解説

宇宙における非熱的プラズマ
國枝秀世（名古屋大学）

Non-Thermal Emission from Astrophysical Plasmas
KUNIEDA Hideyo
Graduate School of Science, Nagoya University, Nagoya 464-8602, Japan(Received 23 March 2005)

In the extremely low density plasmas in the Universe, the energy distribution of electrons starts to deviate fromMaxwellian distribution, when acceleration processes, such as the Fermi acceleration process are operative witha magnetic field moving at high velocity.
Radiation from these electrons is expected in the X-ray wave band by synchrotron radiation and by inverseCompton scattering. Supernova remnants and clusters of galaxies exhibit thermal emission from hot plasmas of several keV as well as non-thermal power law components above 20 keV, which suggests that the acceleration process takes place. A new hard X-ray imaging telescope system is also presented.
Keywords:
space plasmas, Fermi acceleration, synchrotron radiation, inverse-Compton scattering, supernova remnants,
cluster of galaxies

１．はじめに分配が起こらない．加熱，加速が進むと一部の粒子に高い

イオンと電子からなるプラズマはその電磁相互作用か

エネルギーが集中し，粒子のエネルギー分布は熱平衡によら，多彩な物理現象を生み出している．地上においては，るマクスウェル分布に比べ，高いエネルギー側にべき型の核融合を含む，実験室プラズマ，プロセスプラズマ，最もテールを引くため，非熱的現象と呼ばれる．

身近な例であるプラズマディスプレイまで，多くの学問

こうしたプラズマからの非熱的放射は，べき型スペクト

的，実用的な関心が持たれ，研究が進められている．一方，ルを持ち，高いエネルギーまで伸びている．超新星残骸や宇宙においては，電離の進む高温な領域では必ずプラズマ

銀河団の多くは，10 keV 以下のエネルギー領域では熱的放状態が出現し，天体現象の解明には，プラズマ物理学の研射が優勢であるが，10 keV 以上の硬 X 線領域では非熱的成

究は欠くべからざるものとなっている．

分が優勢となる．本稿では，この１０年程に出揃ってきた，

宇宙では，地上で実現し難い極端な物理状態が存在し，非熱的現象の観測的証拠を示していきたい．最後に，このかつ非一様，非平衡の現象が頻繁に見いだされる．このた成分の構造とスペクトルを詳しく観測するため，最新の多め，「宇宙は巨大な実験室である」と言われ，地上のプラズ

層膜技術を用いた，硬 X 線望遠鏡による 60(80) keV までのマ実験の成果を適用して天体現象を理解すると同時に，天硬 X 線撮像気球観測，さらには NeXT 衛星計画へ研究が進

体観測から，地上の実験結果を補うなどの研究が，合い携められているので，これも紹介する．

えて発展してきた［１］．

２．熱的・非熱的現象

そもそも宇宙は，ビッグバンから約４０万年後にマイクロ波（３度 K）背景放射が作られた頃には，極めて均一で一実験室プラズマの典型的なディメンションは，例えば真空槽の中で，密度 "#１０１７原子/m３，長さスケール !#1 m，様であったにもかかわらず，わずかな量子的ゆらぎが発達して，銀河団，銀河，星という，現在の多様な天体に進化４４−４５してきた．その密度は中性子星内部の１０

温度が 10 eV を例として考える．原子の半径を 1 nm とすると，断面積は ## 3×10−18 m２なので平均自由行程 "は３

原子/m から，

星 間 空 間 の１０３原 子/m３ま で，４０桁 の 違 い が 知 ら れ て い

"#"）
$
!
"#"
"!"$"#""!!"%%&#3 m，（"#

る．温度では，前述の３度 K から恒星内部の１億度以上までその違いは８桁に及ぶ．

数 m スケールのプラズマでは，系から出る前に１回程度衝

宇宙の大半の体積を占める希薄な空間では衝突が起こる

突を起こす．10 eV の熱運動の速度は 6×103 m/s であるの確率が低いため，粒子間の衝突を通した，エネルギーの等で，5×10−4 s 程度で平衡になる．それに対し，超新星残骸

author’s e-mail: kunieda@u.phys.nagoya-u.ac.jp

４２３

J. Plasma Fusion Res. Vol.81, No.6 (2005)４
２３‐４３３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.81, No.6 June 2005

Fig. 1

Deposit in bank accounts (1989). Fraction of population whose deposit corresponds to the group is plotted in the left panel.
Total amount of each group is plotted in the right panel. All units are Japanese Yen.

が周囲の星間 ガ スに 衝 突 し て で き る シ ェ ル で は，密度106 m−３だから，!!1/（106 m−３×3×10−18 m2）＝3×1011 m
走って初めて衝突が起きる．プラズマの温度を10 keVとす
ると，速度は 2×１
０５ m/s となり，平衡に達するには 2×106秒かかる．この自由行程と平衡時間は，超新星残骸のシェ
ルの厚さ〜1016 m や膨張のタイムスケール１
０００年（〜１０１０秒）に比べると十分短いと言え，いわゆる局所平衡にあるということができる．
ところが，さらに４桁程希薄な星間ガスでは，自由行程，
タイムスケールが 2×1010 秒（数千年）と無視できない大きさになる．この時，電子とイオンの再結合が遅れると，電子温度とイオンの電離温度が異なる非平衡が起きる．また，系内で起きた加速現象（詳細は第３章参照）による粒子，例えば電子は，系内で他の電子／イオンと衝突せず，
電子のエネルギースペクトルは高い方に裾を引くことになる．この分布は，熱平衡状態の場合のマクスウェル分布と異なり，一般にはエネルギーのべき型のスペクトルとなる
ため，べき型成分，非熱的成分と呼ばれる．
この現象を身近な例で示されることがある．Fig. 1は，総務省統計局の平成元年貯蓄動向調査の結果である．左のグ
Fig. 2ラフは貯蓄額階層毎の人口比率である．３００−４００万円あたりが最頻値であり，そこから高額な階層に向けて徐々に人口比率が減少していく．横軸を貯蓄額，縦軸を人口比の対数でこれを示したのが Fig. 2 である．左側の８点だけでPopulation of each group sorted by the bank deposit isplotted against their bank deposit. Peaked distribution
on the left hand side is represented by a Gaussian distribution, while the tail on the right hand side is explainedby an additional power law component shown with adotted line.

