2023 年第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河・銀河団分科会

集録集

■ 謝辞
2023 年度天文・天体物理若手夏の学校は、基礎物理学研究所を始め、国立天文台、宇宙線研究者会議 (CRC) からのご支援により成り立っております。事務局一同厚く御礼申し上げます。
銀河・銀河団分科会

2

■ index
銀河 a01

須田 一功

Planck 衛星と Suzaku 衛星による「かみのけ座銀河団」の圧力構造の探査と大規模構造との相関

銀河 a02

桐山 拳太郎「すざく」衛星を用いた Abell 496 の力学的構造の探査

銀河 a03

工藤 栞奈子銀河団外縁部のエントロピー測定における前景放射の影響

銀河 a04藤田 将

精密分光観測で探る NGC507 銀河群中心部のガスの速度構造

銀河 a05

呼子 優人

milliquas を用いた quasar の増減光天体数の比較

銀河 a06

浦田 岬

NGC5128 におけるプラズマガス温度とジェットの相関

銀河 a07

松本 尚輝

MIR Search of Heavily Obscured z¿3 AGN Missed in X-ray Surveys

銀河 a08中谷 友哉

広帯域 X 線観測で探る電波銀河の中心核構造

銀河 a09柿元 拓実

初期宇宙に存在する大質量 Quiescent 銀河の形成過程

銀河 a10高橋 宏典

Ruby-Rush: Accelerated evolution of massive quiescent galaxies in high-z protoclusters

銀河 a11

岡内 紀翔

原始銀河団 SSA22 に位置するサブミリ波銀河のガスの物理状態の推定

銀河 a12

小林 星羅

gzK 選択による赤方偏移 2 の電波銀河探査

銀河 a13

清水 達生

SMBH 質量ーバルジ質量関係の赤方偏移進化

銀河 a14

若杉 航希

南極 12 ｍテラヘルツ望遠鏡のサイエンス検討

銀河 a15

碓氷 光崇

JWST/MSA シャッターのスリットロスによる物理量測定への影響

銀河 a16

星 宏樹

スリッド分光データを用いた z 4 クエーサーにおける Ly αハローの検出

銀河 a17

田中 匠

HINOTORI: 若返り銀河の統計的解析

銀河 a18井上 真

分子雲衝突現象から解明するアンテナ銀河における星形成メカニズム

銀河 a19松坂 怜

銀河面広域サーベイ FUGIN の結果を利用した、高密度ガス形成機構の観測的解明

銀河 a20鈴木 善久

Subaru/HSC-SSP データを用いた銀河系ハローサブ構造の探査

銀河 a21島谷 侑希

すざく衛星を用いた銀河系の超巨大バブル構造の解析

銀河 a22

佐藤 恭輔

すばる望遠鏡/HSC で探るこぐま座矮小楕円体銀河の形成メカニズム3

銀河 b01

宍戸 萌那

銀河団中の電離非平衡プラズマの探査

銀河 b02

白木 天音

衝突銀河団 Abell 2163 の XRISM 衛星観測シミュ レーション

銀河 b03

照井 勇登

各赤方偏移及び銀河星質量における銀河衝撃波時間発展

銀河 b04

及川 雄飛

Changing State Quasar モニター観測と広輝線領域の推定

銀河 b05

前田 祐輔

BAL クェーサー周辺でみられる近接効果の異方性について

銀河 b07

山田 祐佳

PFS 観測に向けたターゲットセレクション

銀河 b08

今井 聖也

extreme emission line galaxy の探査

銀河 b09

藤本 淳也

COSMOS 領域における z 0.8 の中心に非対称成分を示す Post-starburst 銀河の色勾配

銀河 b10加納 龍生

遠方銀河の数密度を考慮したダスト放射進化モデルの拡張銀河 b11濵響子

近傍銀河における分子ガス-原子ガス比と星生成の関係

銀河 b12長嶋 悠月

近傍銀河 NGC 1068 における星形成率分布の高精度の画像化

銀河 c01久田 凜太郎

ニュートリノ観測実験 ICECUBE による 10 年間の一般公開観測データを用い
た AGN 探索

銀河 c02五十嵐 諒

z ≲ 1 における銀河のダストの減少についての準解析的モデルを用いた解析

銀河 c03坂井 延行

活動銀河核によって生まれる銀河風のダイナミクスについて

銀河 c05劉強

AGN アウトフローの変動メカニズムの解明

銀河 c06

幸野 友哉

U/LIRG の Pa α輝線観測による銀河進化プロセス の研究

4

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銀河 a01

Planck 衛星と Suzaku 衛星による「かみのけ座銀河団」の圧力構造の探査と大規模構造との相関
須田 一功

5

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Planck 衛星と Suzaku 衛星による「かみのけ座銀河団」の圧力構造の探査須田 一功 (東京理科大学大学院 理学研究科)

Abstract「かみのけ座銀河団」は近傍で最も巨大な銀河団であり、それゆえ詳細な内部構造を観測することが可能である。特に銀河団降着による内部構造の複雑化は顕著であり、等方的な構造とは言い難く X 線観測による先行研究において温度やエントロピーに異方性が確認されている (Mirakhor & Walker 2020)。銀河座標において、銀河団中心から南西方向には「NGC 4839」が中心に向かって降着しているが、これは北東方向から
一度降着が起こり銀河団中心付近を通過した後、再度南西方向からの降着が起きていると考えられており、これに付随した衝撃波の存在が示唆されている (Lyskova et al. 2019)。「かみのけ座銀河団」の X 線による先行研究において、銀河団中心から東方向の R500 より内側の領域では他の方向に比べて銀河団ガスの温度が低温となっていることが報告されている (Neumann et al. 2003)。Suzaku 衛星による同領域の観測において、天の川銀河からの 1 keV 程度の前景放射 (Yoshino et al. 2009) を考慮し解析を行ったが同様の低温性が確認された。

X 線観測における東方向の低温性の検証として、Planck 衛星によるマイクロ波観測データを用いた。解析の結果、Planck 衛星においても東方向において他の方向に対して相対的に圧力が低下していることが確認された。しかし、Planck 衛星による R500 よりも外側の領域の観測において、y-parameter に 1 × 10−6を超える大きなむらが確認された。より大きな半径にわたる銀河団ガスの構造解析を行うためには、この大きなむらの評価が必要であるため Suzaku 衛星による空間分布的により詳細な解析を行い、Planck 衛星と比較を行うことが求められる。また、R500 よりも内側の領域においては Suzaku 衛星よりも空間分解能が高い

XMM-Newton 衛星による解析が可能である。先行研究においては天の川からの 1 keV 程度の前景放射を考慮した詳細な方向別の解析は行われていないため、今後の解析においてはこれらを用いて議論を進めていきたい。

1Introduction

中心に向かって 2 度目の降着を始めていることが示
唆されている (Lyskova et al. 2019)。NGC4839 の降銀河団は数百〜数千もの銀河が重力的に束縛され着により銀河団全体にわたる衝撃波の発生が考えらている宇宙で最大規模の天体である。宇宙年齢をかれ、Planck 衛星による西、南東方向の観測においてけて銀河団は銀河団同士の衝突合体、周囲のガスのR500 付近で pressure jump が見られた (Planck Col-

降着により成長を続けてきた。銀河団の衝突、及びlaboration 2013)。

銀河団周囲のガスの降着に際しては衝撃波が発生す

本解析においては X 線天文衛星である Suzaku 衛

ることで銀河団ガスに対する加熱がなされる。その星による解析結果とマイクロ波による観測を行う

ため、銀河団ガスの温度や密度、エントロピーを調

Planck 衛星による解析結果を比較する。全天から観べることは銀河団の成長の過程を明らかにすること測される宇宙マイクロ波背景放射は銀河団中の高温につながる。現在も銀河団の降着が進行しているもガスを通過する際、高エネルギーの電子と逆コンプのがあり、その中でも「かみのけ座銀河団」は近傍

トン散乱を起こすことでエネルギーを受け取り高エで最も巨大な銀河団であるため、降着による影響を

ネルギー側にわずかにシフトを起こす。この効果は確認することができる。特に銀河団中心から南西方

スニヤエフ・ゼルドビッチ効果（SZ 効果）(Sunyaev

向に存在する NGC4839 のグループは、北東方向か& Zeldovich 1972) と呼ばれ、銀河団ガスの圧力の視ら降着し中心付近を通過後現在の南西方向から再度線方向の積分値（y-parameter）に比例する。そのた6

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
め、両者は相補的であり比較から銀河団ガスの密度

2.3

むらや奥行き方向の情報を得ることができる。特に銀河団ガスの圧力の内、球対象な圧力成分のモデ

今回は Suzaku 衛星による解析において銀河団中心ルとして以下の Arnaud et al.(2010) で提案されたもから東方向、R500 より内側の領域において北北西よのを用いた。

りも銀河団ガスの温度が低温となったため、Placnk
衛星による圧力の観測と比較する。

2

P (x) =P0(c500x)γ [1 + (c500 x)

α ](β−γ)/α

ここで x = (R/R500 )、R500 = 47 arcmin である。

Methods/Instruments
and Observations

2.1

球対象な圧力成分のモデル

2.8

70
60

y-map

1.4

50

y (Mpc)

本解析では y-map として 100GHz から 857GHz の
周波数マップに対して MILCA 法を用いて得られた

40

0

30

ものを採用した。MILCA 法は複数の周波数マップか

20

-1.4

ら熱的 SZ 効果による成分を抽出するために用いら10れるものである。
-2.8
-2.8

-1.4

0
x (Mpc)

1.4

2.8

2.8
60

y (Mpc)

0

-1.4

-2.8
-2.8

図 2: Arnaud et al.(2010) で提案された圧力モデル

50

1.4

を y-parameter に換算したもの. 各パラメータは、先40

行研究における同マップの全領域に対して R500 以外

30のすべてのパラメータを free でフィットされたもの

20を用いている (Planck Collaboration 2013).

10
0
-1.4

0
x (Mpc)1.42.8

図 1: MILCA 法による「かみのけ座銀河団」の y マップ. 強度は 10−6 でスケーリングされている.

3

Results

3.1

方向別の y-parameter 半径プロファイル

Suzaku 衛星による観測領域をカバーするように

2.2

Planck 衛星による y マップでは扇形に方向別の領域

Planck 衛星における y-parameter 設定を行った。半径方向には 5 arcmin で領域の分割の半径プロファイルを行った。明るい電波源の mask は 56 arcmin より

Planck 衛星の観測から得られた y-parameter は前 も外側において適用した上で解析を行った。これは、述の通り高温ガスの圧力を視線方向に積分した値に 中心付近では電波源による影響は銀河団ガスからの寄与に比べて十分小さいとしたためである。

比例し、以下のように表される。
∫
σTy=
P (l)dlme c2
ここで σT はトムソン散乱散乱断面積、me は電子の質量、c は光速である。

7

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Discussion

y-parameter101

Arnaud et al. (2010) Model C
NW
NNW
NNE
NE
E
SW

6 × 100

Suzaku 衛星による北北西と東方向の温度の比較において東方向の低温性が確認された (図 5)。解析においてバックグラウンドが十分引かれていない可能性が考えられたが、Planck 衛星による同領域の圧力分

y (10 6)4 × 100布と比較を行うと、同様に東方向で圧力の低下が確

3 × 100

認された (図 3)。Suzaku 衛星による観測ではエミッションメジャーは誤差の範囲内で一致しているため、

2 × 100

温度の低下と圧力の低下には強い相関があると考えられる。北北西方向には NGC4839 の降着による後続の衝撃波が広がっている可能性があり、R500 より

100

30

40

50

60
70
Radius [arcmin]

80

90

も内側においては東方向に比べてより加熱がされて100いたと考えられる。 図 4 においては北から南西にかけて R500 よりも内側において圧力の超過が見られ、
図 3: 方向別の y-parameter の半径プロファイル. 図

東から南東にかけては前者に比べて圧力は低下して内左下は各方向の扇形の領域を示している.

いる。これは図 6 で示されている Secondary shockの様子と概ね一致するものと考えられる。

NGC4839 が存在する南西方向では他の領域に比べ一方、R500 よりも外側においては明るい電波源がて高い圧力を示しており、東側の 3 領域は R500 より存在する領域以外でも大きな圧力ゆらぎが見られ、も内側で低い圧力を示している。また、R500 よりも

4 × R500 を超えても 1 × 10−6 よりも大きいゆらぎが外側においてはモデルに対して大きなゆらぎが確認確認できるため、信頼性を十分に担保する必要があできる。

る。今後の解析では Suzaku 衛星でより詳細な半径
プロファイルを作成し比較を行う予定である。

3.2

球対象な成分を除いた y マップ

1

r/r5001.2

図 1 に示されている y マップから図 2 で示された
kTICM (keV)

球対象な圧力成分からなる y を差し引いたマップは以下のようになった。

5

2

2.8

15

0.05
EMICM (cm-6pc)

10
1.4
y (Mpc)

5
0

0

Coma
E
NNW

0.02
0.01

5×10−35-1.4

50
r (arcmin)

10
-2.8
-2.8

-1.4

0
x (Mpc)

1.4

60

2.8

図 5: Suzaku 衛星による北北西と東方向の温度、エミッションメジャーの半径プロファイル

図 4: MILCA 法による y マップから球対象な成分を差し引いた y マップ

82023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Lyskova N., et al., 2019, MNRAS, 485, 2922
Planck Collaboration, 2013, A&A, 554, A140
Arnaud M., Pratt G. W., Piﬀaretti R., et al. 2010, A&A,
517, A92
Churazov E., et al. 2021, A&A, 651, A41

図 6: NGC4839 の降着経路の予測と衝撃波の生成(Churazov et al. 2021)

5

Conclusion
本研究では「かみのけ座銀河団」の X 線観測における東方向の低温性について、Planck 衛星による観測結果と比較を行った。X 線観測においてエミッショ
ンメジャーは東方向よりも高温である北北西の方向と比較して誤差の範囲内で一致しており、Planck 衛星による圧力の探査においても同方向において低下が見られたため、両衛星による観測結果は一致すると考えられる。また、東方向に比べて北北西方向が東方向に比べて温度が高い理由として、NGC4839 の降着に起因するガスの運動により発生した衝撃波による加熱が考えられる。R500 よりも外側については十分大きな半径において、大きな圧力ゆらぎが確認されたため、今後は Suzaku 衛星による空間的に詳細な解析との比較を行っていく予定である。また、銀河団外縁部にわたる X 線とマイクロ波の観測から銀河団ガスの 3 次元的な構造を調べることが目標である。

Reference
Mirakhor M. S., & Walker S. A., 2020, MNRAS, 497,
3204
Neumann D. M., Lumb D. H., Pratt G. W., & Briel U.
G., 2003, A&A, 400, 811
Yoshino et al. 2009, PASJ, 61, 805
Sunyaev R. A., & Zeldovich Y. B., 1972, Comments on
Astrophysics and Space Physics, 4, 173

9

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銀河 a02「すざく」衛星を用いた Abell 496 の力学的構造の探査
桐山 拳太郎10

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校「すざく」衛星を用いた Abell 496 の力学的構造の探査
桐山 拳太郎 (埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河団は数十から数千個の銀河の大集団で、力学的な平衡に達した天体として宇宙最大の天体である。銀河団内は温度数千万度程度の高温ガス (Intracluster medium; ICM) で満たされ、X 線を放射している。銀河団はその進化の過程において衝突合体を繰り返すが、質量に大きな差のある銀河団の衝突ではスロッシングという ICM が渦巻きのような痕跡が残ることが知られている。これは、質量に差のある銀河団同士の衝突において銀河団の軸がずれていると、ガスが角運動量を得るためである。本研究では、X 線天文衛星「すざく」を用いてスロッシングが確認されている Abell 496 の温度分布、元素分布、エントロピー分布、静水圧平衡を仮定した重力質量、ガス速度の測定を行なった。空間的に分割した X 線スペクトル解析から、温度、
鉄、エントロピーの半径分布の方向依存性が確認でき、これは、より外側までスロッシング構造が存在する事を支持する。温度はクールコアと呼ばれる銀河団中心部に向かって低くなることが確認できた。また、中心部のガス速度の上限値は ∼ 500km/s であると求まった。

1

Introduction
銀河団とは銀河を数十から数千個含み、力学的な

1.2

X 線による銀河団の観測

1.2.1

静水圧平衡を仮定した重力質量平衡に達した天体として宇宙最大の天体であり、その質量は 1014 M⊙ から 1015 M⊙ である。銀河団は質量の寄与の大きい順に、ダークマター、X 線を放射

X 線観測で得られたエネルギースペクトルから、光学的に薄いプラズマモデルを考えることにより、温度と電子数密度を求めることができる。これらの半する数千万度程度の高温ガス (Intracluster medium;

ICM)、星という 3 つの要素で成り立っており、その比率は約 80%、15%、5% である。また、星の約 90%は銀河の中に存在し、残りは銀河団の中心付近に淡径分布から以下の手順で静水圧平衡を仮定した重力質量を求めることができる。
電子数密度の計算

く広がって分布している。

電子数密度 ne はプラズマモデルのパラメータである norm の値を用いて以下のように表される。

1.1√

ガススロッシング
ne = 10 × 4(DA (z + 1)) ×
7

銀河団の衝突では観測可能な痕跡を残し、その中にはショックやコールドフロントが含まれる。コー
ルドフロントは X 線画像や温度マップに不連続面として現れ、明るく高密度な側が低温であることを示
し、温度のジャンプの方向によって、ショックと区別される。コールドフロントの起源の１つとしてガス
スロッシングが考えられる。これは質量に差のある銀河団同士の衝突において銀河団の軸がずれている

3π
1
×∫× norm10
dV

ここで、DA (cm) は天体までの角径距離、z は赤方偏移である。ここで、ICM における水素とヘリウムの全質量比が MH : MHe = 70 : 28 と表され、水素とヘリウムの比が 1 : 4 であることから電子数密度 ne と水素原子の数密度 nH の比が 12 : 10 となることを用いた。

と、ガスが角運動量を得るため、渦巻きのような形

温度と電子数密度のモデルフィッティングになることである。

度と温度の半径分布に対して β モデルでフィッティ

電子数密

ングすることで、電子数密度 ne (r) と温度 T (r) の動

11

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
径分布を表す。β モデルは以下の式で表される。

[
F (X) = S0 1 +

(

X
RC

2

) ]−IN
2

Analysis
本論文では、スロッシング構造を持つことで知られている Abell 496 の解析に、2005 年に打ち上げられた

X 線天文衛星「すざく」を用いた。
「すざく」に搭載さ静水圧平衡を仮定した重力質量の計算

静水圧平衝を仮定すると以下の式が成り立つ

dPgas (r)Mtotal (r)= −Gρgas (r)drr2
ここで、ガスの質量密度 ρgas は宇宙の平均分子量 µを用いて

7ρgas (r) = µmP ngas = mP ne
6

れている 4 台の X 線 CCD カメラ (XIS) は低く安定したバックグラウンドを持つため、銀河団外縁部の解析に適している。Abell 496 は赤方偏移 z = 0.0329、角径距離 DA = 135.5 Mpc、1′ = 39.42kpc の銀河団である。アバンダンステーブルとして Lodders K.(2003)
を用い、ハッブル定数は H0 = 70km s−1 Mpc−1 、ΩΛ = 0.73、ΩM = 0.27 とした。図 1 に Abell 496 のエネルギー帯域 0.5 − 2.0keV の X 線画像を示す。

と書けるので、以上より重力質量は以下のように書ける

Mtotal = −

1.2.2

k
r2 d
[ne (r)T (r)]µmP G ne (r) dr

3 次元エントロピー分布

温度 T の物体に熱を dQ だけ加えると、その物体のエントロピー変化 dS は以下のように表せる

dS =

dQ
(dU + P dV )
=
T
T

3
N
ここで、 dU
dT = 2 N kB , ne = V を用いることにより積分を行うと

S=

(
)
3
−2
N kB log kT ne 3 + const2

図 1: Abell 496 の X 線画像 (0.5-2.0keV)より、銀河団のエントロピーパラメータを−2
K = kT ne 3

Abell 496 を角度別 NW(30◦ − 120◦ )、NE(120◦ −210◦ )、SE(210◦ − 300◦ )、SW(300◦ − 390◦ ) と円環
0′ − 2′ 、2′ − 4′ 、4′ − 6′ 、6′ − 8′ を組み合わせた計 16とする。

個の領域と、NW のさらに外側 8′ − 13′ 、13′ − 19′ 、

19′ − 28′ の 3 個の領域、さらにバックグラウンドを
1.2.3

バルク速度

見積もるために Abell 496 の観測の最端の領域、計20 個の領域で解析を行なった。各領域のスペクトル
スペクトル解析から得られる赤方偏移 z と光学的フィットには、Local Hot Bubble(LHB) からの放射に求められた赤方偏移 zcl に対して、視線方向のバと、Milky Way Halo(MWH)、ICM、Cosmic X-ray
ルク速度は光速 c を用いて、以下の式で与えられる。 Background(CXB)、CIE (0.8keV) からの放射に星(1)間物質による光電吸収を掛けた放射を足し合わせた∆v = c (z − zcl )モデルを採用した (2)。図 2 に NE の 6′ − 8′ のスペ
クトルフィット結果を示す。

12

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: エントロピーの方向別半径分布
次に、静水圧平衡を仮定した重力質量と視線速度の半径分布を、それぞれ図 6, 図 7 に示す。

図 2: (120◦ − 210◦ ) の 6′ − 8′ におけるスペクトル
フィットの結果。赤色がモデルの足し合わせを表す。
バックグラウンド領域において、ciao の wavdetectを用いて周囲より 3σ 以上明るい天体を除き、LHBの温度を 0.1 keV、CXB の冪を 1.4 に固定した。上記の解析で得られたバックグラウンド成分のベスト
フィットパラメータを用いて他の全ての領域の解析を行なった。結果を次の章にまとめる。

3

Results
図 6: 静水圧平衡を仮定した重力質量の半径分布

ICM の温度、鉄のアバンダンス、エントロピーの方向別半径分布を、それぞれ図 3, 図 4, 図 5 に示す。
図 5 の点線は (3) による、理論予測である。

図 3: ICM の温度の方向別半径分布
図 7: 視線速度の半径分布

4Discussion

4.1

XMM による先行研究 (4) との比較

解析結果、図 3, 図 4, 図 5 の黒丸において、NW
図 4: 鉄アバンダンスの方向別半径分布が他の同半径の領域に比べて温度、エントロピーが低く、鉄アバンダンスが大きいことがわかる。これ

132023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
は、スロッシングしているガスの特徴であり、先行案とし、静水圧平衡を仮定することにより銀河団の研究の 中央の冷たい低エントロピーガスは、中央

質量や、質量構成に強い制限をかける事が可能か調から反時計回りに NNW のコールドフロントのあるべる。

北に向かってらせん状に発達しているという主張と矛盾しない。

Reference4.2

静水圧平衡を仮定した重力質量の評価[1] Naomi OTA, & Hiroki YOSHIDA 2014, Astronomical Society of Japan, Volume 68, Issue

静水圧平衡を仮定した重力質量は積分値であるたSP1, id.S19 14 pp.

め、外側に向かうほど大きくなるはずである。しか[2] Masaki UEDA et al., 2022, Astronomical Soci-し、図 6 から分かるように黒丸辺りから外側に向か

ety of Japan, Volume 74, Issue 6

うほど値が減少している。これは、降着した物質により銀河団ガスがエネルギーを得て運動しているた[3] G.W.Pratt et al., 2010, A&A 511, A85

め、静水圧平衡が成り立っていない事を支持する。

[4] Simona Ghizzard, Sabrina De Grand, & Sil-

4.3

vano Molend 2014, A&A 570, A117

中心部のバルク運動[5] J. S. Sanders, A. C. Fabian, & R. K. Smith
図 7 は 1.2.3 の式から求めたものである。結果、中心部のバルク運動の上限値は ∼ 500km/s と求まった。
これは XMM による先行研究 (5) の ∼ 1100km/s より厳しく上限値を決めることができ、「XRISM」であれば、視線方向のバルク運動、乱流速度もより厳しく決まる。

5

Conclusion
本研究では、X 線天文衛星「すざく」による観測を用いて、Abell 496 の解析を行なった。空間的に分割した X 線スペクトル解析から、温度、鉄、エント
ロピーの半径分布の方向依存性が確認でき、これは、より外側までスロッシング構造が存在する事を支持する。温度はクールコアと呼ばれる銀河団中心部に向かって低くなることが確認できた。また、中心部のガス速度の上限値は ∼ 500km/s であると求まった。

2023 年打ち上げ予定の X 線撮像分光衛星「XRISM」
搭載の X 線マイクロカロリメータ検出器 Resolve は高いエネルギー分光性能 (E/∆E > 1000) を持つことから、高温ガス内の元素輝線を用いて、高温ガスの速度分布の測定精度が飛躍的に向上する。今後は本研究で得られた、Abell 496 のアバンダンス、温度、密度、バルク速度を仮定して、中心部のスロッシン
グが XRISM でどのように見えるかシミュレーショ
ンを行うことで、XRISM による Abell 496 の観測提142011, Royal Astronomical Society, Volume 410,
Issue 3

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銀河 a03銀河団外縁部のエントロピー測定における前景放射の影響
工藤 栞奈子15

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河団外縁部のエントロピー測定における前景放射の影響
工藤 栞奈子 (東京理科大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河団の進化を理解するために非常に重要な役割を担っている銀河団外縁部の解析では、X 線放射の強度が弱いため、実際に観測されたデータに含まれる宇宙 X 線背景放射や天の川銀河団からの放射などの前景放射の影響を慎重に考慮する必要がある。近年、銀河系にある超巨大バブルからの放射からの 0.8-1.0 keV 程度の前景放射（以下、0.8 keV 成分）が確認されている。また、銀河団の熱的変化を調べるためにはエントロ
ピーパラメータを用いるが、銀河団外縁部では物質が降着する際の衝撃波が強くなりエントロピーパラメー
タも上昇するはずであるにも関わらず、実際には上昇しないという結果が得られている。
本研究では、A1835 銀河団および A1689 銀河団について、0.8 keV 成分を考慮し再解析を行い、銀河団ガ
ス:ICM の温度、電子数密度、エントロピーパラメータ、圧力を算出し、先行研究における放射を考慮しなかった場合と比較した。バックグラウンド領域における 0.8 keV 成分と、NPS:North Polar Spur によって形成されている超巨大バブルにおける 0.8 keV の放射の Emission Measure の値が同程度であったため、0.8

keV 成分は超巨大バブルからの放射として矛盾がなく、バックグラウンド成分で考慮する必要があると考えられる。また、ICM の温度ついて、先行研究と比べて上昇した。さらに、エントロピーパラメータについて
先行研究と比較したところ、0.8 keV 成分を考慮した場合の方が理論予測に近づき、銀河団中心からの半径が大きくなるにつれて上昇するが、最外縁では急激に低下した。また、圧力は最外縁では低下しない方向があった。この原因としては、バックグラウンド成分に引き残しがある場合があることが挙げられる。

1

イントロダクション

表面輝度の低い銀河団外縁部をはじめとした広がっ
た天体の観測で優れた成果を挙げた衛星である。

銀河団は 10-100 個の明るい銀河および 1000 個の

これまで前景放射として銀河系の外に広がるハロー

暗い銀河を持つ、宇宙最大の自己重力系であり、銀からの 0.3 keV 程度の放射や太陽系を内包する古い河と銀河の間を銀河の質量の数倍にもなる高温のガ

超新星残骸の高温ガスからの 0.1 keV 程度のプラズ

ス (ICM) が満たしているため、強い X 線を放射してマ放射、中性酸素輝線などが考えられてきたが、すいる。また、現在の宇宙論では暗黒物質の重力によっ ざく衛星の観測により、新たに 0.8-1.0 keV 程度の前て小さい天体が形成され、それらが集まることによ 景放射が確認されており (Yoshino et al. (2009) )、り大きな天体が形成されると考えられており、特にこの成分はこれまでの銀河団の解析では考慮されて銀河団のような巨大な天体が形成されるためには宇こなかった。そこで、本研究では比較的 relax した 2

宙年齢と同程度の時間がかかるため、銀河団外縁部

つの銀河団について、すざく衛星のデータを用いては現在も成長過程にある事になる。よって、銀河団

バックグラウンド領域の解析により 0.8 keV 成分の外縁部を観測することは銀河団の進化を理解するた特徴を調べると共に、0.8 keV 成分を考慮し ICM のめに非常に重要な役割を担っているといえるが、外各物理量について再解析し、先行研究と比較した。

縁部の X 線放射の強度は弱いため、実際に観測されたデータに含まれる前景放射の影響を慎重に考慮する必要がある。

2

対象天体とデータ処理

このような低輝度の天体の観測には、日本で５番目の X 線天文衛星であるすざく衛星の観測データが有本研究では、すざく衛星のアーカイブのデータか用である。すざく衛星は近地球衛星軌道を周回してら、超巨大バブルの中にあり、比較的 relax した天体いるため、地磁気による宇宙線遮蔽効果により、バッである Abell1835 銀河団及び Abell1689 銀河団の 2

クグラウンドが非常に低いという特徴があり、特に天体を選び解析した。各銀河団のパラメータを表 2.1

162023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校に示す。

2’-4’、4’-6’、6’-8’、8’-10’、10’-12’、12’-14’ の円環領本研究では、すざく衛星の観測データのうち、East、 域に分け、ICM のスペクトルフィッティングを行っSouth、West、North の 4 方向でポインティング観た。バックグラウンド成分は 3.1 で得られた値を代測された XIS の観測データを用いた。その際、視野入した。ICM のモデルは phabs × apec を仮定し、内に含まれる銀河などの明るい点源を半径 1.5’ の円

abundance は両銀河団共に r < 4 の領域で free、そ領域として除去した。また、A1835 銀河団は銀河団

れ以外の領域では 0.2 で固定した。

中心から 0’-2’、2’-4’、4’-6’、6’-9’、9’-12’、12’-20’ の円環領域、A1689 銀河団は銀河団中心から 0’-2’、2’-

4’、4’-6’、6’-8’、8’-10’、10’-12’、12’-14’ の円環領域
および 16’ より外側の領域に分けてスペクトルを抽出した。

3スペクトル解析3.1

バックグラウンド解析

4

結果

4.1

バックグラウンド領域における 0.8
keV 成分

3.1 で行なったバックグラウンド解析において得られた、0.8 keV 成分の明るさ (EM;Emisson Measure）の 4 方向平均と、NPS:North Polar Spur によって形成されている超巨大バブルからの 0.8 keV 程度の放本研究では、A1835 銀河団ではビリアル半径より外

射の明るさを比較した結果を図 1 に示す。本研究で側である銀河団中心から 12’-20’ の円環領域を、A1689

得られた 0.8 keV 成分の明るさは超巨大バブルとか銀河団ではビリアル半径より外側である銀河団中心らの 0.8 keV 程度の放射と同程度であり、このことから 16’ より外側の領域をそれぞれバックグラウン

から、前景放射の 0.8 keV 成分は超巨大バブル由来

ド領域としフィッティングを行った。

の放射であるととして矛盾がないと言える。

X 線バックグラウンドの放射モデルは、宇宙 X 線背景放射 (CXB; Cosmic X-ray Background)、銀河系

4.2の円盤の外に球状に広がっているハローからの放射である 0.3 keV の放射 (MWH1; Milky Way halo;

ICM の各物理量3.2 で得られた各銀河団の ICM の温度と、0.8 keVYoshino et al. 2009)、太陽系を内包する古い超新成分を考慮していない先行研究（A1835:Ichikawa et星残骸の高温ガスからの放射である 0.1 keV の放射(LHB; local hot bubble and the solar wind charge
exchange) 、中性酸素輝線といったこれまで考慮されてきた成分に加え、0.8-1.0 keV 程度の前景放射（0.8al.2013, A1689:Kawaharada et al. 2010) で得られている温度を比較した結果を図 2 上段に示す。さらに、スペクトルフィットの結果得られた ICM の Norm パ
ラメータ

keV 成分; Yoshino et al. 2009）を仮定した。CXB に

10−14
N orm =
4π(DA (1 + z))2

対して Γ = 1.4 の powerlaw モデル、MWH1、LHB、

0.8 keV 成分に対して、赤方偏移および重元素のアバ∫
ne nH dV

(2)

ンダンスがそれぞれ 0、1 の apec モデル、中性酸素輝の値は、求めたい円環領域よりも外側の放射も視線線に対してエネルギー 0.525 keV、σ = 0 の gaussian

方向に積分しプロジェクションされた値である。そモデルを仮定しフィッティングを行なった。

こで、外側の領域から順にフラックスを差し引いてphabs × (powerlaw + apecMWH1 + apec0.8keV 成分 )いきデプロジェクションする必要がある。そこで、+apecLHB + gaussianOI(1)

EM = Normapec ≈ 3.94 の関係を用いて Norm を
EM に変換し、
EMICM = EM500 (3.2

各円環領域の解析

A1835 銀河団では銀河団中心から 0’-2’、2’-4’、4’-

r
r500

)−b

(3)

の関係式によりフィッティングし、今の最外領域よりもさらに外側に 2’ ごとに区切った円環領域を仮定す

6’、6’-9’、9’-12’ の円環領域、A1689 銀河団では 0’-2’、 ることにより、今の最外領域より 3 円環領域外から

172023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Cluster

Cluster centerz

表 1: 対象天体
NH

[10

20

cm

−2

]

DA

rvir

r500

1 arcmin[Mpc][arcmin][arcmin][kpc]

RA [deg]

DEC[deg]

A1835

210.260

2.880

0.253

2.04

818.7

12.0

5.85

237.9

A1689

197.873

1.338

0.183

1.82

628.5

15.6

8.7

182.82

図 2: 上: 各銀河団における ICM の温度の先行研究との比較。左が A1835、右が A1689 の結果を表す。
下: 各銀河団における ICM の電子数密度の先行研究との比較。左が A1835、右が A1689 の結果を表す。
トロピー K

K=

kT
2/3

(4)

ne

図 1: 上:ROSAT 衛星による全天マップ上の A1835

および圧力 P

銀河団、A1689 銀河団および超巨大バブルの観測領

P = kT ne

域の位置関係。下:A1835 銀河団および A1689 銀河(5)団の 0.8 keV 成分の明るさと超巨大バブルからの 0.8を求め、エントロピーは理論予測 (Voit et al. 2005)

keV 程度の放射の明るさの比較。

および先行研究と、圧力は先行研究と比較した結果を図 3 に示す。

デプロジェクションを開始した。デプロジェクショ
ンされた norm の値および apec の norm パラメータの定義から、電子数密度 ne を求め先行研究と比較し5た結果を図 2 下段に示す。0.8 keV 成分を考慮した

議論
0.8 keV 成分を考慮した場合、エントロピーは 0.8

場合、温度は 0.8 keV 成分を考慮していない先行研

keV 成分を考慮しない場合に比べて上昇し、A1835

究に比べて r500 より外側で上昇した。
得られた温度および電子数密度の値を用いて、エン銀河団では ∼ 1.5r500 、A1689 銀河団では ∼ r500 より内側で理論予測と一致した。しかし、A1835 銀河

18

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
矛盾がないことが確認できた。
また、0.8 keV 成分を考慮して ICM の温度と電子数密度を求め、エントロピーおよび圧力を算出した。エ
ントロピーについては、0.8 keV 成分を考慮していない先行研究と比較して上昇し、A1835 銀河団では∼ 1.5r500 、A1689 銀河団では ∼ r500 より内側で理論予測と一致した。しかし、A1835 銀河団の最外縁および A1689 銀河団の外縁部の 2 領域では理論予測に反する値となり、圧力も最外縁では低下しない方向があった。このように外縁部では方向によって物理量の値に大きな差が見られたが、バブルからの放射は天球上の方向により強度が大きく変わることがあるため、慎重にバックグラウンド領域の解析を行い、特に銀河団外縁部ではバックグラウンド成分の引き残しがないようにする必要がある。
図 3: 上: 各銀河団における ICM のエントロピーの理論予測および先行研究との比較。左が A1835、右が7

謝辞

A1689 の結果を表す。下: 各銀河団における ICM の圧力の先行研究との比較。左が A1835、右が A1689

0.8 keV 程度の放射の EM のデータを提供してくださの結果を表す。

った島谷さん、並びに A1835 銀河団の XMM-Newton

NPS によって形成されている超巨大バブルからのの解析データを提供してくださった須田さんにこの団の最外縁および A1689 銀河団の外縁部の 2 領域で場を借りて心より感謝申し上げます。

は理論予測に反する値となった。圧力も再外縁では低下しない方向があった。このように外縁部では方向によって物理量の値に大きな差が見られるが、こ

8

参考文献

の原因の一つとして、電子数密度のデプロジェクションの際に、EM が power-law に従うと仮定したが、従わない場合はうまくデプロジェクションできないこ

Reference
Yoshino et al., 2009, PASJ, 61, 805とが挙げられる。バックグラウンド成分に引き残しがあると、Norm パラメータが正しく求まらず、EM

Ichikawa et al., 2013, ApJ, 766, 90

が power-law に従わなくなる。バブルからの放射はKawaharada et al., 2010, ApJ, 714, 423

天球上の方向により強度が大きく変わるが、本研究

Voit et al., 2005, MNRAS, 364, 909

では銀河団の内外で同じ温度を仮定しているためバッ
クグラウンドを正しく見積もることができていない

Planck Collaboration: P.A.R.Ade, N.Aghanim et al.,2013,A&A, 550, A131

可能性があるので、今後はさらに慎重にバックグラ
ウンド領域の解析を進めていく。

6

まとめ
本研究では A1835 銀河団および A1689 銀河団について、バックグラウンド解析において得られた 0.8

keV 成分が銀河系の超巨大バブルからの放射として19

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銀河 a04

精密分光観測で探る NGC507 銀河群中心部のガスの
速度構造
藤田 将

20

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

精密分光観測で探る NGC507 銀河群中心部のガスの速度構造
藤田 将 (埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河団は数十から数千の銀河が重力的に束縛された天体である．また，銀河団は高温ガス（ICM）で満たされており，X 線を放射している．リラックスした（激しい衝突の形跡が見られない）銀河団では中心部でのICM の温度降下が見られ，このような銀河団を「クールコア銀河団」と呼ぶ．クールコア銀河団では「クーリングフロー」と呼ばれるガスの過剰な冷却とそれに伴う中心部への落下が起きていると予想されたが，銀河団中心部では温度が下げ止まっていることが明らかになってきた．この問題を説明するための加熱源の有力な候補として活動銀河中心核（AGN）からのエネルギー放射がある．クールコア銀河団の中心銀河にはAGN があることが多い．実際に AGN から噴出する電波ジェットと ICM が相互作用している様子が観測されている．さらに，中心部に限れば，小規模銀河団な方がエントロピーが高く、中心部のエネルギー供給は銀河群の方が顕著に見られる．AGN から供給されるエネルギーによって掻き乱されたガス速度を測定するた
めにガスの乱流を調べることが重要となり，ガスの乱流はスペクトルでの輝線の幅からわかる．2023 年打ち上げの X 線撮像分光衛星「XRISM」搭載の X 線マイクロカロリメータ検出器 Resolve は高いエネルギー分
光能力で ICM 内に存在する元素からの特性 X 線の微細構造を分離することができる．よって、銀河団（群）中心部のガスの速度測定の精度を飛躍的に向上させることができる．本研究では，Resolve での観測をシミュ
レーションするために,X 線天文衛星「すざく」による観測データを用いて NGC507 銀河群の中心部を分割して解析を行った. 赤方偏移の値の比較からガスの運動を予想でき，シミュレーションに必要な値が得られた．実際の Resolve の観測シミュレーションも行い、ガスの運動の測定精度についても議論する。

1

Introduction

熱的制動放射

1.1.1

銀河団とは宇宙の階層構造の一つで数十から数千

制動放射とは，荷電粒子の速度変化によって生じ個の銀河が密集して集団をなす天体で，力学的平衡

る放射である．制動放射の中でも，熱的制動放射がICM の X 線領域における最も主要な放射過程である．
熱平衡にある粒子の速度分布は Maxwell 分布に従型的な大きさは直径数 Mpc で，質量は 1014 M⊙ から1015 M⊙ の範囲にある．銀河団は，X 線を発する高 う．
に達した自己重力系としては宇宙で最大である．典

