じシミュレーションデータを用いることが出来る。
この時間帯の $' による解析で得られた   分布を図 34 に示す。ガンマ線は 4 イベントであり有意度は 3 であった。さらに $' と同様に  日ごとについて解析を行い表 3 を得た。また、 + での積分フラックスを求めたものが図 3 である。
図 3 のように $' と $' の解析結果は非常によい一致を示し、 台の解析についても  台の解析と一致することが確認できた。そこで次に  台だけの観測の行なわれた時間帯について解析を行なった。

Fit result

FD distribution
1600

300
1400
250
1200
200
1000

ON
BG
MC gamma
subtracted

150
800
100
600
50
400
0
200
-50
0
-100
0

0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5-4 -3.5 -3 -2.5 -2 -1.5 -1 -0.50

図 34: 望遠鏡  台による観測時間帯についての $' による解析結果。

観測日
イベント数
有意度 < =

54 5 5
4


34
31 345 45 3 3

表 3: 観測日ごとのイベント数と有意度。

1

0.5

1

Integral Flux

-1

Integral Flux @ 550GeV [photons sec cm-2]

0.08
0.07
0.06
0.05
0.04
0.03
0.02
0.01
0

1

2

3

4

5

6
Days from July27

図 3: 観測日ごとの積分フラックス 青:$'。$' の結果 黒 とよく一致している。

$' のみの時間帯は天頂角分布、アジマス分布が $' の時間と異なるため、新たにガンマ線のシミュレーションを作成した。図 3 に観測データとシミュレーションデータの天頂角分布を示した。
minvsze
Entries
648
Mean
25.61
RMS
11.32

event(per min) vs zenith
22

minvsze
Entries 4193091
Mean
25.6
RMS
11.33

event(per min) vs zenith
3

×10
140

20
120

18
16

100

14
80

12
10

60

8
40

6
4

20

2
0
0

10

20

30

40

50

60

70

80

0
0

90

10

20

30

40

50

60

70

80

90

図 3 : 天頂角分布
このシミュレーションデータを用い、これまでと同様の解析を行なった。得られた   分布が図
3 である。ガンマ線は   イベントで有意度は 3 となり有意な放射は得られなかった。
これまでと同様に観測日ごとの時間変動を求めた。表 31 は観測日ごとのイベント数及び有意度である。 月 4 日の観測からは有意な放射が得られた。それ以外の観測日からは有意な放射は得られなかった。 月 4 日の観測のみについて   分布をプロットしたものが図 3 である。この結果を元に先程の時間帯と合わせてプロットしたものが図 3 である。二つの観測時間帯の間には
約 時間のずれがあるのでそれを考慮してプロットしている。この結果から 時間程度の時間でもガンマ線の放射強度が激しく変動していることが分かる。この期間のフレアについて 23 333
も暫定的であるが報告している。23 333 は  + 以上の積分フラックスの  日変化を報告しており、冪3 を仮定して  の結果をプロットしたものが図 3 である。時差 4 時
間をずらしてプロットしている。23 333 の報告した放射強度も  と同様に激しく時間変動を行なっていることがわかる。

1Fit result

FD distribution
700

120
100

600

80
500

60
40

ON
BG
MC gamma
subtracted

400

20
300

0
-20

200

-40
100

-60
-80
0

0
0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5-4 -3.5 -3 -2.5 -2 -1.5 -1 -0.5

0

0.5

1

図 3: 望遠鏡  台のみの観測時間帯について $' の解析で得られた   分布。

観測日
イベント数
有意度 < =

54 5 5



3
3
3

5
3

表 31: 観測日ごとのイベント数と有意度。

Fit result

FD distribution

100
250
80
200

60
40

150

20

100

0

ON
BG
MC gamma
subtracted

50

-20
0
0

0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5-4 -3.5 -3 -2.5 -2 -1.5 -1 -0.5

図 3:  月 4 日の観測についての   分布。

11

0

0.5

1

Integral Flux

-1

Integral Flux @ 550GeV [photons sec cm-2]