フィットしたガウス関数を実線で示した．高額側の３点は明らかにデータが外れていることがわかり，点線で示したべき 1.31 の関数をガウス関数に加えることで全体が説明さでは，非熱的成分同様，少数ではあるものの，はるかに高れる．この貯蓄金額を電子のエネルギー，人口比率を電子い貯蓄額の側に分布が広がる．

数と見直すと，ガウス分布にあたる部分が熱的なマクス

Fig. 1 の右の図は，各階層ごとの貯蓄総額の割合を示し

ウェル分布に相当し，高額側のべき成分が，加速による非たものである．重要な点は，たった１８％の人口で５０％の富熱的成分に相当する．実社会でも十分な相互作用で平等なを有していることである．宇宙において，同様に少数だが収入が得られる社会であれば，マクスウェル分布になるこ

高いエネルギーを持つ非熱的粒子の持つエネルギーが，系とが想像される．一方，加速を受けた粒子と同様，高額の全体に占める割合と，それを作り出す加速の機構を究める収入を得た人が相互作用することなく，富が富を生む社会ことを私たちは目指している．
４２４

Commentary

Non-Thermal Emission from Astrophysical Plasmas

３．加速機構H. Kunieda

加速と散逸がバランスした時に得られる電子のエネルギー
スペクトル（ (と ("((に含まれる電子数）は第５章に述べるいくつかの天体の観測例では，非熱的現象に特徴的なべき型のエネルギースペクトルを持った放射("!
(($(#!
#
!)
!
!
)
!
)
()
()
(($),*)
)+
'!)
&
'
'*

が観測されている．その放射は，シンクロトロン放射や逆

$),*+
!)
,
!
)
)
"")
&
'
')
)+
'!
&
'
'*

コンプトン効果であるが，その元になっているのは，べき((!)""))+'!)&''*型のエネルギースペクトルを持つ電子の存在である．こうしたべき型スペクトルを作るような加速過程として宇宙で割いて説明する［２］．

べき型スペクトルを持つ．ただし，観測で得られるような#(!#'$のべきを得るには，)
)
%!
$*
#
!
%*
!
%）が十分小&''（$))+'が十分大きくなるような環境が必要である．星間さく，)

３．
１ 非相対論的な散乱体によるフェルミ加速
希薄な宇宙空間で，速度 $ で運動するガス雲の中に磁場雲の速度 $ が 10 km/s であり，雲の平均間隔 #を 3×1016
16
9&''$ 2×10 sec〜10 y となり，宇宙論的なm とすると，)が凍結（注１）していると，電子はガス雲にある磁場で跳時間になってしまう．現実的な加速時間とするには，もっと高速 $で運動する散乱体を持つ加速器が必要となる．そしばしば現れるのが，フェルミ加速であり，少しページをね返される．こうした雲が多数存在すると，その雲と衝突を繰り返す内に，加速が起きる．
Fig. 3 において，速度 *（*&$）の電子は，右（上流）側

３．
２ 衝撃波におけるフェルミ加速

では，正面衝突を起こし，雲の座標系で弾性散乱を受ける．
&$（$#
($!
*）増加する．一方，この時，運動量は "($#

Fig. 4 は衝撃波の波面に固定した座標系で物理量を示し$#：強い衝撃波），左ている．波面の右側では速度 $"（〜%左（下流）側では追突になり，"(は−2 mV となり減少す
る．一方，平均的な雲の間隔を #とすると，単位時間に衝側では $#で，左へ向かってガスが運動している．このガス*"$*!
#，追 突 は突 す る 回 数 は，前 者 の 正 面 衝 突 は ))*!$*!
#となる．単位時間の運動量の変化は速度の散乱体があって，前項と似た，衝突を繰り返す
（Fig.
*
&$
*
4）．速度 （#）の電子は，右（上流）側では加速を受の例として考えられるのが，次項で述べる衝撃波である．

に凍結した磁場が乱れを持っていると，それぞれのガスのけ，左（下流）側では逆に追突と同じく減速を受ける．

$%
)
*!$*
($#!
*
#
*"$!
!
#!)
!
#,
((!
()$"(+

天体から観測される衝撃波の速度は早いもの で数千

ここで，電子が光速に近いとすると，$%*'%となるので，

km/s（光速の数％）が知られ，この場合には，３．
１と違って，
相対論を取り込まなければならない．運動量の変化は１往

#
)
%!
#*
()
$!
%*
((!
()$%

復の間に

これを解くと($('),*)
)
!
)
&
'
'*

(!
*
$"!$#*
$
(($%)
#
)
%!
$*
)
#
!
%*
!
%
&
'
'$)

これにより，前項と同様にべき型のエネルギースペクトル

#
#
!
%*の)
!
%!
$*
%倍の時間経つ
すなわち，平均的な衝突時間)の電子を作るような加速が行われていることがわかる．電子のスペクトルはと，元の運動量の e 倍になる．そして時間とともに指数関数的に増加して行く．一方，雲の集団が有限のサイズ !

