J. Plasma Fusion Res. Vol.94, No.2 (2018)５
１‐５７

解説

太陽ダイナモを起点とした黒点形成とフレア爆発への物理過程
Physical Processes of Sunspot Formation and Flare Eruption
Originated from Dynamo Action
西 塚 直 人， 堀 田 英 之１），鳥 海

森２）

１）

NISHIZUKA Naoto, HOTTA Hideyuki and TORIUMI Shin２）
情報通信研究機構，１）千葉大学，２）国立天文台（原稿受付：２
０
１
７年１
１月２
０日）

太陽プラズマは，宇宙・天体プラズマの中でも特に磁気活動に富んだプラズマである．太陽観測衛星「ひので」等による磁場観測によって，黒点形成からフレアの発生まで近年大幅に理解が進んできた．一方，大規模数
値シミュレーションにより太陽内部の磁場生成から太陽表面への浮上，そしてフレアに伴うエネルギー解放まで
理論的にも解明されつつある．ここでは，それら一連の過程の最近の研究と理解の進展を解説する．
Keywords:
solar plasma, dynamo, sunspot, solar flare, magnetic reconnection, particle acceleration

１．はじめに太陽はその中心部で，核融合によりエネルギーを生成し太陽は，高温プラズマの大気で覆われた恒星であり，続けている．そこで生成されたエネルギーは太陽半径の７様々な磁気プラズマ活動現象が観測されている．X 線放射割までは光の放射により運ばれ（放射層），最後の３割でのような太陽活動の源となる磁場は，太陽内部の対流運動

は熱対流によって運ばれている（対流層）．対流層では，放によって生成され，太陽表面まで浮上することで黒点を形

射層からのエネルギー注入により，お湯を沸かしたような成する．さらに蓄積された磁場エネルギーが突発的に解放

乱流状態にある．太陽内部はほぼ完全に電離したプラズマ

される時，太陽フレアが発生する．２
０１７年９月には，X9.3

で満たされており，この乱流状態にある熱対流が磁場を引という巨大フレアが発生してニュースで話題にもなった．

き伸ばし，増幅することにより，太陽であまねく観測され太陽プラズマは，他の宇宙・天体・実験室プラズマとはる磁場を生成していると考えられている．

異なるパラメータ領域に存在し，独自の磁気プラズマ現象

さて，太陽の磁場のスケールについて，概観してみよう．

が起きている．また太陽内部から太陽表面付近，そしてコ

太陽の半径は約７０万 km，円周は４４０万 km ほどである．太ロナへと高度が変わるにつれて，プラズマの性質も大きく

陽で予想される粘性の大きさから太陽内部の乱流のもっと変化する．近年，大規模数値シミュレーションによる太陽も小さい渦は数 cm ほどであると考えられる．太陽の観測

プラズマの理論研究が進み，乱流による磁場生成（ダイナからは，太陽全球スケールの磁場が存在することが示唆さモ）から，複雑な太陽黒点構造を再現するような磁束管浮れている．磁場生成は基本的にスケールが小さいほうが効上，間欠的なエネルギー解放を説明するような理論と宇宙率がいいので，どのように，この二つのスケールを繋げる

天気予報への応用などが議論されるようになってきた．本のかが重要な問題である．そのために磁場の誘導方程式か記事では，太陽内部での磁場生成から黒点形成，そしてフらスケールの大きな磁場の発展方程式を導く．

レア発生までの一連の過程を，最新の研究成果を交えなが

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

ら解説する．

（１）

ここで，磁場は !#'!(!!)と大きなスケールの 磁場 !