0.08
0.07
0.06
0.05
0.04
0.03
0.02
0.01
0

1

2

3

4

5
6
Days from July27

図 3: /+ ガンマ線放射の時間変動。

9Integral Flux > 200GeV [s-1 cm-2 10 ]

Graph
0.22
0.2
0.18
0.16
0.14
0.12
0.1
0.08
0.06
0.04
0.02
0

図 3 : 23



25

26

27

28

29

30

31

32
33
Observation Day333 のフラックス 黒 と 000 のフラックス 青 の日変動。

考察

 台の観測の $' による解析で得た微分フラックス

は、



     /+   (-!#& ) &+

/+

3

 年に 23 333 が観測したときの値、
    /+    1

(-!#& ) &+

/+

3

の約  倍の放射強度であり、この期間  は非常に激しい活動をしていることが分かった。フラックスの冪はエラーの範囲内で 23 333 が   年の観測で得た値と一致しており、冪の変化については有意な変動は見られなかった。また $' の解析から  台による観測時間、 台
による観測時間双方で /+ ガンマ線放射の 時間ごとの時間変動を得ることに成功し、放射が最も強いときで   を超える強度の /+ ガンマ線放射を検出した。現在、放射機構として有力な *#- ! # +$)(!# を仮定すると、冪が変化せずに /+ ガンマ線の放射強度のみが上昇したことから、ガンマ線の放射の元となる高エネルギー電子のスペクトルの形は変化せず、エ
ネルギー全体に渡って量が増加したと考えられる。しかし今回のフレアは /+ ガンマ線で最初に報告され、 線などでは大きなフレアは観測されていない。高エネルギー電子が一様に増加したならばシンクロトロン放射の強度も上がるはずであり、今回の結果はその点を説明することは出来ない。逆コンプトン散乱のターゲットとなる光子が、シンクロトロン放射ではなく、降着円盤から供給されその量が多くなったのならば逆コンプトン散乱の成分のみが増加する可能性もある、
いずれにしても  の放射機構を詳細に考察するためには、シンクロトロン放射側、すなわち電波、可視、 線などの情報が必要である。今回の /+ ガンマ線フレアでは 線衛星の / が観測を行なっており、暫定的に 線でのフレアは無かったと報告しているが、それ以降
詳細な報告はしていない。従って今後は  / の詳細な報告出るのを待ち、データが公開になるまで報告が無ければ、データの解析を行ない放射機構の考察を行なう予定である。

14

第  章 まとめと今後
本研究では  望遠鏡のステレオ観測の解析手法をカニパルサー5星雲の   年 
月の観測データを用いて確立した。 ;"&-+ I! という新たな解析手法により有意度 31 でガンマ
線信号を捕らえることに成功した。また得られたカニパルサー5星雲の微分フラックス、      /+   (-!#& ) &+

/+

13

は 2  グループが報告したフラックスと一致した。ガンマ線放射強度マップも描き、ガンマ線到来方向がカニパルサー5星雲の位置に点源状に存在することを確認した。確立した解析手法はカニパルサー5星雲に限らず、 B+ モードでステレオ観測されたデータに関しては一般的に用いることのできる手法であり、これまで、あるいはこれから観測されたデータに関しては比較的速やかに解析結果が出せるようになった。
またこれまで高エネルギー側のアクセプタンスを落とし、エネルギーのダイナミックレンジを狭くする原因となっていたエッジカットを改良し、実際にカニパルサー5星雲、  M 43  1
の解析に導入しエネルギーのダイナミックレンジを高エネルギー側で広くすることに成功した。
これらの解析手法を用い  1 年  月の活動銀河核  の観測データの解析を行ない、この期間に /+ ガンマ線フレアが起こったことを明らかにした。微分フラックスは     /+   (-!#& ) &+