("!
((((!$の中に分布するので，有限の時間でそこから抜け出し，加

)
'#
$""#
$#*
$"!$#*$$)!

強い衝撃波ではこのべきは−２に収束する．この衝撃波の#%!
$*速度は数千 km/s を超えるため，)に比例する前述の加速時間は，*$ 10 km/s の場合に比べて１０５だけ短くな

速は止まる．この集団の中での電子は散乱体である雲と衝"()秒後に系か突を繰り返しながら拡散していく．)から )ら抜け出す確率は時間とともに減少する．その確率 #は!)#$),*)!
))+'*

Fig. 4

Fig. 3Magnetic field frozen in high velocity (V ) clouds reflects
electrons elastically. Since clouds are moving to the left,
acceleration(right to left) occurs a little higher frequency,
so that electrons are accelerated in total.

４２５

Acceleration at the shock Magnetic field is parallel to the
motion of the matter and perpendicular to the shock
front. If there are irregularity of magnetic field, electrons
are reflected as in Fig. 3. Since the velocity of the magnetic field is moving with the matter at V1(= 4V2) in theupper stream (right of the front), electrons are efficiently
reflected.

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.81, No.6 June 2005

る．すなわち 1,000 年程度で加速が進み，1,000 年程度の若逆数がこのビームが観測者に与える特徴的な周波数 *+にい超新星残骸（SN１００６は西暦１００６年に超新星が爆発）の年なる（Fig. 5）．

齢に近づき，いよいよ加速が有効になってくることがわか

$&!$
&&
"
*+"#,"#(
"
*(%
#!-"
#

る．

!"
&
(&，%
"
&，前述の *( "*
##
&!
"
&$
#!-"
$
ここでは #("$
を用いた．すなわち，角速度 *+は &$に比例する．つまり，#"$*+&
周波数 *の放射に寄与するのはローレンツ因子 &$%４．放射機構
前章で見たように，加速に要するタイムスケールが衝突のタイムスケールに近くなると，衝突する前に十分高いエ
ネルギーを得る粒子（電子）が現れる．そのエネルギースのエネルギーの電子が１対１で効いていることになる．こ""&!) のエネルギースペクトルを持つ電子&&のため，#%

ペクトルは，べき型を持つ．こうした電子はまた，周囲のから観測されるシンクロトロン放射のスペクトルは磁場や光子と相互作用して放射を行う．以下，その代表的

""!$%
$0.0%
*&
*&
&!/,&$ !*!/"$,&$*!%)!#&"$

な２つのプロセスを取り上げる．

すなわち，べき !)のエネルギースペクトルを持つ電子か
)!#&
"
$のべき型
らのシンクロトロン放射スペクトルは !%４．
１ シンクロトロン放射
電子が強い磁場に出会うと，ローレンツ力により曲げられ，この加速度により放射を行うのがシンクロトロン放射である（Fig. 5）．磁場 ! に巻き付く，電荷 *のジャイロ運

スペクトルとなる．
４．
２ 逆コンプトン効果

動の角速度 *( は相対論的な場合も含み，可視光などエネルギーの低い光子が電子に衝突すると，エネルギーを保持したまま散乱される（トムソン散乱）．光

!"
&
(&
*( "*

子のエネルギーが電子の静止エネルギー（511 keV）に近付
$
$ !#"

-"
&&( ．放射強度は双極#!%ここでローレンツ因子 &"''子モメント の時間による２階微分から，

くと，光子はエネルギーを電子に渡し，長い波長の光となって散乱される（コンプトン散乱）．一方，電子が静止エ
ネルギー程度，もしくはそれ以上の高いエネルギーを持っ+$$&$!$"
$"$
'**"
&"$
*$-$*$"
&%"$
%
%
%
"&

ていると，電波や可視光の長い波長の光は，逆に電子から&，
但 し，３つ 目 の 式 は 相 対 論 の 場 合 で あ り，$"-"
$
$
"*
+
"
(&
．さらに
"

エネルギーを受け取り，高いエネルギーの光子となる．前章で述べた加速により作られた高エネルギー電子は，例えば宇宙にあまねく満ちているマイクロ波背景放射と衝突す

'+
)*-"'
% トムソンの散乱断面積""

ることで，硬 X 線，ガンマ線を作る．

%( "!$"' 磁場のエネルギー密度'

電子が相対論的に運動している場合を Fig. 6 に示す．左は観測者座標で見た場合で，左から走って来た電子により，左下から来た長波長の光（エネルギー %）は高いエネルと置くと，放射強度は次のように書き直せる．
$$&$%("
$"&
)*-&
%

ギー（%
になって右前方へ散乱される．これを電子に乗っ#）&!
$&の１個の電子の放射強度である．相対論
これは速度 -%

た系で見ると，相対論的座標変換により，光はそのエネル
ギー（%) %*）と入射方向が変わる．この系では光子はエネ的な場合には，電子の系で等方的な放射でも，観測系に移ると進行方向に集中するビーミングを起こす（注２）．この"&シンクロトロン放射も前方に集中し，その開き角度は #になる．このビームが円運動中に観測者を掃く時間 #,のルギーを変えることなく電子にトムソン散乱される*．それを，もう一度観測者系に戻ると，左のよう（%*"%#）
な高エネルギー光子（%#）となって散乱されたことになる．
この間の詳細は各種の教科書［２，３］に譲るが，１個の電子によってコンプトン散乱される光子の放射率 $は，光子のエネルギー密度を %)-として，$$&$%)-"
$"&
)*-&
%

Fig. 5

Synchrotron radiation. An orbiting electron around themagnetic field radiates emission in the tangential direction of the orbit. If it has relativistic velocity, an observer
see the emission only short time, when the cone scansthe observer.