温ガス（Intracluster medium;ICM）で満たされていdP (T, v) ∝ e− kT d3 v = exp(−
Eる. 銀河団より小規模な系は銀河群と呼ばれていて，銀河群は，銀河団より重力ポテンシャルによる拘束が弱いため ICM の運動が激しく，乱流がよく見える．

mv 2 3
)d v
2kT

(1)

ここで，電子の速度 v ，電子の質量 me ，温度 T ，ボルツマン定数 k とする．
速度が等方に分布しているとき d3 v = 4πv 2 dv であ

1.1

るので

銀河団からの放射ICM からの放射される X 線は熱的制動放射と，鉄dP ∝ v 2 exp(−

をはじめとする重元素イオンによる輝線放射に占められている．

mv 2
)dv
2kT

(2)

このような分布に従う粒子からの放射を熱的制動放射という．熱的制動放射の単位周波数・単位体積・単位時間当たりのエネルギー放出率は電子の数密度 ne21

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イオンの数密度 ni を用いて(
)1/2
dW (T, ν)25 πe6 2π=
T −1 Zi 2dV dtdν3mc3 3km

1.2

クーリングフロー問題

銀河団の分野での未解決問題としてクーリングフ(3)

ロー問題というものがある．

× ne ni e−hν/kT ḡf f (T, ν) [erg s−1 cm−3 Hz−1 ]ICM の X 線放射に冷却時間はと表せる．ここで ḡf f (T, ν) は Gaunt 因子と呼ばれtcool ≈8.5×10

る補正量 gf f (v, ν) を速度について平均化したもので10ある．これを周波数積分すると電荷 Zi を持つイオンと電子の散乱による全放射率が求まる．
)1/2(
dW (T, Zi )25 πe6 2πkT
=
dV dt
3hmc3
3m

× Zi ne ni ḡB (T ) [erg s
2

−1

cm

−3

(

ngas )−1
103 m−3

(

T
108 K

)1/2
[y] (7)

表せる．ここで ngas は ICM の粒子数密度，T は

ICM の温 度で あ る．銀 河 団に お いて は ngas≈

103 m−3 ,T ≈ 108 K なので，tcool ≈ 1011 y（1000(4)

億年）となり，これは宇宙年齢（137 億年）よりも]長く，ICM は実質冷却されない．ただし，中心部は

ここで ḡB (T ) は ḡf f (T, ν) を周波数について平均化

温度が周囲の数分の 1 で，ngas ≈ 105 m−3 に達するしたものである．これを周波数積分すると電荷 Zi をので，冷却時間は理論的に予想される銀河団の年齢持つイオンと電子の散乱による全放射率が求まる． （∼ 1010 年）よりも短くなる．このため冷却を考慮
dW (T,Zi )をイオンの種類について足し合わせれば， しなければならない．冷却を考慮すると、コアの圧
dV dt

ni は ne に比例することに注意すると単位時間，単力が低下するため周囲からガスが冷えながら流入し位体積当たりの全放射率はてくるはずである．これをクーリングフローという．
しかし，クーリングフローの考え方によると一年dW (T, Zi )(5)
= Λ(T )ne 2dV dtと書ける。熱的制動放射の強度は電子密度 ne の 2 乗間に約 100M⊙ の星が生成されるはずであるが，実際に銀河団の中心で生成される星はもっと少ない．ガに比例する．Λ(T ) は熱的制動放射に対する「冷却スとして存在しているとしても，観測される量は予関数」といい，Λ(T ) ∝ T 1/2 の温度依存性を持つ． 想よりはるかに少ない．
dW (T,Zi )を体積積分すると光度が得られる．
dV dt

この問題を説明するために加熱源の存在が必要である．加熱源の有力な候補として活動銀河核（AGN）

1.1.2

がある．クーリングフローがあるとされた銀河団に輝線放射

ICM は，鉄や酸素などの重元素イオンによる輝線も放射する．ICM は高温であるため，水素やヘリウ
ムは完全電離しており，鉄などの重元素でさえ 1 個
から数個の電子を残して電離している．イオンに束は必ず cD 銀河が存在している．cD 銀河の中ｄ心には AGN があることが多い．実際に AGN から噴出す
る電波ジェットと ICM が相互作用している様子が観測されている．

縛された電子が高速で飛び回ってるイオンや電子との衝突によって高いエネルギー準位によって励起さ1.3

れる．その後，低いエネルギー準位にもどるときにエネルギーを放出する．これが輝線として観測される．輝線の放射エネルギーは各イオンに固有のエネ
ルギー準位によって決まる．
電子を一つだけ持つ水素型イオンでは，主量子数n に対応するエネルギー準位は(原子番号)2(6)n2である．重元素の n = 2 → 1 の遷移 (ライマン α 線)
En = −13.6 eVと n = 3 → 1 の遷移 (ライマン β 線) による輝線はX 線領域で放射される．

NGC507 銀河群

本研究では NGC507 について解析を行なった．

NGC507 を可視光，X 線，電波で観測したイメージを重ねたものを図 1 で示した．NGC507 は, うお座超銀河団の一部の明るい銀河群の中心に位置する大質量の楕円型銀河である．NGC507 に存在する電波放射は過去の AGN 活動によるものだと考えられている．また，図の下側にある X 線の凹みに電波放射が存在している．これらの現象は XRISM の視野で一度に捉えることができる．AGN の活動の痕跡が存在
し，周囲のガスとの相互作用を視野内で一度に観測22

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できる明るい銀河群である NGC507 は，XRISM 観

2.2.1

測によって AGN の活動を調べるのに適している．

すざくの解析

今回解析した領域を図 2 に示した. 解析した領域
は図のように反時計周りに 1 から 4 の番号をつけた．
モデルは XSPEC で二温度の光学的に薄い衝突電離
平衡プラズマを仮定するために vapec+vapec を用いた．また，光電吸収を表すために phabs を用いた．

図 1: NGC507 銀河群の合成画像．背景は可視光，赤は電波放射，青は X 線放射（XMM-Newton，0.7-2keV）を示す．(Brienza.M et al. 2022)

図 2: Chandra のイメージ

2

Methods

2.1

XRISM 衛星の概要

2.2.2

ICM のバルク運動を知るにはエネルギースペクト
ルの輝線のずれ，乱流を知るには輝線の幅を見る必XRISM の観測シミュレーション

XRISM の応答関数を用いて，Heasim で空間的構造を考慮し，すざくの解析で得たパラメータを仮定し要がある．マイクロカロリメータは，これまで用いてシミュレーションを行う．vapec の代わりに bvapec

られてきた CCD カメラや回折格子よりエネルギー
分解能が優れており，CCD カメラや回折格子で見れなかった輝線や輝線のずれを見ることができる．こで velocity broadening(Thermal broadening+乱流速度) のパラメータを追加する．Exposure time =150000 s とし，velocity broadening=100, 300, 500の優れたエネルギー分解能を用いて輝線のずれと幅km/s で比較を行い，1σ で誤差を評価する．

を調べることで，銀河団・銀河群のガスの運動の様子がわかる．

XRISM はひとみの後継機という位置付けで 2023
年に打ち上げ予定である．XRISM 衛星に搭載されている Resolve はマイクロカロリメータを用いた X 線

3Results3.1

すざくの解析

分光器である．Resolve は視野が狭く有効面積が小さ
いため，広がった天体や暗い天体の観測は苦手であすざくで得られたスペクトルを図 3 で示す．

る．しかし，マイクロカロリメータを用いているためエネルギー分解能に優れている．
すざくは，XRISM と点広がり関数が似ているた
め，これまでの観測と XRISM 観測の橋渡しとなる．

2.2(a) 領域 1(b) 領域 2(c) 領域 3(d) 領域 4

解析方法

本研究ではすざくの観測データの解析をし，

XRISM で観測シミュレーションをする．
図 3: 各領域のスペクトル23

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Reference

表 1: 各領域のパラメータ領域

kT1 (keV)

kT2 (keV)

norm1 /norm2

1

1.07+0.01−0.01

1.71+0.06−0.05

0.4+0.1−0.1

2

1.06+0.02−0.03

1.71+0.08−0.08

0.54+0.1−0.1

3

1.06+0.02−0.01

1.71+0.06−0.04

0.7+0.1−0.1

4

1.06+0.01−0.02

1.77+0.07−0.06

0.6+0.1
−0.1

領域

O

Fe

χ2 /d.o.f

1

1.5+0.5−0.3

0.90+0.02−0.09

166.55/125

2

1.5+0.6−0.5
0.5+0.3−0.2
1.1+0.4−0.2

1.0+0.2−0.1
0.9+0.4−0.2
0.8+0.1−0.07

117.41/120

3
4

Brienza.M et al. 2022, Astronomy & Astrophysics, Volume 661, id.A92, 21 pp.
J.S.Sanders & A.C.Fabian 2012, Monthly Notices of
the Royal Astronomical Society, Volume 429, Issue
3, p.2727-2738

167.97/119
162.17/131

XRISM の観測シミュレーション

3.2

シミュレーションで得られた速度を表 2 で示す．
表 2: 各領域，各速度での ﬁtting で得られた速度 (km/s)
領域

100 km/s

300 km/s

500 km/s

1

121.5+2.5−2.5
117.0+2.1−2.1
116.1+2.3−2.4
118.7+2.9−2.9

308.2+1.3−1.3
307.3+1.3−1.3
308.4+1.2−1.2
308.6+1.5−1.5

508.0+1.2
− 1.2

2
3
4

4

506.9+1.0−1.0
505.9+1.1−1.1
507.6+1.3−1.3

Discussion
XMM-Newton では velocity broadening の誤差

は 1σ で ≳150 km/s で あった ((J.S.Sanders &A.C.Fabian 2012)) 本研究では誤差は 1σ で ≳3 km/sであった少なくとも velocity broadening が 100 km/s
以上であれば，検出可能であることがわかった

5

Conclusion
すざくの観測データの解析をもとに XRISM の観測シミュレーションを行った. シミュレーションから

100 km/s 以上であれば velocity broadening が観測可能であることがわかった．

24

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銀河 a05

milliquas を用いた quasar の増減光天体数の比較
呼子 優人

25

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milliquas を用いた quasar の増減光天体数の比較
呼子 優人 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
今日の天文学の課題の一つに超大質量ブラックホールの形成過程がある。それを解明する糸口の一つがquasar 変光現象である。これは、quasar は超大質量ブラックホールが質量を獲得する様子が見られる天体であり、quasar 変光現象はその質量降着率の変化によるものであると考えられているためである。quasar 変光現象について、不明な点の一つに、その減光天体数が増光天体数を上回っていることが挙げられる (Rumbaugh

et al. 2018)。この先行研究は SDSS quasar リスト記載の天体についてのみ議論したものであったため、サンプルにバイアスがかかっている可能性を考え、より大きな quasar カタログを用い、検証を行った。その際、異なる観測機器で測光された等級を比較したため、必要な補正をかけた。考察の結果、SDSS quasar リ
スト記載の有無に関わらず、減光超過である可能性が高いことが分かったが、異なる観測装置で測光された等級を比較することの問題点が多数浮上した。quasar 変光現象についてより厳密な議論を行うためには単一の観測機器で数年間観測された測光データが必要であり、今後は ZTF のアーカイヴデータを用いた研究の進展に期待したい。

1の quasar の増減光について調べることで、先行研究

Introductionの結果が SDSS quasar リスト記載の天体に限ったもこれまでの天文学では、超大質量ブラックホール(SMBH: Super Massive Black Hole) の形成過程について議論されてきたが、まだ不明な点も多い。その解決の糸口の一つとして挙げられるのが、quasar と呼のなのかを確かめることができる。本研究は、SDSS

quasar リスト記載の天体以外 (nonSDSS quasar) の増減光の傾向を SDSS quasar の増減光の傾向と比較することを目的とする。

ばれる、銀河中心の SMBH が質量を獲得し明るく光る天体である。quasar の性質の一つとして、1 ∼ 10
年ほどのタイムスケールでその明るさが増減光する

手法

2

変光現象が挙げられる。この現象は SMBH の質量

降着率の変化によるものであると解釈されている。 2.1
そのため、quasar 変光現象について調べることで、

SMBH の形成過程について手がかりを得られると考えられる。先行研究 (Rumbaugh et al. 2018) では、

quasar 変光現象について、その減光天体数が増光天

サンプルセレクション

quasar 変光現象のタイムスケールは 1 ∼ 10 年程度であるため、8 年程度の間隔を空けて観測が行われた SDSS と Pan-STARRS1(PS1) の g バンド等級の増減を考えた。millliquas に記載されている、赤方

体数を上回っていることが示されているが、その原偏移 z ≦ 2 の quasar で、SDSS と PS1 で観測が行因は不明である。この先行研究は、Sloan Digital Sky

Survey(SDSS) の quasar リストに記載されている天体のみを対象としていたため、サンプルにバイアスわれている天体を抽出した。さらに抽出天体から測光精度の悪い天体を除去した。具体的には、S/N が10 未満の天体と、ブルーミング (明るい光源を撮像がかかっている可能性がある。我々は複数の quasar

した際に検出器で電子が飽和することで、光源の像カタログを統合した、最も大きな quasar カタログである milliquas を用いて、その増減光天体数の比較を行った。milliquas には、SDSS quasar リスト記載の天体以外にも、WISE や電波観測などで quasar 判定の周囲に測光精度が悪い領域ができること) 等の影響があると考えられる、明るい恒星の近くの天体を除去した。

された天体も多数含まれているため、milliquas 記載

26

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

異なる観測機器を用いたことによる等 価される傾向にあることが分かる。一般的な quasarの変光現象は 1 年あたり 0.01 ∼ 0.1 等程度であるた
級ずれの修正2.2

め、等級ずれの影響が無視できるのは gdV rad < 0.2
本研究で等級比較に用いた等級カタログであるの天体であると考え、サンプルから、gdV rad ≥ 0.2

SDSS と PS1 は異なる観測装置で測光が行われたもの天体を排除した。

のである。観測機器の波長ごとの感度や測光方法が異なっているため、その補正をかける必要がある。

2.2.1

波長ごとの感度の違いによるずれの補正

ﬁlter の効率曲線の違いをはじめとした観測機器の波長ごとの感度の違いによって、天体の色に応じた等級ずれが生じる。一般的に恒星は 8 年間で等級変化はしないため、恒星の 2 カタログ間での等級ずれをなくすような補正式を作成する。具体的には、Gaia
で年周視差が検出されている、500pc 以内の恒星のリストを用い、その等級ずれ-色分布を作成した (図1)。等級ずれは色の一次関数で近似することができ、SDSS(g)corrected= SDSS(g) − 0.135(P S1(g) − P S1(r)) − 0.006

図 1: 波長ごとの感度の違いによる等級ずれ分布。縦軸は SDSS

(1)

によって等級ずれを補正できることが分かった。ここで、SDSS(g)corrected は、補正後の SDSSg バンド等と PS1 の等級ずれ、横軸は天体の色の指標を表す。直線は図のP S1(g)−P S1(r) ≤ 1 の部分を ﬁtting したもので、y = 0.135x+
0.006 である。総天体数が多いため、この図は 18.5〜19 等の恒星に絞ってプロットしたものであるが、21 等より明るい恒星は同様の式で近似できることが確認された。

級を指す。P S1(g) − P S1(r) > 1 で error が大きな分布の形状になっていたことと、21 等よりも暗い恒星のグループでは error の大きな部分が卓越し、補正の精度が悪くなることから、サンプルから、P S1(g) −P S1(r) > 1 の天体と、PS1(g)、SDSS(g) の内、少なくとも一方が 21 等より暗い天体を排除した。

2.2.2

測光方法によって生じたずれの除去

多くの quasar は点源であることが想定されるため、本研究では点源の測光に相性の良い PSFmag を用いた。そのため、見かけの広がりを持った天体に対し、正しく等級の比較ができるかを検証する必要がある。この検証を行うために、基本的に 8 年間では増減光せず、広がりを持つものも含まれる一般的

図 2: 様々な天域の、gdVrad で区切った bin ごとの等級ずれの平均値の分布。縦軸は SDSS と PS1 の等級ずれを 8 で割り、1
年ごとのずれに換算したもの、横軸は広がりの指標 gdVrad。

な銀河のリストを用いた。まず、SDSS, PS1 の共通天体から、milliquas 記載の quasar と、2.2.1 で用いた恒星のリスト記載の天体を除いた、主に銀河で構成される天体のリストを作成した。このリストを用いて、広がりの指標 gdVrad(SDSS 内のデータ) と等

2.3

データの分類

級ずれの関係についての分布を作成した (図 2)。分布

2.1, 2.2 を経て残った天体を、SDSS quasar かから、見かけの広がりを持つ天体は PS1 で明るく評

nonSDSS quasar か、及び z の範囲がいずれであるか27

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の分類を行った。後者の分類を行ったのは、近傍宇
宙と遠方宇宙で nonSDSS quasar 内の天体を quasar
判定したカタログの割合が異なっており、nonSDSS

quasar で z ごとに結果が異なっていた場合、それを物理的な要因に結び付けやすくするためである。

2.4

増減光天体数の比較

2.3 で分類した 8 つのサブサンプルに対し、式 (1)で補正を行った後、その増光数と減光数の比を取った。ここで、増光数及び減光数には、1 年あたり 0 等と 0.06 等の閾値を設け、それ以上増減光した天体の個数を用いた。前者は単に増減光の個数を知るため、
後者は先行研究と同様の基準を取るためである。

3

結果
結果を図 3 に示した。SDSS quasar は 0.5 < z ≤1.0 を除いて、概ね減光超過であるが、0.5 < z ≤ 1.0については増光数と減光数が釣り合っていることが分

図 3: 増減光天体数の比。上の図は閾値 0、下の図は閾値 0.06

かった。また、減光超過の中でも 1.5 < z ≤ 2.0 ではの時のもので、縦軸は閾値以上増光した天体数と減光した天体数の比を表す。

やや増光数が多いことが分かった。nonSDSS quasar
については、0.5 < z ≤ 1.0 に加えて、0.0 ≤ z ≤ 0.5
でも増光数と減光数が釣り合っていることが分かった。また、より詳細に増減光の傾向について考察するため、SDSS 内のデータ zsp(分光による z) で分け
た bin 毎に増光量の平均を求め、SDSS quasar の zsp
による増光量の推移を図 4 に、nonSDSS quasar とSDSS quasar の zph(測光による z) で分けた bin ごとの天体数の推移を図 5 に示す。

4

議論
まず、SDSS quasar が z の範囲によって比が変動することについて考察を行う。図 3 では、0.5 < z ≤ 1.0

図 4: SDSS quasar について、zsp で区切った bin ごとの、1年あたりの増光量の平均値の分布。縦軸は 1 年あたりの増光量の平均値、横軸は zsp。

の SDSS quasar は増光数と減光数が釣り合っているが、この結果は先行研究 (Caplar et al. 2020) と矛

在する (図 6)。quasar の主な輝線が gap に redshift

盾している。この原因の一つとして挙げられるのが、 してくる z の値を表 1 に示す。表 1 と図 4 を比較す

PS1 の ﬁlter のみ効率が高い波長帯に輝線が redshift

ると、gap に輝線が redshift してくることによってしてくる z の値で増光傾向が見られるのではないか

PS1 で明るく判定されている天体が存在することがということである。SDSS と PS1 の g バンド ﬁlter

分かる。従って、SDSS quasar が 0.5 < z ≤ 1.0 で増の効率曲線を比較すると、5300 ∼ 5500Å で PS1 の光数と減光数が釣り合っているのは MgII 輝線の影

ﬁlter のみ効率が大きい部分 (以降 gap と呼ぶ) が存

響を受けているため、1.5 < z ≤ 2.0 でやや増光数が28

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: gap に redahift してくる主な輝線
輝線名 rest 波長 (Å) gap に redshift してくる z［OIII］

5007

0.058〜0.098［OIII］

4958

0.069〜0.109

Hβ

4861

0.090〜0.131

MgII

2798

0.894〜0.965［CIII］

1909

1.776〜1.881

5Conclusion
SDSS と PS1 の g バンド等級を比較した場合、

図 5: zph で区切った bin ごとの天体数の分布

SDSS quasar と nonSDSS quasar は z の範囲に関わらず、共に減光超過である可能性が高いということが分かった。また、先行研究をはじめとした、異なる観測機器で測光された等級を比較する手法には問題点が多い
ことが分かった。等級ずれを消去するために 2.2.1 で設けた、21 等より暗い天体や、P S1(g)−P S1(r) > 1の天体を除くという手法がサンプルにバイアスをかけている可能性もある。これらの点から、より厳密に

quasar 変光現象を議論するためには、数年以上の期間
図 6: SDSS, PS1 を含めた複数の観測機器の g バンド ﬁlter の効率曲線。5300 ∼ 5500Å の部分 (緑色矢印) では PS1 のみ効率が高いことが分かる (gap)

で、単一の観測装置で測光された等級データが必要であるといえる。このことに関して、近年 ZTF(Zwicky

Transient Facility) と呼ばれる観測が行われ、このデータを用いると 6 年以上、単一の観測機器を用い多かったのは [CIII] 輝線の影響を受けているためでて測光された等級の変化を調べることができる。今後あると考えられる。次に、nonSDSS quasar と SDSS

quasar の結果が異なっていることについての考察を行う。図 5 から、nonSDSS quasar は SDSS quasar

は ZTF を用いた解析や議論を通すことで quasar 変
更現象に関して理解を深めていくことを目標とする。

よりも z < 0.2 の天体が占める割合が大きいことが分かる。このことから、nonSDSS quasar は SDSS

quasar よりも [OIII] 輝線、Hβ 輝線の影響を受ける
天体の割合が大きいことが分かり、SDSS quasar とReference
Rumbaugh et al., 2018, APJ, 854, 160R

nonSDSS quasar の結果の違いは輝線が redshift し Caplar et al., 2020, APJ, 889L, 29Cてくる z の値を持つ天体の割合の違いによるものであると考えられる。以上のことから、輝線が gap に

redshift してくる z の範囲を除けば、SDSS quasar と
nonSDSS quasar は共に z の範囲に関わらず減光超過であるということが推察される。また、quasar 輝
線は広輝線/狭輝線が存在し、表 1 で挙げた輝線以外の輝線も存在しているため輝線の影響を人為的に全て取り除くことは難しい。異なる観測機器により測光された等級を厳密に比較するためにはこのような問題を全て解決する必要があるため、異なる観測機器を用いた等級の比較は厳しいことが分かった。

29

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銀河 a06

NGC5128 におけるプラズマガス温度とジェットの
相関
浦田 岬

30

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

NGC5128 におけるプラズマガス温度とジェットの相関
浦田 岬 (広島大学大学院 先進理工系科学研究科)

Abstract
楕円銀河の中心には巨大質量ブラックホール（以下 BH）があるとされており、BH の重力で周囲の物質が降着している。質量降着率が高いときには、BH 周辺は極めて明るく輝いており、この明るく輝く領域は活動
銀河核（AGN）と呼ばれている。また、BH から物質が光速に近い速度で吹き出す「ジェット」と呼ばれる現象も起きている。質量降着とジェットの２つの現象によって BH 周辺の高温ガスは擾乱されている。楕円銀河 NGC5128 は過去に打ち上げられた X 線天文衛星により多数観測され、AGN（CenA）とジェットの構造が見えやすい天体である。本研究ではこの NGC5128 をターゲット天体として、３つのＸ線天文衛星「すざく」「Chandra」「XMM-Newton」が観測した NGC5128 のＸ線スペクトルから、銀河内のプラズマ温度
分布について解析を行った。はじめに、解析領域を銀河中心から同心円状にとり、銀河中心からの距離によって温度がどのように変化するのかを調べた。その結果、NGC5128 は、中心領域（0-60）ではガス温度が約 0.7keV、60 より外側では 0.3-0.4keV 程度の温度分布を持っており、60 -120 で急激な温度勾配を持つような構造をしていることが判明した。加えて、解析領域をジェットとの距離に応じて区分し、ジェットが楕円銀河のガス温度にどのような影響を及ぼすのかについて議論を行った。本講演では、これら NGC5128の高温ガスの温度構造について報告し、ジェットとの相互作用について議論する。

1

研究背景

光観測を通して楕円銀河の輝線スペクトルを詳細に見えるようになることが期待されている。本研究で楕円銀河はバルジが球状または楕円状の形態を持は、過去に打ち上げられた X 線天文衛星の観測デー

つ普通銀河であり、全体が高温のプラズマ状ガス ISM

タを用いて、ジェットが ISM 温度についてどのようで満たされている。楕円銀河からの軟 X 線の放射減な影響を与えるかをＸ線スペクトル解析の観点からは ISM が主であり、プラズマ熱制動放射による連続調べ、議論を行った。本研究におけるターゲット天

成分と ISM 中の重元素の輝線放射の重ね合わせで体の楕円銀河 NGC5128 では AGN が点源のようにあると言える。そして、楕円銀河中心には巨大質量見えており、Centaurus-A としても知られている天BH があるとされている。BH 周辺のガスが質量降着 体である。また、AGN からはジェットも吹き出してし、ガスの重力エネルギーの解放によって BH 周辺 おり、電波で明るく輝いていることが確認されていのガスは X 線で明るく輝く。この明るく輝く領域はる。形態分類としては S0 pec に相当し、様々な波長
AGN と呼ばれる。一方、銀河中心の BH から光速に の電磁波観測によって銀河中心付近にダストで構成近い速度で物質が外側に吹き出すジェットと呼ばれる されたリングが存在していることが明らかになって現象も存在しており、BH への流入とジェットによりいる。NGC5128 は天の川銀河から約 3.8Mpc の距離

BH 周辺のガスは擾乱されていると考えられる。BHに存在し、早期銀河の中では最も近傍にある巨大質周辺の ISM の温度分布や乱流速度といった物理状態

量銀河であるため、ジェットと AGN 周辺の高温ガスを調べることにより、ジェットと ISM の物理状態のとの相互作用を研究する上で理想的なターゲット天関係について理解できると考えた。プラズマガスの体である。

乱流速度は ISM から放射される輝線スぺクトルの幅（ドップラー幅）から求めることが可能だが、楕円銀河のような広がった X 線放射分布を持つ天体に対し

2て有効な高いエネルギー分解能を持つ衛星は 2023 年

解析手法
本 研 究 で は 、X 線 天 文 衛 星「XMM-Newton」

7 月現在存在しない。しかし、新たな X 線天文衛星

XRISM が今年度打ちあがる予定であり、精密 X 線分 「Chandra」「 す ざ く 」の ３ 衛 星 に よ る 楕 円 銀 河

312023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
NGC5128 の観測アーカイブデータを用いた。解析のデータ解析領域を格子状にとって温度分布を調べに使用したデータおよび検出器を表 2 にまとめる。

た。3×3 で領域を区切り、中心の AGN を含む部分

衛星

検出器

ObsID

start Dateexposure(sec)

RA & Dec

0093650301

2002-02-06

15299

13 25 26.39 , -43 01 06.00

962

2000-05-07

36500

13 25 27.61 , -43 01 08.90

704018010

2009-07-20

62433

13 25 21.86 , -43 04 19.20

は解析対象から外した。一つの小さな正方形の大きさは 60×60arcmin である。以下に解析領域を示した

Mos1
XMM-Newton

Mos2

図と表を載せる。

Pn
Chandra

ASICS
XIS0

SuzakuXIS1
XIS3

表 1: 各衛星の検出器と観測データ

XMM-Newton と Chandra 衛星のスペクトル抽出・データ較正及びバックグラウンド・レスポンス関数作
成にはそれぞれ SAS、CIAO というソフトウェアを使用した。すざくでは HEAsoft に含まれる XSELECT
でスペクトル抽出を、xisnbxgen でバックグラウン

図 1: XMM-Newton の解析領域 (同心円状)

図 2: XMM-Newton の解析領域 (格子状)

図 3: Chandra の解析領
域

図 4: すざくの解析領域

ド作成を、xisrmfgen と xissimarfgen でレスポンスを作成した。そして、全ての衛星のデータに対してXSPEC でモデルフィッティングによるスペクトル解析を行った。モデルフィッティングの際に使用したモデル関数をまとめる

PHABS
銀河内に存在する星間ガスにより天体から放射された電磁波が地球に到達する前に光電吸収を受ける度合いを示している。

VAPEC
光学的に薄いプラズマからの電磁波放射のモデ
衛星

解析領域の半径

XMM-Newton

20-40”,40-60”,60-120”,120-180”,180-240”

Chandra5-20”,20-60”,60-180”

Suzaku0-120”,120”-240”

ルである。主なパラメータには温度 (keV)、重元素アバンダンスがある。

BREMSS
表 2: 各衛星の解析領域 (同心円状)

熱平衡に達した天体を起源とする熱制動放射による連続成分を表す。本研究では、銀河中にある低質量 X 線連星 (LMXB) からの放射の連続成分を表すために使用した。

POWERLAW

3.0.1

べき乗関数であり、本研究では主に AGN から

NGC5128 同心円状温度分布

銀河中心から同心円状に解析領域をとり、温度分の X 線放射を表すために使用した。

布を調べた結果を以下に示す。ここで用いたモデル

また、本研究ではまず NGC5128 に存在する ISM の温度分布を見るために解析領域を銀河中心から同心円状にとった。XMM-Newton と Chandra 衛星での解析
では AGN からの X 線放射の影響を無視するために、
天体中心を解析対象から外した。そして、ジェットとISM 温度の間の関係を調べるために XMM-Newton

結果3

関数は PHABS ∗ (VAPEC + BREMSS + PHABS ∗POWERLAW) である。以下に XMM-Newton による NGC5128 スペクトルフィッテイング図と温度分布について示す 図 6 に示す通り、中心から 60”付近で温度が 0.7keV から 0.3keV に低下しており、急激な温度勾配が存在している。

32

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ABS*APEC である。後者では銀河中心を頂点とした２つの円錐 (東部＆西部セクターと呼称) を左上にのびるジェットの両側に置き、解析領域としている。
用いたモデル関数は PHABS*VAPEC である。

3.0.2

NGC5128 格子状温度分布

図 5: NGC5128 のスペクトルフィッティング図 (XMM-Newton)

図 8: Chandra の解析領
域

図 9: 解析領域の番号

図 6: NGC5128 の温度分布
regionXMM-Newton

Chandrasuzaku

-5”
5-20”

0.757

20-40”

0.766

40-60”

0.712

60-120”0.398

120-180”0.315

180-240”

0.340

+0.07
-0.08

0.761

+0.07

+0.302-0.154

0.698

+0.03
-0.03

+0.05
-0.05

-0.07
+0.03
-0.02
+0.027

0.316

+0.05
-0.04

-0.0240.350

図 10: NGC5128 の温度分布 (位置は図 9 に対応)

±0.010+0.037-0.028

表 3: NGC5128 温度分布比較

Temperature(keV)

さらに、過去の研究結果との比較も載せる。
（図 7）

R.P.Kraft et al.(2009), と Sarka Wykes et al.(2019)

1

0.535

2

0.566

3

0.297

4

0.564

6

0.346

7

0.351

8

0.634

9

0.707

+0.126-0.142+0.147-0.145+0.053-0.046+0.126-0.177+0.089-0.071+0.047-0.039+0.120-0.138+0.074-0.094

表 4: NGC5128 温度分布比較 (番号は図 9 に対応)

モデル関数は 3.0.1 節と同じである。ジェットがの

図 7: 過去の論文との温度分布比較

びる方向で温度が高くなっており、ジェットの無い領では Chandra 衛星による観測データを用いて温度分域に比べて約 0.35keV ほどの温度差が生じているこ

布を調べている。前者は解析領域を中心から東側約とが分かる。また、図 8 に於いて左上にのびるジェッ50”離れた点を頂点として、左上に伸びるジェットに トと右下にのびるジェットが存在する領域とでも温沿うような円錐状にしている。用いたモデル関数は 度の違いが見られた。右下にのびるジェット領域では33

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
左上のジェット領域よりもガス温度が約 0.15keV 高領域が存在し、それらの領域はジェットによって温度

いことも確認できる。

の違いを持つことが確認できた。加えて、ジェットがのびる 2 方向でもガス温度が異なっていた。このこと

4からジェットが強くガスを擾乱する場合には ISM が

議論

強く加熱されていると考えられる。本研究では、この擾乱の強さの違いが何に起因しているかについて

解析領域を同心円状にとった場合では、60-120”は判明していない。ガス温度だけでなく、ISM の密で急激な温度変化が見られた。Sarka Wykes et

度・圧力分布の情報と併せてジェットが周囲に与える

al.(2019) の結果からも、中心領域 (-60”) と比較し影響について理解できるようになると思われる。こて外側領域では温度が低くなることが分かる。しかし、60-120”で東部セクターと西部セクターの温度が異なっていることと、本研究で見られた 60-120 における温度変化の原因としてジェット周辺で温度に違いが生じることが挙げられる。表 10 に記載している
ように、銀河中心から同じ距離の領域でもジェットが近傍にあるかどうかでガス温度が大きく変化していれからの展望として、より広範な格子状温度マップを作成し、ジェットが中心からの距離に応じて及ぼす影響の変化について調べていきたい。また、今年度
打ち上げ予定の XRISM 衛星の観測データから高温
ガスの乱流速度パラメータを決定し、AGN 周辺の詳細な物理状態について調べていくつもりである。

る。低温部分で約 0.3keV、高温部分で約 0.7keV という温度差によって、中心から 60-120”離れた領域での温度勾配が見られると考えられる。この温度分布

Referenceから、銀河中心から吹き出すジェットによって ISM[1] Sarka Wykes et al. MNRAS485,872–888,2019

は加熱されていることが分かる。また、Sarka Wykes[2] R.P.Kraft et al. The Astrophysical Journal,677:L97–L100,2009

et al.(2019) と R.P.Kraft et al.(2009) の結果は殆どの領域で本研究よりも ISM の温度が高くなっている。
これは用いたモデル関数の違いによるものだと考えられる。本研究では LMXB による X 線放射を考慮して BREMSS モデルを採用したが、この BREMSS モ
デルによって VAPEC による X 線放射が相対的に弱くなりガス温度が低く定まったと思われる。加えて、

2 本のジェットで加熱の度合いが違うことも確認できた。図 8 で左上にのびるジェットが通過する領域（図8 での領域２の部分）での ISM の温度は 0.566keV、右下にのびるジェットが存在する領域 (図 8 での領域

9 の部分) での ISM 温度は 0.707keV である。このことから、右下にのびるジェットは周囲の高温ガスを強く擾乱し、加熱していると考えられる。一方、左上にのびるジェットは周囲の ISM 中を真っすぐ通過
し、銀河の外側領域まで到達しているものが X 線で鮮明に見えていると言える。

5

まとめ
本研究では、NGC5128 における高温ガスの温度構

造をスペクトル解析の観点から明らかにした。銀河
中心から 60-120”離れた領域では異なった温度を持つ

34

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銀河 a07MIR Search of Heavily Obscured z¿3 AGN Missed in
X-ray Surveys
松本 尚輝

35

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

MIR Search of Heavily Obscured z > 3 AGN Missed in X-ray
Surveys
松本 尚輝 (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河中心の Supermassive Black Hole (SMBH; M• ∼ 106−10 M⊙ ) が、宇宙論的なタイムスケールの中でどのようにその質量を得てきたのかということは、現代天文学の大きな謎の一つである。高赤方偏移 (e.g., z ∼ 11;

Maiolino et al., 2023) において最近見つかりつつある SMBH の質量は、一生の間に Super-Eddington 降
着のような急激な成長過程を必要とすることを示唆している。深い X 線探査においてさえも検出できないほどにガスやダストに覆われた、heavily obscured Active Galactic Nuclei (AGN) は、初期宇宙におけるSMBH とその母銀河のバルジ成分の急激な形成と成長段階を示しているといわれており、その理解を進めるのに適した天体種族であると考えられる。本研究では、明るい AGN に特徴的に見られる、SED の静止系

2-6 µm の excess に注目し、X 線での検出に依存せずに AGN を選択することで、z > 3 における heavily
obscured AGN を含む AGN サンプルを XMM-SERVS 領域において構築した。得られた 52 の AGN 候補天体のうち、38 天体がこの領域で行われた深い X 線探査である XMM-SERVS (Chen et al., 2018) において非検出であり、heavily obscured AGN の候補天体となる。また、この全サンプルに対して SED ﬁtting コード

CIGALE (Yang et al., 2022) を用いた解析を行った。推定された AGN 全光度は LBOL ∼ 1046−48 erg s−1と、典型的な AGN 光度 (∼ 1045 erg s−1 ) よりも非常に明るく、今回見つかった 52 という数はこれまでのAGN 光度関数で予想される AGN 個数 (∼ 40) よりも有意に大きい。これらの結果は、これまで見逃されてきたこの種族の、初期宇宙における全 SMBH の成長率に対する無視できない大きな寄与を示唆している。

1

示しているといわれており、その理解を進めるのに

Introduction
全 て の 大 質 量 銀 河 の 中 心 に は 質 量 が M•

適した天体種族である。

∼

最近の広範囲かつ深い (5.3 deg2 , ∼ 50 ks) X 線

106−10 M⊙ (M⊙ は太陽質量) に達する Supermas-

探査 (XMM-SERVS; Chen et al., 2018) を用いた研sive Black Hole (SMBH) が存在するということ

究で、高赤方偏移における明るい AGN (z > 2,が、現代の天文学の共通の認識になっている (e.g.,log LX (erg s−1 ) > 44.5) のうち、近傍宇宙に比べてKormendy and Ho, 2013)。しかし、この SMBHs が非常に高い割合 (76+4−3 %) の AGN が obscured AGN

これまでの宇宙の歴史の中でどのようにそのような大質量を獲得してきたのかについては未だよくわかっていない。Active Galactic Nuclei (AGN) は SMBH

(log NH (cm−2 ) > 22)1 で、その割合はさらに高赤
方偏移 (z > 3) に対して増えていることがわかった(Vijarnwannaluk et al., 2022)。このことから、z > 3が周囲のガスやダストの降着によって明るく光る現の宇宙に、深い X 線探査においてさえも検出できな象で、まさにこの SMBH が成長している場面を表いほどにガスやダストに覆われた AGN (i.e., heav-

している (e.g., Alexander and Hickox, 2012)。最近

ily obscured AGN) が数多く存在する可能性が示唆の JWST をはじめとする遠方宇宙の観測によってされる。実際、最近の JWST の観測でも高赤方偏移

見つかりつつある初期宇宙の SMBH の質量は、一生の間に Super-Eddington 降着のような急激な成長過程を必要とすることを示唆している (e.g., z ∼ 11;

Maiolino et al., 2023)。初期宇宙における大量のガスやダストに覆われた AGN 種族 (i.e., obscured AGN)
は、SMBH とその母銀河の急激な形成と成長段階をの heavily obscured AGN の候補天体が見つかっている (e.g., z ∼ 7; Fujimoto et al., 2022)。しかし、
1N
H は中性水素柱密度で、ガスやダストによる遮蔽の度合いを表す。この値が log NH (cm−2 ) ∼ 24 よりも大きくなると、Compton 散乱に対して光学的に厚い Compton-thick と呼ばれる状態になり、硬 X 線帯域でさえも激しい吸収を受け、検出が難
しくなる。

36

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
河を含むだけでなく、Lyman-break をとらえること

MIPS

Normalized (Rest frame 1 m) Flux

IRAC

で photometric redshift を正確に決めることができ102るという点でユニークなものである。
この全サンプルに対して、Lephare (Arnouts et al.,101

1999; Ilbert et al., 2006) を用いて photometric red-fAGN = 0.0
fAGN = 0.3
fAGN = 0.6
fAGN = 0.9100

shift (以下 photo-z) を推定した。このコードは適切なテンプレート SED を元に作成されたモデル測光デー

101
Observed Wavelength [ m]タと、観測された測光データの間の χ2 を最小化する
ことによって photo-z を推定する。今回は、X 線で検図 1: AGN ダスト放射の寄与の度合いを変化させた場合の z = 3 の銀河の SED の変化を表した図。

fAGN は全赤外光度に対する AGN ダスト放射の割出された天体にはSalvato et al., 2011 の AGN SED
テンプレート、非検出の天体についてはIlbert et al.,2009 の銀河 SED テンプレートを使用している。