/+

13

であった。またこの天体の解析では 時間でファクター  の /+ ガンマ線の放射の有意な時間変動を捕らえることに成功した。23 333 もこの期間の  のフラックスを暫定的ではあるが報告しており  日ごとの放射強度に激しい時間変動があることを明らかにしている。今回の の結果も激しい時間変動を捕らえており 23 333 と一致した結果を得た。これは 望遠鏡で初めて捕らえた有意な時間変動でもある。23 333 グループや 60 グ
ループは既に時間変動を行なう /+ ガンマ線放射天体を観測しており、 で時間変動を捕らえたことは世界的な /+ ガンマ線時間変動観測のネットワークが成立したことを意味する。
今後、  のガンマ線放射機構の詳細な議論をするためには、/+ ガンマ線の観測のほかに低エネルギー側のシンクロトロン放射による放射の観測データが必要である。今回の /+
ガンマ線フレアの期間 線衛星  / は観測を行なっているが報告はまだなされていない。今後
は多波長の結果をもとに放射機構の解明を進めていく予定である。

1

付 録

 の性能評価

現在の  望遠鏡では 6/ からの信号の読み出しに電荷積分型 7 を用いている。
この電荷積分型 7 を波形情報の記録できるものへの変更を目指して、6 #8%+ 6+) *+ の性能評価試験を行なった。
大気チェレンコフ望遠鏡のバックグラウンドの一つが夜光である。夜光は夜空の全領域に渡って光る 7 的な成分であり、データの中に入る量は信号の記録時間にほぼ比例する。夜光量は経験的に M+* の式 < = と呼ばれる式で求められ、単位波長当たり、( ?
?   ((:(O(1<+ 8 )  &+

&!

#) =

で与えられる。これに  の以下の表 3 のパラメータを用いることで各夜光量を求められる。



有効波長域 11 
主鏡面積 
6/ 本の視野 O(
量子効率 .)
鏡の反射率 .*
ライトガイドの効率 .

3
6/ に入る #) L 1 #)   )
14  14 '+8 ++
3
34
3

表 3: 夜光量の見積もりに用いたパラメータ現在  で使用している電荷積分型 7 の積分時間は に入る夜光量は以上から、((:#&+ である。この  #&+ ¾

( ?  / 
(1   O . . .
1½ ((:(O(1?  <(+ ("A+ =

?

+



+

(

)

*



3
3

と求められる。従って  本の 6/ に夜光がポアソン分布の揺らぎをもって 33 (3+3 入ることになる。これは暗い領域についての評価であり、銀河面などの明るい領域ではより多くの光量が入る。

 で用いている積分時間幅  #&+ は、電荷積分のためのゲート信号内に信号を収めるための信号の遅延回路素子による波形の歪みを考慮してチェレンコフ光の到来時間  #&+に比べて広く取った結果である。従って電荷積分幅は  #&+ 程度にまで理想的には短くすることができ、短く出来れば夜光を大幅に除去できる。



望遠鏡の性能向上評価

波形記録の目的は夜光除去による望遠鏡の性能向上である。   年の 4、 月に 
望遠鏡で波形記録の出来る ;7 ;&- 7 を用いた試験を行なった。詳細は昨年度の東修士
論文 <1= を参照されたい。夜光量は電荷の積分時間にほぼ比例し、電荷積分型 7 から単純に波形記録可能な回路に変更するだけで夜光を現状の半分以下に減らせることが分かった。この夜
光量の改善に伴いどの程度現在の望遠鏡の性能が向上するのかを、角度分解能、 5 比の  点で評価を行なった。



超新星残骸など多くのガンマ線候補天体のある銀河面は非常に明るく、夜光量は典型的に  (3+3である。;7 試験の結果より波形記録により最低でも現在の半分以下に夜光を減らせることが分かっている。また回路を小型化しカメラ直後に配置すれば現在使用している 4 ) の信号伝送ケー
ブルが不要となり、減衰防止に信号の時定数を長くする必要が無くなり電荷の積分時間はさらに短く出来る。またキャリブレーション用の  7 をレーザー光を使った短い
数 #&+ パルスに変更
すればピーク情報のみで解析が行え夜光をほぼ全て除去できる。そこでこの節では現在の夜光の値として  (3+3 を、最低限改良が見込まれる夜光量として半分の  (3+3、さらに最終的な目標として
 (3+3 という  つの夜光量についてシミュレーションを行なった。また天頂角は  で観測される天頂角分布の平均的な値である 1 度、ガンマ線のエネルギーは  + から  /+
までを冪3 で、陽子のエネルギーはを用いた。解析手法はカニパルサー5星雲や 
の解析で用いたものと同じである。それぞれの夜光量でのガンマ線シミュレーションの到来方向の再現性を図 3 に示す。14 Fのイベントが入る角度を角度分解能と定義すると、夜光  (3+3、 (3+3、 (3+3 の場合の角度分解能はそれぞれ 3 度、 3 度、 3 度である。従って夜光を除去した場合  (3+3 で約 3 倍、 (3+3 で約 3 倍、角度分解能が向上する。次に陽子とガンマ線の比が最大となる ; 値
分離について調べた。角度分解能の角度内に入るガンマ線と陽子の  3  でカットを掛けて残った   *%% を求めた。夜光  (3+3、 (3+3、 (3+3 の場合でそれぞれ  、4 、1 であった。これから夜光が  (3+3 の場合は約 3 倍、 (3+3 の場合は比が向上するという結果を得た。
約 3 倍 