Fig. 6

４２６Inverse Compton scattering. An electron with the energy
of %is scattered forward to become %1. In the electron rest
frame, the electron is elastically scattered but conversion
to the observer’s frame makes %.
1 larger than %Commentary

Non-Thermal Emission from Astrophysical Plasmas

H. Kuniedaと表すことができる．この表示はシンクロトロン放射の放射率の式で磁場のエネルギー密度を放射の密度に置き直すだけである．加速を受けた高エネルギー電子が出会う環境
として，磁場のエネルギー密度が高ければシンクロトロン放射が，放射場が強ければ逆コンプトン散乱が優勢となることを意味している．
コンプトンの場合は，同じエネルギーの電子でも，散乱方向によって作られる高エネルギー光子のエネルギーは一定にならず，広く分布する．観測される光のエネルギー"（#!&）と，光! の強度を得るには，電子のエネルギー分布
子の散乱方向の２つの積分が必要となる．詳細は［３］に譲るが，最終的には，
&!!$
"
!#
!

"$#%!#!"#!&$#""
$
$!!
$""
!$
!

ここでもまた，電子のエネルギー分布のべき !#に対して，!
&!!$"になるとい観測されるエネルギースペクトルが !#Fig. 7

X-ray spectrum of a typical supernova remnant obtainedwith the CCD camera onboard ASCA satellite. Manyemission lines from various elements are clearly seen together with a basic broad continuum (thermal
bremsstrahlung).

Fig. 8Temperature and abundance distribution can be determined by these imaging spectroscopy observations with
ASCA, Chandra and XMM-Newton satellites.

う，シンクロトロン放射と同じ結果にたどり着いた．

５．天体に見られる非熱的放射５．
１ 超新星残骸
主系列にある恒星は，中心核で核融合をすることによってエネルギーを生成して光る．その核融合が鉄まで進むと，中心部の急激な収縮と，外へ向けての膨張を起こす．
正確には，収縮によって作り出される重力エネルギーは
ニュートリノが９９％を持ち出す．残りのわずか１％が物質に吸収され，およそ１
０４４ J のエネルギーが膨張の運動エネ
ルギーに変わる．放出された物質（Ejecta）は星間空間を膨張し，星間ガスとの相互作用で衝撃波を発生する．時間の経過とともに，周囲の物質を掃き集めたシェルが形成され，高い密度の高温ガスが作られる．ここでは，衝突によりバルクな運動エネルギーが内部運動すなわち熱エネル
ギーに変換される．温度にして 10 keV 前後になり，X 線を強く放射する．典型的な X 線スペクトル（CCD で観測した超新星残骸 W４９B）を Fig. 7 に示すが，基本的には熱制動放
射と輝線放射である．最近では高い波長分解能の分光観測が Chandra 衛星（米）や Newton 衛星（欧）で可能となり，特に地上で実現しにくい高階電離イオンの遷移に伴う輝線の情報が正確に得られるようになってきた［１］．これは天体

ラズマになっている（Fig. 8）．

プラズマの観測が，ようやく精度の高いもの，仮定の入ら星間空間に広がるこうした高温ガスの塊りである超新星

ない厳密なものになったことを意味するとともに，その残骸は，これまで，典型的な熱的現象と思われてきた．とデータは地上で得られない極端な低密度，高温の環境におころが，いくつかの若い超新星残骸では，異なる姿が見えけるデータとして重要な寄与をできるようになったことをてきた．Fig. 9 は SN１００６と呼ばれる超新星残骸の X 線像で意味し，プ ラ ズ マ・核 融 合 学 会 と の 関 わり で 重 要 で あある．中央部は Fig. 10 の左下のデータ点で示されているよる．２００５年 打 上 げ 予 定 の 日 本 の X 線 天 文 衛 星 Astro-E2

うに多数の輝線を持ち，典型的な熱的スペクトルを示して（注３）では，非分散型分光検出器を搭載しており，鉄輝線$! 〜1,000）を含む多くの輝線／吸収線の高分解能分光（!!

る．しかし，両側に見られる明るいリム領域では，Fig. 10が可能になり，なお一層この方向の進展が期待される．

る．これは X 線エネルギーのべき関数で表され，前述のべの右上のデータ点で示した滑らかなスペクトルを示していき型エネルギースペクトルを持つ高エネルギー電子による

この超新星爆発による高温プラズマの典型的なパラメー
６

３

タをまとめておくと，密度が１０ 水素原子/m ，球体の半径

非熱的放射であることが推測された［４］．同様のべき型 Xが 1018 m，シェルの厚みが 1016−17 m，時間的には若いもの

線放射はRXJ1713.7-3946と呼ばれる若い超新星残骸でもあ４−６年となっている．前

すか衛星で見つかった．しかも，この天体からは TeV 領域

述のようにシェルのところでは十分衝突が起き，熱的なプで数百年，大きく広がったもので１０でも放射が観測され，Fig. 11 に示すように電波からガンマ
４２７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.81, No.6 June 2005

Fig. 11

Fig. 9

X-ray image of the supernova remnant SN 1006. It has
two bright rims with faint central emission.

Broad band spectrum of RXJ1713.7-3946 from radio to
TeV gamma rays. X-ray flux observed ASCA and radio
data are explained by the synchrotron model. TeV datafrom CANGAROO could favor the pion decay model
rather than inverse-Comton model in this case.