２．太陽ダイナモと黒点
太陽の熱対流・自転に伴うダイナモ機構によって，太陽とそれ以外の小スケールの磁場 !)に分解し，速度場も同様

内部で磁場が形成され，それが浮上することによって太陽に分解する．方程式からわかるのは，大きなスケールの流表面に黒点が形成される．近年の京コンピュータを用いたれ'"(が大きなスケールの磁場 '!(に作用することによっ

計算によって，ダイナモ過程によって形成される磁場の微て磁場が生成される部分（右辺第一項）と小スケールの磁細な構造が明らかになってきた．２章では，これら最近の場 !)と速度場 ")が相関を持つことによって，大きなスケー研究による発見や近年のダイナモ理論の物理的理解の進展

ルの磁場が生成される部分（右辺第二項）があることであについて解説する．

る．前者で最も重要な働きは，差動回転による引き伸ばし

National Institute of Information and Communications Technology, Koganei, TOKYO 184-8795, Japancorresponding author’s e-mail: nishizuka.naoto@nict.go.jp

５１!2018 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.94, No.2 February 2018

である．太陽は，緯度ごとに違う角速度を持って自転してpel によって行われた新しい計算においては対流層の中でおり，赤道が２５日ほど，極が３０日ほどの自転周期を持っても小スケールのダイナモは活発であると仮定して，そこでいる．この効果により，大規模に存在する磁場が引き伸ば作られた磁場が対流層の内部から表面に運ばれてくる過程

され，増幅される．これは非常に強力な磁場生成機構であを計算の中に含めると，太陽観測によって得られた磁場強るが，初期に大規模な磁場が存在してなければならず，小度を表面観測で再現できるようになったのである．このよスケールと大スケールを繋げる役目としては弱い．そこ

うに理論的には，小スケールと大スケールのダイナモの共で，重要になるのが右辺第二項の小スケ―ルの流れ場と小存は難しい状況であるが，観測的にはそのどちらもが必要

スケ―ルの磁場の相関による大スケール磁場の生成機構でになっているのである．

ある．

この謎に挑戦しようと，我々は京コンピュータを用いて一様等方の乱流・磁場ならばこの項はゼロになるのだ

高解像度の計算を行った．高解像度の乱流下では見逃してが，太陽には回転があるために，回転の効果により働く力

いる物理があると考えたのだ［７］．実際に高解像度計算を（コリオリ力）により，上昇流・下降流が特定の方向に曲げ行うと以下のようなことがわかった．ある程度の解像度まられることになる．結果として，小スケール磁場が同じ方では，解像度をあげればあげるほど，大規模磁場の強度は向を向きやすくなり，大規模磁場が生成される．ここで注弱くなっていった．ここでさらに解像度をあげて，これま意が必要なのは，コリオリ力は大規模なゆっくりとした流で到達したことのない高解像度に到達すると，再度大規模れにのみ作用し，小スケールの乱流は一様等方乱流のよう磁場の強度が復活するということである．その時に上部境に振る舞うので，大スケールの磁場を壊す傾向があること界付近での熱対流の様子を図１に示す［８］．また，経度方である．これは地球上で台風が特定の渦の向きを持ってい向に平均化した経度方向磁場の様子を横軸時間，縦軸経度るのに対して，お風呂の水を抜く時に発生する渦の向きはにして図２に示す．低解像度と高解像度においては，大規

ほぼランダムに決まることに対応している．

模磁場が生成されて，１０−２０年程度の周期を持って変動し小規模な乱流から大規模な磁場を生成するというようなていることがわかる．高解像度になると大規模磁場が復活

アイディアを確かめようと，Brun らの取り組みを始めとするという結果は，上記の考察とは反する現象である．非する全球の熱対流計算が盛んに行われた［１］．そのような常に高解像度な状況下では，小スケールのダイナモが効率計算からわかったのは以下の事実である．
（１）解像度があ的になることが詳細な乱流速度場，磁場の解析からわかっる程度低い時は，上記に記した理論である，乱流速度場とた．小スケールのダイナモが効率的になると，小スケール

磁場の相関により小スケール磁場から大スケール磁場を生で磁場のエネルギーが運動エネルギーを上回り，ローレン成し，差動回転によりその強度を増幅するという過程が実ツ力により小スケールの運動を著しく抑制することがわ

現し，大 規 模 磁 場 や その 周 期 活 動 が 再 現 さ れ る［２，
３な

かった．結果として，高解像度な状況下でも大規模磁場をど］．（２）解像度を上げると，大規模磁場は破壊され，上記破壊するような小スケール乱流の影響は避けられ，太陽での理論で予想されるような物理過程が成り立たなくなる