theta1

Event

Theta_square
3500

Entries

11627

Mean

0.04006

RMS

0.05393

3000

2500

2000

1500

1000

500

0

0

0.05

0.1

0.15
0.2
0.25
0.3
Theta Square [degree2]

図 3: 夜光を変えたときのシミュレーションガンマ線の   分布。黒:
の場合。



(3+3、青: (3+3、赤: (3+3

 !"# $!%

波形記録回路によって望遠鏡の性能が向上することが前節で分かった。そこで実際に導入を目指し、6 #8%+ 6+) * + の性能評価試験を行なっている。 6 は   が開発している波形読み出し回路であり、0 (("!"# (+"I 0#!+8 !+' " %"! を用い、多数のキャパシターとバイポーラトランジスタを用いたスイッチからなる集積回路である。このキャパシター
を高速でスイッチングすることで波形情報を各キャパシターの電荷情報へと変換し、その後読み出しを行なう 図 3。一つのキャパシターからなる構成要素を>+>と呼ぶ。図 3 に 6 からの出力信号の例を示す。キャパシターからの出力は外部から与えたクロック信号に同期して、+
ごとに出力される。
㨪 PUGEFGNC[

+0276

OO

176276図 3: 左6 チップ。 右6 の概念図。はじめ全てのスイッチは閉じている。スイッチ
回路に信号が入力されるとスイッチが切れ、この時点での回路への入力信号電圧が電荷情報としてキャパシターに保存される。スイッチ信号を + 間にある  #&+ '+* 素子により + ごとに #&+ 遅らせることで、 #&+ 刻みの入力電圧情報をキャパシターに保存できる。

ǴUGE8

図 3: 6 からの出力信号の例。 + ごとからの出力信号が分かれて出力される。
まず入力電圧に対する 6 からの出力電圧の線形性を測定した。読み出し回路部分の異なる
 種類の 6 を作成し、評価を行なった。キャパシターの数 + の数 は 1 個であり、約 1 #&+の時間の波形を記録できる。図 3 に読み出し回路部分の概略図を示す。N&+! 電圧を 6 に入力し、出力信号を + ごとにオシロスコープを用いて 1 サンプルについて平均したものを測定した。図 3 は /*(+0 の 6 で )'+ で一定の N&+! 電圧を与えたときの 6 からの出力信号である。図 31 に /*(+0、図 3 に結果を示した。/*(+0 ではず線形性の保たれている範囲は約3  であった。/*(+00 では約 3  であった。また /*(+0 と /*(+00 で比較した場合、線形性のばらつきは /*(+00 のほうがよかった。





$



#

$WHHGT#$WHHGT図 3 : /*(+0 右 と /*(+00 左。 はキャパシターアレイ中のキャパシター。/*(+0 ではスイッチ  を閉じて電荷をキャパシター  に移してから信号を読み出し、スイッチ  を入れて電荷をリセットする。/*(+00 ではスイッチ  を入れることで /*(+0 のキャパシター  に電荷を移したときと同じ状態になる。信号を読み出した後スイッチ  を入れて電荷をリセットする。スイッチを複数用いるので回路は /*(+00 のほうが複雑になるが、電荷読み出しという点ではキャパシターに電荷を一回移す手順が要らず単純である。また電荷転送による電荷の損失が無く、出力の揺らぎが小さい。