でなく，100 TeV 付近まで電子の加速が進んでいる．その電子が超新星残骸の磁場と相互作用して，観測されるようなべき型スペクトルを放射している．その加速の元になっているのは膨張するシェルの作る衝撃波とその内部に凍結された磁場によるフェルミ加速であると考えられる．通常の超新星残骸と異なるのは衝撃波の早さ ! が大きいことと，ガスの密度が低く，自由行程が長いことが効いていると考えられる．この加速の存在は，同時に陽子の加速も示
唆し，1015 eVまでの宇宙線が超新星残骸で作られていることの証拠として大きな話題を呼んだ．もう一つ大切なこと
は，非熱的成分が熱的成分の放射を大きく凌駕しており，最初に述べた膨張の運動エネルギーの内のかなりの部分が効率良く加速に使われ，非熱的放射を作り出していることである．

Fig. 10

X-ray spectra of SN 1006. The central part of the remnant in Fig. 9 shows thermal spectrum with emission
lines from O, Ne, Mg and Si. The bright rims has asmooth continuum spectrum, which can be explainedby a power law, suggesting non-thermal phenomenain the remnant.

５．
２ 銀河団
銀河団は，まず可視光観測で数十から千個ほどの銀河の集合体であることから確認された．これを X 線で観測すると，銀河の間を埋める高温ガスからの放射が見つかった（Fig. 12）
．その典型的なスペクトルを Fig. 13 に示す．特に線までの広い領域のスペクトルが得られている．その内，

10 keV 以下のエネルギーでは輝線が見られ，連続成分が熱電波から X 線までは，４．
１節で説明した，磁場と電子の相互制動放射の作る指数関数型を示すことから，温度が 10 keV作用によるシンクロトロン放射で説明される．星間空間の程度の熱的な放射であることがわかる．そのプラズマの典

典型的な磁場の強さを１ミリガウスとすると，観測スペク型的なパラメータは，密度で１０−３水素原子/m３，球体の半トルを説明するのに必要な電子のエネルギーは，100 TeV

径が１０２２ m，時間的には１０８−９年である．

程度となる．Fig. 11 の TeV 領域で観測された放射は，このところが，Fig. 13でも20 keVを超えるエネルギー領域で100 TeV の 電 子 が マ イ ク ロ 波 背 景 放 射 の 光 子 と 衝 突 しは，本来熱的成分だけなら指数的に減少するはずであるにて，４．
２節で述べた，逆コンプトン効果で作るとする考えもかかわらず，１
００keV 近くまでべき型成分が存在すること，この電子と同時に加速された陽子が星間の陽子にぶつとがわかった．もしこのべきが 500 keV まで続くと，べきかってパイ中間子，さらに崩壊してガンマ線を作るという型成分は熱的成分と同等の放射量になり，全体のエネル

２つの可能性がある．Fig. 11 の右端に見られるデータ点

ギー収支に影響を及ぼす．

は，TeV ガンマ線が大気と衝突して発光する光を地上から銀河団では磁場が超新星残骸より３−４桁小さいと予想

観測して得られたもの（注４，［５］）で，右側にある，上にされるため，このべき型成分を作っているのはシンクロト

凸の丸いピークで示されるパイ中間子崩壊のモデルに近い

ロン放射よりは，高エネルギー電子とマイクロ波背景放射

データとなっている．

の逆コンプトン効果によるものではないかといわれている

この超新星残骸は，年齢も若く（1,000 年），熱化するだけが，まだよくわかっていない．いずれにせよ，銀河団にお４２８

Commentary

Non-Thermal Emission from Astrophysical Plasmas

Fig. 13

H. Kunieda

X-ray spectra of the cluster Abell 2256. Thermal spectrum drops above 20 keV, while non-thermal component becomes outstanding above 20 keV. It may suggest that acceleration of high energy electrons takes
place there.

６．
１ X 線望遠鏡
天文学では，遠方の暗い天体から来る微弱な（フラック
スの少ない）X 線を大きな面積で集める必要がある．しかし，大気吸収を逃れて宇宙空間から観測する時，地球磁場に捉えられた高エネルギー粒子による検出器ノイズが感度を決める．そのため，単に面積を大きくした装置では感度が向上しない．そこで反射型の X 線望遠鏡を用い，小さな焦点面検出器に集めて S/N を向上する．さらに，像を撮る
Fig. 12

Virgo cluster of galaxies. Upper panel is an optical image with component galaxies of the cluster. Lower
panel is the X-ray image, implying the hot gas fills thecluster potential.

ことができると，広がった分布を知ることの他に，天体の区別，特に背景放射の寄与を分離できることで大幅に感度が上げられた．このおかげで，X 線天文学も可視光などの天文観測と同じレベルの精密観測が可能になった．

いても，加速が起き，そのエネルギーの一部がべき型成分

しかし，X 線は斜入射角（鏡面から測った角度）を１度として見えてきていることは間違いない．

以下にしないと全反射（注５）されない特徴があり，しか銀河団では，構成する銀河や，銀河間を埋める高温ガス

もエネルギーの高い X 線ほど小さな斜入射角しか許されなのほかに，それらの数倍にもなる見えない物質，ダークマ

い．光学設計も可視光の球面鏡や放物面鏡の直入射光学系

ターが存在する．私たちが観測しているのは，ダークマが使えず，回転放物面と回転双曲面の内面を反射面に２回ターの作る重力ポテンシャルに落ち込むガスのエネルギー反射させた，Wolter I 型と呼ばれる斜入射光学系が使われと，銀河団同士が衝突した時の相対的な運動エネルギーがる．例えば 0.6 度の斜入射角の場合，口径 40 cm で２回反射源になっている．それらが，衝突を通して熱化されると同して，4.75 m の焦点距離に焦点を結ぶ（Astro-E２衛星搭載