合を示す。灰色で染めた領域は近赤から中間赤外測

次に、赤方偏移した AGN 高温ダスト成分由来の光バンドの帯域を表している。

excess をとらえる、MIPS 24 µm による選択を行っ
heavily obscured AGN を含む z > 3 の明るい AGN た。SWIRE (Mauduit et al., 2012) における MIPSの包括的な探査はこれまで行われてきておらず、ま による検出限界はあまり深くなく、∼ 450 µJy ほどだまだサンプルの数が少ない状態にある。

である。これは AGN 全光度補正 (Suh et al., 2019)

そこで本研究では、明るい AGN の SED に特徴的によれば z ∼ 3 で Lbol ∼ 1.3 × 1046 erg s−1 に対応に見られる、500-1500 K の高温ダストの熱的再放射する。典型的な AGN の全光度が Lbol ∼ 1045 erg s−1

由来の静止系 2-6 µm の excess に注目し、z > 3 におであるから、この選択にかかる天体は非常に明るい

ける明るい heavily obscured AGN サンプルの構築

AGN であることが期待される。
このサンプルに、SWIRE の Spitzer/IRAC、Her-を試みた。

MES (Oliver et al., 2012) の Herschel/SPIRE のデータを足し合わせ、可視光から遠赤外までの測

2Data & Analysis

光データを持つサンプルとした。このサンプルに対し、CIGALE コード (Yang et al., 2022) を用い

明るい AGN の SED に特徴的な静止系 2-6 µm のexcess は、AGN torus や polar dust などの中心核付 た SED ﬁtting 解析を行い、AGN の全光度などを近で温められた高温ダストの黒体放射によるもので 推定した。CIGALE では、様々な与えられたモジある。z > 3 では中間赤外線帯域に赤方偏移するた ュールに対し、パラメータを適切にふることでフィめ、この放射を捉えることによって z > 3 の銀河サ ッティングを行う。本研究では、SFH モデルとしてンプルの中から明るい AGN を選択することができ

sfhdelayed、SSP モデルとして bc03、ダスト減光則

る (図 1)。

として dustatt modified starburst、ダスト再放射モデルとして dl2014、AGN モデルとして SKIRTOR

本研究ではまずVijarnwannaluk et al., 2022 と同を採用した。

様の手法で、HSC-SSP (S19A, S20A) や CLAUDS(Sawicki et al., 2019) をはじめとする多波長探査
データが揃い、前節で述べたように深い X 線探査

3によってより深い制限がかけられるようになった

Results

XMM-SERVS 領域において、CLAUDS の u バンドか

今回のサンプルの z > 3 銀河は 57952 天体 (Spec-ら SERVS (Mauduit et al., 2012) の Spitzer/IRACz 天体はそのうち 726 天体) で、その中で MIPS で4.5 µm バンドまでの測光データをもつ銀河サンプ検出された天体が 61 天体 (Spec-z 天体は 11 天体)ル (∼ 840000) を構築した。このサンプルは広範囲となった。このうち、X 線探査である XMM-SERVS(∼ 5 deg2 ) かつ深い (u(u∗ )/g ∼ 27 mag) 可視光探(Chen et al., 2018) において非検出であった天体が 44査である HSC-SSP と CLAUDS によって、多数の銀

天体 (Spec-z 天体は 3 天体) であり、heavily obscured37

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

48.0

Stern 2015
NH 1023 cm 2
NH 1024 cm 2
MIPS selected: Photo-z
MIPS selected: Spec-z
X ray Detected

log L2 10keV [ergs 1 ]AGN log LBOL [ergs 1 ]

45.0

47.0

XMM-SERVS sensitivity
MIPS selected: Photo-z
MIPS selected: Spec-z
X-ray Detected

46.0
3.0

4.0
Redshift

44.0
46.0
log L6 m [ergs 1 ]5.0

図 2: MIPS によって選択された z > 3 の AGN の

図 3:

47.0

L2−10 keV と L6 µm の関係。実線はStern,

AGN 全光度 LBOL を、赤方偏移の関数として示し2015 の吸収がない場合の関係式で、点線などでた図。塗りつぶして示しているのが Spec-z 天体。

log NH (cm−2 ) = 23, 24 の場合の線をそれぞれ示し

XMM-SERVS で検出された天体には × マークを重ている。X 線で検出されている天体については Full

ねている。実線と点線で示したのは XMM-SERVS

バンドの X 線フラックス、非検出の天体についての Full バンド (0.5-10 keV) の感度限界から得られたは Full バンドの検出限界フラックスをそれぞれ静硬 X 線光度 L2−10 keV に対して、Duras et al., 2020

止系の硬 X 線光度に変換した。

の全光度補正をかけたもの。

あまり遮蔽を受けていないクェーサーなどで構成さ

AGN の候補天体となる。

れており、この差はこれまで見逃されてきた heavily

選択された AGN 候補天体に対して、SED ﬁtting

obscured AGN による寄与を反映している可能性が解析を行った。ここから、明らかに photo-z が誤ってある。

いると考えられるもの、AGN ではない (fracAGN が 0になる) と判断されたものを省くと 52 天体となり、このうち X 線非検出の天体は 38 天体となった。解析で得4.2られた AGN 全光度を図 2に示す。推定された AGN 全

Hydrogen column density NH

中性水素柱密度 NH は、AGN の X 線放射の遮蔽の光度は LBOL ∼ 1046−48 erg s−1 と、典型的な AGN 光

度合いを示す指標になっている。遮蔽を補正しない

度 (∼ 1045 erg s−1 ) よりも非常に明るい。このサンプ

AGN の硬 X 線光度 L2−10 keV と、中間赤外の L6 µm

ルの中で最も明るい天体 (log LBOL (erg s−1 ) ∼ 47.9には関係がある事が知られており、これを用いるとat z = 3.86) を含め、X 線探査で見逃されている高 NH を推定することができる。しかし、X 線で検出さ光度 AGN 天体が高赤方偏移に非常に多く存在し、 れていなければ、NH の実際の値を求めることはでき
その割合はこの光度の範囲で 70%を超えることがわない。そこで、本研究では X 線非検出天体の NH のかった。

下限値を推定することで、これらの天体の遮蔽の度合いに制限をつけることを試みた。図 3はその結果を示す。これによれば、X 線非検出の天体の NH の下限

4Discussion

4.1

Expected number of AGN from ており、Compton-thick と呼ばれる log NH ∼ 24 に匹敵し得る事がわかる。
the luminosity function

値は少なくとも log NH (cm−2 ) ∼ 23 に近い値になっ得られたサンプルの光度の範囲と、見込んでいる

4.3

宇宙の体積に対して見つかることが期待される AGN

Black hole accretion rate densityの個数を、Shen et al., 2020 の AGN 光度関数を用Black hole accretion rate density (BHAD) は、あいて計算したところ、約 40 天体となり、今回これよる赤方偏移の宇宙において、どれだけ SMBH が成長り多くの天体が見つかったことになった。このようしているかを示すものである。推定された AGN 全

な AGN の光度関数は、特に高赤方偏移において主に

38

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校(1) XMM-SERVS 領域における MIPS による選択

Ananna+19-CK (X-ray)
Ananna+19-CN (X-ray)
Peca+22 (X-ray)
Ueda+14 (X-ray)
Vito+18 (X-ray)
Shen+20 (Combined)
SFRD/2e4 - Madau+14
MIPS selected: All
MIPS selected: X-ray

BHAD [M yr 1 Mpc 3 ]

-4.0

-5.0

で、52 天体が AGN 候補天体として得られ、そのうち約 70%にあたる 38 天体が X 線探査で非検出であった。

(2) SED ﬁtting 解析によって推定されたこのサンプ
ルの AGN 全光度は log LBOL (erg s−1 ) ∼ 46-48

-6.0
0.0

図 4:

で、典型的な AGN 光度よりも非常に明るい。特
1.0

2.0

3.0
4.0
Redshift5.0

6.0に、得られた中で最も明るい天体は X 線非検出であった (log LBOL (erg s−1 ) ∼ 47.9 at z = 3.86)。

Black hole accretion rate density の時

間進化。Ananna et al., 2019、Peca et al., 2023、 (3) NH の下限値を見積もってみると、今回得られた X
線非検出 AGN はガスやダストによって少なくとUeda et al., 2014、Vito et al., 2018 は X 線観測をもとにした X 線光度関数から得られたもので、も log NH (cm−2 ) ≳ 23 の非常に激しい遮蔽を受

Shen et al., 2020 は X 線や UV から赤外まで様々けた heavily obscured AGN であり、Compton-

な方法で選択された AGN をもとにした光度関数か

thick と呼ばれる状態に匹敵し得る事がわかっら得られたもの。Madau and Dickinson, 2014 の星た。また、このような種族の初期宇宙における形成率密度を 2 × 104 で割ったものを比較のために

全 SMBH の成長率に対する寄与が無視できないほど大きい可能性があることが示唆された。

載せている。
光度を

BHAR =

Bibliography

LBOL (1 − ϵ)1.59LBOL= 46
M⊙ yr−1
ϵc2
10 erg s−1
(1)

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によって SMBH 降着率に変換し、それぞれの赤方偏[3]Arnouts, S. et al. 1999 MNRAS 310, No. 2, 540-556.

移の範囲内での合計を、そこで見込む宇宙の体積で[4]Chen, C. T. J. et al. 2018 MNRAS 478, No. 2, 2132-2163.

割ることで BHAD を計算した 。図 4はその結果を、[5]

Duras, F. et al. 2020 A&A 636, A73.

X 線観測などの先行研究で得られたものと比較した[6]

Fujimoto, S. et al. 2022 Nature 604, No. 7905, 261-265.

図である。本研究で得られた MIPS 選択の AGN のう[7]

Ilbert, O. et al. 2006 A&A 457, No. 3, 841-856.

ち、X 線でも検出されている天体で作る BHAD は、[8]

Ilbert, O. et al. 2009 ApJ 690, No. 2, 1236-1249.

先行研究の z = 3-5 の結果に沿ったものとなってい[9]

Kormendy, J. and Ho, L. C. 2013 ARA&A 51, No. 1,
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[10]

Madau, P. and Dickinson, M. 2014 Annual Review of A&
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れまで見逃されてきた heavily obscured AGN 種族[11]

Maiolino, R. et al. 2023 arXiv e-prints, arXiv:2305.12492.

の、初期宇宙における全 SMBH の成長率に対する無[12]

Mauduit, J. C. et al. 2012 PASP 124, No. 917, 714.

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Peca, A. et al. 2023 ApJ 943, No. 2, 162.

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Salvato, M. et al. 2011 ApJ 742, No. 2, 61.

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[17]

Shen, X. et al. 2020 MNRAS 495, No. 3, 3252-3275.

本研究では、明るい AGN の SED に特徴的な中[18]

Stern, D. 2015 ApJ 807, No. 2, 129.

間赤外の excess に注目し、z > 3 における高光度の[19]Suh, H. et al. 2019 ApJ 872, No. 2, 168.

heavily obscured AGN サンプルの構築を試みた。

[20]

Ueda, Y. et al. 2014 ApJ 786, No. 2, 104.

[21]

Vijarnwannaluk, B. et al. 2022 ApJ 941, No. 1, 97.

[22]Vito, F. et al. 2018 MNRAS 473, No. 2, 2378-2406.

[23]

Yang, G. et al. 2022 ApJ 927, No. 2, 192.

2

るが、そこに X 線非検出天体を加えると、先行研究の結果を大きく超える値となっている。これは、こ視できない大きな寄与を示唆している。

5

Summary2 ϵ は放射効率。ここでは典型的な値 ϵ = 0.1 を採用している。

39

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銀河 a08

広帯域 X 線観測で探る電波銀河の中心核構造
中谷 友哉

40

未提出

41

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銀河 a09

初期宇宙に存在する大質量 Quiescent 銀河の形成過程
柿元 拓実

42

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

初期宇宙 (z = 4.53) に存在する大質量 Quiescent 銀河の形成過程
柿元 拓実 (総合研究大学院大学 物理科学研究科 天文科学専攻)

Abstract
大質量楕円銀河が経験したとされる爆発的星形成やその後の星形成の抑制は、どのような物理的要因で起こったのかまだ理解が進んでいない。本研究では、大質量楕円銀河の形成期にあたる、赤方偏移 z ∼ 4 に存在する大質量

Quiescent 銀河候補について、分光確認を行い形成史を推定した。Keck/MOSFIRE 分光器の K-band における観測から、弱い [O II] 輝線とバルマーブレイクに対応する連続光を確認した。また、種族合成モデルを適用すること
で物理的性質を推定したところ、星形成をほとんど行っていない大質量銀河であることが確認され、星形成史からタイムスケールの非常に短い爆発的星形成を経験していることがわかった。この性質は z ∼ 5 のサブミリ波銀河(Submillimeter Galaxies: SMGs) とよく一致しており、爆発的星形成によるガスの枯渇が星形成を止めた可能性が示唆された。さらに、周辺環境に注目すると、わずか 2′′ の距離に測光的赤方偏移が非常に近いコンパニオン銀河が存在し、銀河同士の相互作用 (環境効果) が銀河の星形成に影響した可能性が示唆された。

1

Introduction
現在我々が観測している大質量銀河は、形態に応じて

主に楕円銀河と渦巻銀河に分類される。楕円銀河は滑らかな楕円状の形状で特徴付けられ、古い星の種族が支配的であり、一般に冷たいガスやダストがほとんどない。
したがって星形成をほとんどしていないことが知られている。一方、渦巻銀河は渦巻き状の形態を持つ平たい円盤で特徴付けられ、進行中の星形成活動を持つため、若い星の種族が含まれる。本研究では、特に (長い間) 星形成をしていないという不思議な性質を持つ大質量楕円銀河に注目する。

図 1: 楕円銀河の星形成史。横軸はルックバックタイムと大質量銀河の形成シナリオとして現在よく支持されてなっており、図の右側が過去、左側が現在を表す。縦軸はいる階層的構造形成モデルでは、小さい銀河が最初に形

単位質量あたりの星形成率を示す。銀河の力学質量ごと成しそれらが衝突合体を繰り返すことで巨大銀河に成長に星形成史が色分けされており、大質量な楕円銀河ほどしていくと考えられている。このような衝突合体や銀河より遠い過去に爆発的な星形成を行っている。(Thomasの周辺ガスの降着により、銀河は星形成を継続的に引きet al. 2010)

起こすと考えられる。一方で、大質量銀河のうち特に楕円銀河は現在星形成をほとんどしていないという点でこのモデルとの矛盾が生じる。先行研究では、楕円銀河はなサイズ、古い恒星種族、赤い色、新しい星の形成がほ質量に応じて図 1 のような星形成史を辿ったことがわ

とんど行われていないことなど楕円銀河と似た性質を多かっている。すなわち、より恒星質量の大きい楕円銀河

く持っているため、楕円銀河の祖先にあたる天体である

ほど、爆発的な星形成を短いタイムスケールで経験し、 と考えられている。このような天体がどのように形成さその後すぐに星形成活動を止めてしまったことが推測されたのかを星形成史から調べることで、詳細な形成過程れている。この爆発的星形成の引き金や、その後の星形に迫ろうとしている。近年では観測機器の性能の向上に成を抑制する物理的なメカニズムはまだ謎のままとなっ より、z ∼ 4 まで Quiescent 銀河の分光確認が進んできており、銀河形成・進化分野における重要な問題の一つている (e.g., Tanaka et al. 2019; Valentino et al. 2020)。

である。

z ∼ 4 のような初期宇宙は、大質量楕円銀河の形成時期

このような疑問を解明するために、星形成をやめた銀に一致し、形成過程を直接観測できる可能性が高いと考河「Quiescent 銀河」の形成期に迫る研究が進められてえられる。しかしながら、このような高赤方偏移におけいる。Quiescent 銀河は、巨大な恒星質量やコンパクトる Quiescent 銀河の分光観測はまだ数天体しか行われて

43

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
おらず、形成過程を理解するまでには至っていない。また、このような巨大な質量や星形成率の低さは、z > 4
における宇宙論的シミュレーションでは正確に再現できていない。
そこで本研究では、大質量 Quiescent 銀河の初期宇宙での検出を目指し、keck/MOSFIRE 分光器を用いたフォローアップ観測により z > 4 にある銀河候補の分
光確認を行った。幅広い波長域の測光データとスペクト
ルデータを組み合わせ、種族合成モデルを適用すること
で、星形成史や物理量を推定した。また、星形成史から祖先にあたる天体や形成のタイムスケールを推定することで、Quiescent 銀河の形成に関わる物理過程について議論した。

図 2: 推定された星形成史。図の右側 (過去) から左側

(観測時) までの星形成率の時間変化を示している。推定された恒星年齢は 180 Myr であり、短いタイムスケール

2Methods & Results

で爆発的な星形成を経験した後急速に星形成を止めてい

2.1

Spectroscpic Observationの恒星質量のうち 50% または 80% を形成した時期を表ることがわかる。青およびオレンジのプロットは、合計している。また、観測時 (図の左端) において星形成率

本研究では、COSMOS 領域と呼ばれる約 2 平方度が低い点は、本研究天体が Quiescent 銀河であることとの広いサーベイ領域から Quiescent 銀河の候補を探索も整合的である。

する。COSMOS 領域に存在する天体は、X 線から電波まで幅広い波長域で観測が行われており、信頼度の高
い測光的赤方偏移を得ることができる (Weaver et al.

星形成史を探るためには、銀河を構成する恒星の種族2022)。本研究では、スペクトルエネルギー分布 (Spectral

をスペクトルから読み取っていく必要がある。しかしな
Energy Distribution: SED) から、zphot ∼ 4.6 に存在す がら、本天体のような遠方宇宙に存在する銀河は、恒星る Quiescent 銀河候補天体を発見したため、分光観測に 一つ一つに分解して分光観測を行うことができない。そより詳細な物理量の推定を狙った。

こで、種族合成モデルを用いて SED に最も合うようなKeck 望遠鏡の MOSFIRE 分光器 (近赤外線を観測す

恒星種族の集まりを調べ、かつ星形成史に仮定を入れる

る多天体分光器) を用いて 10 時間におよぶ分光観測をことで、いつ銀河の形成が起こったのかある程度の推定行い、Balmer break の検出に成功した。このブレイクが可能となる。本研究では、特に爆発的星形成を経験しは、A 型星に顕著であり、最近爆発的な星形成を経験したと考えられる銀河で仮定として用いられる “Delayed

た後星形成を止めた (ポストスターバースト) 銀河の性

tau-model” を用いる。このモデルでは星形成史を銀河質を示唆している。非常に暗い天体でバルマー吸収線の検出には至らなかったが、弱い [O II] 輝線を検出できた

年齢 (t) の関数として定義しており、以下のような数式で表される。

ため赤方偏移の同定を行うこともできた。得られた赤方SF R(t) ∝ te− τt

偏移は z = 4.531 となり、初期宇宙に存在する銀河であ

ここで、パラメータ τ は星形成率が減少するタイムス

ることが確認された。

ケールを表し、値が小さいほど急速に星形成を止めたこ
とを示す。

2.2

SED ﬁtting から推定された星形成史

SED Fitting 結果から推定された星形成史を図 2 に示す。本天体は、z ∼ 5 で爆発的な星形成 (⟨SF Rmain ⟩ ∼本研究では、種族合成モデル (Stellar Population Syn-thesis model) を用いてスペクトルや SED から観測された銀河の物理量を求める。Prospector (Jhonson et al.

2021) と呼ばれるコードを用いて SED ﬁtting を行い、
恒星質量、星形成率、星形成の減少タイムスケール、ダ

500 M⊙ /yr) を経験した後、急速に星形成を止めたことが示唆されている。この結果は z ∼ 0 の楕円銀河で推測されていた星形成史と一致しており、楕円銀河の祖先にあたる天体を同定できたと考えている。

ストによる減光量を推定する。今回は、形成過程を探る上で重要となる星形成史に注目する。

442023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: 大質量 Quiescent 銀河の観測赤方偏移 (zspec ) と形
成赤方偏移 (zform ) の関係 (先行研究: Schreiber et al.

2018b; Valentino et al. 2020; Nanayakkara et al. 2022;

図 4: 現在持っているガスを星形成活動によって使い切
Carnall et al. 2023 のパラメータを引用)。zform は、銀河 るまでのタイムスケールと銀河の赤方偏移の関係。青が爆発的星形成を経験した時期に対応すると解釈でき、 点や黒の実線が通常の星形成銀河を表し、赤・黄色の点
おおよそこれらの銀河の形成時期を示すパラメータであや黒の点線が爆発的星形成銀河 (SMGs) を表す。本研究る。

で注目している z ∼ 5 では、本天体 (赤の星) の星形成を継続したタイムスケールが点線と一致しており、爆発2.3的星形成によりガスを使い切った可能性が示唆される。

先行研究との比較: 天体の若さ(Zavala et al. 2022 Figure 4 を一部改変)

図 3 は、先行研究 (Schreiber et al. 2018b; Valentino etal. 2020; Nanayakkara et al. 2022; Carnall et al. 2023)

ることが確認されている (図 4: e.g., Zavala et al. 2022)。

で分光確認された zspec > 3 に存在する大質量 Quiescent

本天体が星形成を継続した時間は、z ∼ 5 のサブミリ波

銀河の観測赤方偏移 (zspec ) と形成赤方偏移 (zform ) の関銀河が持つタイムスケールとおおよそ一致している。こ係を表す。ここで、zform は、銀河が現在の恒星質量の内のことから、星形成の材料となるガスの供給が止まった

50%の質量を形成した時期 (爆発的星形成を経験した時期) に対応する。本研究天体 (赤色の星) は、他の銀河と比べて zspec と zform が非常に近い天体となっている。このような若い Quiescent 銀河は、経験している星形成の抑制メカニズムを直接観測できる可能性が高く、本研究の目的である物理過程の検証に重要な天体となっている。

ことにより、星形成が急速に止まった可能性が考えられる。サブミリ波銀河と Quiescent 銀河の進化的な関係は、過去の研究でも物理的な特性の一致によりよく支持されており、本研究結果は初期宇宙における天体でも同様の関係を示唆する結果を得られたと考えている。

次のセクションでは星形成史や特徴的な性質から、具体的な星形成活動に関わる物理過程について議論する。

3.2

周辺環境による影響

本天体はすぐ近く (視角約 2 秒角) にコンパニオン銀河となりうる大質量銀河の候補が存在する。COSMOS

3

Discussion3.1

星形成史から考えられる祖先となる候補 おり、Quiescent 銀河から確認された赤方偏移と非常に領域における測光的赤方偏移は zphot ∼ 4.54 となって

図 2 から、本天体は爆発的星形成を 80 Myr 程度経験近い値が得られている。このようなコンパニオン銀河のした後に星形成をほとんど停止したことが示唆される。 存在は、銀河の星形成やその後の抑制に環境効果 (銀河この星形成率 (⟨SF R⟩ ∼ 500 M /yr) は、通常の星 同士の相互作用など) が影響した可能性を示唆する。先main⊙

形成銀河と比べて 4 倍程度星形成率が高く、「サブミリ行研究では、z = 3.7 で同様にコンパニオン銀河を持つ波銀河」と呼ばれるサブミリ波で明るい爆発的星形成

Quiescent 銀河が発見されており、ALMA 望遠鏡での観銀河が持つ星形成率と一致することが確認された (e.g.,測の結果非常にダストの多い星形成銀河であることが確Gómez-Guijarro et al. 2022)。また、サブミリ波銀河は かめられている (Glazebrook et al. 2017; Schreiber et
既に近傍から遠方まで観測が進んでおり、星形成により al. 2018a)。測光データのみによる SED ﬁtting で本研究ガスを使い切るタイムスケールに赤方偏移進化が存在すのコンパニオン銀河の物理量を推定したところ、同様に

45

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ダスト量が大きく星形成をおこなっている天体である可能性が示唆された。今後 ALMA や JWST で相互作用の有無や運動などを詳細に調べることで、環境効果の影響を理解する重要なターゲットになると考えている。

4

Future Work

§3.1 では、SMG と本研究の Quiescent 銀河について
星形成の観点から進化的なつながりを検証したが、本研究の Quiescent 銀河はサイズやガス質量、ダストに隠された星形成量を詳細に制限できていない。今後、JWSTや ALMA でのフォローアップ観測により詳しい制限を加えることで、SMG との比較を複数の観点で行うことができる。また、コンパニオン銀河の存在は測光データ
のみに基づくものであり、分光確認を行うことで正確な
赤方偏移や物理量の推定が必須となる。併せて、非常に近い距離にある二つの銀河の相互作用を検証するため、分子ガスの分布や形態を詳細に探査することで、環境効
果の星形成への影響についてさらなる制約を加えることが出来ると考えている。

Reference
Carnall et al. 2023, arXiv:2301.11413
Glazebrook et al. 2017, Nature, 544, 71
Gómez-Guijarro et al. 2022, A&A, 659, A196
Johnson et al. 2021, ApJS, 254, 22
Nanayakkara et al. 2022, arXiv:2212.11638
Schreiber et al. 2018a, A&A 611, A22
Schreiber et al. 2018b, A&A, 618, A85
Tanaka et al. 2019, ApJL, 885, L34
Thomas et al. 2010, MNRAS, 404, 1775
Valentino et al. 2020, ApJ, 889, 93
Weaver et al. 2022, ApJS, 258, 11
Zavala et al. 2022, ApJ, 933, 24

46

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銀河 a10Ruby-Rush: Accelerated evolution of massive quiescentgalaxies in high-z protoclusters
高橋 宏典

47

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Ruby-Rush: Accelerated evolution of massive quiescent galaxies
in high-z protoclusters
高橋 宏典 (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
巨大銀河がいつ、宇宙のどこで誕生したか、そしていつどのように星形成活動を止めたかを理解することは、初期宇宙における銀河形成の効率や現在の標準的な階層的構造形成論に大きな制限を与えるために極めて重要な鍵である。これまでの観測で z = 4.66 で既に銀河系クラス (∼ 6 × 1010 M⊙ ) の銀河が発見されている [Carnall et al. (2023)] が、我々はさらに時間を遡り、宇宙誕生後 12 億年 (z ∼ 5) の宇宙の原始銀河団
領域を系統的に探査し、同等の質量を持ち、かつ星形成活動がほぼ終了しているような成熟した大質量銀河(Massive quiescent galaxies、以下 MQG) を発見し、初期宇宙における初代の高密度領域と、そこで急成長する大質量銀河の形成プロセスを明らかにすることを目指す。
そのために、Gold-Rush プロジェクト [Ono et al. (2018)] が見つけたライマン・ブレーク銀河が群れている
原始銀河団候補領域を狙う Ruby-Rush プロジェクト (代表、児玉) を推進している。Subaru/SWIMS を用いて、星形成活動が停止した銀河のスペクトルに顕著に見られるバルマー・ブレークを２つの中間帯域フィルター(K2 , K3 ) で挟み込むことにより、従来の撮像観測では成し得なかった z ∼ 5 という遠方の MQG 候補を発見することに成功した。より強固なデータセットにするため、Subaru/HSC(可視光) や Spitzer/IRAC(∼ 4µm)のデータも用いて SED フィットを行い、候補天体を複数同定した。さらに発見した MQG の個数はシミュ
レーション (TNG300[Nelson et al. (2019a)]) による理論予想では再現することが難しいと示唆された。本講演ではこの Ruby-Rush の成果を総括し、さらに最近行われた Subaru/MOIRCS に搭載された 2 つの中間帯域フィルター (K3 , K4 ) を用いた z = 5.3 の原始銀河団をターゲットとする観測成果の報告も併せて行
い、年齢約 10 億年の宇宙の原始銀河団領域における加速的な銀河形成の実態に迫る。

1

河が成長できると考えられている。

Introduction

また、現在知られている大質量で最も遠方に存在
我々の住むこの宇宙に数多く存在している銀河のする銀河は JWST/NIRSpec を用いて同定された、形成・進化過程を明らかにすることは現代天文学研

z = 4.658, 星質量が M∗ = 3.8 ± 0.2 × 1010 M⊙

究の重要な目的の一つである。これを明らかにするために我々は遠方の宇宙に存在する銀河を直接捉え、その性質を調べている。現在標準的な ΛCDM モデルによると、小さなスケールから大きなスケールに宇z = 4.658 の時代にすでに星形成を終えた巨大銀河(Massive quiescent galaxiy; 以下 MQG) が存在していることが明らかとなっているため我々はそれよりも宙の構造が階層的に成長していくというシナリオが遠方の z ∼ 5 の時代に存在する MQG の存在を確かめある。銀河の星質量が増加するプロセスとして、(1)ようとしている。原始銀河団中で銀河がどれほど加速

自らが星形成を行う、(2) 他の銀河と相互作用しそれによりガスが圧縮されることにより星を形成する、という 2 つが考えられる。原始銀河団のような銀河が的に形成しされているかを調べるために Great Op-

tically Luminous Dropout Research Using Subaru
HSC (Gold-Rush) プロジェクトで発見された z ∼ 5

群れている領域では (2) の効果が主に環境効果としのライマン・ブレーク銀河の密度超過領域を狙って観測て銀河の成長に寄与する。銀河が密集した領域ではし、z ∼ 5 の MQG を探す Red Ultra-massive Billion-

銀河が重力により引き合い、衝突・合体する確率が他の平均的な銀河数密度の領域に比べると増加する。
つまり原始銀河団では他の領域に比べてより速く銀の銀河である。(Carnall et al. (2023)) このように

YeaR-Universe SHiners (Ruby-Rush) プロジェク
ト (代表、児玉) を進めている。本集録では RubyRush の成果についてまとめる。

48

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

表 1: 観測領域とその密度超過 (Toshikawa et al.)Field-ID
RA, Dec
Overdensity

Observations
観測はすばる望遠鏡に搭載した SWIMS を用いて、(J2000)(σ)

S21A,S22A にわたって 9 晩観測した。しかし悪天候

ELAIS-N1-CL1
ELAIS-N1-CL2

243.49, 55.76
242.25, 53.98

4.5
5.8

測領域は ELAIS N1 領域と COSMOS 領域のそれぞ

COSMOS-CL3

150.01, 1.65

3.7

れ 3 領域ずつ、合計 6 領域観測した。その 6 つの観測

ELAIS-N1-CL4

242.15, 55.04

2.1

領域は Gold-Rush プロジェクト (Ono et al. (2018))

COSMOS-CL7

149.93, 1.76

3.1

で r′ − dropout のライマン・ブレーク銀河の密度超

COSMOS-CL10

150.59, 2.23

3.8

過が大きい領域を選んだ。しかし、Gold-Rush チー

HSC UD/Dが重なり実際正味の観測時間は 2.5 晩分であった。観

ムの再解析の結果 (Toshikawa et al.)、6 領域の密度2超過度は 2σ 以上と減少してしまったが、それらの領

Methods域には銀河が平均的に存在する領域に比較すると高我々は原始銀河団における加速的な銀河形成を定密度で、広帯域フィルタによる選択で生じる赤方偏

量的に評価するために、z ∼ 5 の原始銀河団候補領移の不定性から、引き続き高密度領域として扱って域を観測した。その観測領域は Gold-Rush プロジェ いる。それらの領域について表 1 まとめた。
クトで r′ − dropout のライマン・ブレーク銀河の密度超過が高い領域である。(詳細は 3 章) また、我々

4が狙う天体は星形成活動がほとんど停止している銀河である。そのような銀河の典型的なスペクトルにはバルマー・ブレイク (Balmer Break) と呼ばれる、
バルマー吸収線が強くみられる構造がある。これは銀河が星形成活動を終えて、O、B 型星が寿命を迎え

A 型星の寄与が多くなる時期以降で顕著になる。バAnalysis
SMIMS により取得したデータは SWIMS 解析パ

イプライン (Konishi et al.) を用いて一次処理を行ったのち、SExtractor(Bertin & Arnouts (1996)) を用
いて天体の検出・測光を行った。この時 K3 バンドの画像を検出に用いた。測光エラーは正確に推定す

ルマー・ブレイクを 2 つの中間帯域フィルタ (∆λ ∼るために Photutils を用いて、SExtroactor で得られ0.1 µm) を挟み込むことにより生じた等級差を用いた等級を元に計算した。その aperture 等級を元に、て、バルマーブレイクを持つ銀河を選択できる。バ

K2 と K3 の aperture 等級を用いて縦軸 K2 − K3 、

ルマーブレイクは静止系で 3645 [Å] にみられ、z = 5
では 2.19[µm] に赤方偏移する。この赤方偏移したバ
ルマーブレイクを近赤外線 2 色同時多天体分光撮像

横軸 K3 の色等級図を作成し、3σ 以上で色超過が見られた天体を K2 − K3 の色で選択された候補天体とした。それら候補天体からより強固なデータセッ

装置 (Simultaneous-color Wide-ﬁeld Infrared Multi-

object Spectrograph:SWIMS; Motohara et al.) に搭載されている K バンド帯域の 3 フィルタ K1 , K2 , K3

トにするために CIGALE(Boquien et al. 2019) を用いた SED Fit を行った。SED フィットに用いたデー
タは SWIMS/K2 ,K3 以外に、並行して取得していたを用いて挟み込むことにより、z ∼ 5 の星形成を終SWIMS/J1 , J2 , K1 の 3 バンド、HSC/g′ , r′ , i′ , z′ , y′

えた銀河を選択した。

の 5 バンド、Spitzer/IRAC ch1,ch2 の２バンドの計

ただし、この選択手法で完全に z ∼ 5 の星形成を終えた銀河を選択できるわけではなく、low-z の銀河の混入が考えられる。例えば z ∼ 2.5 の Hα 輝線銀河や z ∼ 3.7 の Hβ 、[OIII] 輝線銀河などが主な混入天体の候補となる。このように色等級図を用いるだけ

12 バンドの撮像データを用い、K3 バンドを検出に使い、それぞれを SExtractor を用いて測光、Photu-

tils/Python で測光エラーの計算を行い、候補天体の可視光から近赤外線に至るまでのカタログを独自に作成した。

では天体選択が不完全であるから、より信頼性のある選択をするために、他の可視光・近赤外線の波長帯の情報と組み合わせて SED フィッティングを行った。

49

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 観測領域 (Toshikawa et al.)

図 2: 色等級図

5Results

5.1

Color-Magnitude diagram

各領域で描いたものが図 2 である。全てのプロット
点が SExtractor で検出された天体で、オレンジ色のターゲットの候補天体を選択するために、縦軸

点が 3σ 以上、赤色の点が 5σ 以上の精度で検出されたものであることを示している。

K2 − K3 、横軸 K3 の色等級図を作成した。それを50

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: 候補天体の SED ﬁtting
河形成モデルや AGN フィードバックなどの quench

表 2: CIGALE によるパラメータの推定値
ID
zphot
M∗
SFR

CL1-647

5.1

CL4-2729

4.8

[M⊙ ]

[M⊙ /yr]

4.4 × 1011
1.1 × 1011

4.1メカニズムなどを見直す必要性が出てきている。
今回狙った領域はあくまでも色選択 (phot-z) により推定された候補領域であるため、この領域が真にz ∼ 5 の原始銀河団であるかを確かめるためには分10

光観測により赤方偏移を決定する必要がある。
さらに領域を広げ、遠方の MQG を探すため、我々

5.2

SED Fitting

はすばる望遠鏡の MOIRCS に搭載の K3 , K4 フィル
タを用いて z=5.3 の分光同定された密度超過領域を

色等級図を用いて選択した銀河に対して、Sub-

aru/HSC,Spitzer/IRAC のデータを加えて SED フィ 狙って観測を行った。しかし、こちらも天候恵まれットを行った。その結果、2 天体が z ∼ 5 の推定をされ ず、十分に積分時間を確保できなかった。現状その観た。その結果を図 3 に示す。そして、CIGALE による測領域には z ∼ 5.3 の候補天体は見つかっていない。

SED フィットにより得られた結果の一部を表 2 にま今回発見した天体のうち１つ (CL4-2729) の赤方偏とめる。星質量の推定値は 2 天体ともに 1011 M⊙ クラ

移を決定するための分光観測が今後予定されている。

スであり、これは我々の銀河系の星質量 6 × 1010 M⊙

さらに NOEMA や ALMA,JWST などでも追観測を行ったり、中間帯域フィルタを用いた色選択を他のよりも大質量である。また、星形成率はほとんど星

原始銀河団領域 (z ≳ 5) で行ったりすることで遠方形成を行っていないことを示している。

の MQG の性質・population についてより詳細に迫れることを期待している。

6

Discussion & Conclusion
我々の発見した 2 天体の物理的性質から、この推Reference

定値が正しいとすると、現在同定されている MQG

Bertin, E. , & Arnouts, S. 1996, A&A, 117, 393のよりも早期に銀河が形成・成熟していることが示

A. Carnall, R. McLure, et al., 2023, arXiv:2301.11413

される。さらに、宇宙論的流体シミュレーションのIllustrisTNG、TNG300-1 の準解析モデルでは z ≳ Y. Ono, M. Ouchi, et al., 2018,PASJ, 70, S10
4.2 で M∗ 4.4 × 1011 M⊙ の銀河でかつ星形成を終えた D. Nelson, V. Springel, et al., 2019a, CompAC, 6, 2銀河が再現できていないことが明らかになっている。
(Abigail et al. 2023) これは分光同定された z = 4.658の MQG すらも再現できていないことから、現在の銀51

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銀河 a11

原始銀河団 SSA22 に位置するサブミリ波銀河のガスの物理状態の推定岡内 紀翔

52

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

原始銀河団 SSA22 に位置するサブミリ波銀河のガスの物理状態の推定
岡内 紀翔 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河の進化は宇宙の大規模構造の進化と関係していると考えられている。銀河団の祖先と考えられている原始銀河団を研究することは、大規模構造の中で銀河進化がどのように進むのかを知るために有効である。SSA22
はライマンブレイク銀河やライマン α 輝線銀河の密度超過により発見された原始銀河団である。SSA22 では、ダストを豊富に持ち活発な星形成を行なっているサブミリ波銀河 (SMGs) も多数観測されている。さらに、SSA22 内の ADF22 領域では、ライマン α 輝線の観測によってフィラメント構造が発見され、この構造に沿って SMGs が分布していることが明らかになった。このような環境に存在する銀河のガスの物理状態を知ることは、銀河進化の理解に繋がると考えられる。本研究では原始銀河団 SSA22 内の ADF22 領域に存在する、4 つの SMGs で観測された CO 輝線のデータを用いて、ガスの物理状態の推定を行った。CO の励起状態は主にガスの温度や密度に関係しているため、複数の回転遷移数の CO 輝線のデータから得られた CO

spectral energy distribution (CO SLED) をモデリングすることで、銀河のガスの物理状態を推定できる。
RADEX を用いた輻射輸送計算の結果から、CO SLED を再現するガスの物理量を求めた。得られた結果を他の天体に対して同様のモデリングを行った先行研究と比較し議論する。

1

AGN が分布していることが明らかになった (Ume-Introduction

hata et al. 2019)。このような原始銀河団環境に存在銀河団は数十から数千の銀河による宇宙最大の自己重力系である。銀河団のような高密度領域には、年する SMGs の理解によって、銀河の存在する環境や銀河進化の過程を理解することが研究の目的である。

老いた重い楕円銀河が多く存在することが知られている。原始銀河団は、遠方宇宙においてライマン α 輝線

本研究では ADF22 内の 4 つのサブミリ波銀河のCO 輝線に注目する。CO の励起状態は主にガスの温

銀河 (LAEs) のような若い銀河が集団で存在する天体である。原始銀河団は銀河団を時間的に遡った天体である。このような領域ではダストを豊富に持ち、活発な星形成を行うサブミリ波銀河 (SMGs) が多く存在

度や密度に依存している。複数の回転遷移数の CO の輝線を用いて、横軸を回転遷移数 J 、縦軸を輝線強度でプロットした CO spectral line energy distribution(CO SLED) を作成し、輻射輸送計算の結果でモデリすると考えられる。SMGs は高い赤外線光度 (LIR >1012 L⊙ )、高い星形成率 (102 −103 M⊙ yr−1 )、大きなガス質量 (1010 − 1012 M⊙ ) を持つという特徴がある。

SMGs は銀河進化の理解に重要な銀河種族である。
原始銀河団 SSA22 (z ∼ 3.09) はライマンブレイク

ングを行うことで銀河のガスの温度や密度といった物理状態の推定を行った。モデリングの結果を先行研究と比較し、今回得られた結果の妥当性や今後の展望を議論する。

銀河 (LBGs) や LAEs の密度超過によって発見された(Steidel et al. 1998, 2000)。この領域に対してはサブ
ミリ波によるサーベイが行われ、多くの SMGs が観