ǴUGE

O8

20mV
ǴUGE図 3: 一定の入力電圧を与えたときの出力電圧。右は部分を拡大したもの。+ ごとの出力は分かれて出る。

図 31: /*(+0 6 の線形性。右は直線 I! からの各点のずれ。

図 3: /*(+00 6 の線形性。

1 + の 6 ではチェレンコフ光の到達時間のばらつきを考慮すると 1 #&+ の記録時間では十分とは言えない。そこで  + の 6 を製作した。このチップの性能を 1 + のものと同様に評価した。  + の 6 は /*(+0 のみが完成しており、 /*(+00 のものは完成しておらず間に合わなかった。将来的には /*(+00 を使用する予定である。 + の 6 では全ての +についてオシロスコープで測定することは困難であり、 + は  番目、 番目、 番目のものを測定した。図 34 に測定結果を示した。ダイナミックレンジは約 3  でばらつきはおよそ  )の範囲に収まっている。このダイナミックレンジは図 34 から分かるように 6 への入力電圧を上げ切れていない測定で得られたもので、実際の 6 のダイナミックレンジはもう少し大きいことが予想される。この入力電圧の制限は 6 への入力前に設けているオペアンプの特性で、次にこれを交換してダイナミックレンジの測定を再び行った。

図 34: + 6 の線形性。

また読み出し速度の評価も行なった。この試験では読み出し速度を与えるクロック信号の周波数を変化させて線形性が崩れない最大速度をテストした。用いたのは 1 + /*(+00 と  +/*(+0 の 6 である。 + では  .2E、 .2E、 .2E の読み出し周波数で試験を行なった。得られた結果を図 3 に示す。 .2E まで周波数をあげると線形性に変化が見られた。
これは  つの + から電荷を読み出しきる前に次の + へと読み出しが移るので、入力電圧に対して正しい出力電圧を出さないためである。従って  + の読み出し速度の限界は約  .2E
程度であり、全ての + からの電荷を読み出すためには約  )&+ かかる。これはランダムに数十
2E のトリガーのかかる我々の望遠鏡では 7+' /")+ が非常に大きくなるため用いることが出来ない。次に 1 +、/*(+00 の結果を図 3 に示した。テストしたクロック周波数は  .2E、
3 62E、 62E、 62E である。これから /*(+00 のチップでは線形性が変化するのは  62E
からで、用いることの出来る読み出し速度は約  62E である。将来的に  + の /*(+00 のチップを用いるとして、 62E で全ての電荷を読み出すのにかかる時間は  &+ であり望遠鏡への導入が実現可能である。またキャパシターの電荷容量を小さくすることで読み出しの時定数を小さくするなど、より高速な読み出し方法も検討中である。

図 3: 読み出し速度を変えたときの、入力電圧に対する出力電圧の線形性。  + /*(+0 の6。

図 3 : 読み出し速度を変えたときの、入力電圧に対する出力電圧の線形性。16。

 /*(+00 の + の 6 では全セルについて性能の評価をオシロスコープで行なうのは困難である。そこで図 3 のようなデータ収集システムを使用した。また入力前のオペアンプで入力電圧の範囲
1が狭くなっていたのをオペアンプの交換により広くした。図 3 中の   社製 6 モジュール  は 7 であり入力された電圧値を外部から入力したクロック信号のタイミングで読み取
り ;0; に詰める。分解能は  "! である。また同じく   社製の 6 モジュール 
は  用の &+K%+#+ で、外部からのトリガーに対して様々なタイミング、周波数でクロック信号を出力できる。ここでは外部トリガーのタイミングで 6 に読み出し用のクロック信号を出力し、6 からの + ごとの出力と  の読み出しのタイミングが合うように調整したクロッ
クを  に出力する。これにより  は + ごとの出力の電圧値を記録できる。このシステムで得られたデータをプロットした例が図 3 である。一つの点は 6 の一つの + からの出力電圧に対応する。
6GUV2WNUG