時に，何らかの機構で加速に使われ，熱的放射を凌駕する

望遠鏡：注４）．斜入射角 0.6 度の時，反射鏡の長さを 100

ような非熱的現象がエネルギーのかなりの部分を担う状況

mm とすると，前から見込む有効な幅は 1.0 mm にしかなになっている．

らない．そのため，同心円に円錐鏡を多数並べることにな
る（Fig. 14）．Astro-E2 衛星では約１７０枚の円錐型反射鏡を

６．非熱的放射の観測手段−硬 X 線撮像観測装置の開発

口径 40 cm に並べている（Fig. 14 下の写真参照）．この構造

Fig. 13 で見たように，べき型で特徴づけられる非熱的成

現実的な入射角は 0.5 度，極端に薄い基板（Astro-E2 の場

分は指数関数的に減少する熱的成分に対し，10 keV 以下の合，0.18 mm）でも 0.2 度が限界となる．これは高いエネル

軟 X 線では圧倒されているが，20 keV 以上ではこれを凌駕

ギーの X 線が反射できないことを意味する．

では基板の厚さが有効な開口部をブロックし始めるため，するようになる．このため，非熱的放射の探究には硬 X

このため，全反射を用いた，現在稼働中の大型 X 線天文線の高感度の撮像観測が不可欠になる．

衛星（Chandra，Newton）でも，10 keV までしか集光結像できない．現在到達可能な観測感度は，10 keV 以上で桁違
４２９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.81, No.6 June 2005

いに悪くなっており，20 keV 以上で顕著な，非熱的成分のエネルギーまで反射しようとすれば，もちろん短い周期長観測には次項に述べるブレイクスルーが必要となる．

にしたいが，2.5 nm 以下になると，薄膜として完全な膜に

６．
２ 多層膜スーパーミラー

成長しないため，十分な反射率が取れない．

斜入射角をそのままにエネルギーを高くすると，反射さFig. 15 には，X 線エネルギーを横軸に，白金の単層膜のれずに反射鏡面に侵入して行く．もし内部に多層の周期構

全反射の反射率（一点鎖線），周期長 "! 3 nm の白金／炭素造があると，多くの界面での反射が強め合って大きな反射

多層膜の反射率（破線）が示してある（斜入射角＝0.3 度）．

率が得られる．これは原理的に，結晶におけるブラッグ反単層膜ではほとんど反射率のない30 keVにおいて，多層膜

射と同じものである．格子構造の代わりに，重い元素，軽は理論的には８０％を超える高い反射率を示す．しかし，高い元素のナノメータの薄膜を積層する．

い反射率が得られるのは 30 keV を挟んで２−3 keV に過ぎ

具体的な硬 X 線用多層膜の構成としては，重元素に白ない．天文学の観測では幅広い波長域をカバーする必要が金，タングステン，軽元素に炭素，シリコンが用いられる．

あるため，登場したのが周期長に分布を持たせた多層膜

斜入射角が 0.1−0.3 度で，60−70 keV を反射することを念「スーパーミラー」である．Fig. 15 の実線は，周期長を 2.5

頭に置くと，周期長は 2.5 nm から 10 nm 程度となる．高い−5.0 nm まで変化させたスーパーミラーの反射率である．２５−40 keV をカバーし，反射率と波長幅を掛けた積分
反射率では単純な多層膜に比べ，数倍ほど向上している．
X 線望遠鏡の構造は以前に示したように，同軸上に円錐の反射鏡を多数並べ，外周の鏡面から内側に向かって斜入
射角が小さくなっていく．それに合わせて，最適な多層膜
スーパーミラーのパラメータを決める．日本の次期 X 線天文衛星 NeXT（注６）への搭載を考えている硬 X 線望遠鏡では，口径４５−50 cm で焦点距離 12 m というもので，その鏡面に最適化した多層膜を成膜した時の全有効面積をFig. 16に示す．30 keV でも有効面積は 750 cm２に達する．Fig. 16の 左 の 端 に 並 ん だ 曲 線 は こ れ ま で の X 線 天 文 衛 星，
Chandra，Newton，Astro-E2 の有効面積を示しており，
我々は新たな波長域に踏み出す．
６．
３ 撮像検出器
硬 X 線を集光結像した焦点面には，現在３通りの撮像型検出器が開発されている．第一は薄いシンチレータに，位置検出型の光電子増倍管を組み合わせたものである．これは簡便であるが，位置決定精度が１−2 mm 程度であり，Fig. 14

Fig. 15波長分解能がシンチレータの分解能（!!〜数 keV）である

Astro-E2 X-ray telescope. X-rays are reflected twice by
the nested thin foil mirrors at a small grazing angles lessthan 1 degrees. The diameter is 40 cm and X-rays arefocused to the imaging detector at 4.75 m away. About
175 shells are installed in two stages.

など十分満足できるものではない．第二は Cd（Zn）Teのピクセル検出器である．1 mm 角（最小２００ミクロン角）のピクセルから直接，信号を取り出す．エネルギー分解能はReflectivity of multilayer mirrors (grazing angle of 0.3 degrees). Total reflection (dotted line) gives sharp drop of reflectivity
above 15 keV. Multilayer (dashed line) provides sharp peak at 30 keV, while supermirror (solid line) has a broad peak from 25
through 45 keV.