観測される大規模磁場を実現できたのである．

［４］．これは，簡単な考察から理解可能である．ダイナモはこのように，大規模磁場生成までは数値計算によりよく引き伸ばしがもっとも重要な機構であり，小スケールがよ

わかってきているが，次章に紹介する表面への浮上磁場はり大きな成長率を持っているのである．よって，小スケー

全球計算の中では数値資源の制約から包括的に再現できてルを含む乱流の中で磁場生成を行うと，小スケールが支配ない．次章で紹介されているように浮上磁場は爆発現象と的になってしまい，大スケールの特徴が見えなくなってしも密接な関わりをもっており，浮上磁場を計算の中に再現まうのである．これは実際の太陽の観点に立つと，大きな問題となる．実際の太陽は数値計算で達成されているよりも非常に小さな粘性・磁気拡散が実現されており，支配的となっている磁場は非常に小さなスケールになっていると考えられる．このような状況から実際の太陽で観測される磁場がどうやって生成されるかは大きな謎になっているのである．そこで，太陽の大規模磁場を実現するためには，
どうにかして小スケールのダイナモ機構を抑えなければい
けないという提言が出された［５］．一方，表面の観測と数値計算の比較からは，小スケールのダイナモ機構が対流層の中でも活発であるという証拠が得られた［６］．太陽表面の磁場は，太陽観測衛星「ひので」により飛躍的に精度良く測ることができるようになったが，数値計算によって，この磁場を再現しようとすると問題があった．非常に高解像度の計算を行っても，太陽表面で観測されるものより半分の強度しかない弱い磁場が得られてしまったのである．

図１

太陽観測においては，２倍の差は深刻な問題である．Rem５２

高解像度計算により達成された太陽内部熱対流の様子［８］．

Commentary

Physical Processes of Sunspot Formation and Flare Eruption Originated from Dynamo Action

N. Nishizuka et al.

では，フレアを引き起こす黒点はどのようにして形成されるのだろうか？それを解き明かす鍵となるのが，人工衛星による太陽観測と数値シミュレーションとの組み合わせである．２００６年打ち上げの「ひので」衛星は，太陽面上の限られた視野を高空間分解観測することにより，黒点が太陽表面に出現する際のダイナミクスや，太陽フレアが微小な磁場構造によって駆動される様子を詳細に観測している．また，２０１０年打ち上げの Solar Dynamics Observatory（SDO）衛星は，太陽全面を２
４時間監視することで，太陽面上に出現するあらゆる黒点やフレアを確実に捉える体制を築いている．一方，太陽内部は不透明であるため，内部を浮上する磁場を光学的に観測することは不可能である．太陽の地震学である日震学を用いた磁場検出も近年では開発が進められつつあるが，浮上磁場を数値シミュレーション
によって再現し，その結果作られた黒点を実際の観測と比較することで太陽表面下の浮上磁場を推定する研究も行われている．ここでは，観測とシミュレーションを組み合わせた研究の例［１１］を紹介する．
図３（左上）は，２
０１１年２月に出現した活発な黒点群
NOAA 11158 の表面磁場を示している．この黒点群は単純な双極型ではなく，正負極のペアが２つ並んだ四重極型の
図２

対流層の底付近での経度方向に平均化した経度方向磁場の様子．上から低解像度，中解像度，高解像度の順に並んでいる［８］．

構造を呈し（左下），その中央部分には正極・負極が密着したデルタ型黒点が見られる．実際にこの中央部分では，最大のカテゴリーである X クラスのイベントを含む複数のすることが次の目標となるであろう．

大型フレアが発生した．我々は，太陽内部から磁場が浮上する様子を３次元磁気流体シミュレーションによって再現

３．浮上磁場による黒点形成と太陽フレアの発生

し，この黒点群の形成過程を探った．

太陽内部のダイナモ機構によって生成・強化された磁場

図３（右上）はシミュレーションによって得られた太陽は，やがて太陽表面へ浮上し，黒点を形成する．ガス圧が表面磁場を表している．解析の結果，四重極型の黒点配置

磁気圧に卓越する（プラズマベータが１を上回る）対流層

は，浮上磁場が強く変形を受けた結果であることが明らか

では，大局的な磁場は対流運動の影響を受けやすく，浮上になった．すなわち，太陽内部を浮上する１本の磁束管の過程でねじれが蓄積される．しかし，太陽表面を突破し，（トロイダル磁場）が，対流などの外的要因によってゆがめ