2

Methods

測された (Tamura et al. 2009, Umehata et al. 2014)。

本研究では ADF22 の 4 つの SMGsA1、A4、A6、

Atacama Large Millimeter/submillimeter Array

A7 を扱う。4 天体はこの領域の中でも明るい SMGs

(ALMA) を用いた ALMA Deep Field in SSA22であり、AGN を持つという特徴がある。天体の赤方(ADF22) では、ADF22 で 18 個の SMGs を 5σ で 偏移と赤外線光度を表 1 に示した。
本研究では 4 天体から観測された CO (J =8–7) と観測した (Umehata et al. 2017)。さらにライマン α放射の高感度な観測によって図 1 のようなガスのフィ CO (J =9–8) のイメージング済みのデータから、積ラメント構造が発見され、この構造に沿って SMG や 分強度図を作成しフラックスの測定を行った。解析53

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

A4

A1

A6

A7
○SMG
□AGN

図 1: ADF22 のサブミリ波銀河。真ん中はライマン α 放射の速度図 (Umehata et al. 2019)。左右に銀河のCO (J =8–7) のスペクトルと積分強度図を示している。

表 2: RADEX に入力したパラメータ
物理量
パラメータ

表 1: 天体の赤方偏移（Umehata in preparation) と赤外線光度 (Umehata et al. 2017)
赤方偏移 z
赤外線光度 LIR log(L⊙ )A1

3.0896 ± 0.0008

A4

3.0900 ± 0.0002

A6

3.0953 ± 0.0006

A7

3.0940 ± 0.0007

運動温度13.0+0.2−0.1
12.6+0.2−0.1
12.4+0.2−0.1
12.5+0.2−0.1

1.00, 1.05, ・・・, 3.00log(Tkin ) (K)
水素の数密度log(nH2 ) (cm−3 )

1.0, 1.1, ・・・, 6.0CO の柱密度には、Common Astronomy Software Applications（CASA) を使用した。CO SLED の作成の際は、log(NCO ) (cm−2 )16, 17, 18

CMB の温度 Tbg (K)11.17

速度勾配 dv (km sgeometory

CO (J =1–0) と CO (J =3–2) のフラックスの測定結

−1

)

1.0
lvg

果 (Umehata in preparation) も使用した。

CO SLED のモデリングには RADEX (van der
RADEX によって得られた輝線の強度比と、観測
Tak et al. 2007) を用いた。RADEX は輻射輸送計算 された輝線の強度比を用いてを解き分子や原子の輝線の強度を計算するコードで(fobs − fmodel )2χ2 =(1)ある。RADEX をベースにした ndradex (Taniguchi,
σ2
https://github.com/astropenguin/ndradex)をで定義される χ2 の値を計算した。ここで、fobs は輝
用 い て 、パ ラ メ ー タ と し て 与 え た 物 理 量 に 対線の強度比の観測値、fmodel は輝線の強度比の計算
応 す る フ ラック ス の 計 算 値 を 持 つ グ リッド を 作
値、σ は観測値の誤差である。χ2 の値が小さいパラ
成 し た 。RADEX に 入 力 し た パ ラ メ ー タ は 表 2
メータほど観測値を再現していると言える。この計に 示 し た 。こ れ を CO (J =1–0)、CO (J =3–2)、
算を 3 つの輝線比のグリッド対して行い、χ2 の和をCO (J =8–7)、CO (J =9–8) の 4 輝線それぞれで作取った際にその値が最も小さくなるパラメータを観成し、CO (J =3–2)、CO (J =8–7)、CO (J =9–8) の測値を再現する物理量とした。
グリッドを CO (J =1–0) のグリッドで割ることで輝線の強度比が入ったグリッドにした。

54

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3

Results
4 天体の CO (J =8–7) と CO (J =9–8) のフラック

スの測定結果を表 3 に示した。
表 3: フラックスの測定結果
輝線
フラックス (Jy km s−1 )0.578 ± 0.093

A1

CO (J =8–7)
CO (J =9–8)

0.506 ± 0.088

A4

CO (J =8–7)

0.580 ± 0.053

CO (J =9–8)

0.429 ± 0.063

CO (J =8–7)

0.385 ± 0.068

CO (J =9–8)

0.427 ± 0.109

CO (J =8–7)

0.370 ± 0.072

CO (J =9–8)

0.251 ± 0.055

A6A7

図 2: CO SLED のモデリング。ピンクがデータ点、水色が χ2 が最小となる物理量を用いて作成したモ

χ2 の和が最小となる物理量を表 4 に示した。COデル。

SLED をモデリングした結果は図 2 に示した。

得られた CO (J =1–0) に対する強度比の平均値が、

表 4: χ2 が最小となる物理量
log(Tkin ) log(nH2 ) log(NCO )CO (J =2–1) から CO (J =8–7) まで記述されている。

χ2

(K)

(cm−3 )

(cm−2 )

A1

3.00

2.5

16

0.45

A4

3.00

2.3

17

0.49

A6

2.95

2.7

17

3.2

A7

2.75

2.2

17

0.05

このデータを本研究と同じ方法でモデリングして CO

SLED の形を比較した。図 3 にモデル CO SLED のプロット、表 6 に ASPECS のモデリングに使用した物理量を示す。

Tkin と nH2 の中央値と ±1σ の値は表 5 に示した。

4

A1

2.95+0.05
−0.10

+0.1
2.5−0.1

A4

2.85+0.10−0.20

2.5+0.3−0.1

A6

2.10+0.70−0.45

3.6+0.9−0.9

A7

2.70+0.15−0.20

2.3+0.4−0.2

ICO/ICO(1 0)

表 5: 中央値と ±1σlog(Tkin ) (K) log(nH2 ) (cm−3 )

20.0
17.5
15.0
12.5
10.0
7.5
5.0
2.5
0.0

A1
A4
A6
A7
J2
ASPECSASPECS

2

4

Jup

6

8

10

Discussion
図 3: ASPECS との比較得られたモデル CO SLED を ASPECS (Boog-

gaard et al. 2020) と比較した。ASPECS は z ∼2.0–2.7、LIR ∼ 1012 –1013 L⊙ の 8 つの星形成銀河で、AGN を持つ銀河が 4 つ存在する。Boog-

gaard et al. 2020 では CO SLED をモデリングして4 天体と ASPECS のモデル CO SLED を比較すると、mid–J は ASPECS が高い傾向にあるのに対し、

high–J の下がり方は 4 天体の方が緩やかな傾向があ55

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校のデータを加える必要がある。また銀河の描像を考
表 6: ASPECS をモデリングした物理量
log(Tkin ) log(nH2 ) log(NCO )ASPECS(K)(cm−3 )

(cm−2 )

2.2

2.9

17.45

えると、AGN の寄与が大きい中心と外側ではガスの励起状態は異なると考えられるため、2 成分でのモデリングがより現実的である。mid–J のデータがあればパラメータを増やすことできるため、2 成分でのモデリングが可能になると考えられる。

る。mid–J が高い傾向にあるのは密度の高い解によるモデルであり、これは衝突によって励起状態が高く5なることを反映していると考えられる。また 4 天体の温度は ASPECS よりも高い値になっているため、高温の解は high–J の強度を高くすると考えられる。

4 天体のモデル CO SLED は、およそ CO (J =3–2)

本研究では、原始銀河団 SSA22 に位置する 4 つのSMGs の CO 輝線のフラックスを測定した結果をもとに、CO SLED を作成した。CO SLED を輻射輸

まで熱力学平衡 (J 2 に比例) に達しており、ピーク送計算を解くことでモデリングし、ガスの温度や密の位置は J ∼ 4–6 程度である。これは SMGs の CO度といった物理量を推定した。モデリングした CO

SLED が J ∼ 4–7 程度でピークとなる傾向と一致す

SLED の形は、SMGs の CO SLED が J ∼ 4–7 程度る。一方で解として得られた温度は全体的に非常にでピークとなる場合が多い特徴と一致した。ここで高い。物理量の比較として、Yang et al. 2017 で示さ得られた解は高温の解ばかりになったが、これはモれた、1 成分による CO SLED のモデリングを複数の SMG に行い、個々の SMG から得られた温度と密度の解をプロットしたものを図 4 に示した。

デリングに使用したデータに mid-J が無く、high-Jの結果に依存した解が選ばれたためであると考えられる。
今の CO SLED に mid-J のデータを加えるために、

3.0
Kinetic temperature log[K]Conclusion

A1 に対して CO (J =5–4) と CO (J =7–6) の観測を提案するプロポーザルを提出した。このデータがあれ

2.5

ば CO SLED のピークをより正確に決めることが可能になる。さらにデータ点が増えることで、銀河の2.0

ガスを低励起成分と高励起成分の 2 つに分離したモデリングが可能になり、より現実的な SMGs の描像の理解につながると考えられる。

1.5
1.0 2

Reference

34
5
6
Hydrogen density log[cm 3]

Boogaard et al. 2020, ApJ, 902, 109

図 4: 複数の SMGs のモデリングの結果との比較。赤Steidel et al. 1998, ApJ, 492, 428

いクロスが本研究の結果、青い丸が Yang et al. 2017。 Steidel et al. 2000, ApJ, 532, 170

Tamura et al. 2009, Natur, 459, 61

図 4 から温度と密度は反相関になっていることが分かる。ASPECS との比較の議論から、温度の高い
解は high–J による寄与が大きく、密度の高い解はmid–J が高い場合に得られると考えられる。本研究Umehata et al. 2014, MNRAS 440, 3462
Umehata et al. 2017, ApJ, 835, 98

では high–J のデータはあるが mid–J のデータが無Umehata et al. 2019, Sci, 366, 97

いため、温度の高い解ばかりが得られたと考えられ

van der Tak et al. 2007, A&A 468, 627

る。物理量をより正確に決めるには、mid–J の輝線

Yang et al. 2017, A&A, 608A, 144

56

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銀河 a12gzK 選択による赤方偏移 2 の電波銀河探査
小林 星羅

57

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

gzK 選択を用いた z ∼ 2 の電波銀河探査小林

星羅 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
近傍の宇宙の電波銀河は大質量であることや星形成率が低いことから、銀河中心にある大質量ブラックホールと母銀河の共進化シナリオにおいて、最終段階に出現すると考えられている。故に、初期宇宙に存在する
電波銀河探査は共進化のメカニズムやタイムスケールを理解するために重要である。しかし、遠方電波銀河は希少なため統計調査に十分なサンプル数が不足している。特に、これまでの遠方電波銀河探査では z ∼ 2の電波銀河について統計調査が十分に行われていない。よって、我々は星形成銀河と星形成をやめたパッシ
ブ銀河を選出できる gzK 選択を用いて z ∼ 2 に存在する電波銀河の新しい広域探査を行った。その結果、遠方電波銀河の候補天体として星形成銀河を 88 天体とパッシブ銀河を 18 天体選出した。これらに対する SED

ﬁtting より得られた星質量や星形成率を用いて、他の赤方偏移の電波銀河との関係について調査した。

1

組み合わせた gzK 選択による z ∼ 2 の銀河選出を試Introduction

みた。選出されたサンプルと電波源カタログを用い
銀河の中心には超大質量ブラックホール (SMBH)がある。SMBH の質量とその母銀河の星質量には相関が見られる (Magorrian et al. 1998) ことから、互て z ∼ 2 の遠方電波銀河を選出し、統計調査を行った。なお、以下では AB 等級を採用している。

いに共進化してきたと考えられている。この共進化を説明するシナリオの一つに、ガスを豊富に持った2

Data and Sample Selection

2.1

観測データ

銀河同士が衝突し、最終的に星形成をやめた楕円銀河のような天体になるモデルがある (Hopkins et al.

2008)。一方、電波銀河は、強い電波を放射する活動

可視測光データは、すばる望遠鏡の広視野カメラ

銀河核を持つ銀河を指している。母銀河には大質量Hyper Suprime-Cam (HSC) を用いて行われた HSC-

な楕円銀河が多く、近傍では星形成をやめたパッシ

Subaru Strategic Program (HSC-SSP) の Wide 領域

ブ銀河が多い (Yamashita et al. 2018)。故に、電波(約 1100 deg2 ) のカタログを使用した。限界等級 (5銀河は共進化シナリオの最終段階に出現すると考え

σ) は g ∼ 26.5, r ∼ 26.5, i ∼ 26.2, z ∼ 25.2 である。

られている。そして、宇宙初期における電波銀河の近赤外線測光データは Visible and Infrared Sur-

統計調査は、共進化のタイムスケールやメカニズム

vey Telescope for Astronomy (VISTA) の近赤外を理解するために重要である。しかし、遠方電波銀線カメラ VISTA Infrared CAMera を用いて行わ河は希少であり、統計的性質は未解明である。

れた VISTA Kilo-degree Infrared Galaxy Survey

遠方電波銀河探査として、電波スペクトルの傾き(VIKING) (1350 deg2 ) のカタログを使用した。限のべき乗が α ≤ –1.3 を満たす天体を選出し電波銀界等級 (5 σ) は、J ∼ 21.8, H ∼ 21.1, Ks ∼ 21.2 で河を特定する方法が行われていた (De Breuck et al.

ある。我々は HSC-SSP と VIKING の共通する観測2000b)。しかし、急激な傾きを持たない電波銀河が領域約 431 deg2 で電波銀河探査を行った。

存在することがわかってきたため、別の選択方法とし電波観測データは Karl G. Jansky Very Large Tele-てライマンブレイク法による遠方電波銀河探査 (Ya-scope (VLA) を用いて行われた Faint Images of the
mashita et al. 2018) も行われるようになってきた。 Radio Sky at Twenty-cm (FIRST) (10,575 deg2 ) のしかし、銀河の星形成率がピークである z ∼ 2 の電カタログを使用した。このサーベイは 1.4GHz の周波銀河はライマンブレイクを捉えることが困難なた

波数帯で観測されており、検出限界 (5 σ) は 1mJy

め統計調査が行われてこなかった。そこで本研究でである。

は別の方法として、可視・近赤外線での測光情報を

58

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
電波銀河選出に必要な以上のデータに加え、後述

た。銀河モデルは、指数関数的に星形成率が低下すする SED ﬁt に必要な中間赤外線測光データとして、 る shfdelayed モデルを採用している。

Wide-ﬁeld Infrared Survey Explorer (WISE) の unWISE カタログを使用した。本研究では 3.4, 4.6 µmの 2 バンドを使用しており、それぞれの 5 σ限界等級の中央値は 20.6, 20.1 である。

2.2

3

Results

3.1

遠方電波銀河候補天体の選出結果

gzK 選択により、HSC-SSP と VIKING の重なっ

遠方電波銀河の選出た観測領域約 431 平方度から sgzK を 24,515 天体とまず、HSC-SSP のデータの g, r, i, z バンドとpgzK を 3,936 天体選出した。電波源サンプルとの

VIKING のデータの J, H, Ks バンドで S/N ≥ 5 と マッチングによって z ∼ 2 の電波銀河候補天体としなる天体についてサーチ半径 1 秒 (Toba et al. 2015) て sgzK を 384 天体と pgzK を 40 天体を同定した。
でマッチングを行い、可視・近赤外線源サンプルを点源を削除することでクエーサーを除き、SED ﬁitng

同定した。

を行うことで信頼性の高い z ∼ 2 の遠方電波銀河候

次に、可視・近赤外線源サンプルから z ∼ 2 の銀補天体として sgzK を 88 天体 (sgzK-RG) と pgzK を河を選出するために gzK 選択を行った。バルマーブ

18 天体 (pgzK-RG) 選出した。図 1 に、gzK 選択にレイクと 4000 Åブレイクが z ∼ 2 の銀河スペクトル

よって選出された天体と遠方電波銀河候補天体の二では約 12000 Åに見られるため、z – K が赤くなる。 色図上の分布を示した。
さらに、星形成銀河は短波長のスペクトルに若い星からの放射が見られるため、パッシブ銀河に比べてB – z は青くなる。以上より (B – z) vs (z – K) の二色図を用いて z ∼ 2 の星形成銀河とパッシブ銀河を選択、分類できる (Daddi et al. 2004)。本研究では、HSC-SSP の g, z バンドと VIKING の Ks バンドを用いた gzK 選択基準を新しく定めた。具体的には、gzK = (z – Ks )AB – 1.32 (g – z)AB とするとき星形成銀河 (sgzK) は gzK ≥ 0.0、パッシブ銀河(pgzK) は gzK < 0.0 かつ z – Ks ≥ 2.7 で選出される。
最後に FIRST のデータの電波源カタログと gzK選択された天体カタログをサーチ半径 1 秒でマッチ

図 1: 選択した z ∼ 2 の銀河の二色図分布。可視・近させ、z ∼ 2 の電波銀河候補天体を同定した。ここ

赤外線源の分布 (シアン：sgzK、マゼンタ：pgzK) ので、同定された天体のうち分光されている天体を確

上に gzK-RG(青：sgzK-RG、赤：pgzK-RG) を示す。

認したところクエーサーが含まれていたため、PSF
サイズの 1.2 倍以上の広がりを持つ天体を選択する

gzK 選択によって選出された z ∼ 2 の銀河 (gzK)

条件を入れた。これにより、点源のクエーサーを取と z ∼ 2 の遠方電波銀河候補天体 (gzK-RG) の Ks バ

り除いている。

ンドの等級分布を図 2 に示す。また、gzK と gzK-RGの等級分布について Kolmogorov-Smirnov test (KS2.3

遠方電波銀河候補天体の SED ﬁtting 検定) を行ない、得られた p 値を図中に示す。

選択した天体の物理的特徴を推定・解析するため、

Ks バンドの等級分布についての KS 検定の結果、gzK と gzK-RG の分布の間に有意な差が見られなかっ

Code Investigating GALaxy Emission (CIGALE)

た。ただし、gzK 選択は Ks バンドで検出できるほど(Boquien et al. 2019) を用いて SED ﬁtting を行っ 明るい天体のうち z ∼ 2 に存在する銀河を選択する方法であり、Ks バンドの検出限界よりも暗い天体に

59

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
星質量の推定平均値は 1011 M⊙ を超えており、z ∼2 の電波銀河が非常に大質量な銀河であることがわかる。また、それぞれの p 値より本研究で得た 2 つの種族の電波銀河候補天体には赤方偏移や星質量に有意な差は見られなかった。

図 2: 選択した z ∼ 2 の銀河の Ks バンドの等級分
布。z ∼ 2 の銀河を塗りつぶし、z ∼ 2 の遠方電波銀河候補天体を枠で示す。点線は 2 秒開口測光 5 σ限

4Discussion

4.1

遠方電波銀河の星質量と SFR

界等級 (AB 等級) を示す。

星形成銀河の星質量と星形成率 (SF R) には相関があることが知られている (Daddi et al. 2007)。こついての分布が不明瞭である。したがって、Ks バンの相関直線は main sequence (MS) と呼ばれている。

ドについて z ∼ 2 の銀河と同等の明るさを持つ z ∼星形成銀河は MS 上に、星形成をやめたパッシブ銀

2 の電波銀河を選択したとは言い切れない。

河は SF R が低下し、直線の下に分布する。

3.2

遠方電波銀河の SED ﬁtting 結果

CIGALE による SED ﬁtting を行い得られた gzKRG の物理量の平均値を表 1 に、赤方偏移と質量の分布を図 3 に示す。sgzK-RG と pgzK-RG の分布について KS 検定を行い得られた p 値を図中に示した。
表 1: SED ﬁtting から得られた gzK-RG の物理量
redshiftlog SF R [M⊙ /yr]log M∗ [M⊙ ]gzK-RG

1.70

1.94

11.56

sgzK-RG

1.71

2.29

11.56

図 4: gzK-RG の質量と SF R の関係。青右三角がpgzK-RG

1.61

0.22

11.59

sgzK-RG、赤プラスが pgzK-RG を示す。実線は z ∼2 の星質量と SF R の相関直線 (Daddi et al. 2007)、
破線は直線の SF R の 1 dex 下である。
図 4 に、gzK-RG の星質量と SF R の関係について示した。sgzK-RG の大半は z ∼ 2 の MS 上に、pgzK-

RG は MS より下の離れた位置に分布している。よって、gzK 選択によって 2 つの種族を選択し、正しく分類できていることがわかった。しかし、sgzK-RG
図 3: gzK-RG の赤方偏移と星質量分布。青枠が sgzK-のうち 20 天体は、MS から 1 dex 以上離れた位置にRG、斜線付き赤枠が pgzK-RG を示す。

分布しており、gzK 選択による分類では、星形成銀河を選出する領域にパッシブ銀河が混入することが3.1 章で述べた Ks バンドの選択バイアスより、遠 わかった。種族間に明確な境界がないことや、これ方に存在することで Ks バンドの等級が暗くなる z > らの天体が 2 色図上における sgzK の基準線付近に2 の銀河は z ≤ 2 の銀河より少ない分布になること

分布することが確認できていることから、 g – z がに注意が必要である。

赤くなる前の段階にある星形成をやめつつある銀河が、星形成銀河として選択される可能性がある。

60

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

4.2

遠方電波銀河の赤方偏移と星質量

図 5 には、gzK-RG の赤方偏移と星質量の関係を示している。近傍の電波銀河と比較をするために Toba

et al. (2019) で調査された電波銀河の星質量も示した。

図 6: 遠方電波銀河の赤方偏移と星形成率の関係。青右三角が sgzK-RG、赤プラスが pgzK-RG を示す。シアンの丸は Toba et al. (2019)、緑の四角は Falkendal

et al. (2019)、マゼンタの 6 角形は Emonts et al.
図 5: gzK-RG の赤方偏移と星質量の関係。青右三角 (2015)、黄色の左三角 Barthel et al. (2012)、オレンが sgzK-RG、赤プラスが pgzK-RG を示す。シアン ジのダイヤは Drouart et al. (2014) で調査された電波銀河を示す。

の丸は Toba et al. (2019) で調査された電波銀河を示す。

し、SED ﬁtting を行ない物理量を推定した。星質量gzK-RG は近傍の電波銀河の星質量と一致していと SF R の関係より、一部の sgzK-RG を除いてほとる。また、種族間での違いは見られない。これよりんどの電波銀河が gzK 選択によって正しく分類されz ∼ 2 から近傍に存在する電波銀河の星質量は赤方たことが確認できた。電波銀河候補天体の統計的性

偏移に依存した進化をしないことを示唆している。

4.3

質として、選択された電波銀河は 1011 M⊙ を超える
超大質量銀河であった。星質量は近傍の電波銀河と遠方電波銀河の赤方偏移と SFR違いがなく、赤方偏移による進化は見られなかった。

近傍に存在する電波銀河はパッシブ銀河が支配的

SF R について、電波銀河には赤方偏移による進化がであり (Best & Heckman. 2012)、z ≤ 1.5 では赤方見られ、sgzK-RG はこの進化に一致することが確認

図 6 に、調査されている他の赤方偏移の電波銀河ており、z ∼ 2 の時点ですでに星形成をやめた電波偏移に従って星形成率は高くなる (Toba et al. 2019)。 できた。一方、pgzK-RG は近傍と同等の SFR を持っと gzK-RG の赤方偏移と星形成率の関係を示した。 銀河が存在していることがわかった。
先行研究で調査された電波銀河は z = 0 – 2 にかけて星形成率が上昇し、z ≥ 2 では log SF R ∼102 – 104M⊙ /yr を示している。本研究で選択された sgzK-RG

Referenceの大半は、この傾向に一致している。しかし、pgzK-Barthel. P., et al. 2012, ApJ, 757, 26
Best, P. N., et al. 2012, MNRAS, 421, 1569
RG は log SF R ∼10−1 – 101 M⊙ /yr に分布してい Boquien. M., et al. 2019, A&A, 622, 103
る。これは、近傍の電波銀河のような星形成をやめ Daddi. E., et al. 2004, ApJ, 617, 746
Daddi, E., et al. 2007, ApJ, 670, 156
た電波銀河が z ∼ 2 の時点で既に存在していたこと De Breuck, C., et al. 2000, A&AS, 143, 303
Drouart. G., et al. 2014, A&AS, 566, 53を示唆している。
Emonts. B. H. C, et al. 2015, A&AS, 584, 99
Falkendal. T., et al. 2019, A&A, 621, A27
Hopkins, P. F., et al. 2008, ApJS, 175, 356
Magorrinan. J., et al. 1998, AJ, 115, 2285
5 Conclusion
Toba. Y,, et al. 2015, ApJS, 67, 86
Y., et al. 2019, ApJS, 243, 15
gzK 選択を用いた z ∼ 2 の遠方電波銀河探査を行っ Toba.
Yamashita. T., et al. 2018, ApJ, 866, 140
た。sgzK-RG を 88 天体、pgzK-RG を 18 天体選出 Yamashita. T., et al. 2020, AJ, 160, 60

61

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銀河 a13

SMBH 質量ーバルジ質量関係の赤方偏移進化
清水 達生

62

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

SMBH 質量ーバルジ質量関係の赤方偏移進化清水達生 (北海道大学大学院 理学院宇宙理学専攻)

Abstract
ほぼ全ての銀河の中心には超大質量ブラックホール (SMBH) が存在することが知られている。SMBH 質量にはホスト銀河のバルジの質量や速度分散と相関があるため、SMBH は銀河と共進化していると考えられている。この共進化の描像を理論的に調べるために、今回、我々は準解析的銀河形成モデル ν 2 GC を用いて、SMBH 質量―バルジ質量関係の赤方偏移進化を調べた。その結果、我々のモデルでは、近傍のよく知られた関係は、高赤方偏移 (z ≳ 3) では 近傍の関係の上下に位置する 2 つの系列に分かれることを予言することを発見した。このように 2 つの系列が現れる理由は、我々のモデルでは SMBH へのガス供給の主なトリガー
として、銀河同士の合体と円盤の不安定性 (DI) の 2 つを考えているためである。我々のモデルでは DI では円盤からバルジへと移動する星の質量に対して、円盤からバルジおよび銀河中心部へと供給されるガスの割合が非常に小さいことを仮定している。そのため、円盤からの星の移動によるバルジの質量増加に対して
ガス降着による SMBH の質量増加は小さい。一方、銀河合体では、合体してきた銀河のもつガスは全てバルジに持ち込まれて、爆発的星形成と SMBH へのガス供給に使われることを仮定しているため、特にガスの割合の高い高赤方偏移においてバルジ質量の増加に比例するように SMBH の質量は増加する。低赤方偏移になると、このようなガスリッチな合体は減り、銀河合体は SMBH 質量をあまり増やさずにバルジを優
先的に太らせるようになる。これは、SMBH 質量―バルジ質量の平面上で、上の系列の銀河を下の系列の方へと移動させる効果をもち、やがて 2 つの系列は近傍の 1 つの SMBH 質量―バルジ質量関係へと収斂していくことが分かった。我々の得た結果は高赤方偏移の SMBH 質量-バルジ質量関係と組み合わせることで、未だ不確かである DI のモデルに制限を加えることができる可能性を示している。

1

例えば、Croton（2006）では準解析的銀河形成モデ

Introduction

ルを用いて高赤方偏移での SMBH 質量とバルジ質量

銀 河 の 中 心 部 に は 超 大 質 量 ブ ラック ホ ー ルの関係が調べられている。この論文では、SMBH 質（SMBH）が 存 在 す る こ と が 知 ら れ て い る 。こ の量とバルジ質量の系列が高赤方偏移にいくにつれて、

SMBH の質量とホスト銀河の諸物理量（バルジのSMBH 質量ーバルジ質量平面において、上側にシフ

質量や速度分散など）の間には相関があることが観トしていくということが示されている。Habouzit et測などからわかっている（Magorrian et al. 1998;

al.（2021, 2022）では 6 つの宇宙論的流体シミュレー

Ferrarese & Merritt 2000; Haring & Rix 2004;
McConnell & Ma 2013）。このことは SMBH と銀河の共進化を示唆していると考えられており、SMBH

ションを用いて SMBH 質量と銀河の星質量の関係の
赤方偏移進化が調べられている。彼らは、どのシミュ
レーションを用いるかで、進化の様子が異なること

質量と銀河の諸物理量との間の関係については活発を示した。

に研究がおこなわれている。
本研究では、SMBH 質量とバルジ質量の関係、特に高赤方偏移における関係について調査を行っている。近傍の宇宙においては SMBH 質量とバルジ質量の間に比例関係が存在するということが知られているが、高赤方偏移において、この比例関係がどうなっているのかということは不確かである。

高赤方偏移における SMBH 質量とバルジ質量の関係の観測も進んできている。例えば、Suh et al.
（2020）は観測データを用いた解析によって、すくな
くとも z ∼ 2.5 までは、SMBH 質量と銀河の星質量の関係の間に大きな進化はないことを示した。Izumi

et al.（2021）では Z ∼ 6 においても、SMBH 質量ー
バルジ質量平面において、近傍の系列よりも下に存

高赤方偏移における SMBH 質量とバルジ質量の関在する低高度の銀河があることを示しており、近傍係について調べた理論的な先行研究はいくつかある。

632023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
は合体相手の銀河から獲得するガスの量である。

の系列より上に存在する銀河が多く観測されているのは、明るさによるバイアスではないかということ

一方、銀河合体が起きた場合、SMBH はスターバーが示唆されている。本研究では、このように不確か

スト中のガスの降着によって成長する。成長量は以な、高赤方偏移での SNBH 質量とバルジ質量の関係

下のように計算する。

に対して新たな知見を得て、SMBH と銀河の共進化

fBH
0∆MBH = α+β+f
Mcold
BH

についての理解を深めるため、準解析的銀河形成モデルν 2 GC を用いて SMBH 質量とバルジ質量関係の赤方偏移進化を調査している。

円盤の重力不安定が起こった場合、バルジは以下の 2 種類の方法で成長する。円盤からの星の移動とスターバーストによる星の生成。円盤からの星の移2動量は以下のように計算する。∆Mds = fbar Mds

Methods

スターバーストによる星の生成量は以下のように計算する。

準解析的銀河形成モデルとは、銀河形成を解くにあたって、ダークマターハローの形成や合体について

α0∆Mstar,burst = α+β+f
Mcold
BH

は N 体シミュレーションなどを用いて扱い、ハロー0
Mcold≡ ∆M1,dg
)
(
)}
{
(
R
R
DI
exp − rgas
∆Mdg
= Mdg 1 − 1 + rgas
ds
ds

内でのバリオンの物理は現象論的な方程式を用いて扱うという方法である。シミュレーションによる方法と比べて、少ない計算コストで広い領域を計算することができたり、様々な物理モデルを試しやすい

Rgas
rds = (1 − fg )fd fbarなどの利点がある。本研究では、N 体シミュレーショ

一方、円盤の重力不安定が起きた場合も、SMBH

ンとして micro-Uchuu（Ishiyama et al. 2021）を用はスターバースト中のガスの降着によって成長する。

いており、バリオン物理を扱うモデルとしては、基成長量は以下のように計算する。

本的に Shirakata et al. 2019 で使われたものと同じ

fBH
0∆MBH = α+β+f
Mcold
BH

ものを用いている。この章では、バリオン物理を扱うモデルのなかでも、SMBH とバルジの成長に関係するモデルを簡単に紹介する。

SMBH とバルジが成長するトリガーとしては、銀

3

Results

河合体と円盤の重力不安定という二つが存在する。

図 1 は我々のモデルにおける、z=0 から z=5 まで

銀河合体が起こった場合、バルジは以下 3 種類のの SMBH 質量ーバルジ質量関係を示している。我々

方法で質量を獲得する。合体相手の銀河に含まれてのモデルでは z=0 の結果を上手く再現できているこ

いた星の獲得、円盤からの星の移動、スターバースとが見て取れる。一方で、高赤方偏移においては、上トによる星の生成。円盤からの星の移動量は以下の下に二つの系列が現れるという特徴的な結果を示しように計算する ∆M1ds = min(f∗ M2 , M1ds ) ここでている。

f∗ = G(µ) = 2µ/(1 + µ)、µ = M2 /M1 。
スターバーストによる星の生成量は以下のように
計算する。
α
0
Mcold
∆Mstar,burst = α+β+f
BH

∑
0
Mcold
≡ ∆M1,dg + i>1 Mi,dg
{
(
)
(
)}
R
Rgas
∆M1,dg = M1,dg 1 − 1 + rgas
exp
−
r
ds
ds
Rgas
rds = (1 − f1g )f1d F (θ, b)G(µ)

二つの系列の存在は、SMBH とバルジの成長に二つのトリガーがあるということに起因している。2 章
で説明したように、我々のモデルには銀河合体と円盤の重力不安定という二つの SMBH とバルジの成長
トリガーが存在する。図 2 は図 1 と同じグラフを、

SMBH がどちらのトリガーで主に成長したかという数値によって色づけしたものである。赤色は SMBHが主に銀河合体で成長したことを、青色は SMBH が
主に円盤の重力不安定で成長したことを表している。
この図から、上の系列の銀河は銀河合体を経験して∆M1,dg は円盤から移動するガスの量であり、Mi,dg

64

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校獲得するガスの量が違うためである。SMBH の成長
量はバルジの獲得するガスによってコントロールされる。円盤から移動してくるガスの量は移動してくる星の量より少ないため、円盤の重力不安定による成長は SMBH 質量ーバルジ質量平面において傾きの
小さな移動となる。一方で銀河合体の場合は、合体
相手からのガスも獲得できるため、円盤の重力不安定と比べて大きな傾きの移動となる。図 3 からその傾きの違いを見て取ることができる。

図 1: z=0 から z=5 までの SMBH 質量ーバルジ質量関係。z=0 の実線は、McConnell & Ma 2013 の ﬁg3
における best-ﬁtting power low
いる一方で、下の系列の銀河は円盤の重力不安定性
のみで成長していることが見て取れる。

図 3: 図の実線は z=x+1 に下の系列に存在した銀河の z=x までの SMBH 質量ーバルジ質量平面での進化を表している。進化には傾きの小さなものと傾きの大きなものの 2 種類があることを見て取ることができる。

4

Summary and Discussion
本研究ではいまだ不確かである、高赤方偏移でのSMBH 質量ーバルジ質量関係に対して、準解析的銀河形成モデル ν 2 GC を用いて予言を行った。その結∆Mmrg∆Mmrg +∆MDI であり、R が大きいほど、果、高赤方偏移では二つの系列が現れるということ

その銀河に含まれる SMBH は主に銀河合体で成長しが発見された。この二つの系列は SMBH とバルジのていることになる。上の系列の銀河の SMBH はほと

成長モデルに銀河合体と円盤の重力不安定という 2んど銀河合体によって成長しており、下の系列の銀種類があることによるものであった。円盤の重力不河の SMBH はほとんど円盤の重力不安定によって成安定のモデルには確たるものが存在しないが、我々長しているということが見て取れる。

の結論と高赤方偏移での SMBH 質量ーバルジ質量関

図 2: R =なぜ二つのトリガーが二つの系列を生み出すのかというと、それぞれの事象が起きたときにバルジが係を組み合わせることでこのモデルに制限を加えることが可能であると思われる。また、円盤の重力不安定性のモデルは銀河の形態に何かしらの影響を与65

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
えるものと思われる。そのため、銀河の形態に注目した研究もこれから進めていきたいと考えている。

Reference
Croton D.J., 2006, MNRAS,369,1808
Ferrarese L., Merritt D., 2000, ApJL,539,L9
Habouzit M., et al., 2021, MNRAS,503,1940
Habouzit M., et al., 2022, MNRAS,511,3751
Ishiyama T., et al., 2021, MNRAS,506,4210
Izumi T., et al., 2021, ApJ,914,36
Magorrian J., et al., 1998, AJ,115,2285
McConnell N. J., Ma C.-P., 2013, ApJ,764,184
Suh H., et al., 2020, ApJ,889,32
Shirakata H., et al., 2019, MNRAS,482,4846

66

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銀河 a14

南極 12 ｍテラヘルツ望遠鏡のサイエンス検討
若杉 航希

67

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

南極 12m テラヘルツ望遠鏡のサイエンス検討
若杉 航希 (筑波大学大学院 宇宙観測研究室)

Abstract
近年アタカマ大型ミリ波サブミリ波干渉計 (ALMA) によって、赤方偏移 6 以上 (宇宙年齢 10 億年未満) の星形成銀河から [Oiii]88µm や [Cii]158µm など遠赤外線の微細構造線の観測が精力的に行われている [1][2][3][4]。遠赤外線の輝線は、可視光の輝線に比べダスト減光の影響が小さい利点があり、その輝線比から星間媒質の基本的な情報 (重元素量、密度) を推定できるため、銀河進化の研究で重要である。しかし、ALMA Band 9 (602-720 GHz) や Band 10 (787-950 GHz) など高周波数帯の観測は、とくに観測条件の良い時期に限られている。それゆえ、[Oiii]88µm([Cii]158µm) の観測は主に Band 8 すなわち赤方偏移 6 以上に限られている。また、赤方偏移 6-7 程度の銀河の電子密度を推定する上で貴重な [Oiii]52µm 輝線を遠方銀河で観測した例が少ない [5]。
このような背景の中で、南極大陸は標高が高く、乾燥しており、年中気候が安定しているため、サブミリ波やテラヘルツ波の観測地点として注目されている。本講演では、筑波大学を中心とする研究グループによって推進されている、南極 12 m テラヘルツ望遠鏡 (ATT12) のサイエンスの検討状況を報告する。ATT12 の観測できる周波数帯域はおよそ 230GHz 2000GHz であり、地上で唯一テラヘルツ帯の観測が可能である。我々は、南極での周波数ごとの光学的厚みの情報を用い、システム雑音を導出し、ATT12 が実際に観測できる周波数帯 (大気の窓) と微細構造輝線の輝線光度の検出限界を調べた。さらに、輝線光度と赤外線光度 LIR の関係を利用して、輝線を調べられる赤外線光度の検出限界を推定した [6]。結果、[Oiii]88µm や [Cii]158µm
は赤方偏移 1-3 という、宇宙の星形成史において最も星形成活動が活発であった時代まで観測可能と明らかにした。また、[Oiii]52µm 輝線の場合、赤方偏移 7 にある赤外光度 LIR =1013 L⊙ の天体まで現実的に観測可能と明らかにした。これをもとに、ATT12 がもたらすと期待される銀河進化への知見を議論する。

1に到達する際、大気の水蒸気による吸収を強く受けIntroduction

るため、標高が高く、乾燥している環境が観測には現在天文学では、天体の観測方法として重力必要である。そのような環境として、南極大陸内部

波、素粒子と様々な手法が用いられるようになってが挙げられる。筑波大学を中心とする日本国内の研きているが代表的な手法は電磁波観測である。電磁究グループによって、南極望遠鏡計画が推進されて波には電波、赤外線、可視光線、X 線といったさ

おり、南極 12m テラヘルツ望遠鏡 (ATT12) はその

まざまな波長領域があるが、電波観測では電磁波の将来計画の一つとして位置付けられている。本公演

中でも波長の長い電波を観測する。遠赤外線を含む

では、南極の大気透過率のデータを用いて、ATT12

サブミリ波帯 (300GHz 3.0THz) やテラヘルツ波帯の性能を評価する。ATT12 で観測可能な微細構造輝(1.0THz 3.0THz) のような高周波数の電波は遠方銀線の検出可能光度とその赤方偏移の推定を行う。

河を観測する上で非常に有力である. 特に星間ガスから放射される微細構造輝線は銀河の状態を知る上で重要な観測対象となる。

2

偏移によってサブミリ波やテラヘルツ波となって地

Methods/Instruments
and Observations

上へ到達する。遠赤外線やサブミリ波のような電磁

本節では主な解析方法と用いたデータについて

波は波長が長いことから星間ガス内に混ざって存在紹介していく。今回は単一鏡型電波望遠鏡で分光観測する星間ダストによる吸収を受けずに天の川銀河やを想定する。南極での各周波数に対応する光学的厚み

系外銀河の内部を見通すことができる。しかし地上のデータを用いて、光学的厚みから天体から ATT12このような微細構造輝線は遠方銀河の場合、赤方68

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校のシステム雑音の計算を行う。現実的な観測時間で観測が可能なシステム雑音の小さい周波数領域の大気の窓がどの周波数帯にあるかを調べる。また、シ
ステム雑音から望遠鏡の検出可能な最小フラックス
密度を計算することで赤方偏移に対応した観測可能な原子の微細構造輝線の輝線光度を求める。また、輝線光度と赤外線光度の関係から、各輝線が検出可能な銀河の赤外線光度を推定する。
各周波数に対応するシステム雑音 Tsys は光学的厚み τ を用いて次のように求める:

Tsys =

1((TRX + Tamb )exp(τ Z) − ηTamb )η(1)

ただし、受信機雑音 TRX 、フィード効率 η 、天長距
離 Z 、望遠鏡や大気の大気の温度を Tamb とするまた
最小検出フラックス密度 ∆S と赤外光度 LIR =1013 L⊙

Lline = 1.0410−3 ∆S∆vdL (z)2 νL⊙ [7]LLine) = c[6]log1 0(LIRきのグラフとなる。黒線と赤線が重なるところと赤示す。また赤方偏移 0.7 付近にある黒の直線は 1 THzの感度とする。

2K[ s] 5kB Tsys
2kB
=
× √
5∆T
η A Apη
Bt
A Ap

黒線はシステム雑音を 10 万 K(=観測不可) としたと線より赤外線光度の低い銀河は観測できないことをは以下のようにして求める。ただし、∆T は望遠鏡

∆S =図 1: 赤線は [Cii]158µm 輝線の検出可能赤外線光度、を示し、ここよりも低い赤方偏移がテラヘルツ帯と
なる。

(2)

4

(3)

Discussion(4)[Cii]158µm 輝線の赤方偏移 1-3 で観測可能なこと(5)から、観測可能な星生成の活発な銀河の星生成率の推定も可能と考えられる。赤方偏移 3.0 や 6.0 付近でここで定数 c は赤外光度を導出する際の定数で各は [Oiii]88µm 輝線と [Oiii]52µm 輝線の同時観測も輝線と異なる値である。本研究で用いる各輝線の定可能と考えられる。これにより観測可能銀河の電子数 c は Bonato 2019[6] を参考にした。

密度の推定も可能と考えられる。
あまり観測されていない他の輝線の観測可能性に

3

ついても調査をすることでより観測可能銀河の物理

Results

状態の推定が可能と考えられる。また重力レンズを

本節では主にグラフで表した [Cii]158µm 輝線につ用いて観測可能赤外線光度を広げることで他の輝線の観測可能性が広がるのではないかと考えられる。

いて紹介していく [図１]。

[図１] では速度幅を 100km/s、積分時間を 100 時
間での計算となる。[Cii]158µm 輝線は超高光度赤5) <13) 以上の光度を外銀河 (ULIRG:12 <log1 0( LLIR⊙
持つ銀河の観測を可能と推定できる。[Oiii]88µm やConclusion
南極の大気透過率を用いて、南極 12m テラヘルツ[Cii]158µm は赤方偏移 1-3 という、宇宙の星形成史

望遠鏡 (=ATT12) で観測可能な周波数帯 (=大気のにおいて最も星形成活動が活発であった時代まで観測可能と明らかにした。また、[Oiii]52µm 輝線の場
合、赤方偏移 7 にある赤外光度 LIR =1013 L⊙ の天体窓) を調査した。大気の窓から各輝線の検出赤外光度と赤方偏移の関係を導出し、各輝線でテラヘルツ帯の観測が可能と確認した。

まで現実的に観測可能と明らかにした。

今後の課題として赤外光度関数から ATT12 での銀河の検出頻度をシュミュレーションを用いて表す

69

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ことと、同時観測可能な輝線の赤方偏移をさらに詳細に調査することが挙げられる。

Acknowledgement
本研究を進めるにあたって、多くの方々からご指導とご協力を頂きました。
指導教員である久野成夫教授には南極望遠鏡計画
や電波望遠鏡の仕組み、研究の進め方についてご教授いただきました。定期的なミーティングの際に、教科書や自身の研究の理解の足りていないところのアドバイスをいただきました。卒業論文や卒業研究発表に関して逐一アドバイスを頂き、深く感謝申し上げます。
同じく指導教員である橋本拓也助教には天文学の基礎的な知識や天体からの輝線、私の研究分野と似た他の方の論文についてご教授いただきました。4 年
生ゼミや自身の研究でつまずいた際に、論文の紹介と同時に教えていただき、さらなる知識を付けることができました。また AGNAGN ゼミを紹介していただき、これまで深く追求していなかった輝線の知識を得ることができました。深く感謝申し上げます。
宇宙理論グループの矢島秀伸准教授には定期的なミーティングの際に、理論側からの視点でお話しを頂き、視野を広く持つことができました。ご多忙の中、お時間を設けてくださり深く感謝申し上げます。

Reference
1] Hashimoto 2018, Nature, 557, 392
2] Inoue 2019, Science, 352, 1559
3] Tamura 2019, ApJ, 874, 27
4] Fudamoto 2021, Nature, 597, 489
5] Killi 2023, MNRAS, 521, 2526
6] Bonato 2019, PASA, 36, 17
7] Chris Carilli, Fabian Walter 2013, Annual Reviewof Astronomy and Astrophysics, vol. 51, issue 1, pp.
105-16170

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銀河 a15

JWST/MSA シャッターのスリットロスによる物理量測定への影響碓氷 光崇71

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

JW ST /MSA シャッターのスリットロスによる物理量測定への影響碓氷

光崇 (筑波大学大学院 数理物質科学研究群)

Abstract
ジェームズウェッブ宇宙望遠鏡（JW ST ）の登場により、宇宙再電離期における銀河の星間媒質を特徴づける重要な物理量（重元素量や電離パラメータ、電子密度など）の詳細な測定が可能となった。JW ST の分光観測では主に面分光（IFU）モードと多天体分光（MOS）モードが使用される。IFU は 3” × 3” という小さな視野内を分光し、空間分布を調べることができる。MOS は 3.4′ × 3.6′ の広視野を持ち、多くの天体を一度に分光観測できるという利点がある一方で、1 つのスリットは 0.20” × 0.46” と小さいため、フラックスを漏らしてしまい誤った物理量を測定する可能性がある。そこで本研究では、大規模なサンプル数と高い分解能を実現している FirstLight シミュレーション (Ceverino et al. 2017) で形成された赤方偏移 7、星質量> 108 M⊙ の天体を使用した。シミュレーション天体に対して CLOUDY(Ferland et al. 2013) を用いて輝線計算を行い (Nakazato et al. 2023)、そのデータに対して擬似的に面分光、及びスリット分光観測を行うことでスリットロスによる物理量測定への影響を調べた。その結果、フラックスは 40 ∼ 70% の大きな漏れがあった一方で、フラックスの比から求める重元素量や電子密度といった物理量については面分光とスリット分光の差が ∼ 10% であり、スリットロスの影響は少ないことがわかった。また、輝線ごとにフラックスロスの大小が異なることも明らかになった。これは電離ポテンシャルの高いイオンからの輝線ほど天体中心で輝線強度が大きく、輝線ごとに異なる表面輝度分布をするため、フラックスロスの大小が異なると考えられる。

1て擬似的に面分光、スリット分光観測を行い、フラッIntroduction

クス自体のスリットロスや物理量に対するスリット

赤方偏移 z ≳ 6 の遠方銀河の星間媒質（ISM）のロスの影響を調べた。

性質を理解することは、銀河進化や銀河形成を理解する上で、さらには宇宙再電離現象そのものを理解する上で重要である。ISM の重要な物理量である重元素量、電離パラメータ、電子密度などは、静止系
可視光の輝線比から求めることができ、従って静止

2

Data and Methods

2.1

Data

系可視光の分光観測が必要不可欠であるが、JW ST

本研究では、FirstLight(Ceverino et al. 2017) での登場によって z ≳ 6 に対する静止系可視光の高感形成されたシミュレーション天体を使用している。

度な観測が可能となった。

FirstLight は宇宙再電離期 (z ≳ 6) の銀河形成を調べ

JW ST /NIRSpec の分光モードとして、面分光ることができ、非常に高い空間分解能かつ最大規模の（IFS）モードと多天体分光（MOS）モードが挙げられる。IFS は 3” × 3” という非常に小さな視野ではあるが、その視野内の天体を面分光でき、天体の空間

2023)。一方 MOS モードは 3.2′ × 3.4′ という広視野内に数万個のスリットを配置し、多くの天体を一度つ一つのスリットは 0.20” × 0.46” と非常に小さいた

そこで本研究では、シミュレーション天体に対しれらの出力結果をもとに、Nakaato et al. (2023) では

M⋆ ≳ 108 M⊙ の天体に対して CLOUDY を使用して輝線計算を行い、IFU 擬似データを作成している。今に分光観測できる (e.g., Bunker et al. 2023) が、一量を測定してしまう恐れがある。

は形成された天体のガス個数密度、ガス温度、ガス金
属量、星質量などを出力として得ることができる。こ

情報を取得することができる (e.g., Hashimoto et al.

め天体のフラックスを漏らしてしまい、誤った物理

サンプル数を実現している。このシミュレーションで

回はこのデータのうち、赤方偏移 7 の 2 天体 (それぞれ halo101、halo102) に対して G395H/F 290LP（波長分解能 R ∼ 2700、観測波長範囲 2.87 − 5.27 µm）で観測した場合の擬似データを使用した。

72

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
データの例として、halo101、halo102 の [Oiii] 5007

Å, [S ii]6716 Å, [Sii]6731Å と ALMA で観測可能な

Å 積分強度図を図 1、2 にそれぞれ示す。

[Oiii]52 µm, [Oiii]88 µm である。最後の 2 輝線も測定した理由としては電子密度の測定に使用でき、将

1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0

来 JW ST と ALMA の両方を用いた実際の観測をし0.00014た際に本研究との比較ができるためである。

0.00012[erg/s/cm2/sr 1]

y [arcsec]

halo101 OIII5007 F bin

0.000160.000100.00008
0.00006
0.00004
0.0

0.5
x [arcsec]

1.0

0.000020.00000

上記で測定した輝線フラックスを用いて、重元素
量、電子密度、電子温度、電離パラメータを測定している。今回はそのうち重言ん素量について述べる。重元素量は強輝線法 (Nakajima et al. 2022) を使用し、R23 = ([Oii]3727,3729 Å+[Oiii]4959,5007

Å)/Hβ 、N2 = [Nii]6584 Å/Hα、O3N2 = ([Oiii]5007
Å/Hβ)/([Nii]6584 Å/Hα) の 3 つの指標から求めた。

1.2
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0

halo102 OIII5007 F bin

0.000200
0.000175
0.000150[erg/s/cm2/sr 1]

y [arcsec]

図 1: halo101 の [Oiii] 5007 Å 積分強度図

0.000125
0.000100
0.000075
0.000050
0.0

0.5
1.0
x [arcsec]

0.000025
0.000000

図 3: それぞれの天体に対する 2 パターンのスリット
分光

図 2: halo102 の [Oiii] 5007 Å 積分強度図

2.2

Methods

3

Results

3.1

Flux

本研究では、二つのシミュレーション天体に対し

ここでは halo101 についての結果を示す。まずフて面分光と方向の異なる二つのスリット分光、計 3

ラックスについて、面分光に対する各スリット分光

パターンの擬似観測を行なった。面分光観測は図 1,のフラックス比を示した図を図 4 に示す。色の違い
2 に示したような天体全体の輝度を使用してフラッ はスリットの向きの違いに対応する。この図から、スクスを測定した。2 パターンのスリットはそれぞれ リットの向きによってスリットロスの度合いが異なの天体に対して図 3 のように配置し、そのスリット

る、輝線ごとにスリットロスの影響が異なることが内の輝度を測定することでフラックスを測定した。 明らかになった。
なお、測定した輝線は [Oii]3727,3729 Å, [Oiii]4363

Å, [Oiii]4959 Å, [Oiii]5007 Å, Hβ, Hα, [Nii]6584

732023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校てスリットロスの影響が異なったと考えられる。実際の観測において、スリットロスを補正する際は PSFの波長依存性は考慮しているが (e.g., Bunker et al.

2023)、このような輝線ごとの空間分布の違いも考慮しないと十分な補正ができていないと考えられる。
上記のようにフラックスに対してはスリットロス
影響が顕著であったのに対し、重元素量のスリット
ロスの影響はほとんど見られなかった。これは、輝図 4: 面分光のフラックスに対するスリット分光のフ線の比をとったことで、ロスの影響が打ち消されたラックス比ためだと考えられる。多くの場合、ISM の物理量はフラックスの比を対数スケールにして使用する。従っ3.2て、上記で述べたような輝線ごとのフラックスのロ

Metallicity

スの影響も軽減され、物理量に対するスリットロス
重元素量の結果を示す。今回はスリットロスの影の影響が見られなかったと考えられる。一方で、Hα響を調べることが目的のため、それぞれの測定値はを用いて SFR を求める場合のように、比を取らずに割愛する。図 5 に重元素量の面分光に対するスリッ 物理量を測定する際はスリットロスの影響が顕著に
ト分光比を示す。この図から、スリットの向きに関 現れ得ると考えらるため、補正が必要である。
わらずスリットロスの影響はほとんどないことがわ
かる。

1.050

rate

1.025
1.000
0.975
0.950

図 6: 各イオンの電離ポテンシャル

R23

N2

O3N2

図 5: 面分光の重元素量に対するスリット分光の重元5

素量比Conclusion
本研究では、シミュレーション天体に対して擬似的に面分光、スリット分光することで物理量に対するスリットロスの影響を調べた。その結果、フラッ

4

クスのスリットロスの影響はスリットの位置、およDiscussion

び輝線ごとに異なることがわかった。これはイオン

まずフラックスについて、輝線ごとにスリットロス

ごとに電離ポテンシャルが異なるためだと考えられの影響が異なることが本研究で明らかになった。こる。また、フラックスは多くのロスが見られた一方

れは、各イオンの電離ポテンシャルの違いが原因だ

で、重元素量などの物理量には影響が見られなかっと考える。図 6 に示したように、酸素の二階電離ポた。これは、輝線比を用いるためロズの影響が軽減

テンシャルとその他の輝線の電離ポテンシャルが大されたためだと考えられる。

きく異なることがわかる。電離ポテンシャルが大きいほど天体中心での輝線強度は強くなり、弱いと天体の外側まで淡く広がる分布をする。スリットロス

Reference

は輝度分布に大きく依存するため、電離ポテンシャ Hashimoto, T., Álvarez-Márquez, J., Fudamoto, Y., etal. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2305.04741,
ルの違い、すなわち輝線ごとの空間分布の違いによっ74

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Bunker, A. J., Cameron, A. J., Curtis-Lake, E., et al.
2023, arXiv e-prints, arXiv:2306.02467,
Ceverino, D., Glover, S. C. O., & Klessen, R. S. 2017,
MNRAS, 470, 2791,
Ferland G. J., et al., 2013, Rev. Mex. Astron. Astroﬁs.,
49, 137,
Nakazato, Y., Yoshida, N., & Ceverino, D. 2023, arXiv
e-prints, arXiv:2301.02416,
Nakajima, K., Ouchi, M., Xu, Y., et al. 2022, ApJS,
262, 375

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銀河 a16

スリッド分光データを用いた z 4 クエーサーにおける
Ly αハローの検出
星 宏樹

76

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

スリット分光データを用いた z∼4 QSO における Lyα ハローの検出
星 宏樹 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
銀河の周囲のハローには普遍的に銀河周縁物質 (CGM) と呼ばれるガスが存在していると考えられている。
この CGM を理解することは、銀河自身の星形成やその中心に位置するブラックホールにどのようにガスが供給されるのかを知る上で重要である。この CGM は Ly αで淡く広がって輝いており、この Ly αハロー
は CGM を観測的に調べる 1 つの有効な方法となっている。通常、銀河の Ly αハローは表面輝度が低く個別に観測できる例は限られている。一方、強い輻射場を持つクエーサーは個々の天体で Ly α検出することができるため、これを解析することで銀河やブラックホールの進化に関するより詳細な描像を得ることが可能となる。これまでの研究では、面分光を利用する手法が取られてきたが、データの数が限られてしまっていた。そこで我々はスリット分光データを多数集めてこの Ly αハローを検出することを着想した。これにより空間方向の情報は失われるものの、これまでよりも遥かに多くの天体を解析することが可能となる。
我々は手始めに z ∼ 4 の暗いクエーサーにこの方法を適用した。結果として、50kpc 程度に広がった構造が検出され、先行研究と consistent な値が得られたことで本手法の有効性が示された。今後さらに解析を進めていくことで、発光メカニズムやガスの inﬂow、outﬂow 等その性質の理解が進むことが期待される。

1

Introduction
銀河の周囲のハローには普遍的に銀河周縁物質(CGM) と呼ばれるガスが存在していると考えられている。銀河内外のガスのやり取りは CGM を介して行われるため、これを理解することは、銀河自身の星形成やその中心に位置するブラックホールにどのようにガスが供給されるのかを知る上で重要となる。
この CGM は銀河からの放射により Ly αという特徴的な光を発して輝いており、広がった構造 (Ly αハロー) として観測される。この Ly αハローは CGM
を観測的に調べる 1 つの有効な方法となっている。しかしながら、通常銀河の Ly αハローは表面輝度が低図 2: Ly αハローの広がりの様子。色は Ly αの強さに対応し、赤いほど放射が強い。Ly αハローの中には
この天体のように非対称な分布を見せるものも存在する。(Cantalupo et al. 2014)

く、個別に観測できる例は限られている。一方、銀河の中心の非常に狭い領域が明るく輝いている天体であるクエーサーでは、その強い輻射のおかげで個々の天体で Ly αハローを検出することができるため、これを解析することで銀河やブラックホールの進化に関するより詳細な描像を得ることが可能となる。
こ れ ま で QSO
図 1: 銀河とその周囲のガスについての概念図。”Circumgalactic medium”が CGM であり、Ly αで検出される部分が Ly αハローと呼ばれる。(©C. CHANG)

MUSEUM(Arrigoni

Battaia

et al. 2019)、REQUIEM(Farina et al. 2019)、
KCWI(Zheng Cai et al. 2019) 等の数多くのサーベイが行われ、Ly αハローは濃い、イオン化した77

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
冷たい (n > 1cm−3 ，T ∼ 104 K) ガスであること(Cantalupo et al. 2016)、Ly αハローの表面輝度はクエーサーの光度と正の相関があること (Mackenzie

et al. 2020) 等その性質が明らかにされてきた。しかしながらその発光メカニズムは、再結合、散乱、衝突励起等候補はあるもののまだ詳しく理解されていない (Cantalupo 2017)。
これまでの研究では面分光を利用する手法が取られてきたが、面分光は手間のかかる手法であることから、データの数が限られてしまっていた。そこで

図 3: 等級分布の比較。x 軸は i-band における絶対等級であり、値が小さいほど明るいことを表す。

我々は通常のスリット分光データを多数集めてこのLy αハローを検出することを着想した。これにより空間方向の情報は失われるものの、これまでよりも遥かに多くの天体を解析することが可能となる。本
研究ではスリット分光データに対する解析手法を確
立し、Ly αハローについて多数のデータを用いた系
統的なアプローチを行う。
我々は手始めに、z∼4 の暗いクエーサー 20 天体に
この方法を適用することにした。暗いクエーサーは
明るいものに比べ輻射が弱く、性質や発光メカニズム
が明るいクエーサーとは異なる可能性が考えられる。
本 研 究 で は Λ CGM 宇 宙 論 を 仮 定 し 、H0=70km s−1 M pc−1 , Ωm = 0.3, ΩΛ = 0.7 を採用する。

2

Data
本解析に用いるデータは、He et al.(2018) で検出された天体のうち 20 天体について DEIMOS で分光観測を行ったものである。図 3 は Mackenzie et al.

2020 との絶対等級の比較である。本研究で使用するデータは、「暗い」クエーサーを研究した Mackenzie

et al.(2020) に比べても同等以上に暗いものを扱って

図 4: 波長に対するピーク位置、σ のプロット。縦軸はそれぞれ空間座標、pixel である。赤い線が回帰曲線で、上の図は２次、下の図は１次である。フィッティン
グにおいては、Ly αの速度-500km/s〜+500km/sの範囲を除き、また 3 σ clipping を行うことによりノイズや extended な成分の影響を減らしている。

いることが確認できる。
次曲線で、分散は直線でフィッティングを行うことで3

Continuum subtraction

ピーク位置と分散を波長の関数で表すことで、Ly α
ハローの影響のない波長範囲から銀河成分の推定を

Ly αハローを検出するためには、観測された光か 行った。
このようにして求めたガウシアンを引いた後の値
ら銀河の寄与分を除かなければならない。本研究では、Willot et al.(2011) の方法を参考に操作を行っ に対し S/N を算出し、S/N>1 の範囲を Ly αハローの波長範囲と見積もった。この範囲は銀河成分+ハた。操作の概要は次の通りである。
まず、各波長で空間方向の広がりに対しガウシア

ロー成分が観測されているため、いずれの成分もガ

ンフィットを行い、波長対ガウシアンのピーク位置・ ウシアンで近似できると見なしたとき、観測光は２分散のプロットを作成した。これに対しピークは二 つのガウシアンの足し合わせでうまく表現できると78

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: QSO の 2 次元スペクトル。上が元のデータ、下がContinuum subtraction 後のスペクトルである。横軸は波長方向、縦軸は空間方向に対応している。下図のように、ある波長範囲において空間方向に広がりを持つ構造が残差として表れており、これが Ly
αハローに相当する。

図 6: SB radial proﬁle. 縦軸は log スケールである。２つの実線は、それぞれ中心に対し対称の位置における SB の値に対応する。また、点線はそれぞれのノ
イズの大きさを表している。中心から指数関数的に減少していくことが確認でき、50kpc 程度の広がりを見せている。

考えられる。そこで我々はこの範囲についてダブル
ガウシアンフィットを行った。一方のガウシアンは
ピーク位置と分散を上記で推測した値に固定している。それを観測値から引くことで、Ly αハローの範
囲でのハロー成分の推定を行った。
計算をしたものの例が図 5 である。このように Ly
αハローは残差として表れる。

4

図 7: 絶対等級と Ly αハローの広がりの関係の比較。本
研究の結果 (星印) は同じく暗いクエーサーを扱った
Mackenzie et al. (2011)(橙の丸) と同じような空間に存在することが確認でき、絶対光度と広がりの間に相関があることが示唆されている。

Radial proﬁleLy αハローの解析には表面輝度 (SB) の中心から5の距離に応じた分布がよく用いられる。SB の radial

proﬁle を作成することで、輝度の値やハローの広がりを評価することが可能になる。本研究では S/N > 1

Summary
DEIMOS を用いて分光された z ∼ 4 の暗いクエー

サーに対して銀河成分の推測を行い、Ly αハローのの波長範囲について積分を行うことで SB を求め、 検出を行った。構造の広がりについては Mackenzie

radial proﬁle を作成した。結果の一部を図に示した。 et al. (2011) の結論を補強するような結果が得られ、また、ノイズとの交点を考えることにより、Ly α

本手法の有効性が確認された。

ハローの広がりを計算した。図 7 には絶対等級との今後は表面輝度について各発光メカニズムのモデ関係が示されている。結果は Mackenzie et al. (2011)

ルとの比較を行うことによりメカニズムを解明し、質よりも全体的にわずかに小さな値となり、光度と Ly

量や運動特性等ガスの物性の推測を合わせて行うこ

αハローの広がりの相関を補強することとなった。ハとにより銀河へのガス供給の理解を深めることを目ローの広がりは観測限界で定義されていることを考指す。

えると、全体的なハローの輝度も同じような相関になることが推測され、Mackenzie et al. (2011) の結論に矛盾しない結果が得られることが想定される。最後に、一連の解析結果について、2 天体分を図 8、9に示した。

Reference
Arrigoni Battaia, F., Hennawi, J. F., Prochaska, J. X.,
et al. 2019, MNRAS,482, 3162

792023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Cantalupo, S., Arrigoni-Battaia, F., Prochaska, J. X.,
Hennawi, J. F., & Madau, P. 2014, Natur, 506, 63
Farina, E. P., Arrigoni-Battaia, F., Costa, T., et al.
2019, ApJ, 887, 196, doi: 10.3847/1538-4357/ab5847
Mackenzie R., et al., 2021, MNRAS, 502, 49
Willott CJ, Chet S, Bergeron J, Hutchings JB. 2011.
Astron. J. 142(6):186

図 8: 一連の解析結果。画像は 2 次元スペクトルの残差であり、白い部分が Ly αハローに対応する。ハローが中心に光度のピークを持ち広がった構造を持つことが確認できる。また全体として速度のオフセットが存在する。

図 9: 一連の解析結果。図 8 よりも広い波長範囲で残差が見られ、SB の値、広がりともに大きくなっている。

Borisova E., et al., 2016, ApJ, 831, 39
Cai Z., et al., 2019, The Astrophysical Journal Supplement Series, 245, 23
Cantalupo, S. 2017, in Gas Accretion and Giant Ly α
Nebulae, ed. A. Fox & R. Davé, Vol. 430 (Cham:
Springer), 19580

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銀河 a17HINOTORI: 若返り銀河の統計的解析
田中 匠

81

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

HINOTORI: 若返り銀河の統計的解析
田中 匠 (東京大学大学院 理学系研究科 / Kavli IPMU)

Abstract
本講演で取り上げる若返り銀河 (rejuvenation galaxy: RG) は星形成をやめた後に再び星形成を始めた(rejuvenation を経験した) 銀河のことである．サンプルサイズや先行研究間の RG の定義の違いなどの要因から，現状 RG の統計的な研究は進んでいない．上記の問題点を解消し rejuvenation のメカニズムや銀河進化における役割を明らかにするため，Hinotori (star formation History INvestigatiOn TO ﬁnd

RejuvenatIon) プロジェクトを立ち上げた．Hinotori プロジェクトの第一段階として，本研究 (Tanaka
et al. 2023) では MaNGA survey で観測された z ∼ 0.03 の活動銀河核を持たない 8857 個の銀河について，
分光データと測光データを合わせた SED ﬁtting で星形成史を推定し，1071 天体からなる過去最大の RG
サンプルを構築した．選出された RG は星形成を停止した銀河 (quiescnent galaxy; QG) と似た星質量分布を持つものの，QG よりも disk-like な形態を持つ傾向があり，disk-like な QG が選択的に rejuvenation
を起こす可能性を示唆している．また，全銀河における RG の割合 (∼ 10%) を用いた概算より，単一の銀河が複数回 rejuvenation を起こす可能性も示された．今後は面分光や電波のデータを用いた RG の空間分解解析から，若返り現象のメカニズムについてさらなる考察を行う予定である．

1

ない．そのため RG において星形成を再開する現象

Introduction(rejuvenation) のメカニズムや，RG の銀河進化に

一般に銀河は，活発な星形成を行う star-forming

おける役割や重要性なども判明していない．そこで

galaxy (SFG) と，ほとんど星形成を行わない quiescent galaxy (QG) に大別される (e.g., Renzini &我々は星形成史 (star formation history; SFH) を用いた解析を通じて RG に関する未解決問題を解決す

Peng 2015; Feldmann 2017)．SFG がある程度成長

ることを目標とする Hinotori2 プロジェクトを立すると，何らかの要因で星形成活動が抑制 (quench-

ち上げた．Hinotori プロジェクトの第一段階であing) され，SFG と QG の中間にあたる green valley

る本研究では，先行研究よりも大規模かつ統一的な(GV) を経て QG に進化するという一方通行の銀河

定義で選択された RG サンプルを作成し統計的な議

進化シナリオが広く考えられている (e.g., Peng et al.

論を行う．

2010)．
一方で近年の大規模なサーベイ観測の進展や解析手法の開発を背景に，quenching を経験した上で直2近に星形成を再開した「若返り銀河」 (rejuvenation

Methods and Datagalaxy; RG)1 と呼ばれる銀河が発見されている (e.g.,

本研究では Prospector (Leja et al. 2017; John-

Chauke et al. 2019; Mancini et al. 2019; Cleland andson et al. 2021) という MCMC を用いた SED フィッ

McGee 2021; Tacchella et al. 2022)．しかし，RG の ティング手法を用いて大量の近傍銀河の SFH を推先行研究では，サンプル数が小さい，研究により定 定し，RG を選択した．
義がばらばらである，そもそもバイアスのある母サSED フィッティングは，銀河の観測データをモデンプルから探査している，といった問題点があり，結ルスペクトルでフィッティングすることで，SFH や質果的に RG の持つ性質の統計的な議論は進んでい量などの物理量を推定する手法である．Prospector
は MCMC を用いた SED フィッティングライブラ

1 rejuvenation は日本語で若返りを意味する．先行研究では再開した星形成が現在も続いている Rejuvenating galaxy や，再開した星形成がすでに終了しており現在は QG である rejuvenatedgalaxy が議論されていることが多いが，本研究では両者を複合した区分として rejuvenation galaxy と呼称している．

リであり，複数個の時間方向の bin ごとに一定の星
2 star-formation History INvestigatiOn TO ﬁnd RejuvenatIon

822023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
形成率を仮定した non-parametric SFH と呼ばれる

3

自由度の高い SFH を用いることが可能である．本
研究で採用したモデルでは 8 つの時間 bin からなる

non-parametric SFH を仮定し，SFH のほか，星質量, 金属量など計 16 個のフリーパラメータを持つ．
事前分布依存性を考慮するため，SFH の事前分布として Dirichlet, Continuity の 2 つ異なる事前分布でResults
本研究にて構築した RG サンプルより，サンプルにおける volume weight も考慮して全銀河におけるRG の占める割合 fRG を求めた結果，8.1%となった．
また RG は GV/SFG の大質量側に多く分布しており，M ∗ > 1011 M⊙ に限定した fRG は 18%である．
形態や環境においては，RG は QG と SFG の中間実行した．

的な特徴を持つ．形態 (図 2) に関しては，光学的な形

サンプルは面分光サーベイである MaNGA (Bundy

態指標である Sersic index n や力学的な形態指標でet al. 2015) の DR17 (Abdurro’uf et al. 2022) からある回転速度 V と速度分散 σ との比 V /σ の両方で，活動銀河核を持たず明確な merger の痕跡が見られな

QG とは大きく異なる disk-like な形態の分布を示し

い3 8857 天体とした．MaNGA の IFU データを一ている．環境を詳しく解析するため，Tempel et al.

次元に圧縮した分光データに加え，GALEX (FUV,(2012) の group カタログを用いてサンプルを銀河団

NUV), SDSS (ugriz), WISE (W1-W4) の測光デーのメンバー銀河と ﬁeld 銀河に分類した．さらに銀河タを Prospector に入力した．推定したパラメー団内の銀河を，横軸に銀河団内での相対半径，縦軸タの事後分布の例が，図 1 に示されている．

に銀河団内での相対速度をプロットした phase-space

推定した SFH を基に，各銀河を時間 bin ごとにSFG/GV/QG に分類した．この分類結果を基に，直近 100Myr 以内に QG から GV や SFG に戻った

diagram 内での位置を基に，Rhee et al. (2017) と同様の手法を用いて分類した．その結果，ﬁeld 銀河や銀河団に落下したばかりの銀河ほど，高い fRG を持
SFH を持つ銀河を RG として選出し，1071 天体か
つことがわかった．
らなる RG サンプルを制作した．SFH を基にした選択手法は，RG を選ぶ手法として最も直接的な手法である．また本研究で構築したサンプルは過去最大の RG のサンプルであり，若返り銀河の特性を探る
ための統計的な解析も可能となる．

4

Discussion

RG の重要性：最も直近の時間 bin における SFR

なお本研究では，様々な SFH を仮定して作られおよび各銀河の volume weight を用いて，現在の宇た Mock data を用いて手法の検証も行った．その宙における全 SFR において RG の占める割合5 を計結果，我々の手法は，rejuvenation によって全星質算した結果，約 20%となった．この値は特に大質量量の約 0.1%程度が形成されたような RG を 66%程側で高く，現在の宇宙における，(特に大質量銀河で度の completeness で選択することが可能であるこの) 星形成活動を考える際に，RG が無視できない種とを確認している．これは，rejuvenation によって族であることを意味する．また，RG において全星作られた若い星種族の寄与が大きすぎると古い星種質量に占める直近 100Myr 以内に形成した星質量の4族がかき消されてしまい ，寄与が小さい場合には古割合は概ね 0.1%であった．そのため，各銀河の質量い星種族に埋もれて検出できないためである．また進化において 1 回の rejuvenation が持つ役割は小さ

MaNGA サンプルに対する SED ﬁtting によって得い可能性がある．しかしこの結果は，前述したようられた星質量やダスト減光量などは，既存のカタロに我々の手法が全星質量の 0.1%程度を rejuvenation

グともコンシステントな結果であることも確認済みで形成したような RG のみを選択できることにバであり，我々の結果をサポートしている．

イアスされている可能性がある．また，後述する単一の銀河で複数回 rejuvenation が起こる可能性を考えると，上で議論した値は各銀河の質量進化における rejuvenation の寄与を過小評価している可能性が

3 AGN サンプル (N = 406) は Prospector に高度な AGN

template が含まれないため，merger サンプル (N = 119) はIFU データを一次元に圧縮するのが難しいため除外した．
4 outshining problem (e.g., Narayanan et al. 2023)

ある．
5 z ∼ 0 の Cosmic star formation rate density における RGの貢献に相当．

83

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

plateifu: 10216-6102, z ∼ 0.044.004
11.154 +0−0.005

5

0.0

0

.014
−0.074 +0−0.02401

0.0

log (Z ∗ /Z ¯ )log (SFR/M ¯ yr −1 )

1

0.1

0

2
10

9

8

7

log (look back time/yr)

0.6

0.7

0.8

.011
0.730 +0−0.023

6.0

7.5

9.0

.251
7.626 +0−0.3100.173
0.072 +0−0.063log (M ∗ /M ¯ )τ̂ dust, 2

SFR 32 Myr /M ¯ yr −1

SFR 32 − 100 Myr /M ¯ yr −1

0
0.5

5
0.2

9.0

7.5

6.0

0.8

0.7

0.6

1

8
0.1

0.2

0

5
0.0

log (Z ∗ /Z ¯ )

0.0

0
0.1

5
.17
11

0
.15
11

11

.12

5

0.2

5

0.5

SFR 100 − 215 Myr /M ¯ yr −1 SFR 32 − 100 Myr /M ¯ yr −1

SFR 32 Myr /M ¯ yr −1

0.1

8τ̂ dust, 2

0.2

1

015
0.187 −+00..008

SFR 100 − 215 Myr /M ¯ yr −1

図 1: Prospector によって推定したパラメータの事後分布の例．右上には推定した SFH が示されている．
この銀河は我々の手法により選択された RG であり，108 年前に星形成を再開している．
複数回 rejuvenation が起こる可能性：今回推定し河は QG になっても，数百 Myr 程度のサイクルでた SFH の分析から，rejuvenation のタイムスケー

quenching と rejuvenation を繰り返すことを示唆し

ル τrej , すなわち再開した星形成が継続する時間はおている．

およそ 300Myr 程度の時間であると推定できる．平disk-like な RG：前述のように，多くの RG は光

均的に単一の銀河が z = 0 − 1 の間に rejuvenation

学的にも力学的にも QG より disk-like (あるいは回を起こした回数 Nrej を，fRG がその期間の間ずっと転運動が卓越した) 形態を示している．一方で，定義6一定であるという仮定 の下で計算すると，Nrej =上 RG は rejuvenation を起こす前には QG であっ(tH,z=0 − tH,z=1 ) fRG /τrej ∼ 2.1 となった．さらに， たはずであり，このことを踏まえれば RG は QG と前述した fRG の質量依存性を考慮し，M ∗ > 1011 M⊙

同様の形態を持っているはずである．我々は QG とに限定すれば，Nrej ∼ 4.4 となる．以上のことから， RG との間の形態の不一致を説明するシナリオとし特に大質量の銀河は複数回の rejuvenation を経験して，disk-like な QG が選択的に rejuvenation を起ている可能性が高いと考えられる．この結果は，銀こす，というシナリオを考えている．他の可能性と6 z ∼ 0.7 でも 10%程度の f
RG が報告されており，妥当な仮定である

して，rejuvenation に伴い形態が変化するという可842023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: RG とそのほかの銀河の種類で形態指標を比較した図．左からそれぞれ，r-band での Sersic index nr ，r-band での有効半径 re,r ，回転速度 V と速度分散の比 V /σ を比較している．上のパネルが規格化したヒ
ストグラムを，下のパネルが箱ひげ図を示しており，紫，黄，緑，シアンの色が，それぞれ RG, QG, GV,

SFG に対応している．なお，SFG, GV, QG からは，RG としてセレクトされた天体を取り除いている．
能性も考えられるが，数百 Myr 程度のタイムスケー

学情報基盤センター スーパーコンピューティング部

ルで力学的構造を大きく変えることは難しいと考え

門「若手・女性利用者推薦」の支援を受けています．

られる．今後，電波観測により RG 内のガスの分布

また本研究の一部は，国立天文台 CfCA 中規模サーや運動を議論することとで，rejuvenation のメカニ

バ，Kavli IPMU iDark サーバ，東京大学情報基盤セ

ズムを含め，RG の disk-like な形態の起源により制ンター Fujitsu PRIMERGY CX400M1/CX2550M5限をつける予定である．

(Oakbridge-CX) を用いて遂行しました．

5

Reference

Conclusion
本研究 (Tanaka et al. 2023) では，MaNGA サンプ

Abdurro uf et al. 2022, ApJS, 259, 35

ルの 8857 個からなる分光・測光データを SED フィッ Bundy, K., et al. 2015, ApJ, 798, 7
ティングし，推定した SFH を基に 1071 天体からなる
過去最大の RG サンプルを構築した．このサンプルより，rejuvenation は現在の宇宙における星形成の20%程度に貢献していること，単一の銀河が何回もChauke, P., et al. 2019, ApJ, 877, 48
Cleland, C., & McGee, D. L. 2021, MNRAS, 500, 590
Feldmann, R. 2017, MNRAS Lett., 470, L59

rejuvenation を経験した可能性があること、disk-likeJohnson, B. D., et al. 2021, ApJS, 254, 22

な形態を持つ QG が選択的に rejuvenation を起こ

Leja, J., et al. 2017, ApJ, 837, 170

している可能性があること，などが判明した．今後

Mancini, C., et al. 2019, MNRAS, 489, 1265は面分光や電波観測のデータを用いた空間分解した解析を通して，rejuvenation のメカニズムを詳細に議論していく予定である．

Narayanan, D., et al., 2023, arXiv:2306.10118
Peng, Y-j, et al. 2010, ApJ, 721, 193
Renzini, A.,& Peng, Y. 2015, ApJL, 801, L29
Rhee, J., et al. 2017, ApJ, 843, 128

Acknowledgement
本研究は東京大学理学部 “2022 Undergraduate Re-

search Abroad in Science Program”，および東京大Tacchella, S., et al. 2022, ApJ, 926, 134
Tanaka, T. et al. 2023, arXiv:2307.14235
Tempel, E., et al. 2012, A&A, 540, A106

85

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銀河 a18分子雲衝突現象から解明するアンテナ銀河における星形成メカニズム
井上 真

86

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

分子雲衝突現象から解明するアンテナ銀河における星形成メカニズム井上真 (京都大学大学院 理学研究科 M2)

Abstract
分子ガスを高密度に圧縮する星形成の重要なメカニズムとして、分子雲同士の衝突が注目されている。近年の天の川銀河や近傍の円盤銀河の観測的研究から、最大 40km/s 程度で衝突する分子雲について、質量が大きく衝突速度が大きいほど大規模な星形成が誘発されること、分子雲の質量に対して衝突速度が大きすぎる
場合には逆に星形成が抑制される可能性があることが明らかになった。すなわち分子雲衝突のパラメータと誘発される星形成には依存関係があり、分子雲衝突は多様な星形成率と星形成の抑制を同時に説明し得る、本質的な現象であると考えられる。衝突銀河では分子雲がより高速で衝突していると考えられ、実際に衝突銀河の活発な星形成領域では ∼100km/s で衝突している分子雲が観測された。しかしながら、衝突銀河の小規模な星形成領域、非星形成領域に着目し分子雲衝突の観点から議論した研究はまだなく、分子雲が高速で衝突する場合にどのようなパラメータ依存性が存在するかは明らかではない。そこで我々はアンテナ銀河が銀河内の領域によって 2 桁異なる多様な星形成率面密度を示す衝突銀河であることに着目し、ALMA の分
子ガス観測アーカイブデータを解析して、星形成率と分子雲の質量、衝突速度の関係を調べた。