４３０

Commentary

Non-Thermal Emission from Astrophysical Plasmas

H. Kunieda

ると加速はそこで停止し，加速できる電子の上限エネル
ギーとなる．地上のプラズマ閉じ込めの磁場 5 T や，加速器の磁場 10 T に比べ，地磁場が１０−４ T，超新星残骸で１０−７T，銀河団ではさらに弱い１０−１０〜−１１ T の磁場しかない．しかし，系の大きさ # は，地上のプラズマでは 10 m のオー
ダー，加速器で 103 m に対し，超新星残骸のシェルでは１０１６m，銀河団では１０２２ m 程度の大きさがある．このため，十分な大きさと時間をかけて，最終的に加速できるエネル
ギー（〜 &%）は，地上のプラズマの 103〜4 eV に比べ，はるかに大きな 1015〜 eV にのぼる．

８．まとめ
X 線天文学は，10 keV 程度までの熱的なプラズマからの放射を中心に観測して，宇宙を探究してきた．しかし，上Fig. 16

Effective are of the hard -ray telescope of NeXT (3 setsof 45 cm in diameter). Supermirror extends the upper
limit of the energy coverage up to 78 keV, where theK-edge of Pt is. This telescope allow us to explore newphysics in the hard X-ray band.

に見たように非熱的現象が，特に 10 keV 以上の硬 X線観測で見え始めている．いずれも，観測スペクトルがべき型で高エネルギー側に伸びていて，その元となる高エネルギー
電子の存在を示している．その加速の機構は，超新星残骸の衝撃波とか，銀河団内部の運動する散乱体（磁場）によ

1 keV 程度と高い．第三は，CCD に直接，薄いシンチレー

るフェルミ加速と考えられる．そのエネルギーは，銀河団

タを貼付したものである．位置分解能はシンチレータの光

なら暗黒物質を主成分とする質量の運動およびポテンシャの重心を決めるため，0.1 mm 以下に到達する．但し，エネ

ルエネルギーが，熱化へ進むのと平行して，加速により，ルギー分解能はシンチレータそのままである．NeXT では

非熱的現象へエネルギーが転化される．我々は，実験室かCdTe のピクセル検出器を第一の候補と考えている．

ら宇宙まで，様々なスケールに共通な加速機構を，こうし

一般に磁場などで拘束された電子からの放射は偏光を示た硬 X 線撮像観測で解明しようとしている．このアプロー

すことが，カニ星雲などから検出されている．しかし，宇チがプラズマの新しい物理的側面に光を当てるとともに，宙からのように微弱な X 線源では，高い効率，高い偏光感

全体のエネルギー収支の中で重要な割合を占める非熱的現度を持った検出器がないため，実用には至っていない．実象を新たに取り込んだ，全体像を明らかにしていきたい．

際の衛星観測に使用できる偏光計にはもう一段ブレイクス

そこでは，実験室プラズマ等との相似性も見られ，宇宙とルーが必要だと思われる．

実験室のプラズマの研究が連携して進められることが期待

７．実験室プラズマとの比較
これまで述べた，２種の天体以外にも，加速に伴う非熱的成分が重要な役割を果たしている天体がいくつかある．
それらは，様々な大きさ "，磁場の強さ !，速度 $ をもつものであるが，それを統一的に見てみる．Fig. 17 には色々な系で見られる電子の最大エネルギーと系の（$!!!"）を
縦軸，横軸にとってある［６］．例えばオーロラで 106 eV，太陽フレアで 109 eV，磁場を持った白色矮星で 1013 eV，前述の超新星残骸 SN１００６では 1015 eV，この延長線上に銀河団を置くと 1018 eV となる．この直線上に乗ることは，同じ加速機構を持つことを示唆し，主には磁場がその主役である
ことがわかる．これらにくらべ，実験室のプラズマは，左下の 103 eV あたりに対応している．宇宙がいかに巨大な加速器であるかがよくわかる．このグラフの横軸は系に閉じ込めておくことのできるエネルギーと考えることもでき，また磁場を横切る流れの作る電場のエネルギーと見ること

Fig. 17もできる．すなわち，磁場によって加速されるに従って，
高エネルギーの電子はそのジャイロ運動の半径 # は
#"&%!
'
!
で表されるように，大きくなる．これが系の大きさを超え
４３１

Acceleration process in the Universe. Maximum electron energy is plotted against the product of typical velocity v, magnetic field B , and the system size L. Latter
factor is the indicator of the achievable limit of the accelerated energy of electrons. Similar scaling works out
from Auroral, Solar, and other terrestrial objects up to
supernova remnants and cluster of galaxies.

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.81, No.6 June 2005

される．まずは Astro-E２が打ち上がり，観測することが，すべての第一歩であり，そこから将来へつながると考えている．

Appendix
注１〈磁場の凍結〉
荷電粒子は磁場で曲げられ，円運動をする．そのラーモア半径が，系の大きさよりも小さいと，荷電粒子は系から出られない．逆に，荷電粒子が系全体のバルクな運動量をFig. 18担っていると，磁場は共に引きずられる．外部から見ると，運動するガス雲に磁場が「凍結」して動いているように見ることができる．
注２〈ビーミング〉

Beaming of emission from relativistic electrons. Conversion from the electron rest frame to the observer
frame causes the beaming into a cone of 1/ #, where#= (1−(v/c)2)−1/2.

garoo 望遠鏡，ドイツが中心の HESS である．
注５〈X 線の全反射〉

相対論的な運動をする電子からの放射は，電子に乗った座標系では等方的である．ところが，観測者系から見ると，

X 線領域では，光の振動数が物質のプラズマ振動数（金$%##!
$(# 1017 s−1，波長〜20 nm 相当）よりの場合，&##$
大きくなり，屈折率 %は１よりわずかに小さくなる．

平行な成分は
(
(
"(&
%
''
''
''#%
!
"#&
!
""(

# # "!
%#%
!
& &#
"!&&

ここで，運動に平行な波面の速度ベクトルを ''，(を運動速度．ダッシュがついているのが電子の静止系での物理

これは可視光が水（%""）から空気（%#"）へ抜ける場合

量，ここでは速度を表す．一方，直角方向の成分はと同じように入射角（法線から測った角）より大きな出射角になる．入射角が臨界角より大きく（界面に近付く）な

(
( #
''
'$ #'$
!
#%
!
"&
""(

ると，全反射が起きる．8 keV の X 線を金に入射させると，## # !"!