密度が薄く磁気圧優勢となる（プラズマベータが１を下回られ，２か所で浮上する形状に変化した（右下）．その結る）上層大気（彩層・コロナ）へ到達すると，磁場はその果，２つのアーチ状の浮上磁場が太陽表面へ出現し，四重ねじれを解放しながら成長していく．この蓄積されたねじれ（過剰な磁気エネルギー）が磁気リコネクションを通じて爆発的に解放されるプロセスこそが，太陽フレアである．３章では，これら黒点形成と太陽フレア発生に関する最近の理解を解説する．
すでに２章で述べたように，太陽では赤道が極よりも速く自転している（差動回転）ため，太陽内部の磁場は東西方向に引き伸ばされる（トロイダル磁場）．トロイダル磁場の一部が，自らの浮力や対流に押し上げられることで対流層内部を浮上し，やがて表面に達すると黒点を形成する［９］．黒点はアーチ状に浮上したトロイダル磁場の太陽表面における切り口であると考えられており，多くの場合，黒点は正極（N 極）・負極（S 極）が東西方向に並んだ双極図３型構造として形成される．しかし，実際の太陽には様々な形状の黒点が存在しており，大型かつ複雑な黒点ほどより強力なフレアを生じることが経験的に知られている［１０］．
特に，正極・負極が互いに密着した「デルタ型」と呼ばれる構造を持つ黒点では，大型フレアが生じやすい．
５３

活発な黒点群 NOAA 11158 の観測（左上）とその再現シ
ミュレーション（右上）．白・黒は正極・負極を表し，橙・
青線は太陽フレアに伴う紫外線の増光領域を示している．
左下は黒点磁場の模式図．中央の橙線を挟んだ正極と負極が「デルタ型」黒点を形成し，大型フレアを生じた．右下はシミュレーションによって再現された浮上磁場の３次元構
造［１
１，
１
２］
．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.94, No.2 February 2018

極黒点を形成したのである．中央に位置する正極と負極はタも手がかりとなる．図５（左）は，１９４６年７月に出現し

太陽表面下で接続されているため，互いに強く密着し，デた，１９世紀後半以降で史上４番目の大きさの太陽黒点を示

ルタ型黒点を形成した．このような磁場が反平行である領している．この黒点は巨大な太陽フレアを生じ（右），地球域では，電流シートが形成され，磁気エネルギーが蓄積さではそれにともなって活発な磁気嵐が観測された．前述のれる．大局的な黒点の成長に伴って，この部分に蓄積され統計研究に基づく推計から，この黒点は図３の黒点を１桁た磁気エネルギーが磁気リコネクションを通じて解放され以上上回る規模の磁気エネルギーを保持していた可能性がたのが，本黒点群における一連の大型フレアなのだと考えある．一方，１９４７年４月に出現した史上最大面積の黒点でられる．このように，近年では，観測データとシミュレー

は，太陽フレアがほとんど発生せず，大規模な地磁気擾乱

ションとの直接比較によって，太陽内部から磁場が浮上も起こらなかったことが知られている［１４］．また，史上最し，黒点形成やフレア発生に至る過程を一貫して理解でき大規模とされ，フレアそのものの発見にもつながった１８５９

るようになりつつある．

年９月のキャリントンフレア［１５］は，必ずしも巨大黒点か

しかし，フレアを起こす黒点は全てが四重極なのだろう

ら発生したわけではない［１６］．したがって，巨大フレアがか？それらはどの程度の割合でデルタ型黒点を保持してい発生するためには，やはり面積だけではなく，より磁気エるのだろうか？この謎に迫るため，我々は２０１０年以降に出ネルギーを保持しやすい複雑な構造（例えばデルタ型黒点

現した黒点のうち，大型の太陽フレアを生じたイベントになど）を持つのが重要だということが考えられる．

ついて統計的な解析を行った［１２］．

黒点やフレアの存在は他の太陽類似星においても示唆さ

図４は解析した全５
１フレアの分布と規模を表している．

れている．近年，宇宙望遠鏡「ケプラー」を用いた観測か解析の結果，５
１イベントは計２９の黒点群から生じており，ら，太陽フレア（解放エネルギー：1021−1025 J）をはるか