1

Introduction

1.1

巨大分子雲衝突と星形成

巨大分子雲（Giant molecular cloud: GMC, ∼105 M⊙ , ∼ 50 pc）は大質量星（> 8M⊙ ）形成の現場である。近年、天の川銀河の星形成領域では、GMC同士が衝突することで星形成が誘発されていると考えられる観測的証拠が多数発見されている (e.g., Fukui

et al. 2021)。GMC 衝突は、分子ガスを高密度に圧縮し、星形成を誘発する星形成の主要なメカニズムの一つであると考えられている（e.g., Habe & Ohta

図 1: GMC の衝突速度・質量・星形成率の関係の模1992）。例えば円盤銀河の渦状腕では、∼ 10

式図。青い枠 (渦状腕・棒部) は孤立銀河で見られる

5−6

M⊙

GMC 衝突のパラメータ空間（Maeda et al. 2021）。
が誘発されていることがわかってきた（図 1 渦状腕）。 赤い枠は衝突銀河の GMC 衝突で見られると予想さ
しかし、GMC の質量・衝突速度によっては、むし れるパラメータ空間。右肩上がりの長方形は、星形の GMC が 10 km/s 程度で衝突することで、星形成

ろ星形成が抑制される場合もあることがわかってき成が誘発されるパラメータ空間を表す。赤の星印は、た。Maeda et al. (2021) による棒渦巻銀河を対象とTsuge et al. (2021a,b) の結果であり、長方形右上のした観測的研究によって、星形成が見られない棒部

黒で囲んだ領域では、爆発的な星形成が誘発される

では、星形成が活発な渦状腕と比べやや軽い GMCと考えられる。

が高速で衝突している可能性が示唆された。すなわ
ち、同じ GMC 同士が衝突する場合でも、衝突速度

ど、大規模な星形成が誘発されていることが明らか

が速すぎる場合には星形成が抑制されると考えられになった。このように、分子雲衝突は、質量と衝突る（図 1 棒部）。また Enokiya et al. (2021) によっ 速度の二つのパラメータの違いによって、星形成のて、天の川銀河の渦状腕では、GMC の衝突速度が 誘発・抑制、さまざまな規模の星形成活動を統一的
速く、柱密度が高い（∼ GMC の質量が大きい）ほに説明可能な星形成シナリオであると考えられる。

872023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

衝突銀河における高速分子雲衝突

1.2

2.1

対象天体

宇宙初期には銀河衝突が頻発していたと考えられ

本研究ではアンテナ銀河を対象とする（図 2）。アている。衝突銀河では孤立銀河と比べ分子雲衝突がンテナ銀河は比較的近傍 (∼ 20 Mpc) にある中期段

頻発すると考えれられるため、宇宙初期の星形成に階の衝突銀河であり、GMC スケールでの分子ガス観

おいても分子雲衝突が重要な役割を果たしていたと測が可能である。二つの銀河が重なる overlap 領域考えられる。

や北部にある NGC4038 の銀河面 (Western Arm) で衝突銀河は複数の銀河が数 100 km/s で衝突する

爆発的な星形成活動を示す。

系であり、そこでの GMC は ∼100 km/s で衝突す

本研究ではアンテナ銀河が、活発な星形成を示す

ると考えられる。したがって、衝突銀河で見られるだけでなく、領域によって最大二桁異なる星形成率

GMC 衝突は図 1 の赤色の枠で示すようなパラメーを示すことに注目した。図 3 はアンテナ銀河の星形タを持つと考えられる。実際、Tsuge et al. (2021a,

成率面密度を示したものである。Overlap 領域南部b) によって、アンテナ銀河の活発な星形成領域にお の赤で囲んだ領域は、最大 ∼ 1M⊙ yr−1 kpc−2 とアいて ∼100 km/s で衝突する大質量 (∼ 107−8 M⊙ ) のンテナ銀河の中で最も活発な星形成活動を示す。ピ

GMC が発見されており、その結果爆発的な星形成が ンクや黄色で囲んだ領域では、∼ 0.1 − 0.5M⊙ yr−1
kpc−2 と一桁程度小さい中規模の星形成率を示す。最誘発されていると考えられる。これを図 1 上に赤色5−6の星印で図示した。孤立銀河の渦状腕では 10

M⊙も興味深いのは緑で囲んだ領域である。星形成が活の GMC が ∼10 km/s で衝突することで星形成が誘発な赤や黄色の領域を含む Overlap 領域の一部であ発されていることと合わせると、図 1 の右肩上がり

りながら、∼ 0.01M⊙ yr−1 kpc−2 と最も星形成率がの長方形で示すようなパラメータ空間において、星小さい。これまでの研究の多くは、赤で囲んだ最も形成が誘発されると予想される。さらに渦状腕と比星形成が活発な領域に限定されていたが、図 3 に示

べ GMC の衝突速度が大きい孤立銀河の棒部では星す全領域を対象とすることで、広い範囲の分子雲質・形成が抑制されていることから、赤色の枠において衝突速度と星形成の関係を調査することが可能になも、星形成が誘発されるパラメータ空間より衝突速ると期待される。

度の大きな領域では、星形成が抑制されると予想される。
しかしこれまでに調べられたパラメータ依存性は、
図 1 の青色の枠で示す最大 ∼ 40 km/s で衝突する∼ 106 M⊙ の GMC に限定されており、衝突銀河で見られると考えられる高速の分子雲衝突と星形成の関係は未解明である。そこで本研究では、近傍の衝突銀河であるアンテナ銀河を対象として、∼ 100 km/sで衝突する分子雲と星形成の関係を調べ、図 1 の赤図 2: アンテナ銀河全体像（地上望遠鏡, 左）と本研

い枠で示す幅広いパラメータの調査を行った。

究で解析する領域（HST, 右）の可視画像。右図赤丸で囲んだ領域は二つの銀河の中心核。黄色い星印はTsuge et al. (2021a, b) で GMC の高速衝突が発見

2

Methods/Instruments
and Observations

された領域を示す。Overlap 領域、Western Arm 領
域のおおよその位置を楕円で囲んでいる。

本研究では、アンテナ銀河の広い領域を対象として、さまざまな星形成率をもつ領域で GMC を同定

2.2

データ

し、その衝突速度を推定した。そして星形成率・衝
分子ガスデータは、CO(1-0) の ALMA アーカイブ

突速度・GMC 質量の関係を統計的に調べた。

データを使用した (2018.1.00272.S; PI. Wilson Chris-tine)。GMC スケール（0.”7 × 0.”6, 72 pc×57 pc）

88

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

GMC 同定2.3

PYCPROPS (Rosolowsky et al. 2021) というソフ
トウェアを用いて GMC を同定した。分子ガスデータのノイズを σ として、5σ 以上が速度方向に 2 channel
以上連なっているような voxel を GMC の候補として抽出する。さらに、それぞれの GMC 候補について二つの局所的なピークが 2σ 以上離れている場合には、それらを別々の GMC として同定し、それぞれの GMC を 2σ まで拡張することで、分子ガス質量な
どの物理量を測定した。その結果 105 M⊙ より重い

GMC を合計 2159 個同定した。
図 3: 星形成率面密度。Hα と 24µm を組み合わせて計算 (Calzetti et al. 2007)。黒のコントアは分子ガス

衝突速度

2.4

の分布。白丸は二つの銀河の中心核。赤、黄色、ピ

GMC の衝突速度は、同定された GMC の視線速

ンク、緑の領域はアンテナ銀河において特徴的な星度の差から推定した（図 5）。ある GMC を中心に形成活動を示す領域。

半径 300pc の開口をとり、その開口内では GMC は
三次元空間でのランダム運動をしていると仮定した。

の空間分解能で観測されており、∼ 10 M⊙ 以上の5

そして開口内の GMC の視線速度の速度分散を用い、√
i − ⟨v ⟩)2 )/N とし(collision velocity) = 3(Σi (vloslos

GMC に感度がある。得られた分子ガスの分布を図 4に示す。

iて GMC の衝突速度を推定した。ここで、vlosは開星形成率は、VLT MUSE Hα (Weilbacher et al.

2018) と Spitzer MIPS 24 µm を組み合わせて、ダス 口内の GMC それぞれの視線速度、⟨vlos ⟩ は開口内トで隠された星形成を考慮した、total の値を使用し の GMC の視線速度の平均値。N は開口内の GMCの数。

た (図 3; Calzetti et al. 2007)。

図 5: 衝突速度推定の模式図

3
図 4: ALMA で観測された CO(1-0) からから得られた、分子ガス面密度の分布。

Results
本研究では、視線速度の差から推定した衝突速度

を用い、アンテナ銀河のそれぞれの領域での平均的な GMC の質量・衝突速度と星形成率の相関関係を調査した。なお詳細は論文未発表の内容のため省略する。

892023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Discussion
論文未発表の内容のため省略する。

Reference
Calzetti et al. 2007, ApJ, 666, 870
Enokiya et al., 2021, PASJ, 73, S75, 2021
Fukui et al., 2021, PASJ, 73, S1
Habe & Ohta, 1992, PASJ, 44, 203
Maeda et al., 2021, MNRAS, 502, 2238
Rosolowsky et al. 2021, MNRAS, 502, 1218
Tsuge et al., 2021, PASJ, 73, S35
Tsuge et al., 2021, PASJ, 73, 417
Weilbacher et al. 2018, A&A, 611, A95

90

——–index へ戻る

銀河 a19銀河面広域サーベイ FUGIN の結果を利用した、高密度ガス形成機構の観測的解明
松坂 怜

91

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河面広域サーベイ FUGIN の結果を利用した、高密度ガス形成機構の観測的解明
松坂 怜 (鹿児島大学大学院 理工学研究科)

Abstract
星間物質の物理的性質を様々なスケールで理解するためには、kpc スケールに渡る範囲に対して、pc スケー
ルの状況を反映した解析を行う必要がある．そこで、天の川銀河内の各領域に対して、ガス密度頻度分布図(Gas Density Histogram: GDH) を作り、pc スケールの空間分解能で、sub-kpc から kpc スケールにわたる密度構造の調査を行った．高分解能かつ無バイアスで広い範囲をカバーするものとして、野辺山 45m 鏡で得られた FUGIN プロジェクトより、12 CO と 13 CO (J=1-0) の銀河面 (l = 10◦ -50◦ )、l–b–v データを用いた．GDH を得た範囲は、観測テータを 2◦ × 2◦ に分割し、その中の全画素とした (分子雲の同定などは行っていない)．観測時の rms 値を用いて Blank sky からの寄与を推定し、除去することで、議論可能な密度範
囲を拡張するなど、分子雲でのガス柱密度分布を論じた density probability distribution function(PDF or

N-PDF) とは異なる研究手法である．Blank sky 成分を差し引いた GDH は、1 または 2 つの対数正規分布の和でよく再現できる．それらを低密度および高密度対数正規分布 (L-LN と H-LN) とすると、指定領域内に占める両成分の体積比が、位置-速度図上で一貫した構造を持つことがわかった．これは、天の川銀河の各領域における ISM の密度構造が kpc スケールの構造と関係することを示唆している．また、渦状腕上で希薄ガスから高密度ガスが形成されていることを観測的に示唆することもできた．

1

そのため、希薄な ISM を扱うには別のアプローチがIntroduction必要である．希薄な ISM の密度構造の特徴は、その銀河はガスと星からなる系であり、ガスを星へ転統計に現れるはずである．そこで、ある体積に対する換していくことで進化する．特に、星は分子ガスの塊である巨大分子雲 (Giant Molecular Cloud; GMC、
大きさ 40-100pc、密度 n(H2 )〜103 cm−3 ) の内部で希薄ガスも含めた ISM の密度ヒストグラムを作成し、それを「Gas Density Histogram (GDH)」(Handa etal. 2012) と呼ぶことにした．電波観測による分子線誕生する．したがって、銀河進化を理解するためには、GMC が銀河内部でどのように誕生し星形成を行うか、その進化過程を明らかにすることが極めて重からの求めた GDH は、同じ視線上の各速度チャンネルについて作成することが可能である．つまり銀河系内の奥行き方向を分離することができる．また、要である．一方で、GMC 自体の形成過程は未解明な部分が多い．なぜなら、高密度 (n(H2 ) ＞ 103 cm−3 ）ガスの集合である GMC が形成されるには、低密度(n(H2 ) ＜ 103 cm−3 ) で広がった希薄ガスを集積させる必要があるが、その集積機構どころか、希薄ガスが銀河のどこにどの程度存在するのかということ自体未解明だからである．ゆえに、GMC の形成過程を明らかにするには、100pc 程度の GMC に対しその周囲、1kpc∼ 数百 pc 程度 (sub-kpc) に広がった希薄ガスの観測的理解を深めることが急務である．

運動学的距離の差を利用して、奥行を推定し、体積密度のヒストグラムを推定することが可能である．これは光・赤外線の観測では不可能なものである．
多くの観測的研究により、kpc スケールの星形成活動は渦状腕に集中している．理論的な研究では、kpcスケールの ISM 構造と pc スケールの星形成の間に何らかの関係があることが示唆されている．古典的な銀河衝撃シナリオでである、Fujimoto (1968) は、渦状腕のポテンシャルによる ISM の圧縮が星形成の引き金になるとしている．しかし、渦状腕の内部構

ISM の密度構造については、その形状や、形状に基づく統計量に着目した研究が多く行われている．これらは、密度が高い ISM に焦点を当てたものである．

造など、詳細な観測と矛盾しないメカニズムが提案されているわけではない．天の川銀河の各場所における GDH の多様性は、この問題を解決する突破口

92

4

-

5 -4

-

3

-

2

-

1

-

Log ρH2 [M⦿0

pc -3]

2

-

3

-

4

-

5 -4

-

-0.5°
20.0° 19.5° 19.0° 18.5°
Galactic longitude

2

1

-

0

pc -3]

H-LN
observation data
Subtraction of Random Noise

2

-

3

-

4

-

5 -4

-

Log

3

-

2

-

1

-

0

ρH2 [M ⦿ pc -3 ]noise(1 )noise model
L-LN

1

-

0.5°
0.0°

-0.5°

0.5°
0.0°

-0.5°

20.0° 19.5° 19.0° 18.5°

2

-

3

4

-

5 -4

-

Log

3

-

-

2

1

-

0

ρH2 [M ⦿ pc -3 ]VLSR=97.925km/s
0.5°
0.0°

-0.5°

20.0° 19.5° 19.0° 18.5°

Galactic longitude

H-LN
observation data
Subtraction of Random Noise-VLSR=66.725km/s

VLSR=35.525km/s

Galactic latitude

Galactic latitude

0.0°

-

Log ρH2 [M ⦿

VLSR=-11.275 km/s

0.5°

3

-

noise(1 )noise model
L-LN

1

-

Log P (volume ratio)

3

-

H-LN
observation data
Subtraction of Random Noise

Galactic latitude2-

noise(1 )noise model
L-LN

1

-

Log P (volume ratio)

H-LN
observation data
Subtraction of Random Noise

Galactic latitude

noise(1 )noise model
L-LN

1

-

Log P (volume ratio)

Log P (volume ratio)

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

20.0° 19.5° 19.0° 18.5°

Galactic longitude

Galactic longitude

図 1: GDH と対応する分子輝線強度の空間分布．ここに示す各領域は (l = 18◦ -20◦ 、 |b| ≤ 1◦ ) で、異なる

4 つの視線速度を持つ領域である．縦の破線はノイズの影響度合いに対応する感度限界である．太い緑の実
線はランダムノイズモデルで、黒いドットはノイズ成分を差し引いた後の GDH である．赤と青の破線はそ
れぞれ LN フィッティングの結果を示す．
となるはずである．

ている．まず、図 1 に示す 13 CO 強度の空間分布を見てわかるように、希薄ガス成分を議論する場合には、Blank-Sky 成分によるノイズの影響が GDH にどれ

2

Data

ほどの影響を与えるのか推定を行う必要がある．本
研究では、ランダムノイズの影響をモデル化する (図本研究では、FUGIN(FOREST unbiased Galac-

1、上、緑の線) ことにより GDH 上での Blank-Sky

tic plane imaging survey with the Nobeyama 45

成分を見積もった．

m telescope) プロジェクト (Umemoto et al. 2017;

このように GDH に含まれる Blank-Sky 成分の寄Torii et al. 2019) で得られた一酸化炭素分子 12 COと 13 CO(J=1-0) のデータセットを使用した．観測された全領域のうち特に Inner Galaxy 側 (l = 10◦ -50◦ ,与を推定し、その効果の除去を行った GDH はそれぞれの空間輝度分布と対応していることが分かる (図1)．これらを定量的に表すために、次の関数で Fitting|b| ≤ 1◦ ) の解析結果を紹介する．また、FUGIN デー
タは、Japanese Virtual Observatory (JVO) によっ

を行った、

(

)
2
− (log ρ − log ρL )
2σL2
)
(
2
PH
− (log ρ − log ρH )
exp
+√
2
2σH
2πσH

て公開している．公開データは角分解能は 20 秒、速PL
exp
P (ρ) = √2πσL

度分解能は 0.65 km s−1 である．一方で本研究では感度を向上させ、低密度ガスの性質を議論するために、角分解能１分、速度分解能 5.2 km s−1 に平滑化を行っている．

(1)

ここで、ρL と ρH はそれぞれ高密度 LN 分布と低密度 LN 分布の平均体積密度である．以下、低密度の3

Results & Fitting

LN 成分を L-LN(Low density LN)、高密度の LN 成

本節では、FUGIN データから得られた GDH の特徴を紹介する．図 1 は、13 CO 強度の空間分布、GDHの形状、Multi log normal (LN) ﬁtting の結果を示し

分を H-LN(High density LN) と呼ぶ．このような密度ヒストグラムの特徴は、Murase et al. (2023) など
でも報告されていおり、複数の密度構造を反映していると考えられる．

93

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

A. Norma Arm

B. Scutum Arm
C. Sagittarius Arm
Local Arm

図 2: （a）FUGIN 12 CO（J=1-0）データの l − v 図．b 方向の積分範囲は-1◦ ∼ +1◦ である．太い黒線は終端速度を示している．赤い点は HII 領域を示している (Anderson et al. 2009)．(b) 各 ∆l × ∆b = 2◦ × 2◦
における高密度ガスの割合 (High density LN fraction： f H ) の l − v 分布を示している．H-LN が定義できない領域（希薄ガスだけ）は f H =0 として示されている．
本研究の結果、v =35.525 km s−1 のように、希薄ガスが広く分布している GDH は、単一の LN(L-LN)−1

これは全ガス中の H-LN 成分の割合を示す．図 2 は、
12

CO 積分強度、H-LN の割合（f H ）の l −v 平面上のの分布である．本研究で調査を行った範囲の GDH は、ようなコンパクトな明るい特徴を持つマップの GDH

銀河スケールで f H が高い一貫した構造（以下リッは、ピークが平坦な構造になっており 2 つの LN(L-ジ）があることが分かった（図 2b）．さらに CO の成分を持つことが分かる．一方、66.725 km s

LN と H-LN) でうまく近似できることが分かる．こ l − v 図上でも同様のリッジ構造が確認できる．そしの方法で FUGIN の観測領域全てに対して調査を行っ て、CO と f H に共通して顕著なリッジ構造が 3 つがたところ、全ての GDH が 1 つまたは 2 つの対数正規あることが分かった．A：(l, v)∼(15◦ , 25 km s−1 ) か

成分でよく記述されていることがわかった． Section

ら (27◦ , 100 km s−1 )、B:(l, v)∼(15◦ , 25 km s−1 ) か

4 では Fitting によって得られた GDH の特徴を表す ら (32◦ , 80 km s−1 )、C:(l, v)∼(20◦ , 40 km s−1 ) から (40◦ , 80 km s−1 )．これらのリッジは、星形星領
パラメータと銀河構造との関係を議論する．
域やその他様々な手法で示唆された天の川銀河の渦状腕構造に対応している（図 2a）．リッジ A、B、C

4

Discussion

はそれぞれ Norma、Scutum、Sagittarius 腕である

GDH の形状を説明するためのパラメータとして
GDH 全体に対して H-LN 割合を定義する、∫PH (ρ)dρ∫∫fH =、PH (ρ)dρ + PL (ρ)dρ(Dame et al. 2009; Reid et al. 2016)．
H-LN 成分が渦状腕に沿って増加するということ
は、分子ガスが渦状腕の中を流れる際に、その密度(2)構造を変化させていることを示している (図 3)．先94

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の LN 分布でうまくフィットできる．

駆的な研究によると、希薄ガスが Arm を通過する際に、Arm にそった重力ポテンシャルの谷にガスが流

2. GDH パラメータ fH は l − v 平面上で 3 つか 4 つ

れ込み、銀河衝撃波によって圧縮され、高密度ガスがのコヒーレントな構造を示している．このパター形成されると予測している (Fujimoto 1968)．また、

ンは渦状腕構造と空間的によく一致している。

観測的研究においても Arm の上流下流で密度が変化

3. これらの結果は、渦状腕の中で何が起こっていしていることが示唆されている (Wilson & Scoville

るのかについての手がかりとなる．大規模な強1991; Tosaki et al. 2007)．
Inter ArmStar

い衝撃波は GDH において LN 成分の密度シフ

Armトを与える．その結果高密度ガスが形成されているという証拠を GDH を用いることで観測的GMCに示すことができた．
最後に、天の川銀河は完全な Edge-On 銀河としてのみ観測が可能であるということには注意をしなけ

Diffuse gas

ればならない．今後、ALMA などで観測された近傍

Face-On 銀河の高分解能データを用いて、GDH パラ
メータと銀河構造の関係を直接確認することが急務である．この研究は、銀河内に存在する ISM の進化

Dense gasを包括的に理解するための手掛かりとなる．

Gas Inflow

図 3: 近傍銀河での理論的、観測的研究から得られてAcknowledgement
本研究の遂行にあたり、指導教員の半田氏 (鹿児島いる示唆や、本研究の結果から推測される天の川銀大学) また、共同研究者の藤本氏 (会津大学)、村瀬氏

河のガス分布とその特徴．

(岐阜大学) をはめとする皆様には非常に丁寧にご指しかしこれらの観測的研究は、低解像度の近傍銀導していただきました．この場をお借りして、皆様

河 (∼100pc 程度の空間分解能) の観測結果や高密度に感謝申し上げます．

領域に限定されるものであり、天の川銀河における研究や希薄ガスも含めた銀河構造との直接比較はできていなかった．そこで、本研究の成果は、希薄ガス

Referenceも含めて密度構造という観点から、天の川銀河におAnderson L. D., Bania T. M., Jackson J. M., et al.,2009, ApJS, 181, 255

ける高密度ガス形成のメカニズムを観測的に説明できる可能性を示唆した重要な結果を得たことである．

Dame T. M., Hartmann D., Thaddeus P., 2001, ApJ,
547, 792
Fujimoto M., 1968, ApJ, 152, 391

5Conclusion

Handa T., Yoda T., Kohno K., et al., 2012, Astronomical Society of the Paciﬁc Conference Series Vol. 458,
494

Gas Density Histogram を用いて、CO 輝線から求 Murase T., Handa T., Matsusaka R., et al., 2023, MNRAS, 523, 1373
めた ∆l × ∆b = 2◦ × 2◦ (sub-kpc スケール) 内の密度構造を調査した．さらに広域サーベイである利点を生かし、sub-kpc スケールの ISM 密度構造と kpc ス
ケールの銀河構造との関係を調査した．本研究で明らかになったことを、以下に示す．

1. Blank-Sky の影響を考慮して求められた GDH
は、ほとんどすべての領域で、1 つまたは 2 つReid M. J., Dame T. M., Menten K. M., et al, 2016,
ApJ, 823, 77
Torii K., Fujita S., Nishimura A., et al., 2019, PASJ,
71, S2
Tosaki T., Shioya Y., Kuno N., et al., 2007, PASJ, 59,33
Umemoto T., Minamidani, T., Kuno N., et al., 2017,
PASJ, 69, 78
Wilson C. D. & Scoville N., 1991, ApJ, 370, 18495

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銀河 a20Subaru/HSC-SSP データを用いた銀河系ハローサブ構
造の探査
鈴木 善久

96

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Subaru/HSC-SSP データを用いた銀河系ハローサブ構造の探査
鈴木 善久 (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
Subaru/HSC-SSP で得られたすべての測光データを用いて、銀河系ハロー外縁部に残る過去の恒星系の合体・降着過程を反映した空間的なサブ構造の探査を行った。それらを効率的に検出するために、恒星進化モデルに基づいて金属量に乏しく年齢の古い恒星系に対する Isochrone filter を作成した。その結果、これまでに発見されていた恒星ストリーム（Orphan stream など）が再検出される一方で、魚座（Pisces）の方向に
新たな恒星ストリーム候補が発見された。このサブ構造はこれまでに発見されていた Pisces Overdensity との関連が示唆される一方で、その構造がこれまで考えられていたよりも空間的に広がった、恒星ストリームのような構造を持つことが初めて明らかとなった。今後この領域の分光観測を行うことで、その起源に対するより強い制限を与えることができると期待される。

1

まとめる。第 3 節では解析結果を示した上で、第 4Introduction

節で新たに発見されたサブ構造の特徴について整理
冷たい暗黒物質に基づいた標準的な階層的構造形
成論（いわゆる ΛCDM 理論）によれば、銀河は小さする。最後に第 5 節では結論および将来の展望について述べる。

な恒星系が重力を介して合体・降着を繰り返すことで形成されてきたと考えられている (e.g., White &Rees 1978)。このモデルに基づいた数値実験の結果
から、銀河が過去にどのような過程を経て形成され

2

Data & Methodてきたのかという情報は、銀河円盤を取り巻く希薄

2.1

HSC-SSPな領域であるハローに刻まれていることが明らかに

HSC-SSP とは 2014 年 3 月から約 7.5 年の歳月をされてきた (e.g., Bullock & Johnston 2005)。
ハローの詳細な構造を観測的に調査する上では、私たちの住む銀河系はまさに理想的な環境である。そことが可能であるため、恒星の空間分布・空間運動および化学組成パターンから過去の合体・降着史を紐解くことができるからである。SDSS や Gaia mission
約 30 kpc 以内のハロー構造については恒星の化学動
力学的情報を用いてよく調べられているが、その外た。そのデータは広い観測領域（∼1200 deg2 ）をカドで約 26 等まで) という特徴があるため、銀河系ハローの外縁部に残るサブ構造を探査する上でまさに
図 1 に Wide layer として観測された領域を示す。

そこで本研究では Hyper Suprime-Cam Subaru

Strategic Program （HSC-SSP）で得られた測光デー
タに基づいて、銀河系中心から 30 kpc を超えるハ
ロー外縁部に刻まれた過去の合体・降着の履歴の探査ついて紹介した上で、サブ構造の検出手法について

Wide layer と呼ばれる領域におけるデータを使用し最適なデータであると言える。

縁部については未開拓な状況にある。

第 2 節では本解析で使用した観測データの概要に

この計画で得られた測光データのうち、本研究ではバーし、さらに暗い天体まで検出できている (i バンといった昨今の大規模観測によって銀河系中心からにおいて新たな恒星ストリーム候補が発見された。

Aihara et al. 2018)。その観測はすばる望遠鏡に搭載された Hyper-Suprime Camera を用いて行われた。

れは銀河をその基本単位である恒星にまで分解するを行った。その結果、太陽からの距離 D⊙ ∼ 66 kpc

かけて行われた大規模な測光観測計画である (e.g.,

図中のピンク、オレンジ、シアンの領域はそれぞれ

Spring, Fall, North field と名付けられている。また、図にはこれまでに発見されている矮小銀河 (Mc-Connachie 2012)、球状星団 (Harris 1996)、恒星スト
リーム (Mateu 2023) の分布を、それぞれ plus、star、
連続した線で書き加えている。それぞれの色は黄色から紫色へ、太陽からの距離が遠くなるように表示97

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: HSC-SSP の観測領域 (Wide layer)。Wide layer は Spring（ピンク）、Fall（オレンジ）、North（シアン）の 3 つの field に分けられている。図中のシンボルは、これまでに銀河系内で発見されている矮小銀河（plus）、球状星団（star）を示しており、連続した線は既に見つかっている恒星ストリームを示している。それぞれの色は太陽からの距離を示しており、近い場合には黄色、遠くにある場合には紫色で表現している。この図から太陽から約 30 kpc 以内では多くの恒星ストリームが検出されていることが確認できる。
している。この図から現在発見されているサブ構造の多くは太陽から約 30 kpc 以内に存在していることが分かる。それゆえ HSC-SSP によって得られた測光
データを用いることで、その距離を超えた新たなサブ構造が検出できる可能性があることが示唆される。

2.2ハロー星成分の抽出

本研究では最新の S21A と呼ばれる HSC-SSP
カタログを用いて解析を行った。そのカタログにおいて、まず点源とみなされたデータを取得した
図 2: HSC-SSP カタログで点源とみなされた天体の （i extendedness value = 0.0）。しかし、ここで得
うち、i バンドで 22 等より明るい天体を抽出したとられた天体は i バンドで 24.5 等においては約半数がきの 2 色図 (g-r, r-i) 上での分布（黒点）。グレース

遠方の銀河であることが知られているため、これら

ケールの等高線は常用対数スケールでの数密度を示の成分を除去するために 2 色図を用いた。

しており、103 から 105 個までを描いた。以下の解析

図 2 には、i バンドで 22 等より明るい点源とみなでは赤い点で示された領域内の天体をハロー星とみされた天体の 2 色図（g-r, r-i）上での分布を示した。

なす。

図には 2 色図上で天体がどの程度集中しているのかを明確にするために、常用対数スケールで 103 から

105 までのグレースケールで数密度の等高線を加え98

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: fall field に対する Isochrone-filter 法の適応結果。（左）色等級図 ((g − i)0 , i0 ) 上でのハロー星の分布（黒点）。i バンド等級での典型的な測光誤差はエラーバー付きの黒丸で示している。（右）上段のパネルはfall field 内のすべてのハロー星の空間分布を示している。加えてこの領域内で既に発見されている矮小銀河、球状星団、恒星ストリームは図 1 と同じシンボルを用いて示している。中段と下段のパネルは左図でオレンジおよび青い点線で囲まれた恒星を抽出した後の、各ピクセル内に含まれる恒星の数を示している。
それぞれの距離は D⊙ ∼ 24 kpc（(m-M)=16.9 mag ; オレンジ）、D⊙ ∼ 66 kpc（(m-M)=19.1 mag ; 青）の場合に対応している。この図から fall field において、太陽から約 66 kpc 付近に、これまでに発見されていない恒星ストリームのような構造が存在することが分かる。
た。この空間で最も恒星が集中している領域は stellar

2.3

locus と呼ばれている。この図から（g-r, r-i）∼（1.3,0.5）付近に折れ曲がりが確認できる。これは銀河系の薄い円盤に多く存在する M 型星や K 型星によるも

等時線は、銀河系の外縁部に残る恒星系のほとんどることが確認できる。これらはクェーサーや星形成は金属量に乏しく古い恒星系であると仮定し、年齢銀河であることが SDSS の追分光観測によって明らかにされている。以降の研究では、g-r が 1.0 以上のとして解析を行った。

研究では恒星進化論に基づく等時線 (Isochrone) を用
は Bressan et al. (2012) の結果を使用した。ここで（0.0, 0.2）付近には stellar locus 上にない成分があ示された領域内に存在する天体を銀河系のハロー星

銀河系のサブ構造を効率的に探索するために、本いたフィルターを作成した。恒星進化モデルとしてのであることが知られている。さらに、(g-r, r-i)∼

天体やクェーサー・星形成銀河を除いた、赤い点でIsochrone-filter 法が 13.5 Gyr かつ金属量 [M/H] が-1.8 の場合を採用した。また、銀河系に存在する前景星の影響を軽減するために、主系列星成分に対するフィルターを作成した。ここでフィルターの幅は、各等級幅における典型的な測光誤差と本質的な金属量のばらつきを992023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の特徴を持つことは本研究で初めて発見された。さ考慮して決定した。

らに Nie et al. (2015) が発見した部分構造よりもさらに広がっていることが示唆された。したがって、こ3

Resultsの構造が PO と関連していると仮定すると、本研究

本稿では Isochrone-filter を fall field に適応した結果について紹介する（図 3）。左のパネルはハロー星の色等級図 ((g − i)0 , i0 ) 上での分布を示している。こにより PO は恒星ストリームの一部であり、これまで以上に空間的に広がった構造であることが明らかになったと言える。

こで添え字の 0 はダストによる減光補正を行ったことを示しており、減光補正には Schlegel et al. (1998)を使用した。ハロー星は黒い点で示しており、その5

Conclusion

数密度分布はグレースケールの等高線で示している。

本研究は Subaru/HSC-SSP データを用いて銀河系

また、i バンドの測光値を 18.5 等から 24 等まで 0.5

中心から約 30 kpc を超える銀河系ハローの外縁部に等ずつに分割し、そのまわりで ±0.2 等ずつのデータ

残る過去の合体・降着の痕跡（サブ構造）を探査するを取得した場合の典型的な測光誤差をエラーバー付ことを目的とした。サブ構造の効率的な検出のため

きの黒丸で示した。この図から、HSC-SSP で得られに、恒星進化モデルに基づいて年齢が古く金属量にたデータは測光誤差が小さいために、前景の主系列乏しい恒星系に対する Isochrone-filter を作成した。

星と銀河系外縁部に存在するハローの主系列星を区

その結果、太陽から約 66 kpc 付近に恒星ストリーム

別できていることが分かる。

のような構造が発見された。この構造はこれまでに右のパネルは、fall field におけるハロー星の空間

発見されていた Pisce Overdensity との関連が示唆分布を示している。上段はすべてのハロー星の空間される一方で、その構造がこれまで考えられていた分布を示している。中段と下段は、それぞれ距離係よりも空間的に広がっており、さらに恒星ストリー

数 (m-M)=16.9（D⊙ ∼ 24 kpc）と 19.1（D⊙ ∼ 66

ムのような構造を持つことが初めて明らかとなった。

kpc）の Isochrone-filter をかけた後の各ピクセル内

今後この Pisces Overdensity の起源に対する強い制の星の数密度を示している。この図から、太陽から限を与えるためには、分光観測に基づく視線速度や約 66 kpc 付近にこれまでに発見されていない恒星ス

化学組成の情報が必要になると言える。

トリームのような構造が存在することが確認できる。

Reference4

Discussion

Aihara, H., Arimoto, N., Armstrong, R., et al. 2018a,
PASJ, 70, S4

今回 fall field で検出された恒星ストリーム候補
は Watkins et al. (2009) において命名された Pisces

Overdensity（以下、PO）というサブ構造と関連している可能性がある。彼らは数 10 個の RR Lyrae 星

Bressan, A., Marigo, P., Girardi, L., et al. 2012, MNRAS, 427, 127
Bullock, J. S., & Johnston, K. V. 2005, ApJ, 635, 931

が太陽から 60 kpc から 100 kpc の間に集中している

Harris, W. E. 1996, AJ, 112, 1487

ことを発見し、その方向に存在する星座の名前を用

Mateu, C. 2023, MNRAS, 520, 5225

いてそのように名付けた。その後、Nie et al. (2015)

McConnachie, A. W. 2012, AJ, 144, 4

ではほとんど同じ領域を青色水平分枝星を用いて調査し、その結果 PO は空間的にもかなり広がった構造であることを示した。彼らはまた、その空間的な広がりと青色水平分枝星の数から、小さな矮小銀河を起源とする構造なのではないかと結論付けた。

Nie, J. D., Smith, M. C., Belokurov, V., et al. 2015,
ApJ, 810, 153
Schlegel, D. J., Finkbeiner, D. P. & Davis, M. 1998,
ApJ, 500, 525

本研究で検出されたサブ構造は、PO の空間分布と

Watkins, L. L., Evans, N. W., Belokurov, V., et al. 2009,
MNRAS, 398, 1757

おおむね重なっている。しかし、恒星ストリーム状White, S. D. M., & Rees, M. J. 1978, MNRAS, 183, 341

100

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銀河 a21

すざく衛星を用いた銀河系の超巨大バブル構造の解析
島谷 侑希

101

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

すざく衛星を用いた銀河系の超巨大バブル構造の解析
島谷 侑希 (東京理科大学大学院 理学研究科)

Abstract
eROSITA 衛星により、銀河系中心から南北に約 80 度のスケールで広がる、バブル状の巨大な構造、eROSITA
バブルが発見された (Predehl, P., et al (2020))。このバブルはフェルミバブルの外に広がり、先行研究 (Gupta,

A., et al (2023)、Yang, H., et al (2022)) では、バブル構造と銀河中心領域での活動銀河核の過去の活動性との関連や、2 温度の銀河系ハローの高温プラズマからの放射が指摘されている。すざく衛星によって観測されたバブル構造の領域に存在する 38 天体を解析すると、先行研究と同様に 2 温度の熱的プラズマで放射ス
ペクトルを再現することができた。また、銀河系中心のガス密度分布と、銀河面から北側の領域のガス密度分布を、それぞれ球対称の β モデルと、2 通りの非一様密度分布の逆円錐シェルを用いて再現することができた。この結果は、Yang, H., et al (2022) で指摘されている、過去の銀河系中心の活動銀河核から放出された相対論プラズマが銀河面の北側に満たされており、銀河系ハローを押し広げていることを示唆している。

1

線で銀河系のバブル構造のスペクトルを解析するこ

Introductionとで、銀河系ハローについての多くの知見が得られている。具体的には、Predehl, P., et al (2020) においてバブル構造の内側の、銀河系中心から上下におよそ 5 万光年にわたって広がる、強烈な γ 線を放射するフェルミバブルの存在が明らかになった。これらのバブル構造は、銀河系中心に対称な構造をしている。そのため、バブル構造と、数百年前の銀河系中
心の AGN からのジェット噴出との関連が指摘されている (Yang, H., et al (2022))。また、Gupta, A., et
図 1: 銀河系を X 線で見た全天マップ。0.3〜0.6keV のエネ
ルギーの X 線を赤、0.6〜1keV を緑、1〜2.3keV を
青に色付けして合成されている。(引用: 文献 Predehl,
P., et al (2020))

al (2023) において、すざく衛星により観測されたバブル構造のスペクトルは 0.3 keV と 0.8 keV の 22 温
度成分の熱的プラズマで再現でき、Ne、Mg/O 比が高いことから、銀河中心領域の星形成によるフィードバックがバブル構造を形成したと提唱されている。

銀河系は、太陽系が属している銀河であり、銀河系

そこで本研究では、銀河系のバブル構造の 38 領域に

中心には活動銀河核 (以下、AGN) が存在する。銀河

対し、先行研究で指摘されている 0.3 keV と 0.8 keV

系を X 線で観測した全天マップが図 1 である。銀河の 2 温度成分の銀河系ハローと、銀河系中心の AGN

系を含む銀河を X 線で観測すると、可視光では見るからの放射を仮定することで、バブル構造の銀河系ことができない、銀河を満たす数百万度から数億度ハローの解析と銀河系で起きた星間現象を調べた。なという高温ガスの分布を観測することができる。図 1

お、誤差の範囲は特に明記しない限り 90 %である。

から、銀河系の中心から北と南に広がる砂時計型の
巨大な泡状構造を確認することができる。この、銀河系中心から南北に約 80 度のスケールで広がる巨大2構造を、eROSITA バブル (以下、バブル構造) を呼Methods/Instruments
and Observations

ぶ。銀河系のバブル構造領域の詳細な星間現象につバブル構造からの放射は、X 線のエネルギー帯でいては未だ明らかになっていないが、X 線やガンマは比較的低エネルギーである。そこで本研究では、

102

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
バブル構造を観測できる X 線帯域でバックグラウンた図である。銀河系ハローの低温成分 (0.3 keV) のドが低く、やや優れたエネルギー分解能をもつ「す温度については、Yang, H., et al (2022) で指摘されざく衛星」を用いて観測された、バブル構造の領域ている低温成分の範囲で一致している。加えて、0.3に位置する 38 天体のデータ解析を行った。解析デー

keV 程度の低温成分と、0.8 keV 程度の高温成分が存◦

タについては、銀緯 b < 50 の領域では、先行研究

在することが見て取れる。このことから、バブル構

Kataoka, J., et al (2013) で解析された、超巨大バブ 造からの放射を再現するには、2 温度成分の銀河系
ル構造の淵に沿った領域と、先行研究 Miller, E. D.,