"&"!(!
と表される．但し，##%である．進行方向に鏡面から測って（斜入射角）0.5 度よりも鏡面に近い角度に%*%放射が引き延ばされているのがわかる．その比率は -おいて，全反射が起き，それよりも大きな角度では内部に入り込み，減衰して反射は起きない．重要な点はこの &で表され，光速に近い，相対論的状況では，が電子密度 %の 1/2 乗に比例していることである．このた

(
"!
''#,
#%
&
+,%("(!
)*%(!
%*%#'$!

め，金，白金など密度の高い元素が反射面に用いられる．

#を入れると電子の静止系で真横に放射された波面は%(#$!

注６〈NeXT 衛星計画（Fig. 20）〉
Astro-E2 の次に計画提案をしている X 線望遠 鏡計画

#
(
%
*%#"!

NeXT では，観測波長域を数十 keV の硬 X 線まで広げて，

!
#
,
)
*%#"

主には非熱的現象，隠されたブラックホールを探すことを!
#を与える．#
これが Fig. 18 のようにビームの広がり角 "目指している．ここでのブレイクスルーは多層膜スーパーの増加に反比例して狭くなる．

ミラーの導入，最適設計，それに，焦点面に置いた，CdTe

注３〈Astro-E2 衛星（Fig. 19）〉

ピクセル検出器である．いずれも日本発の技術として重要

国産第５番目の X 線天文衛星で２００５年打上げ予定．口径である．２０１１年前後の打上げを考え，宇宙航空研究開発機

40 cm，焦点距離 4.50−4.75 m の望遠 鏡 を５台 搭 載し 10構で提案が現在議論されている．10 keV 以上の硬 X 線領域

keV まで集光結像できる．４台の望遠鏡の焦点面には CCD
カメラが置かれ，'!〜120 eV のエネルギー分解能と，２５ミでこれまでになく高感度の撮像観測になるので，新たな発見も大いに期待できる．

クロンの位置分解能を持つ．残りの１台にはマイクロカロ

参考文献

リメータと呼ばれる非分散型の分光器が置かれる．これは'!〜6 eV（分解能 !!
'!〜1000@6 keV）という高い分解能たものだけ選ぶ．また，その発光量からエネルギーを決め［１］H. Kunieda, J. Plasma Fusion Res. 79, 377 (2003) in Japanese.
［２］高原文郎：天体高エネルギー現象（岩波書店，２００２）．
［３］G. Rybicki and A. Lightman, Radiation Processes in Astrophysics (John Wiley & Sons, 1979).
［４］Koyama et al. Nature 378, 255 (1995) Evidence for ShockAcceleration of High-Energy Electrons in the Supernova
Remnant SN:1006”.
［５］Enomoto et al, Nature 416, 823 (2002) The accelerationof cosmic-ray protons in the supernova remnant RX J
1713.7-3946”.

られる．現在稼働しているのは宇宙線研を中心とした Can-［６］Makishima, Astron. Nachr. 320, 163 (1999).

を持ち，Astro-E2 を Chandra/Newton 衛星から際立たせる特徴となっている．これにより，真の X 線分光学が十分な分解能と感度で開始できる．
注４〈TeV ガンマ線の地上観測〉
TeV のガンマ線は高度10 kmくらいの上空で大気と衝突
し，進行方向に集中した，大量の電子，イオン，中性子のシャワーを作る．これが大気を発光させるので，それを地上の可視光望遠鏡で観測する．光の柱の方向が天体を向い

４３２

Commentary

Non-Thermal Emission from Astrophysical Plasmas

H. Kunieda

Fig. 19

Astro-E2 satellite. The fifth Japanese X-ray astronomy satellite Astro-E2 will be launched around June 2005. It is equippedwith 5 X-ray telescopes focusing onto four CCD cameras and one micro-calorimeter. The highest energy resolution of 6 eV
so far allows us to explore the dynamics of the Universe.

Fig. 20

NeXT satellite. After Astro-E2, NeXT mission is being proposed to observe hard X-ray components from supernova remnants,
cluster of galaxies and active galactic nuclei. Hard X-ray telescopes of supermirror replication are installed at the top. Hybrid
hard X-ray imaging detector with CdTe pixel array and this CCD camera are placed at the end of the satellite. We hope to launch
it in 2012.

!!!!!!!!!!!!!!

くに

えだ

ひで

よ

國 枝 秀 世!!!!!!!!!!!!!!

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

名古屋大学大学院理学研究科教授．１
９５
０年
生まれ．名古屋大学理学部卒．専門は X
線天文学（活動的銀河核など），X 線結像光学（X 線望遠鏡，多層膜反射鏡など）．現在，
Astro-E2 の Project Scientist として２０
０
５年の打上げを目指して衛星の開発，観測計画の準備を進めている．趣味はスポーツ．

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

４３３