そのうち２４群（８３％）がデルタ型黒点を内包していることに 上 回 る ス ー パ ー フ レ ア（同：1025−1028 J）が 発 見 さがわかった．先行研究［１３］に基づくと，これらの黒点群はれ，話題を呼んだ［１７］．スーパーフレアを生み出す太陽類

４種類に大別される．すなわち，先に述べた（１）四重極型黒似星には，相応の磁気エネルギーを保持する恒星黒点が存点のほか，（２）単純な双極型黒点であるものの正負両極が在することが予想される．しかし，黒点の磁場強度は恒星

強く密着してデルタ型を示すケース，（３）正極もしくは負表面の圧力によって決まるため，太陽類似星の黒点磁場強極の近傍で小規模な浮上磁場が出現しコンパクトなデルタ

度は太陽のそれとあまり変わりないと考えられる．すなわ

型黒点を形成するケース，そして（４）
完全に独立した２つ

ち，スーパーフレアの磁気エネルギーを実現するには黒点の黒点群の中間でフレアが生じるケース，である．今回解面積を広げるしかない．したがって，スーパーフレア黒点

析した２９の黒点群を分類すると，ケース（２）と（３）がそれぞは，通常の太陽黒点をはるかに上回る巨大な恒星黒点とし

れ１１群，１５群と大多数を占めることがわかった．ケース（４）て存在するのだろう．

はデルタ型黒点を含まないため，いかにも磁気エネルギー

では，これら巨大な恒星黒点はどのようにして作られるの蓄積は弱そうである．確かにこのケースは稀であり，解のだろうか？そして磁気エネルギーを保持するための複雑析したデータのうちでも２群しか確認できなかったが，そ

性はどのようにして獲得されるのだろうか？ダイナモシ

れでも最大 X クラスのフレアを生じているのは 興 味深ミュレーションや浮上磁場シミュレーション，さらには黒い．これらの多様なフレア黒点がどのような浮上磁場に点やフレアの観測データを総動員することで，これらの謎

よって形成されるのか，数値シミュレーションに基づいてを明らかにしていく必要がある．

再現モデルを構築し，観測結果と比較するのが今後の目標

４．太陽フレアのエネルギー解放と宇宙天気予報となる．

太陽フレアが発生すると，間欠的に X 線やガンマ線，高太陽黒点やフレアの多様性を知るには，過去の観測デー

エネルギーの電子や陽子が放出される．これらは，エネル
ギー解放機構である磁気リコネクションが非定常に発生

図５ １
９世紀後半以降４番目の大きさの黒点で発生した巨大な太陽フレア．（左）カルシウム線で観測した黒点．（右）水素アルファ線で観測した太陽フレア．いずれもパリ天文台提
供［１
２］
．

図４ ２
０
１
０年５月からの６年間に生じた大型フレアの分布．太陽
中心角４５°以内のイベントを示した．色はフレアの規模を表し，赤に近いほど強力なフレアを示す［文献１２のデータを元に作成］．

５４

Commentary

Physical Processes of Sunspot Formation and Flare Eruption Originated from Dynamo Action