ハローからの放射モデルを仮定する必要があること◦を示唆する Gupta, A., et al (2023) の結論を裏付け

et al (2008) で解析された放射の強い領域、b > 50の領域では、同様に先行研究 Akita, M., et al (2020)

る結果となった。

で解析された領域に存在する天体を再解析した。また、本研究では銀河系ハローからの放射を解析する

1.0

ため、点源検出・除去などの標準的なデータスクリー
ニングを行なった。その上で、バブル構造の領域に

0.8

kT [keV]

位置する 38 天体に対し、図 2 のように、宇宙 X 線
背景放射や局所高温バブルの他に、Gupta, A., et al

0.6(2023) で指摘されている 0.3 keV 程度の低温成分と0.8 keV 程度の高温成分の銀河系ハローを仮定し、ス

0.4

ペクトルのフィッティングを行った。各モデルのパラ
メータは、Kataoka, J., et al (2013) を参照した。

0.2
20

counts s−1 keV−1

0.1

40

60

\ [deg] [deg]
銀河中心からの角度

80

0.01

図 3: 銀河系ハローの温度の空間分布。青色: 低温成分 (0.3keV 程度)、赤色: 高温成分 (0.8 keV 程度)。

(data−model)/error

10−34
2
0

3.2

−2
−4

1

2

5

Emission measure の分布

図 4 は、本研究で解析した 38 天体の、2 温度の銀

Energy (keV)

河系ハロー成分それぞれの Emission Measure の空間分布である。Emission measure(以下、EM) とは、

図 2: 本研究で解析した天体 (OBSID:802038010) のスペ
クトル (XIS1)。誤差範囲は 68 %。上段の実線は、 式 (1) に示す、電子数密度 ne と陽イオンの数密度 np
青色: 低温成分 (0.3 keV) の銀河系ハローからの放 の積を視線方向の距離 l で積分した、視線方向のプ射モデル、赤色: 高温成分 (0.8 keV) の銀河系ハローからの放射モデル、灰色: バックグラウンドの放射 ラズマの存在量を示す値である。
∫
モデル、緑色: 全モデルの和。下段はモデルとの残EM = ne np dl
(1)
差。

3

Results

3.1

銀河系ハローの温度分布

図 3 は、本研究で解析した 38 天体のスペクトルにおける、銀河系ハロー成分の温度の空間分布を示し

103

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

10 1

銀河系中心の密度分布の再現

4.1

0.3 keV
0.8 keV

銀河系中心のガス密度分布を、β モデルを用いて再現した。β モデルとは、銀河ガスの密度分布を表し、EM [pc cm 6]

10 2

球対称、等温、静水圧平衡を仮定して導かれ、X 線観
測から得られるガス密度分布をよく再現できるモデルである。銀河系中心に球状に分布するホットガスの放射を再現する際に用いられている (e.g. Nakashima,

10 3

S., et al (2018))。銀河系中心からの距離 r でのガス
密度 ρ(r) は、中心におけるガス密度 ρ0 、ガスの広がりを表すコア半径 rc 、銀河の運動エネルギーとガ

10 4

0

スの温度との比を表す β を用いて式 (2) のように表

25

50
75
\ [deg]銀河中心からの角度
[deg]

せる。

{
ρ(r) = ρ0 1 +

(

r
rc

)}− 3β2(2)

図 4: 銀河系ハローの EM の空間分布。青色: 低温成分 (0.3 本研究では、図 5 の緑色の図形に示すように、半径 10
keV 程度)、赤色: 高温成分 (0.8 keV 程度)。実線は、 kpc の半球状図形を作成し、フィッティングを行った。
4 で議論する β モデル。

図 5 の実線が、β モデルによる EM に対するフィッ

図 4 より、2 温度成分ともに、銀河中心からの角度とEM には負の相関がある。このことから、銀河系中心に近づくにつれてプラズマの存在量が大きくなっていることがわかる。

ティングである。低温成分 (0.3 keV) と高温成分 (0.8keV) の銀河系中心におけるガス密度は、それぞれ
0.6 × 10−2 cm−3 、1.1 × 10−2 cm−3 であった。また、
高温成分 (0.8 keV) での β モデルとの誤差は、最大でも低温成分 (0.3 keV) の誤差の 18 %程度となり、高温成分は比較的良いフィッティングができた。

4

Discussion
図 4 に示す各天体、各温度の EM を再現するため

4.2に作成したモデルの概略図を図に示す。

AGN からの放射の再現

図 6 に示す、図 4 の β モデルに対するデータからの超過について議論する。

0.3 keV

0.8 keV (×10)

EM [pc cm 6]

0.06
0.04

太陽系

0.02

AGN

0.00

図 5: バブル構造の EM を再現できるモデル。緑色: 銀河
系中心から半径 10 kpc の球状に存在する、β モデ
ルの密度分布 (本来は太陽系もモデル内部に含まれる)。橙色: 銀河面から 15 度の角度で広がる逆円錐
シェル。桃色: 銀河面から 70 度の角度で広がる逆円
錐シェル。

0.02
0

25
50
75
\ [deg]銀河中心からの角度[deg]

図 6: 銀河系ハローの各温度成分における、図 4 の β モ
デルとデータの差分。図が煩雑になることを防ぐた
め、高温成分 (0.8 keV) の EM と誤差は 10 倍した値を用いている。

1042023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校本研究では、Yang, H., et al (2022) で指摘されては、銀緯 b が 0◦ < b < 30◦ 、30◦ < b < 60◦ で特に銀いる、過去の銀河系中心に存在する AGN からの放径が 0◦ に近づくにつれて EM が低下している。この射を、図 5 に示すような 2 通りの逆円錐シェルで再相関を、2 種類の逆円錐シェルを用いて再現できた。

現した。内部の密度は、銀河中心からの距離が大き先行研究 (Predehl, P., et al (2020)) では、フェルミ

くなるに従って非線形に落ちる密度分布を仮定した。 バブルと eROSITA バブルを球殻形状のモデルで再現していたが、銀河系中心の AGN からの放射とし

10 1

0° < 𝑏 < 30°て逆円錐形状を仮定することによって、バブル構造の Emission measure をフィッティングすることがで

EM [pc cm 6]

きた。低銀緯 (0◦ < b < 30◦ ) でモデルの EM から外れているデータはいずれも銀河面に近い天体であり、

10 2

銀河系円盤の寄与が存在すると考えられる。また、本研究では図 5 のように銀径が 0◦ 付近は銀河系ハローの密度分布が存在しないモデルを作成し、データとのフィッティングを行った。逆円錐シェル形状の特徴

3
10 40

20

3×10!"

020; [deg]
銀径𝑙
[deg]

40

から、銀径 l = 0◦ に沿って、銀河系ハローが広がらない領域が存在することがわかる。このことから、銀30° < 𝑏 < 60°

河面の北側では、Yang, H., et al (2022) で指摘されている、数百万年前の AGN のジェット活動によってEM
pc cm!"EM [pc cm 6]

放出された相対論プラズマによって、銀河系ハローの低温成分が押し広げられていることを示唆する結10 2果となった。

5

3×10!#
40

20

3×10!"

3 ⇥ 10 2

0; [deg]
銀径𝑙
[deg]

20

40

本研究ではすざく衛星を用いて、X 線による銀河系の超巨大バブル構造の解析を行った。その結果、260° < 𝑏 < 90°温度の銀河系ハローからの放射が存在していること

EM [pc cm ]2 ⇥ 10 2

EM pc cm!"6

Conclusionを発見した。また、過去に銀河系中心の AGN から放出された、銀河面の北側に存在する相対論的プラ

10 2
10!"

ズマが、銀河系ハローを押し広げていると考えられ、Gupta, A., et al (2023) や Yang, H., et al (2022) の6 ⇥ 10 3

指摘を裏付ける結果となった。今後は、低銀緯のバブル構造の解析データを増やしていく。

4 ⇥ 10 3

3×10!#
3 ⇥ 10350

0; [deg]
銀径𝑙
[deg]

50

Reference

Predehl, P., et al. 2020, Nature, 588, 227P
図 7: 図 5 に示すような、3 段階の銀緯 (0◦ < b < 30◦ 、
30◦ < b < 60◦ 、60◦ < b < 90◦ ) それぞれに対し Gupta, A., et al. 2023, NatAs, 2023, 7, 799Gての、銀径と銀河系ハローの低温成分 (0.3 keV) のYang, H., et al. 2022, NatAs, 6, 584Y
EM の関係。実線が逆円錐シェルを仮定したモデル。
Kataoka, J., et al. 2013, ApJ, 779, 57

図 7 に示すように、β モデルからの超過が大きい銀

Miller, E. D., et al. 2008, PASJ,60 S95

河系ハローの低温成分 (0.3 keV) の EM を、2 通りのAkita, M., et al. 2020, ApJ, 862, 88

逆円錐シェルで再現した。現状解析している天体で

Nakashima, S., et al. 2018, ApJ, 862, 34N

105

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銀河 a22

すばる望遠鏡/HSC で探るこぐま座矮小楕円体銀河の形成メカニズム
佐藤 恭輔

106

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる望遠鏡/HSC で探るこぐま座矮小楕円体銀河の形成メカニズム
佐藤 恭輔 (法政大学大学院 理工学研究科)

Abstract
近年の分光観測から銀河系矮小楕円体銀河において、金属量と速度分散、年齢が異なる複数の恒星種族によって構成される多層構造が見つかっている。こぐま座矮小楕円体銀河 (UMi dSph) では、Keck/DEIMOS によ−1る分光観測から中心は金属量が高く速度分散が低い種族 ([F e/H] = −2.05 ± 0.03, σv = 4.9+0.8)で−1.0 kms+0.9−1
構成され、外側は金属量が低く速度分散が ([F e/H] = −2.29+0.05) で構成されている−0.06 , σv = 11.5−0.8 kms

ことが明らかにされている。この様な多層構造を説明する形成機構は活発に議論されており、これまで宇宙論モデルにおいて最小のビルディングブロックと考えられてきた銀河系矮小楕円体銀河の形成メカニズムにはさまざまなバリエーションが存在する可能性がある。観測データからそれぞれの形成機構に制約をかける
ためには、それぞれの種族の星形成史、化学進化史の導出が必要である。そこで本研究では遺伝的アルゴリ
ズムとアニーリング法を組み合わせたハイブリット遺伝的アルゴリズム (HGA) を用い、UMi dSph の年齢金属量分布の推定を行った。解析の結果 [F e/H] = −2.05 と [F e/H] = −2.25 にピークが現れ、分光観測から求められた結果に対応することがわかった。さらに、それぞれの恒星種族は 12∼13Gyr の同時期に形成されたことが明らかになり、宇宙の再電離よりも前に dwarf-dwarf merger を経験した可能性があることが明らかとなった。

1

サブストラクチャーが、矮小銀河が過去に降着や衝Introduction
現在の宇宙論モデルによって支持される階層的構

造形成シナリオにおいて矮小銀河は最小単位のビル突を経験した証拠であると示唆されている (del Pinoet al. 2014)。また、矮小銀河同士の衝突は宇宙論的シミュレーションから珍しい事象ではないとされてディングブロックだと考えられている (Tolstoy et al.

おり、銀河系矮小楕円体銀河の多くが衝突を経験し2009)。矮小銀河は宇宙初期に形成され、その化学組ている可能性がある。

成を保存しているため、宇宙初期の状態を探るのに適している。銀河系矮小銀河はすばる望遠鏡/HSC によって恒星まで分解した観測が可能で、宇宙初期に誕生した原始的な星を観測することができるため、その化学組成や形成史を探る上で格好の場であると言える。
銀河系矮小銀河の形態やガスの量、星形成史などの性質は銀河系からの距離に応じて変化する。銀河系から 300Kpc 以上離れた位置に多く分布し銀河系からの潮汐力の影響が弱い矮小不規則銀河 (dIrr) は、
現在もガスを含み星形成活動が行われている。一方で、銀河系から 300Kpc 以内に位置し銀河系から強い潮汐力を受ける矮小楕円体銀河は、ガスをすでに失っており星形成を終えている。この事実から、銀
河系矮小銀河には銀河系からの距離に応じた形成進

さらに、近年の分光観測から UMi dSph やりゅう
こつ座矮小楕円体銀河を含む銀河系矮小楕円体銀河のいくつかで図 1 で示す様な、中心ほど金属量が高く
速度分散が小さい恒星種族で構成され、外側ほど金属量が低く速度分散が高い恒星種族により構成されていることがわかった (Pace et al. 2020)。この様な中心と外側で分離した２層構造は、いくつかのシミュ
レーションで再現されており、活発な議論がなされている (Genina et al. 2019)(El-Badry et al. 2016)。
代表的な形成機構として、dwarf-dwarf merger やラム圧の影響、銀河系への降着の影響、超新星フィー
ドバックによる影響や UV-Background の影響などが考えられており、それぞれの機構によって年齢、金属量の広がりや、それぞれの種族の速度分散、動径方向への広がりに違いが生じる。

化メカニズムのバリエーションがあることがわかる。
近年の観測で、ろくぶんぎ座矮小楕円体銀河でリング状の構造が見つかるなど、これらの運動情報や本研究では UMi dSph の色等級図 (CMD) から星形成史、金属量分布を同時に導出し、年齢-金属量分1072023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
布上で UMi dSph で見つかったそれぞれの種族の星

ニーリング法を組み合わせたハイブリット遺伝的ア

形成史を分けて探索し、それぞれの種族の星形成史

ルゴリズム (HGA) による推定が行われている。本研とシミュレーションの結果を比較することでその形

究では (Cignoni et al. 2015) を参考に金属量分布も成機構に制約をかけることを目的としている。

同時に推定できるよう改良した HGA を用い、年齢金属量分布の推定を行った。

3.1モデル銀河の作成

SSP とは、単一の分子雲から誕生する特定の年齢と金属量だけで構成される恒星系のことを指し、その作成には isochrone を用いる。本研究では、矮小銀河の金属量範囲に対応する ([F e/H] > −3.2)、A Bag of
図 1: Keck/DEIMOS による分光観測から得られた、 Stellar Tracks and Isochrones(BaSTi)(Pietrinferni
こぐま座矮小楕円体銀河の金属量が低く速度分散が高 et al. 2016) を用いることとした。BaSTi は、10Gyr
い成分 (左) と金属量が高く速度分散が低い成分 (右)よりも古い水平分枝星や、漸近巨星分枝まで進化計の分布 (Pace et al. 2020)。色はメンバー星である確算が行われているという特徴がある。SSP 作成のた率を示す。

めに、BaSTi を用いて g バンド、i バンド等級と恒星質量の関数を作成した。恒星系の連星率を考慮した初期質量関数 (IMF) を BaSTi から作成した等級を出力する関数に入力し、SSP のそれぞれの星の等2Observations
and Data reduction

級を決定した。さらに、望遠鏡で観測した際には等級が暗いほど測光誤差が大きくなる。そこで等級に応じた測光誤差を、作成した恒星系の等級に入力す2015 年にすばる望遠鏡/HSC の g バンド、i バン

ることで、SSP の条件を観測データに対応させた。

ドによって UMi dSph の潮汐半径を超える領域を

BaSTI のα元素組成比は [α/F e] = 0.4、ヘリウムフ

含む３視野分の観測が行われた。観測データについラクションは 0.275、連星率を 0.5 とした。

て HSC pipe ver8.5.3 を用いて一次処理、測光を行
い、CModel 測光と PSF 測光の差分から星と判別されたデータのみを抽出し、理想的には恒星だけを含

3.2

むカタログを作成した。作成したカタログに対して(Schlegel. 1999) のダストマップを用い減光補正を行なった。

年齢金属量分布推定アルゴリズムの構
築

年齢-金属量分布の推定のために、(Cignoni et al.

2015) で構築された遺伝的アルゴリズムとアニーリン
グ法を組み合わせたハイブリット遺伝的アルゴリズ

3

ム (HGA) を星形成史だけでなく金属量分布を同時推Methods

定できるアルゴリズムへと改良した。遺伝的アルゴ矮小銀河の形成過程を探索する上では星形成史が重リズムは生物の進化のメカニズムをモデル化し、交要である。星形成史は観測データから作成した CMD

叉や突然変異といった過程を経て大域的に最適解を

を恒星進化の理論曲線 (isochrone) を用いて作成し探査する手法であるが局所解に陥ることがある。アた、単一の年齢、金属量によって決まる SSP(Single

ニーリング法は、金属工学の技術を応用し解が改悪
stellar population) を合成して作成したモデル銀河に された場合も選択される確率を持った最適化手法でよって再現することで推定されている。(Cignoni et あり、この二つのアルゴリズムを組み合わせて使用

al. 2015) では矮小銀河の色等級図とモデル銀河の残 することでパラメータ空間を局所解に陥ることなく差をメリット関数として、遺伝的アルゴリズムとア 大域的に探査する HGA を構築することが可能にな

1082023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校る。

HGA による年齢-金属量分布の推定のために、3.1
で述べた SSP を 6 14Gyr、−3.2 < [F e/H] < −1.0の範囲で 391 通り作成した。作成した SSP を、その星形成率に対応する総和が 1 となる重みで線型結合することでモデル銀河を作成する。実際の推定では、推定に用いる色等級図とモデル銀河の色等級図を２次元ヒストグラムで表現し、2 つの２次元ヒストグ
ラムから求めたカイ二乗値をモデル関数として、最適なモデル銀河の重みを探索する。探索に用いるカイ二乗値は (Mighell. 1999) を参考にしており、次

図 2: 図 2A 年齢 (10Gyr,13Gyr) と金属量 ([F e/H] =の (1) 式で表す。

−2.0, −2.5) が異なる２つの種族を持ち、金属量の分散を 0.01dex、年齢の分散を 0.1Gyr と仮定した偽銀河の年齢-金属量分布。図 2B 偽銀河の年齢-金属量分

χ2 =nbins (counti,obs +min(counti,obs ,1)−

∑

i=1

nSSP
∑

j=1
counti,obs +1

布である図 2A から作成した CMD に対し HGA を適Wj ×countij,syn )用し求めた年齢-金属量分布。どちらも縦横のビン幅
を 0.5 Gyr × 0.1 dex とした

(1)

4
3.3

偽銀河を用いた HGA の精度検証

ResultUMi dSph の観測データから作成した色等級図に実際の観測データには測光誤差や年齢と金属量の3.2 で構築した年齢金属量分布推定のための HGA を

分布の広がりがあるため、それぞれを正しく推定する

適応し、その年齢-金属量分布の導出を行った。結果をことは難しい。そこで年齢と金属量をあらかじめ定め

図 3、推定時の CMD を図 4B に示す。図 3 では (Paceた偽銀河の色等級図を作成し、3.2 で構築した金属量

et al. 2020) で示された金属量の高い種族 [F e/H] =と年齢をパラメータ化した HGA を適用することで、 −2.05 と [F e/H] = −2.29 に対応するピークが現れ形成メカニズムのバリエーションを HGA で分離するている。

ことが可能か検証した。年齢-金属量分布は２次元ヒストグラムで表現し、年齢のビンを 0.5Gyr、金属量のビンを [Fe/H]=0.1dex とした。年齢-金属量分布において、2 つの年齢と金属量が異なる種族について、年齢の分散を 0.05Gyr、金属量の分散を 0.01dex と仮定した２次元正規分布で仮定した場合と、年齢と金属量のどちらも分散を持たないと仮定した２組の偽銀河を用意し、それぞれの CMD を作成した。CMD 作
成時は金属量への感度が強い赤色巨星分枝の先端を含む 16 等級から年齢への感度が高い転向点を含む 23.5
等級までの範囲を選択し、横軸は 0 < (g − i)0 < 1 の範囲を選択した。偽銀河の CMD に HGA を適用し
年齢金属量分布を推定した結果を図 2B に示す。推定の結果、偽銀河の星形成のピークを正しく推定でき

図 3: UMi dSph の観測データから推定した年齢金属ており、HGA の精度が十分であることがわかった。 量分布。色は星形成率に対応する。縦横のビン幅を0.5 Gyr × 0.1 dex とした109

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
らなる検証が必要である。
さらに、図 4C で示された観測量とモデルの残差から分かる様に、推定は不十分であると言える。したがって、最適化手法のパラメータの変更を行いさらにメリット関数がさらに小さくなる様なモデル銀河の探索を行う。また、金属量方向の分解能は (Paceet al. 2020) で示された金属量に比べ十分であるとは言えない。今後、推定時の金属量の分解能を向上さ
図 4: 図 4A UMi dSph の CMD。図 4B HGA によっ せることで、より詳細な年齢-金属量分布を導出するて導かれた最適解のモデル銀河の CMD。図 4C 観測 ことを目標とする。

CMD からモデル銀河の CMD を引いた残差。赤いほど引き残しが大きく、青いほど過剰に引いていることを示す。(A)(B) それぞれの色は、縦横 0.025mag

6× 0.0125 mag のビンの中に入る天体数を示す。

Conclusion
すばる望遠鏡/HSC によって観測された UMi dSphのデータから年齢金属量分布を導出した。HGA によ

5Discussion and Future work

る推定では、12∼13Gyr にほとんどの星形成を終え、5.1

コンタミネーションの評価

高い星形成率 (∼ 2.0 × 10−4 M⊙/yr ) を維持していたことがわかる。その後金属量が高い方に向かって低偽銀河を用いた年齢金属量分布の推定時、偽銀河

い星形成率 (∼ 0.5 × 10−4 M⊙/yr ) を維持し、8Gyr 前にはコンタミネーションの影響が考慮されていない。 からほとんど星形成を止めていることがわかる。ま
偽銀河を用いて明らかになった HGA の推定精度で観た、金属量に注目すれば (Pace et al. 2020) で示さ測データに対して推定したい場合コンタミネーショ れた様な金属量の種族にピークがあることが示唆さンをデータから取り除く必要がある。しかし、画像

れ、UMi dSph に存在する２つの恒星種族を支持す

解析の結果 UMi dSph の潮汐半径を超える領域からる様な結果となった。また、推定された年齢-金属量

作成したコンタミネーションの CMD に UMi dSph

分布では金属量が高い種族も低い種族も同時期に形の主系列星が含まれることがわかり、観測データか成されたことがわかった。本研究の結果は、背景やら取り除くことができなかった。したがって今後、す前景天体の除去、広がった星形成史に対する推定精

ばる望遠鏡共同利用観測に応募し、より広い領域を度、金属量の分解能、といった点で不十分であり今観測することで UMi dSph のメンバー星が含まれな後の改善が必要である。

いコントロールフィールドの観測する必要がある。

5.2

Reference

UMi dSph の形成メカニズム

Tolstoy et al. 2009 , ARA&A, 47 371T

図 3 に示した年齢金属量分布は 12∼13Gyr の 1Gyrdel Pino et al. 2017 , MNRAS 465, 3708の間にほとんどの星形成を終えたことがわかり、金属量分布は (Pace et al. 2020) で示された金属量にPace et al. 2020, MNRAS, 495, 3022P

対応する範囲を持つことがわかった。この様な年齢-

Genina et al. 2019, MNRAS, 488, 2312G

金属量分布は (Genina et al. 2019) で示された３つ

El-Badry et al. 2016, ApJ, 820, 131Eの形成メカニズムのうち、dwarf-dwarf merger で説明される機構に類似していると判断した。しかし、Cignoni et al. 2015 , ApJ, 811, 76

dwarf-dwarf merger では (Pace et al. 2020) で示さ

Pietrinferni et al. 2021, ApJ, 908, 102

れた金属量が高い種族よりさらに金属量が高い種族

Mighell, K.J. 1999, ApJ, 518, 380

によって二層構造が作られると考えられており、さSchlegel, D. et al.1998, ApJ, 500, 525

110

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銀河 b01

銀河団中の電離非平衡プラズマの探査
宍戸 萌那

111

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河団中の電離非平衡プラズマの探索
宍戸 萌那 (東京理科大学大学院 創域理工学研究科)

Abstract
宇宙最大の天体である銀河団は衝突・合体を繰り返して進化している。実際に X 線観測から Abell 2256 のように衝突・合体が示唆される銀河団はいくつか発見されている (Tamura et al. 2014)。また、銀河団中のICM(Intra-Cluster Medium) は一般に電離平衡状態であると仮定されているが、銀河団同士が衝突している領域では、衝突のタイムスケール (銀河団同士が衝突してから合体するまでに要する時間) から電離非平衡の条件の ne t < 1013 s · cm−3 (ne : 電子密度、t : 電離非平衡が生じてからの時間) を満たす場合も考えられる。過去に行われた数値シミュレーションからは、衝突銀河団や銀河団外縁部の衝撃波において ICM の電離
状態が電離平衡時と異なることがわかっており (Takizawa et al. (1999), Akahori et al. (2010))、Abell754の北西領域の X 線スペクトル解析からは電離非平衡状態の兆候が確認されている (Inoue et al. 2016)。
衝突している銀河団 (以後、衝突銀河団と呼ぶ) の ICM における電離非平衡状態の検出から、これまで銀河団が電離平衡に達したと仮定して行われた ICM の温度や密度、重元素量の推定をより見直す必要があると考えられる。さらに、電離パラメータ (τ = ne t ) より ICM で電離非平衡状態が生じてからの時間を見積もることで銀河団の衝突過程と銀河団の進化の過程を解明することが期待できる。
そこで、本研究では、衝突銀河団の Coma Cluster(z = 0.0231) と Abell 3667(z = 0.0556) の X 線天文衛
星すざく搭載の X 線 CCD(XIS) の観測データをもとに、ICM のプラズマの電離状態を調べた。その結果、Coma Cluster と Abell 3667 の電波レリック領域付近で電離非平衡プラズマの兆候が得られた。

1

電離非平衡状態とは、プラズマの電子温度 Te (電子Introduction
銀河団は宇宙年齢をかけて進化し、現在も衝突・合体を繰り返しながら成長している。実際に、いくつかの銀河団からは、この衝突で生じた衝撃波や乱流によって相対論的粒子まで加速された ICM 中の電離による空間的に広がったシンクロトロン放射が観測されている。また、銀河団中心付近からの放射成分を「電波ハロー（radio halo）」、外縁部からの放射成分は「電波レリック（radio relic）」と呼ばれる (北の運動で定義される温度) と電離温度 Tz (異なる電離
階数のイオンの個数比で定義される温度) が一致しない状態である。また、X 線の観測で得られるエネル
ギースペクトルに対し、電離非平衡プラズマと仮定した NEI モデル (電離非平衡プラズマ) を用いてモデ
ルで再現を行うと、プラズマの電離状態の指標である電離パラメータ τ = ne t (ne : 電子密度、t : 電離
非平衡が生じてからの時間) が得られる。この電離パラメータが、

山哲 2020)。

ne t < 1013 s · cm−3(1)を満たす場合、ICM が電離非平衡プラズマであると考えられる。
銀河団の電離密度は 10−3 cm−3 程度であり、銀河団の進化のタイムスケールが数 Gyr であることを考慮すると、銀河団中の ICM は ne t ∼ 1013 で電離平衡状態であると考えられている。しかし、衝突銀河団においては、1 回の衝突のタイムスケールが 0.5 Gyr
図 1: ABELL 2744 の電波観測 (C.J.J. Pearce et al.

であることから、電離非平衡プラズマの存在が期待

2017)

できる。

112

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Observations

2.1

X 線天文衛星すざく3

バックグラウンド領域の解析
Coma Cluster と Abell 3667 のビリアル半径より外側のデータを用いて、各天体についての X 線バッ

X 線天文衛星すざくは、2005 年 7 月 10 日に JAXA
クグラウンド (Local Hot Bubble;LHB, Milkey Way
内之浦宇宙空間観測所から M-V ロケット 6 号機で打Halo;MWH, Cosmic X-ray Background;CXB) のス
ち上げられた日本で 5 番目の X 線天文衛星である。すペクトル解析を行なった。この時、非 X 線バックグ
ざく衛星には、1 つの X 線マイクロカロリメータ (Xラウンド (Non X-ray Background;NXB) については
Ray Spectrometer; XRS) と 4 つの X 線 CCD カメラ
天体の観測日から前後 150 日の夜地球データをもと(X-ray Imaging Spectrometer; XIS) からなる、5 つにした NXB モデルを使用して見積もり、観測データの軟 X 線望遠鏡 (X-Ray Telescope; XRT) に加え、1から NXB データを差し引いて、バックグラウンド
つの硬 X 線検出器 (Hard X-ray Detector; HXD) が領域のスペクトル解析をした。
搭載されている。
その結果、各天体のバックグラウンド領域につい
XIS は天体の撮像と X 線スペクトルの取得を目的て、いずれも 2 温度の熱的輻射モデル (光学的に薄とし、0.2∼12 keV のエネルギー帯域をカバーしていい高温プラズマ) とベキ関数モデル (シンクロトロン
る。そのエネルギー分解能は約 130 keV である。ま放射) で再現できた (図 2, 図 3, 表 3)。なお、バック
た、すざく衛星は安定な低バックグラウンドのもとグラウンドモデルを決定する際、CXB についてはでの観測ができるため、空間的に広がっていて X 線
Kushino et al. (2002) があすか衛星の観測から求め表面輝度が低い銀河団の解析に有効的である。そこた Γ = 1.41 で固定した。さらに、LHB と MWH ので、本研究ではすざく衛星に搭載されている XIS で
赤方偏移は 0、アバンダンスは 1 solar に固定した。
取得した Coma Cluster と Abell 3667 の観測データを用いて、ICM の電離状態を調査した。

2.2

対象天体とデータ

本研究では、銀河団の ICM の電離状態を調べるにあたり。電波観測から衝突・合体の兆候とされる電波放射がよく視えており、電離非平衡プラズマの検出の可能性があるものとして、衝突銀河団の Coma

Cluster(z=0.0231) と Abell 3667(z=0.0556) を選んだ。Coma Cluster と Abell 3667 の解析で用いた観図 2: Coma Cluster のバックグラウンド領域のスペ測データをそれぞれ表 1 と表 2 に示す。

クトル (赤色:FI データ, 黒色:BI データ)

表 1: Coma Cluster の解析で用いた観測データ
ObsID

DATE-OBSEXPOSURE [ks]801097010

2006-05-31T20:14:41

178.7

803051010

2008-12-23T21:06:23

20.5802083010

2007-06-21T00:14:27

30.8

表 2: Abell 3667 の解析で用いた観測データ
ObsID

DATE-OBSEXPOSURE [ks]801094010

2006-05-03T17:47:01

94.4

801095010

2006-05-06T07:03:14

17.3

図 3: Abell 3667 のバックグラウンド領域のスペク

801096010

2006-05-06T17:40:17

805036010

2010-04-12T04:00:59

20.9
66.3

トル (赤色:FI データ, 黒色:BI データ)113

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
表 3: バックグラウンド領域のスペクトル解析結果

表 4: スペクトル解析の結果

Coma Cluster

A3667

NH *(×1020 cm−2 )

1.0 (ﬁxed)

4.7 (ﬁxed)

kTLHB (keV)

0.10 ± 0.01

0.12 ± 0.01

normLHB †(×10−3 )4.03+2.48−2.47

kTMWH (keV)
normMWH †(×10−4 )+0.26
0.32−0.07

1.37+0.95
−0.79

+1.9
12.7−2.0*

ΓCXB

1.41 (ﬁxed)

1.41 (ﬁxed)

8.1 ± 0.4

11.5 ± 0.4

418/413680/606†

normCXB (×10−4)

χ2 /d.o.f.
*†

ICM
Abundance (solar)Γχ2 /d.o.f.

Reg1

0.257 ± 0.009

2.13+0.11−0.244589.10/4215+1.64
5.44−1.33

8.27+0.08
−0.09

Reg2

8.23+0.07−0.06

0.247+0.007−0.006

2.0 (ﬁxed)

4876.78/4359

0.32+0.03
−0.02

Reg3

7.29+0.04−0.05

0.241 ± 0.007-

4896.00/4284

Units: photons/cm

Units: photons/cm−2 /s/keV at 1 keV

表 4 より、Reg1,2 は 1 温度の熱的輻射成分にベキ
関数成分を加えたモデルで再現できたと言える。さDickey&Lockman (1990)−2

Non-thermalkT (keV)らに、Reg3 は 1 温度の熱的輻射モデルで再現でき/s/keV at 1 keV以後に示す Coma Cluster と Abell 3667 の ICMのスペクトル解析では、各領域で抽出したスペクト

た。しかし、Reg1,2,3 のいずれについても電離非平衡モデルでは再現できなかった。

ルから NXB スペクトルを差し引き、ICM の輻射モ
デルに、表 3 に示す温度とベキの値で固定した X 線

4.2

電波レリック領域

バックグラウンドを加えた。
電波ハロー領域については 3 つの 5’×17’ の長方形領域からスペクトルを抽出した。この時、図 5 の緑

Coma Cluster の解析と結果

4円の領域は除き、銀河団中心領域 (北東に位置) から

外側の方向に Reg1,2,3 とした。また、各領域についComa Cluster の電離非平衡プラズマの探索をする てスペクトル解析した結果を表 5 に示す。なお、アバ
ために、電波観測により電波ハローと電波レリックが ンダンスは 0.2 solar としてスペクトル解析をした。
観測された領域に着目してスペクトル解析を行った。

4.1

電波ハロー領域

電波ハロー領域については 0’-9’ の範囲を 3’ 刻みでスペクトルを抽出した。この時、図 4 の緑円の領域
は除き、銀河団中心領域から外側の方向に Reg1,2,3とした。また、各領域についてスペクトル解析した
結果を表 4 に示す。
図 5: Coma Cluster の電波レリック領域の vignetting
補正したイメージ (2-10 keV, NXB は差し引いている)
表 5: スペクトル解析の結果

ICM

Non-thermalkT (keV)ne t (×1011 s · cm−3 )Γχ2 /d.o.f.

Reg1

4.93+0.86−0.56

3.52+4.95−1.07

2.00 (ﬁxed)

1293.46/1281

Reg2

5.26+0.89−0.60

3.02+1.36−0.81

2.00 (ﬁxed)

1354.27/1404

Reg3

+0.58
3.90−0.46

4.50(> 2.97)

2.00 (ﬁxed)

933.09/1031*

Units: photons/cm−2/s/keV at 1 keV

図 4: Coma Cluster の電波ハロー領域の vignetting

表 5 より、Reg1,2 は 1 温度の電離非平衡モデルに補正したイメージ (2-10 keV, NXB は差し引いている)

ベキ関数成分を加えたモデルで再現できることがわかった。さらに、Reg3 では ne t の下限値を得た。

114

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Abell 3667 の解析と結果

5

6

Conclusion

Abell 3667 の電離非平衡プラズマを探索するため

本研究では、X 線天文衛星すざくが観測した衝突に、2 つの電波レリック領域を含む 4 つの観測デー

銀河団 Coma Cluster と Abell 3667 のデータを用い

タ (表 2) に着目してスペクトル解析を行った。

て、銀河団中の ICM の電離状態を調べた。その結果、

図 6 に示すような中心から 4’.5 ごとに円環領域

Coma Cluster の電波ハロー領域は電離平衡状態に達のスペクトルを取得した。このとき、緑円の領域

しているとわかった。さらに、Coma Cluster の電波レは除いた。ここで、最北西の領域から南東の方向

リック領域と Abell 3667 の電波レリック領域付近にお−3に BKG、Reg1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11 とする。なお、 いて、電離非平衡プラズマの条件 ne t < 10 s · cm
BKG は Abell 3667 のビリアル半径より外側に位置 を満たすモデルで再現でき、電離非平衡プラズマの13

し、バックグラウンドの評価の際に用いた。表 6 に兆候を得た。しかし、現状のデータでは、電離平衡プ

スペクトル解析した結果を示す。

ラズマのモデルにおいても再現できるように、ICMが電離非平衡状態であるかを判定することができない。そこで、2023 年 8 月に打ち上げを予定している

XRISM の Resolve による高エネルギー分解能の観測から、ICM の電離状態について詳細な情報を導きたい。

Reference
Tamura et al. 2014, APJ, 782, 38
Takizawa et al. 1999, APJ, 520, 514
Akahori et al. 2010, PASJ, 62, 335

図 6: Abell 3667 の vignetting 補正したイメージ (2-10 keV, NXB は差し引いている)

Inoue et al. 2016, PASJ, 68, S23
北山哲 2020, 日本評論社

C.J.J. Pearce et al. 2017, APJ, 845, 81
Kushino et al. 2002, PASJ, 54, 327

表 6: スペクトル解析の結果

ICM
Reg1
Reg2
Reg9
Reg11
*

Non-thermalkT (keV)ne t (×1011 s · cm−3 )2.20+2.16−0.71
0.93+0.15
−0.11
+1.49
5.94−1.00
2.72+2.36
−1.38

+0.2
0.35−0.1--

714.90/688

24.79(> 1.74)

2.0 (ﬁxed)

10.4 ± 2.4

621.76/660

8.22(> 4.04)--

730.08/732

0.25+0.24
−0.07

-

-

533.41/502

Dickey&Lockman. 1990, ARAVA, 28, 215

χ2 /d.o.f.