4GCF1WV#/%QWVRWV8

2WNUGT

#/%

%NQEM

%NQEM

6TKIIGT8$

図 3:  + 6 読み出し用システムの概略図。
入力電圧を変化させ全 + の入力電圧に対する線形性を測定した。一つの + についてプロットしたものが図 3 である。ダイナミックレンジは約 3  であり、入力段のオペアンプの交換により大幅に改善した。また全 + について入力電圧と出力電圧の関係をプロットしたものが図3 である。このの測定により全 + の出力信号に対する入力電圧の関係が分かったので、出力電圧を入力電圧に焼きなおすことが出来る。入力の N&+! 信号に対し出力信号から入力信号を求めたものが図 3 である。これを使い光電子増倍管からの波形を取得したものが図 31 である。
h1
Entries
544
Mean x257.5
Mean y
1283
RMS x
147.8
RMS y
34.09

Output [mV]

Waveform
1800

1600

1400

1200

1000

800
0

100

200

300

400

500
Cell Number

図 3: あらたな読み出しシステムで得られた 6 からの出力。一つの点が一つの + からの出力に対応する。

Graph

Graph

150
1600

100

1400

1200
50
1000

800

0

600
-50
400

200
-100
0
1000

2000

3000

4000

5000

1000

2000

3000

4000

5000

waku
Entries

6000

Gain

OffsetOffset [mV]

linearityGain

図 3:番目の + の入力電圧と出力電圧の関係。オシロスコープでの測定と異なり、一回の測定で全 + の出力電圧を測定できる。

0

Mean

0

RMS

0

2.6

2000

5500
2.55

5000
1800

2.5

4500

4000

2.45
1600

3500
2.4

3000
1400

2.35

2500

2.3

2000

1200

1500
2.25

1000
0

200 400 600 800 100012001400160018002000

0

100

200

300

400

500

Cell Number

0

100

200

300

400

500

Cell Number

図 3 : 全セルの入力電圧に対する出力電圧の関係 左。直線フィットしたときの傾き 中、切
片 右。

4

h1
Entries
544
Mean x257.5
Mean y
1205
RMS x
147.8
RMS y
32.54

Output [mV]

Waveform

1600
1500
1400
1300
1200
1100
1000
900
800
0

100

200

300

400

h1
Entries
542
Mean x257.5
Mean y
4241
RMS x
147.8
RMS y
27.52

Waveform

Output [mV]

500
Cell Number

4800

4600

4400

4200

4000

3800
0

100

200

300

400

500
Cell Number

図 3: 補正前の出力信号 上 と、補正後の信号 下。補正前に見えていた構造が無くなり、ばらつきも小さくなる。

h1
Entries
542
Mean x266
Mean y
3122
RMS x
52.83
RMS y
97.67

Output [mV]

AMC out
3400
3300
3200
3100
3000
2900
2800
2700
2600

180

200

220

240

260

280

300

320

340
time [nsec]

図 31: 光電子増倍管からの波形。

また一定の入力電圧に対して複数回出力電圧の測定を行い、出力電圧の揺らぎを測定した 図3。揺らぎは典型的に  ) 程度あり線形性の確保されているのが 3  の範囲であるのでダイナミックレンジは約  "! であった。