N. Nishizuka et al.

し，間欠的な粒子の加速が起きていることを示唆してい抗（!"）の大きな領域（＝電場の強い領域）を示す．磁気レる．また近年は，恒星で観測されるスーパーフレアでも類

イノルズ数が１０４を超えると，電流シートは移流効果で薄似の理論が考えられている．これらの理解は，太陽天体プ

くなり，テアリングモードによって内部に小規模な磁束管

ラズマの基礎研究に加え，宇宙天気予報への応用に対して（プラズモイド）を形成する．このプラズモイドは３次元効も重要である．４章では，これら太陽フレアの間欠的エネ

果が効いてキンク不安定性で曲がった形をしており，これルギー解放と太陽フレア予測について解説する．

らが上下に間欠的に噴出することで電流シートは乱流状態になっている．また，プラズモイドの前後には強い電場も太陽外層大気コロナは密度が低く，無衝突（磁力線方向

励起されているのがわかる．

の平均自由行程＝数千km），プラズマベータが１より小さい（磁気圧優勢），高磁気レイノルズ数（１０１３）のプラズマ

図７に大きな磁束管噴出とリコネクション率の相関を示である．太陽コロナではガスの運動よりも磁場が支配的す．磁束管噴出がトリガーされることで，磁気リコネク

で，拡散よりも移流効果が大きい．そういった状況では乱ションによるエネルギー解放の速さは急激に上昇している流が発達しやすく，薄い電流シートが形成される．

のがわかる．ただし，リコネクション率はさらに速い変動

太陽フレアの発生前には，３章で述べたように，黒点磁も見せている．これらはよく解析すると，電流シート内の場の磁気中性線と，その上空に磁気アーケードと磁束管が間欠的な小さなプラズモイド噴出に合わせて変動を繰り返形成される．同時に，ループ足元にはひずみ（ねじれ）がしているのだ．つまり，大局的には磁束管噴出によって磁蓄積される．次に太陽内部から現れる浮上磁場などのトリ

気リコネクションはトリガーされるが，一方で内部では小ガー機構によって平衡状態が失われ，磁束管が浮上を開始

規模なエネルギー解放が間欠的に同時に繰り返されているする（カタストロフィー）．磁束管が噴出すると，その下に（［２０］も参照）．電場もこれらと同期するため，粒子もこれ

電流シートが形成されて，反平行磁場のつなぎかえによるら３次元的乱流電流シート内を渡り歩いて，間欠的かつ統磁気リコネクションが駆動される．太陽観測衛星「ひので」計的に電場加速されていると考えられる．
（他にもプラズなどの活躍により，２次元的な磁気リコネクションモデル

モイド同士の衝突や融合収縮，複数のリコネクションアウはほぼ確立したといっていい．しかし３次元的な描像に関

トフローによる統計加速［２１］や，ループ頂上付近の衝撃波

しては，未解明な点がまだ多く残されている［１８］．

とプラズモイドとの衝突［２２］，マルチ衝撃波による加速

図６に数値シミュレーションによって再現された磁束管［２３］も議論されている．）

噴出と，磁束管下の３次元電流シートを示す［１９］．線は磁太陽フレア中に生成される加速電子と補足されたプラズ

力線を表し，色は磁場の強さを表す．ピンク色の表面は抵

モイドは，加速電子の放射する電波によって間接的にみることができる（図８）．太陽コロナ中で加速された電子ビームは，波動粒子相互作用によってプラズマ波動を励起し，さらにプラズマ周波数の電波を放射する（ !
$!!""#［MHz］：ここで "#はコロナ中の電子密度［m−3］）．開いた

図６ （a）
３次元磁気流体シミュレーションによる磁束管浮上と，（b）
磁束管下に形成された乱流電流シート．線は磁力線，白枠でプラズモイドを強調．ピンク色の表面は抵抗 nJ の領域
［１
９］
．

図７

５５

３次元（赤線）および２次元（黒線）数値シミュレーション
によって再現された（a）
プラズモイド（磁束管）噴出速度と，（b）
リコネクション率の短時間変動［１９］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.94, No.2 February 2018

磁力線に沿った単一の電子ビーム（光速の 1/3）の場合，電で，SDO 衛星によって取得された２０１０−２０１５年の約３０万枚

波スペクトルは一筋の構造として観測される．プラズモイの画像を用いた．次に磁場強度をもとに黒点領域を検出

ドに補足された電子ビームの場合は，ある特定周波数領域

し，各領域に対して磁場強度や磁場勾配，磁気中性線の長内で群れとして観測され，かつその周波数上端と下端とがさや本数，彩層発光といった６０個の特徴量を計算した．さゆっくりシフトしていく様子から，周囲のプラズマ密度がらに，フレアを発生させた領域にはラベル付けを行い，学単調変化しながらプラズモイド全体が上昇もしくは下降し習データを作成した．最後にこれらデータベースに対していると解釈されている（図８（a））．さらに，複数のプラて，サポートベクターマシン，最近傍法，ランダムフォレ

ズモイドが互いに衝突分離を繰り返しているものもあればストといった３つの機械学習手法を用いて，今後２４時間以（図８（b）），途中で加速される際に硬 X 線放射をともなう内に発生する太陽フレアを予測するモデルを開発した．そ観測例もあり，プラズモイドと粒子加速の関連性を示唆しの結果，従来の人手による予測では３−５割程度だった予ている［２４］．

測精度が８割以上まで向上させることに成功した．

太陽フレアによって発生した X 線や電波，高エネルギー

さらに機械学習を用いることで，太陽フレア予測に有効

粒子は地球にも影響を及ぼす．太陽フレアに伴う電波バー

な特徴量を調べることもできる．具体的には，黒点のエネ

ストは広い周波数で電波通信を困難にし，X 線は電離圏をルギー蓄積量とトリガー機構に関連する２タイプの特徴量

加熱してデリンジャー現象（短波通信障害）を，高エネルが有効であることが明らかになった．特に磁気中性線は，

ギー粒子も極冠吸収（通信障害）の原因となる．そのため，地震でいう断層面にあたり，ここに蓄積されたひずみ具合

太陽フレアの予測は，基礎物理過程の理解と同時に宇宙天の見積りと，その周囲の磁場変化や微小な発光現象が予測

気予報においても重要な意義をもつ．太陽フレアを予測すの手掛かりとなる．本手法の結果は，数値シミュレーショ

る一つの方法は数値シミュレーションであるが，最後に，ンに入力したり，逆に数値シミュレーションで明らかに

ここで は２つ 目 の 新し い ア プ ロ ー チ，機 械 学 習（AI 技

なった物理を抽出特徴量の選定に活かしたりと，相互の協術）を用いた予測手法［２５］を紹介したい．

力が今後重要になってくるのではないだろうか．

太陽観測衛星「ひので」や SDO 衛星による高分解能の光

５．まとめと今後の課題

球磁場観測データがほぼリアルタイムで取得可能な時代になり，フレア発生前の特徴が少しずつ明らかになってきて以上をまとめると，太陽プラズマは太陽内部から外層大いる．その一方で，社会的には機械学習や深層学習といっ

気コロナまで，その性質は大きく変化し，様々な磁気流体た手法が近年発達し，様々なデータに応用されている．太現象が起こっている．しかしながら，それらは太陽内部に陽フレアの予測は，従来人手によって経験的に行われてきおけるダイナモ活動を起点として，磁場生成から磁気浮たが，機械学習手法を適用することで，人手では解析しき

上，黒点形成とエネルギー蓄積，磁気リコネクションによれない大量のデータを解析し，より効率的に予測精度の向るエネルギー解放，といった具合に一連の時系列で理解す上を図ることができると期待される．

ることができる．近年の数値シミュレーションを用いた理論的研究，および衛星・地上観測データとの比較によっ

まず我々が準備したのは衛星観測による太陽磁場画像て，太陽各層における物理過程の理解は大きく進んできた．
今後の太陽プラズマ研究の方向性としては，３次元性・
非定常性・多様性・グローバル性を考慮しつつ，さらに分解能を上げた磁気流体数値シミュレーションが我々の理解を促進してくれることは間違いない．その中で，今回解説した太陽内部から外層大気までの一連の磁気流体現象を時系列で再現できれば，太陽黒点や太陽フレアの多様性を包括的に理解するだけなく，宇宙天気・宇宙気候，あるいは
恒星物理・スーパーフレアといった他の分野にもより一層貢献できるだろう．さらに磁気リコネクションや粒子加速に関しては，運動論的な議論は欠かすことはできない．乱流の物理に関しても同様である．これらは是非，プラズマ物理を専門とされる皆様のご協力をお願いしたい．
もう一つ特筆すべきこととして，これら理論的な太陽プラズマ研究は，観測技術の進歩に大きく触発されている面が大きい．「ひので」衛星や SDO 衛星などで高分解能の磁場や紫外線・X 線の撮像分光データが得られたことで，理図８論的なモデリングが飛躍的に進んだ．３章で解説した黒点