Counts

Output Distribution

h1
Entries 542000
Mean
4048
RMS
26.86

8000

7000

6000

5000

4000

3000

2000

1000

0

3800

4000

4200

4400

4600
Output [mV]

図 3: 一定の入力電圧に対する 6 からの出力電圧の揺らぎ。

adcraw4

ADC(raw4)
×10

Entries 2.825924e+07

3

2200

Mean

16.25

RMS

20.4

2000
1800
1600
1400
1200
1000
800
600
400
200
0

102

10

図 34: 実際の観測データの 

6/ に入る光量分布 / 。

まとめと今後の課題

6 を用いてデジタルで波形を取得することが出来た。さらに 6/ の信号をデジタルで記録するところまでは達成できたので実際の望遠鏡に試験的に 6 を導入することは現時点で可能になった。しかし現在のシステムでは  チャンネルの信号を処理するために 6 モジュール  台、
06 モジュール 1 台と大掛かりになっており、望遠鏡全チャンネルへの導入は不可能である。この解決として ;7 もボード上に実装し、読み出しはデジタルデータのみの回路を製作予定である。
また現在使用しているシステムはトリガーの後に信号を 6 に入力する必要が有り現在波形をゆがませている原因の一つである遅延回路が依然必要である。この読み出しをトリガーからさかのぼって波形を読み出すコモンストップ方式に 0 のレイアウトを変更して対応する予定である。
図 34 に実際の  の観測データの  6/ に入る光量の分布を示した。 L (3+3程度の範囲で分布していることが分かる。従って  (3+3 を分解でき、かつ  (3+3 以上まで観測できるダイナミックレンジは約 4L "! である。現在の望遠鏡ではエネルギーの決定精度上  (3+34の分解能は必要なく  (3+3 程度が分解できれば十分である。この時必要なダイナミックレンジは
L4 "! 程度となり、 + タイプのものでダイナミックレンジが  "! とチェレンコフ望遠鏡で使用するには性能が若干足りない程度で、これを現在製作中の /*(+00 に変更することで十分なダ
イナミックレンジが確保できる。また 6 は小型で多チャンネル化が容易なので 6/ からの信号を高ゲインと低ゲインの二つの 6 回路に分けて入力することで必要なダイナミックレンジを確保することが可能である。

4

謝辞
まずは研究の場を与えていただき、多岐にわたるご指導をいただきました谷森達教授に感謝いたします。また窪秀利助手には研究上のあらゆる場面で丁寧にご指導をいただき本当にお世話になりました。ありがとうございます。東海大学の西嶋恭司教授、宇宙線研究所の榎本良治助教授には解析を進める上で多くのご助言をいただきましたことを感謝いたします。
京大  の西田大輔さんには 79 の基礎や解析プログラムの基礎について、丁寧な指導をいただけたことを感謝いたします。渡部至緒さんには解析上の細かい疑問にまで答えていただき感謝いたします。中森健史さんには厳しい中にも人情味あふれる指導をしていただきました。本当にありがとうございます。西日本の学生リーダーとして頼りにしていました。来年はこちらがサポートします。文章・解析以外で。東悠介さんには質問に行くといつも真剣なアドバイスをしていただきました。いつもお世話になりっぱなしでした。心から感謝いたします。中野晋太
朗君、癒しをありがとう。土屋兼一さん、株木重人さんのお二人には  の重鎮として貴重な意見や、お話を聞かせていただけたことを感謝いたします。宇宙線 6+ ガンマ線組の皆さんにはハチャメチャな仕事ぶりを見せ付けられて刺激を受けていました。来年も引越しに負けずに引き続きよろしくお願いします。同期の上野一樹君、内山秀樹君、小澤碧さんには学部のときからお互い励ましつつ、刺激しあいつつお世話になりました。 人のはじける個性に隠れがちな私ですが博士課程の  年間もよろしくお願いします。また小山勝二教授、鶴剛助教授、松本浩典助
手をはじめとする宇宙線 線グループの皆様には /+ ガンマ線の解析ばかりでは忘れがちな、解析の背景となる物理の重要性を常に意識させてもらいましたことを感謝いたします。田澤雄二助
手には宇宙線実験や宇宙線研究室にまつわる秘話などを聞かせていただき、楽しませていただきました。ありがとうございます。 号室住人の身内さん、株木さん、服部さん、中森さん、上野君、内山君、瀧川君、兵藤さんの皆様にはしょっちゅう息抜きに部屋にお邪魔していたことをお詫びします。東海大学の坂本由起子さんには同じ天体を解析する上で様々な有益なご指摘をいただ
きました。非常に感謝いたします。また宇宙線研究所の森正樹教授、吉越貴紀助教授、大石理子助
手をはじめとする皆様にはウーメラでの作業から普段の解析にまでたくさんの助言をいただきましたことを感謝いたします。また普段の大学院生活をサポートしてくれる皆様に感謝いたします。
最後に、この研究生活を理解してくれ、いつも私を支えてくれる両親に深く感謝します。

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関連図書
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