太陽フレア中の電波バースト観測による，加速電子とプラズモイドの間接的観測［２４］（チェコ・オンドレヨフ観測所）．

形成の多様性についても，数値シミュレーションと観測との比較によって新たな発見がなされた．現在，２
００６年の
５６

Commentary

図９Physical Processes of Sunspot Formation and Flare Eruption Originated from Dynamo Action［４］N.J. Nelson et al., ApJ 762, 73 (2013).
［５］S.M. Tobias and F. Cattaneo, Nature 497, 463 (2013).
［６］M. Rempel, ApJ 789, 132 (2014).
［７］H. Hotta et al., Science 351, 1427 (2016).
［８］堀田英之：日本物理学会誌 71, 762 (2016).
［９］E.N. Parker, ApJ 121, 491 (1955).
［１０］I. Sammis et al., ApJ 540, 583 (2000).
［１１］S. Toriumi et al., Solar Physics, 289, 3351 (2014).
［１２］S. Toriumi et al., ApJ 834, 56 (2017).
［１３］H. Zirin and M.A. Liggett, Solar Physics 113, 267 (1987).
［１４］G. Aulanier et al., Astronomy and Astrophysics 549, 66(2013).
［１５］R.C. Carrington, Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 20, 13 (1859).
［１６］H.W. Newton, Monthly Notices of the Royal Astronomical
Society 103, 244 (1943).
［１７］H. Maehara et al., Nature 485, 478 (2012).
［１８］K. Shibata and T. Magara, Living Rev. Solar Phys. 8, 6
(2011).
［１９］K. Nishida et al., ApJ 775, L39 (2013).
［２０］井 通暁，西塚直人：プラズマ・核融合学会誌 89, 769(2013).
［２
１］星野真弘：プラズマ・核融合学会誌 89, 792 (2013).
［２２］西塚直人：プラズマ・核融合学会誌 89, 796 (2013).
［２３］S. Takasao and K. Shibata, ApJ 823, 150 (2016).
［２４］N. Nishizuka et al., ApJ 799, 126 (2015).
［２５］N. Nishizuka et al., ApJ 835, 156 (2017) .

太陽画像を用いた機械学習による太陽フレア予測［２５］．

「ひので」衛星の打ち上げから１１年が経ち，ちょうど約１１年周期とよばれる太陽サイクルを我々は経験した．次の新たな発見をめざして次期太陽観測衛星 Solar-C が検討されているが，今後我々にどんな新たな太陽の姿を見せてくれる
か，期待したい．

参考文献［１］S.A. Brun et al., ApJ 614, 1073 (2004).
［２］M. Ghizaru et al., ApJ 715, L133 (2010).
［３］B.P. Brown et al., ApJ 711, 424 (2010).

と情報通信研究機構電磁波研究所テニュアト
ラック研究員．２０
１０年京都大学大学院・博士（理学）．宇宙科学研究所，国立天文台の「ひので」プロジェクトを経て，２
０
１
４年から

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

なお

現職．太陽フレアの解明に観測・実験・理論的に取り組み，
現在は太陽画像と機械学習を用いたフレア予測に挑戦中．趣味は音楽とテニス．

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

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

とり

うみ

しん

森

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

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

鳥 海

自然科学研究機構国立天文台太陽天体プラ
ズマ研究部・特任助教．２
０１
４年東京大学大
学院理学系研究科地球惑星科学専攻修了．
博士（理学）．数値シミュレーションや衛星観測を用いた太陽黒点形成や太陽フレア発生過程の研究を行っている．趣味・特技は中学から続けている合気道．地理や風景が好きで，飛行機は国際線でも必ず窓側に座る．

ほっ

た

ひで

ゆき

堀 田 英 之千葉大学大学院理学研究院特任助教（テニュアトラック）．２
０
１
４年東京大学大学院
理学系研究科博士課程修了．２
０
１
４年からア
メリカ High Altitude Observatory にて日本学術振興会海外特別研究員として研究したあと２
０
１
５年より現
職．太陽の１
１年周期に対して，数値シミュレーションを用いた研究に取り組んでいる．

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

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

づか!!!!!!!!!!!!!!

にし!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

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

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

西 塚 直 人N. Nishizuka et al.

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

５７