ΓUnits: photons/cm−2 /s/keV at 1 keV

なお、表 6 において、アバンダンスはいずれも

0.2 solar である。
表 6 より、Reg1,11 は 1 温度の電離非平衡モデルで再現できたとわかる。また、Reg2 は 1 温度の電離非平衡モデルに Γ = 2.0 のベキ関数成分を加えたモデ
ルで再現したところ、ne t の下限値を得た。さらに、

Reg9 は 1 温度の電離非平衡モデルで再現したところ
ne t の下限値を得た。

115

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銀河 b02衝突銀河団 Abell 2163 の XRISM 衛星観測シミュ レー
ション
白木 天音

116

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

衝突銀河団 Abell 2163 の XRISM 衛星観測シミュレーション

白木 天音 (奈良女子大学大学院 人間文化総合科学研究科)

Abstract
銀河団は自己重力系として宇宙最大の天体であり、衝突合体を繰り返しながらボトムアップ式に成長してきたと考えられている。この衝突に伴い、銀河団ガスのバルク運動や乱流運動が引き起こされると予想されている。この様な銀河団ガスの運動を解明することは、銀河団や宇宙の大規模構造の力学的進化と形成を探ることにつながる。しかし、バルク運動や乱流運動を精密に測定した例は現在、まだ限られている。XRISM

衛星に搭載されるマイクロカロリメータ Resolve 検出器は約 7 eV の優れたエネルギー分解能を持つため、銀河団ガスの運動を鉄輝線のドップラーシフトから直接観測することができると期待される。そこで本研究では、激しい衝突の痕跡を多く持つ、明るい衝突銀河団 Abell 2163(z = 0.203) に焦点を当て、XRISM 衛星観測シミュレーションを通して、バルク運動の検出可能性を探ることを目的とする。衝突中のサブ銀河団 A1,

A2 の 2 領域についてそれぞれ熱的放射モデルを仮定し、観測シミュレーションを行った。その結果、各領域 120 ksec の観測より、視線方向の速度差 ∆v が |∆v| ≥ 200 km/s のとき、3σ の有意性でバルク速度の検出が可能であることがわかった。今後は、バルク速度に加えて乱流速度も含めた、より現実的なモデルを仮定したシミュレーションを通して、ガス運動の検出可能性を調査することが課題となる。

1

背景

銀河団は、主にダークマター、高温ガス、星の 3 つの要素で成り立ち、その質量比はそれぞれ、約 85%,

13%, 2%である。このうち、高温ガスの温度は数千

万 K にも達する。このように高温な銀河団ガスかられがあり、質量比 4 : 1 のサブ銀河団 A1 と A2 がNE/SW 方向を軸に衝突していることが示唆される[2,6,3]。また、可視光の観測から、銀河の速度分散に
1250 km/s の視線速度差が存在することがわかっているなど、激しい衝突の痕跡を多く持つ [3]。

本研究では衝突銀河団 Abell 2163 に焦点を当て、は、熱制動放射や輝線放射により X 線が放射される。 XRISM 衛星観測シミュレーションから銀河団衝突にまた、銀河団は直径 1 − 10 Mpc の自己重力系で宇宙最大の天体である。標準的な宇宙論では、小さなス
ケールの天体が衝突合体を繰り返し、徐々に大きな天体に成長すると考えられている。そのため、銀河団の衝突現象を探ることは、銀河団や宇宙の大規模
構造の力学的な形成と進化を理解するために重要である。さらに、銀河団は宇宙最大の天体であり、その衝突速度が数千 km/s にも達することから、銀河団の衝突に関わるエネルギーは、ビッグバン以降の宇宙で最大である。この衝突の際に放出される膨大なエネルギーの一部はガスのバルク運動や乱流運動

として、数十億年保たれると考えられているが [7]、
直接的な観測例はまだ限られている。

本研究で着目する Abell 2163 銀河団は、比較的近傍 (z = 0.203) に位置し、ガス温度、光度がそれぞ

よって引き起こされたガス運動の検出可能性を調べることを目的とした。宇宙で最もダイナミックな現象である銀河団衝突を XRISM 衛星の優れたエネルギー分解能を持つマイクロカロリメータ検出器 Resolveで観測することで、これまでにはなかった動力学的な物理量を得ることができる。このことは、銀河団

や宇宙の大規模構造の成り立ちについて、ダイナミッ
クな観点から迫ることにつながる。なお、本研究では宇宙論パラメータとして ΩM = 0.3, ΩΛ = 0.7,

H0 = 70 kms− 1 Mpc− 1 を採用した。誤差は、特に断りのない限り 1σ 統計誤差である。

2

れ kT = 14.1 keV, LX,bol = 9.0 × 1045 erg/s の明

るく高温な衝突銀河団である [1]。また、過去の研究からダークマター分布と X 線ガス分布のピークにず

XRISM 衛星によるガス運動測定

XRISM は X 線マイクロカロリメータ分光器 Re-

solve と広視野 X 線 CCD カメラ Xtend を搭載した、

117

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
2023 年度打ち上げ予定の X 線天文衛星である [5]。 放射スペクトルのモデルを立てる。各サブ銀河団を本研究のシミュレーションで性能を仮定した Resolve

1 温度の熱的放射モデル phabs×BAPEC でモデル化に優れたエネルギー分解能を持つ。X 線望遠鏡 (X-ray

から表 1 の通り与えた。

は、軟 X 線 (0.3 − 12 keV) 帯において約 7 eV の非常

Mirror Assembly; XMA) の焦点面に 6 × 6 pixel の2

し、各パラメータは Chandra 衛星のデータ解析結果

配列で X 線マイクロカロリメータ検出器を搭載した

表 1: インプットモデルパラメータ構造をしている。ここで、X 線マイクロカロリメータ

パラメータ

わずかな温度上昇から、その X 線光子のエネルギー

ガス温度 kT [keV]

は X 線光子を熱量として検出し、X 線の入射に伴うを 0.1%の精度で決定することができる。Resolve による鉄輝線のドップラーシフトの精密観測から、高A20.19070.179

重元素量 [Z" ]

13.67

10.8

0.239

0.294

0.203

zA2

赤方偏移 z

温ガスの運動の様子がこれまでにない精度で直接測

乱流速度 σ [km/s]

定することが可能となると期待される。

3

水素の柱密度 nH [10 /cm ]A1norm [10−2 /cm5 ]

22

2

0.0

0.0

1.367

0.8585

視線方向の速度差 ∆v は、±0, ±100, ±200, ±300,

解析手順

衝突銀河団 Abell 2163 のバルク運動の検出可能性を探るため、XRISM 衛星観測シミュレーションを行う。まず、図 1 のようにシミュレーション領域をサ±400, ±500, ±750, ±1000, ±1250, ±1500 km/s の 19

通りを仮定し、∆v = c(zA2 − zA1 )(1)ブ銀河団 A1, A2 に分けて定義する。どちらの領域もの関係から A2 の赤方偏移 zA2 として与えた。

心座標はそれぞれのサブ銀河団の銀河密度のピーク

座標を参照し、A1 が (16:15:50.9,-6:08:29.0)、A2 が

3.2

Resolve シミュレーションには、HEASoft version6.28

Chandra 衛星による X 線イメージ画像から与えた。

一辺 3! の正方形で、XRISM 衛星の視野を表し、中(16:15:39.3,-6:09:15.0) である [3]。本研究の XRISMに含まれる Heasim シミュレータを用い、次の通り行った。

シミュレーションの実行

天体の表面輝度分布は、空間分解能が優れている

また、天体の観測時間は各領域 120 ksec を仮定した。これは、正確な銀河団ガス運動の測定には、6.7

keV の Fe XXV Kα 線のカウント数が 200 カウン

ト以上必要であることから計算した [4]。レスポンス

ファイルは、RMF：resolve h5ev 2019a.rmf、ARF：

resolve pnt heasim noGV 20190701.arf を使用した。

3.3

シミュレーション結果の解析

Resolve シミュレーションによって得られた X 線

図 1: Abell 2163 の Chandra 衛星による X 線画像とResolve シミュレーション領域 (3! × 3! )3.1

インプットモデルの作成

スペクトルに対して、インプットモデルと同じ phabs

× BAPEC モデルを仮定したモデルフィットを行った。モデルフィットには XRISM 衛星の全エネルギー
バンドである 0.3 − 12.0 keV を使用した。ここから得られる 2 つの赤方偏移の値からバルク速度を計算

し、Abell 2163 銀河団のバルク速度の検出可能性を

Chandra 衛星による観測データの解析によって評 探る。このモデルフィットでは、バルク速度の検出
価した高温ガスの性質をもとに、Abell 2163 の X 線 に必要な赤方偏移の値 z に加え、重素量、X 線放射118

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
強度を表す norm をフリーパラメータとして扱った。 仮定したときの結果を例として示す。図 3 に A1, A2
その他のパラメータにはシミュレーションの入力値のフィット結果を示し、表 3 にモデルフィットから得を与え、固定パラメータとした。フィッティングする

られたパラメータの値を示す。

際の検定方法には、Resolve による高分解能なデータを活かすためビンまとめをせずに、C 統計を用いた。

表 3: Resolve スペクトルに対するフィット結果

パラメータ

ガス温度 kT [keV]

結果

4

重元素量 [Z" ]赤方偏移 z

はじめに鉄輝線に含まれるカウント数の結果を表2 に示す。A1,A2 両方の領域のシミュレーションでnorm [10−3 /cm5 ]6.7 keV の Fe XXV Kα 線のカウント数が 200 カウ
ントを超えていることから、鉄輝線のドップラーシ

A2

13.07+0.31−0.25
0.243+0.013−0.0130.203003+0.000050−0.000049
9.442+0.033−0.03510.50+0.16−0.16

0.296+0.015−0.015

0.198833+0.000052−0.000039
5.7750.031−0.030

data and folded model

フトから正確にガス運動の測定ができると期待される。A1, A2 の Resolve スペクトルの鉄輝線を拡大しnormalized counts s−1 keV−10.1たグラフが図 2 であり、実際に鉄輝線の中心エネル
ギーのずれが確認できる。

0.01

10−3

10−4
4

A1

A2

Fe XXV Kα (counts/120 ksec)

206

237

Fe XXVI Ly α (counts/120 ksec)

313

230

(data−model)/error

表 2: 鉄輝線のカウント数

A1

2
0
−2
−4
0.5

1

data and folded model

2
Energy (keV)

5

10

5

10

0.1

data and folded model

0.05
0.1
normalized counts s−1 keV−1

normalized counts s−1 keV−1

0.2

0.02
0.01

2

10−3

10−4

0

4

−2
(data−model)/error(data−model)/error

5×10−34

0.01

−4
5.5

5.6

5.7
Energy (keV)

5.8

5.9

6

図 2: Resolve スペクトルの鉄輝線の拡大図。赤がA1, 青が A2 を表す。上パネルは十字が観測シミュ
レーションで得たデータ点、実線がフィットした 1 温度熱的放射モデルを示す。下パネルは残差を示す。

次にシミュレーションで得られた A1, A2 の領域それぞれの Resolve スペクトルに対し、input モデルと同じ phabs×BAPEC モデルを仮定したモデルフィッ
トの結果を示す。ここでは、銀河の速度分散から予測される視線の速度差である、∆v = −1250 km/s を

2
0
−2
−4
0.5

1

2
Energy (keV)

図 3: 上図：A1 Resolve スペクトルに 1 温度熱的放射モデルをフィットした結果、下図：A2 Resolve ス
ペクトルに 1 温度熱的放射モデルをフィットした結果。各図の上パネルがモデルフィットの結果、下パネルが残差を示す。上のパネルで黒の十字が観測シ
ミュレーションで得られたデータ点を表し、緑の実線がモデルを表す。

119

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
表 3 より、A1, A2 両方の領域で、ガス温度が 2σの誤差内で一致、重元素量、赤方偏移が 1σ の誤差内ることだと考えられる。

次に、バルク速度の検出有意性について議論する。

で一致することがわかった。norm の値はシミュレー

図 4 にまとめた結果より、A1, A2 の各領域 120ksec得られたスペクトルのフィット結果が 30-31%小さいのとき、3σ の有意性でバルク速度の検出が可能であションのインプット値に対してシミュレーションで値となった。その他の視線速度差 ∆v の場合も同様のフィット結果が得られ、ガス温度、重元素量、赤方偏移は 1-2σ の誤差内で一致、norm はフィット結果
が 30-33%小さい値となった。

の観測で視線方向の速度差 ∆v が |∆v| ≥ 200 km/s

ることがわかった。銀河団衝突に伴うガス運動の視線速度差を正確に測ることができれば、銀河団の奥行き情報が得られ、3 次元的な衝突現象の理解につながる。もし、銀河とガスの視線速度に違いが見つ

フィット結果から得られた赤方偏移と (1) 式を使っ かれば、それらの比較から衝突銀河団の 3 次元的なてバルク速度を求めると、∆v = −1250 km/s のとき、vbulk = −1260+53−51 km/s と求められ、検出有意

性は 23.8σ である。ここで、誤差は 1σ 統計誤差と、質量構造の議論が可能になると期待される。

まとめと今後の課題

XRISM 衛星の輝線の中心エネルギーの決定精度を 1

6

他の ∆v の結果を図 4 にまとめた。

Abell 2163(z = 0.203) に焦点を当て、XRISM 衛星

eV とした時の系統誤差の二乗和から求めた。同様に激しい衝突の痕跡を多く持つ、明るい衝突銀河団

観測シミュレ ーションを通して、鉄輝線のドップラー

シフトからバルク運動の検出可能性を探った。シミュ
レーションでは、Chandra 衛星による観測データの解析によって評価した高温ガスの性質をもとに、Abell

2163 のサブ銀河団 A1, A2 について領域を分け、それぞれを 1 温度の熱的放射モデル phabs ×BAPEC でモデル化した。その結果、Abell 2163 のサブ銀河団の各領域 120 ksec の観測から、 視線速度差 |∆v| ≥ 200

km/s のとき、3σ の有意性でバルク速度が検出できる可能性を示した。
図 4: 視線速度差の測定結果。横軸：仮定した視線速
度差、縦軸：シミュレーション結果で得られたバル

ク速度を示す。エラーバーは 1σ の統計誤差に機器誤差を含めたものを表す。

5

本研究ではバルク速度のみを仮定したが、実際には衝突に伴って乱流運動も起こっていると考えられる。そのため、今後の課題として、バルク速度と乱流速度の両方を仮定したシミュレーションを行う必要がある。

Reference

議論[1] Rojas Bolivar, et al., 2021, ApJ 906:87 (13pp)

はじめに、Resolve シミュレーションの妥当性について議論する。モデルフィットの結果より、仮定した全ての視線速度差 ∆v のシミュレーションでガス温度、重元素量、赤方偏移は 1-2σ の誤差内で一致していることから、シミュレーションは妥当であると判断する。norm の値がシミュレーションのインプットに対して、フィット結果が 30-33%小さい値となる原

因は、広がった天体に対して点源用の arf を用いてい[2] G. Soucail, 2012, A&A, 540, A61[3] S. Maurogordato, et al., 2008, A&A, 481, 593-613[4] N. Ota, et al., 2018, PASJ, Volume 70, Issue 3, id.51[5] Tashiro, et al., 2018, SPIE, Volume 10699, id.
1069922 12 pp.
[6] H. Bourdin, et al., 2011, A&A, 527, A21[7] Norman, M. L., & Bryan, G. L., 1999, The Radio
Galaxy Messier 87, 530, 106

120

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銀河 b03

各赤方偏移及び銀河星質量における銀河衝撃波時間
発展
照井 勇登

121

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

各赤方偏移及び銀河星質量における銀河衝撃波時間発展
照井 勇登 (防衛大学校理工学研究科前期課程)

Abstract
ミッシングバリオン (Missing Baryon) 問題解決のためには高赤方偏移 (high-z) におけるバリオンの構造形
成を理解する必要があるが、未解明な部分が多い。我々は宇宙再電離期における銀河形成及び進化過程が関係していると考え、その鍵は銀河衝撃波伝搬の様相が握っていると考える。
銀河衝撃波の伝搬距離及び方向を決定する主要な要素としては、銀河が存在する赤方偏移 z 及び銀河星質
量 M∗ の二つがある。赤方偏移 z により、銀河間空間のバリオン密度 ρIG とともに、銀河の星形成率 (SFR)も変化する。
本研究では、high-z における銀河衝撃波伝搬を計算した。その結果、各赤方偏移 z 及び銀河星質量 M∗ が増加する程、伝搬距離が大きくなった。銀河星質量 M∗ における銀河衝撃波時間発展の様相を計算した結果を図で示す。この手法は Sofue(1994) において天の川銀河に適用されていたが、本研究によって high-z を含む他の銀河にも適用できることが示唆されたと考える。

1

ここでは、特に銀河衝撃波に着目する。銀河内の星

Introduction
宇宙論においてビッグバン (Big Bang) 直後に推定されるバリオン量と近傍宇宙での観測から推定されるバリオン量に大きな差異が存在する問題は「ミッシ
ングバリオン (Missing baryon)」として天文学で広間ガス (ISM) が銀河外へと流出するためには銀河衝
撃波が銀河円盤外まで流出するための十分なエネル
ギーが必要になる。本研究では先行研究で示された
銀河衝撃波伝搬の時間発展式を様々な赤方偏移及び質量の銀河に適用することを考えた。

く認識されており、前者は宇宙背景放射の観測等から全宇宙のエネルギー量の 4.8% に相当するとされているが、天体の観測によるバリオン量はその半分程度でしかないというものである (Ade et al. 2016)(Shullet al. 2012)(谷口 他 2013)。

2

Methods

2.1

Formulation

Missing baryon は銀河間物質（IGM）に高温で形状としては薄く広がっておりさらに X 線を放射する
程高温ではないと考えられている (Tanimura et al.

2019)(Nicastro et al. 2018)。本研究では、この様な構造は宇宙再電離期において、初期銀河の中心部での超新星爆発の連続発生が原因で矮小銀河から噴出した銀河風により形成されると考える。大規模な超新星爆発により形成された双極構造 (Super Bubble)
が銀河円盤の Scale height の数倍を超えると、銀河ハローへと噴出する銀河風となる (谷口他 2007)。

噴出した銀河風と IGM との境界に銀河規模の衝撃波（銀河衝撃波）が形成される (Sofue 1994)。銀河衝撃波は、銀河の外側に伝搬していき、加熱した領域はX 線等の高エネルギー放射光を出すと考えられる。
実際に天の川銀河周辺部の X 線観測によって Super

bubble の双極構造が観測されている (Predehl 2020)。

銀河衝撃波の時間発展に関する式を求める。本節の内容は (Sakashita & Ikeuchi 1996) を参考にしたものである。非一様媒質中の点源爆発による衝撃波の解を求める方法に Laumbach-Probstein によって考案された方法（L-P 法）がある。まず、座標系として極座標系 (r, θ) を用いる。ここで、

i ）流れの流線は動径（r）方向を向いているとする。

i i）爆発による衝撃波では物質は衝撃波面の後方に強く集中するので、流体粒子の位置を表す量を衝
撃波面の近傍で展開する。
という２つの近似を用いる。
これらの近似の下、流体粒子の位置を Lagrange 座
標 r0 を用いた極座標 (r0 ,θ) により、軸対象な密度分布を122

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校が得られる。尚、

ρ0 = ρ0 (r0 , θ)(

(1)
I(R, θ) =とおく。以下の議論では Lagrange 座標 r0 を用いる
が、r0 は t = 0 での流体粒子の位置である。i ）の近(9)

ρ0 (r0 , θ)r0 2 dr0 ,J(R, θ) =
(2)

(10)

0

である。衝撃波の時間発展式 (8)、(9) 及び (10) を銀
河衝撃波の計算に適用する際、R は銀河中心からの

2

∂ r
r
∂p
+
= 0.
∂t2
ρ0 r0 2 ∂r0

,
R

∫ R

となる。また、動径方向の運動方程式は
2

)

及び

似を用いると、Lagrange の連続の式は

ρ0 r0 2 dr0 = ρr2 dr

dln ρ0dr0(3)

距離、θ は天頂角、E は銀河中心部の爆発エネルギーを表す。また、極座標系 (r, θ) において、座標原点はとなる。衝撃波面を通過した後の流れは断熱的とす

銀河中心、θ = 0 は銀河円盤に対し水平方向（銀河面

れば、エネルギー式は方向）、θ = π/2 は銀河円盤に対し垂直方向（銀河極p(r0 , t)=
p1 (r0 ){ρ(r0 , t)
ρ1 (r0 )方向）を表す。

}γ.

(4)と表される。ここで、γ は比熱比を表し、添え字１

ここで、式 (8) の計算は 4 次の Runge-Kutta 法を、
式 (10) の積分計算はシンプソン法を使用している。

は衝撃波後面での値を意味する。
衝撃波が十分強いとすると、Rankine-Hugoniot の関

2.2

係式は

Sofue (1994) では、銀河のバリオン密度分布を
ρ1 =

γ+1
ρ0
γ−1

(5)
2

2

ρ0 (ω, zh ) = ρthin e(−(ω/ωthin ) +(zh /zthin ) )及び+ρthick e(−zh /zthick ) + ρIG .
p1 =2
ρ0 Ṙ2 .
γ+1(6)となる。ここで、R は任意の θ での衝撃波面の位置

R(t; θ) を表し、˙ は時間微分を表す。
さらに流線は動径方向を向いているから、単位立体角あたりのエネルギー保存の式はE=
4π

Density distribution of galaxies

∫ R
0

p 2
r dr +
γ−1(11)

とおいているので、本研究でもこれを採用した。右辺の第１項は銀河の thin disk を、第２項は thick diskを表している。ω は銀河回転軸からの距離、zh は銀河円盤からの距離を表している（すなわち、ω =Rsinθ, zh = Rcosθ である。）。また、ρthin は thindisk のバリオン密度、ρthick は thick disk のバリオ

∫ R ( )2
1 ∂r
ρ0 r0 2 dr0 (7)2∂t
0

E は爆発のエネルギーで、右辺の第１項は内部エネ

ン密度、ρIG は IGM のバリオン密度であり、ωthin
及び zthin はそれぞれ thin disk の scale length 及びscale height、zthick は thick disk の scale height である。

ルギーで、便宜上 Euler 座標で表示しており、第２項は運動エネルギーである。式 (1) (6) を式 (7) に代入すると、各方向 θ での衝撃波の時間発展の式[
E2R2(2γ − 1)R̈ + (γ − 1)I Ṙ2=
4π3(γ − 1)(γ + 1)2](7γ + 3)(γ − 1)Ṙ2
2+
J+
ρ0 R3 Ṙ2
(γ + 1)R3(γ − 1)(γ + 1)
(8)

2.3

Setting of each parameter andinitial value

先行研究 (Yoachim & Dalcanton 2006; Asencio etal. 2022; Salpeter 1955; Popesso et al. 2022; Shenet al. 2003; Prole et al. 2021 and Martin 2006) を用いて、式 (8) 及び式 (11) のパラメータ及び位置 R
及び速度 Ṙ の初期値を計算する。その結果、これら

1232023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
は全て赤方偏移 z 及び銀河星質量 M∗ から計算できるので、インプットパラメータはこの２つだけにな

偏 移 (0
8

9

≤ z
10

≤ 10) に 存 在 す る 質 量 M∗=

1110 , 10 , 10 , 10 M⊙ の銀河衝撃波を計算した。

る。
尚、エネルギー E は銀河の星形成率 (SFR) から計算3できるが、その際に以下の条件を設定した。
6i ) 同 SFR での星形成が 10 yr の間持続した (Sofue1994)。
i i) 初期質量関数 (IMF) は Salpeter IMF(Salpeter
1955) を採用。
iii) １個の超新星爆発のエネルギーは 1044 (J) であると考えた (Sofue 1994)。
また、銀河衝撃波の初期位置 R0 に関しては、以下Results
図１では、z = 0, 10 及び M∗ = 108 , 1011 M⊙ の４通りの場合について、銀河周辺部における 1.0 ×

107 ,1.5 × 107 ,2.0 × 107 yr の各時点での銀河衝撃波面の位置を thin disk 及び thick disk との位置関係により表している。衝撃波面は銀河面に対し対称である
が、ここでは銀河面に対し片側のみ表示している。

z=0(a)M∗ = 8.0(M⊙ )(b)M∗ = 11.0(M⊙ )の条件を設定した。

i ) ∼ 107 yr 経過後に放射冷却により 106 (K) のプ
ラズマ球が形成される。

i i) そのプラズマ球の密度は銀河 thick disk と同程度
である。

2.4

Conditions for galactic shock
wave calculationz = 10(c)M∗ = 8.0(M⊙ )(d)M∗ = 11.0(M⊙ )銀河衝撃波が発生するための条件は、銀河中心部での超新星爆発により銀河衝撃波面に吹き込むガス
速度 V が V > 7.20(km/s) でなければならない。この V に関する条件式は、Martin(2006) の式により、log(SF R(M⊙ /yr)) > −2.007(12)という銀河星形成率 (SFR) の条件に置き換えることができる。
一方、本研究の物理モデルを適用するためには、

ρthin > ρthick でなければならないが、Yoachim &Dalcanton(2006) の式によれば、銀河回転速度 Vc について、

図 1: z = 0or10、log(Ma st(Mo dot)) = 6.0or11.0 の場合の銀河周辺部での銀河衝撃波の伝播。原点は銀河中心、横軸は銀河円盤に対して水平方向、縦軸は垂直
方向、距離スケールは 102 (pc) である。赤と黄色の部分がそれぞれ thin disk と thick disk で、横軸に scale

length、縦軸に scale height をとる。銀河中心部での大爆発から t = 107 年後（橙線）、t = 1.5times107

Vc > 41.89(km/s).

(13)

年後（黄色線）、t = 2.0times107 年後（青線）の衝撃波面をそれぞれ内側から示す。実際には衝撃波面を満たせばよい。これは、Shen et al.(2003)、Prole

は銀河円盤に対して対称（縦軸で y = 0 に相当）でet al.(2021) 及び Martin(2006) の式を使ってあり、銀河面に対して対称な二極構造（スーパーバブル）も生成されるが、本研究では縦軸で y < 0 のM∗ > 5.867(M⊙ ).

(14)

部分は省略する。

という銀河星質量 M∗ の条件式で表せる。よって、本研究では式 (12) 及び (14) を満たす銀河を研究対象とする必要がある。よって、ここでは各赤方124

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Discussion(a)KS1(b)High-z galaxy

図 1 より、同質量の銀河同士で比較すると、高赤方偏移（high-z ）の方が伝播距離が増大していることが分かる。赤方偏移 z によって変化する物理量は銀河の SFR 及び IGM のバリオン密度 ρIG である。
前者は初期の爆発によるインプットエネルギーを増大させるので衝撃波伝搬距離を伸長させる一方、後者は衝撃波は低密度な領域程伝搬しやすいという性

図 2: low-z に存在する銀河 KS1(Isobe et al. 2021)

質をもつため伝播距離を抑制する働きをもつ。よっ 及び high-z(z ∼ 8 − 10) の平均的な銀河 (Nakajimaて、high-z では SFR 上昇の効果が打ち勝っていると et al. 2023) 周辺部での銀河衝撃波の伝播。原点は考えられる。

銀河中心、横軸は銀河円盤に対して水平方向、縦軸

一方、同赤方偏移の銀河同士で比較すると、高質量は垂直方向、距離スケールは 102 (pc) である。赤と銀河の方が伝搬距離が大きいが、これはより単純な

黄色の部分がそれぞれ thin disk と thick disk であ理由があり、高質量銀河では星の個数が増大するたる。銀河中心部での大爆発から t = 107 年後（橙線）、

め、SFR 値が上昇するためであると考えられる。

t = 1.5times107 年後（黄色線）、t = 2.0times107 年

し か し な が ら 、今 回 検 証 し た 場 合 で は い ず れ も後（青線）の衝撃波面をそれぞれ内側から示す。縦（z = 10, log(M∗ (M⊙ )) = 11.0 の場合でさえも） 軸で y < 0 の部分は省略する。
銀河衝撃波は銀河 (thick disk) から大きく飛び出
すことは無かった。そこで、実際の銀河に本モデ

Reference

ルを適用した場合、Low-z の銀河 KS1(Isobe et al.

Ade et al. 2016, A&A, 596, A1062021) 及び High-z の銀河平均値 (log(M∗ (M⊙ )) =Shull et al. 2012, ApJ, 759, 15

8.31, log(SF R(M⊙ yr−1 ))=1.03, z=8 −10)(Nakajima et al. 2023) では銀河衝撃波が thickdisk の領域外まで伝搬することが分かった (図 2)。こ谷口義明

他, 2013, 講談社

Tanimura et al., 2019, MNRAS, 483, 223の事は starburst 銀河のような比星形成率 (sSFR) が

Nicastro et al. 2018, Nature, 558, 406

大きい銀河では銀河風によるガス流出が盛んに観測

谷口義明

される事実と一致していると言える。また、high-z にSofue 1994, ApJ, 431, 91存在する銀河においても同様に衝撃波が銀河外まで

Predehl 2020, Nature, 588, 227

飛び出していることは、high-z での伝搬距離が low-z と比較して大きくなる傾向にあることも併せて考えると、「過去にバリオンが銀河から流出し、今日の他, 2007, 日本評論社

Saito 1979a, PASJ, 31, 181
Saito 1979b, PASJ, 31, 193

Missing baryon 問題を誘発した」という仮説を支持 坂下&池内 1996, 培風館
することが示唆される。

Yoachim & Dalcanton 2006, AJ, 131, 226
Acensio et al. 2022, MNRAS, 515, 2981

5

Salpeter 1955, ApJ, 121, 161

Conclusion

Popesso et al. 2022, MNRAS, 519, 1526

Sofue(1994) の手法を応用させることで、様々な z
及び質量の銀河に対象を拡張することができた。銀河衝撃波が銀河外まで伝搬するためには sSFR 値が大きい（Starburst 現象の発生）が重要な要素であるShen et al. 2003, MNRAS, 343, 978Prole 2021, MNRAS, 506, L59
Martin 2009, ApJ, 647, 222

ことが確認でき、high-z では low-z と比較してガス

Martin 2009, ApJ, 647, 222

流出がより盛んであることも示唆された。

Isobe et al. 2021, ApJ, 918, 14
Nakajima et al. 2023, arXiv:2301.12825

125

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銀河 b04

Changing State Quasar モニター観測と広輝線領域の
推定
及川 雄飛

126

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Changing-State Quasar モニター観測と広輝線領域の推定
及川 雄飛 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
天文学における一つの問題として「超巨大ブラックホール (SMBH: Super Massive Black Hole) がどのように形成されたか」がある。SMBH の統計的研究には SMBH の質量推定が重要であるが、SMBH 質量を推定するのに用いる広輝線領域に関しては不明な点が多くある。銀河中心に存在する SMBH が質量を獲得し強く光る過程はクェーサーとして発見され、SMBH の形成過程を知る上でクェーサーは重要な天体となっている。近年、状態遷移クェーサー (CSQ: Changing-State Quasar) と呼ばれる、短期間 (1〜5 年程度) で広輝線強度が明確に変化するクェーサーが発見されてきた。この特徴を用いて本研究では CSQ の広輝線領域の出現過程を観測し広輝線領域の起源 (ガスを得る過程や速度分布等) を調査することを目的とした。CSQ
は広輝線強度が強くなると同時に明るさが明るくなる特徴がある。そこで本研究の主なターゲットとして、
等級カタログ (ZTF: Zwicky Transient Factory) で直近 2〜3 年にで明るさが 2〜15 倍程度 (g-band 等級で0.3mag /y) 明るくなり、可視光で Hβ(Hα) 広輝線を観測できる天体 (z=0.2〜0.8) を用いた。これらの天体を 1〜2ヵ月間隔で分光観測を行い、広輝線の変化から広輝線領域の構造の変化を調査し物理的解釈を与える。
本研究は未だに結論まで至ることはできていないが、合計 15 天体の分光モニター観測を行うことに成功し現在解析中である。解析天体の中には、物理的解釈が困難な天体 (例：広輝線領域を楕円型としてとらえた場
合に離心率が 0.8 より大きく、非常に横長に広がってしまっている等) が散見されたため、解析手法や使用モ
デルに関してはさらなる検討の余地が必要であることが判明した。今後の展望としては、十分によい S/N で観測が行われ観測回数の多い天体から順に解析を進め物理的解釈を進めるとともに、使用モデルに関するさらなる検討や人為的なミスの確認を行う。最終的には複数天体の広輝線領域の変化を比較することを目指す。

1

線を遮ってしまう。クェーサーの観測スペクトルにBackground

は広輝線が確認されるものと観測できないものがあ
宇宙の歴史を知るための系外銀河研究過程で多くの銀河中心に存在する質量が 106〜9 太陽質量 (M⊙ ) の超
巨大ブラックホール (SMBH: Super Massive BlackHole) が確認されてきた。一方で恒星質量ブラック
ホール (101〜2 M⊙ ) と SMBH の中間の質量である(103〜6 M⊙ ) ブラックホールの観測例は多くない。そのため SMBH が質量を獲得する過程は宇宙の形成に関する問題となっている。SMBH が質量を獲得し降
着円盤が明るく輝く天体をクェーサーと呼ぶ。クェー
サーの構造を知ることは SMBH の形成過程を理解す
ることにつながる。

り、この違いはダストトーラスによって広輝線領域が隠されるかどうかで決まると一般的に解釈されてきた。広輝線領域は SMBH の質量測定に用いられるなど、SMBH の形成過程の理解の上でも特に重要な要素である。
近年では広輝線が短期間 (1〜5 年程度) で出現 (消滅) する状態遷移クェーサー (CSQ:Changing-State

Quasar) が発見されてきた。また広輝線の出現 (消滅) に伴い明るさが 10 倍程度明るく (暗く) なることも発見された (LaMassa et al. 2015)。CSQ は発見されてから研究例がそれほど多くなく、短期間で広輝

一般的にクェーサーの中心部分は統一モデル (図1) で解釈されている (Antonucci 1993)。統一モデル

線が大きく変化するという特徴を持った非常に興味深い天体である。

では中心に SMBH と降着円盤があり、その上空 (〜0.1pc) に広輝線領域（1000km/s 以上の幅の広輝線が放射される領域）がある。その周囲 (〜1pc) にはダ
ストトーラスと呼ばれる領域が存在し、ダストトーラスは光学的に厚く、広輝線領域から放射される輝127

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の継続の有無の判定をするため測光観測する。等級変化の予測と比較し増光が継続していた場合増光天体として次の分光観測を行う。

3.2

分光モニター観測(単調) 増光する CSQ を発見後、各 CSQ を増光が終わるまで一定間隔 (1〜2ヵ月) ごとに分光観測を行う。観測スペクトルに対して (Shen et al. 2015)、(Guo et al. 2018)、(Wang et al. 2018) を元に作成さ

図 1: クェーサー統一モデル。

中心の SMBH 周囲に降着円盤、広輝線領域がある。 れたプログラムである PyQSOﬁt を用いて、Hβ(Hα)
外側にはダストトーラスが存在している。トーラスの広輝線成分のみをとりだす。その後広輝線成分の越しの視線方向では広輝線が観測されない。中心の変化を調べるため、楕円モデル (Eracleous 1995) を広輝線領域が降着円盤からエネルギーを受けると広ベースにしたモデルを用いて広輝線領域の情報を調

輝線を放出する。

べる (図 2)。このモデルは一般相対論効果等を含んでおり、一般的な広輝線を再現するのに適している。

2

増光過程以前のスペクトルが広域のサーベイアーカ

Objectives
一般的に SMBH の研究において SMBH の質量を推定して議論が行われる。この時に (主に Hβ) 広輝

イブデータの Sloan Digital Sky Survey(SDSS) 等に公開されている場合は同様に解析し比較する。

線を用いるが、広輝線を放出している広輝線領域 (ガス) の構造は不明な点が多く、仮定を通して広輝線から BH 質量を推定している。増光 CSQ では広輝線が出現するため、増光中の CSQ を複数回分光すること
で広輝線が出現する過程を見ることができる。クェー
サーの広輝線から広輝線領域の形状を推定することができるので、増光 CSQ を観測することで広輝線領域の起源を議論することができる。
本研究においては、学部生時代に確立した手法に基づいて新天体のモニター観測を目指し、広輝線領域の起源に関する理解を深めることを目指す。

3

Methods

3.1

CSQ の発見

図 2: 楕円モデルと hotspot の概念図、楕円は視覚的な楕円ではなくリアルに楕円型をしていることを仮定している。さらに楕円の disk 上に一点 hotspot と呼ばれる放射源も加えて仮定している。

光度曲線カタログである Zwicky Transient Facil-

ity(ZTF) 等を用いて増光の予兆があるクェーサーを観測する。具体的には ZTF(Data Release 10) 中の 20
億天体 (銀河やクェーサーを含む) から、クェーサー
名カタログのうち最も天体が含まれている milliquasに含まれる天体を抽出する。抽出されたクェーサーの4

Results

4.1

増光中 CSQ の発見

直近 (2〜3 年以内の) 等級変化を調べ増光した (例:1ターゲット天体を測光観測し同時に分光観測を行っ年で平均 0.3 等級以上増光) 天体を候補天体とし増光た比較結果を示す。図 3 はターゲット天体の一つであ1282023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
る SDSSJ2256(z=0.25) の測光結果である。2018 年

4.2

から 2021 年でのプロット点は ZTF による観測結果であり、2021 年以降の赤点と緑点が実際に新たに観測した点である。このように SDSSJ2256 は増光中であったため分光観測を行いその結果を図 4 に示した。

図 3: SDSSJ2256 の測光結果、紫、青の 2018 年から2021 年までのプロットは ZTF によって観測されたアーカイブデータ。図の直線は ZTF のプロット点を

1 次関数でフィッティングを行った結果の直線。2021
年 8 月の観測結果は赤点で示され ZTF で観測された

広輝線のフィッティング結果

分光観測結果の内、フィットの悪い例 (図 5) と良い例 (図 6) を示す。SDSSJ1137 に関しては広輝線とフィット結果の形状に大きさ差は見られなかった。

図 5: SDSSJ1413(z=0.23) の Hβ 広輝線のフィッティ
ング結果。紫線が観測された広輝線、緑線がフィッ
ティング結果をプロットしたもの、ピーク周辺や短波長の裾の尾付近でフィッティング結果がずれている
ことが確認できる。

増光が継続していることが確認された。2021 年 12 月にも同様に観測を行った (緑点) が、8 月時点より減光してしまっていた。

図 6: SDSSJ1137(z=0.19) のフィッティング結果。破
線がフィッティング結果。短波長側でのずれは図 5
図 4: SDSSJ2256 の分光結果の比較。紫が 2001 年のと同様にずれが見られる。具体的なフィッティング

SDSS で観測された点、緑は 2021 年 10 月に、青は

結果は視線からの傾き i=40 °、楕円の半径 g=570〜

2021 年 12 月に観測した点。強度比は OIII 狭輝線強 30000rg 、楕円の傾き ϕ0 =0 °、離心率 e=0.87、単位面
度を一致させることで調整した。2021 年の観測では 積の輝線の広がり σ=800km/s、hotspot:g=794.328、2001 年に弱かった広輝線 (赤丸内) が強くなったこと ϕ=22 °が確認できる。

1292023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

ことも考えている。最終的には今後の観測天体数をDiscussion

増やすとともに統計的な議論を行うことを目指す。

CSQ を発見する方法に関しては図 3、図 4 で示したような増光中のクェーサーを発見することが可能であることが確認された。同時に観測したスペクト
ルと SDSS(Sloan Digital Sky Survey) で観測された

8

参考文献

2001 年のスペクトルを比較すると広輝線が非常に強くなっていることが確認できる。
スペクトルの解析に関しては図 5 で示された

Reference

SDSSJ1413 のように、頂点周辺と短波長側の広がり Antonucci 1993, RAAA
部分が十分にフィットできていない天体が散見された。フィットが不十分な箇所としては波長のピーク

LaMassa et al. (2015), Apj
Shen et al. (2015),

Apjが不十分な点である。この解決の糸口として hotspot

Guo et al. (2018),

Astrophysics Source Code Libraryの導入や楕円モデルの理解を深めることが必要であWang et al.(2018), Astronomical Journal

ると考えている。

Eracleous (1995), Apj

がより長波長側にある点と短波長側の広がりの再現

また最もよくフィットされた SDSSJ1137(図 6) に関しても短波長側の広がりを十分に再現できていない点に加えて、物理パラメータのうち離心率が 0.8 を超えているため物理的に考えるには横長に広がりす
ぎている結果が現れた。
この原因としては、使用モデル以外にも変数の縮退や広輝線成分の抽出時の人為的な差し引きの過不足等も考えられる。

6

Conclusion
本研究の手法によって広輝線が出現する過程を調べることが可能であることが確認された。また ZTFから効率よく広輝線が出現するターゲット天体を抽出することができるため、サンプル天体数を 15 天体得ることができた。一方で解析部分でモデルの不十分性や物理的解釈が難しい結果が確認されたため、今後の検討が必要であることが理解された。

7

Future Works
本研究のこれからの目標として年内には広輝線が観測された 15 天体の中から特に S/N が良いものを優先的に解析を進め数天体での比較を行うことを考えている。また解析手法に関しては、広輝線の変化のうち固定成分を変化成分があるという仮説の元、過去のスペクトルとの差分スペクトルの変化を調べる

130

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銀河 b05BAL クェーサー周辺でみられる近接効果の異方性に
ついて
前田 祐輔

131

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

BAL クェーサー周辺でみられる近接効果の異方性について
前田 祐輔 (信州大学大学院 総合理工学研究科)

Abstract
銀河間ガス (intergalactic medium; IGM) を、クェーサーのスペクトル上で検出すると、クェーサーの近傍
では中性水素 (HI) ガスによる吸収線の強度と検出頻度が減少することが知られている。これはクェーサーの近傍では IGM の電離状態が高いことを示唆する (クェーサーの「近接効果」)。この効果の等方性を調べるために、離角の小さいペアクェーサーを探し出し、手前のクェーサーの接線方向にある HI ガスを、背後にあるクェーサーのスペクトル上で吸収線として捉えるという観測が行われた。その結果は、クェーサーの接線方向では HI 吸収が超過することが明らかになり、接線方向の IGM の電離状態が低いことが示唆された (Prochaska et al. 2013; Jalan, Chand, & Srianand, 2019) 。本研究では、ダストトーラスによる影響を確認する為に、降着円盤を edge-on に近い方向から観測したときに検出される広吸収線 ( broad absorption

line; BAL ) をもつペアクェーサーを対象として、同様の解析を行った。先行研究 ( Misawa et al. 2022 ) で問題となった、クェーサーのサンプル数の少なさをペアクェーサー選定に対する条件を緩めることで約４倍に増やした結果、「近接効果」がダストトーラスによる紫外線放射の偏りで説明できる可能性が高いことが分かった。今後は今回の解析結果の統計的精度を更に向上させるために、追加解析を行う予定である。

1

Introduction
活動銀河核 ( active galactic nuclei; AGN ) の統一

モデル (図 1) では、銀河中心の大質量ブラックホー
ル周辺に降着円盤があり、さらに外側にトーラス状の吸収体 (ダストトーラス) が存在していると考えられている。このモデルでは、観測する方向によって、あらゆるタイプの AGN を説明することができる。このモデルはクェーサーにも適応可能であり、同じく

図 1: AGN 統一モデルの図 (©NASA/CXC/SAO)

トーラスが存在していると考えられる。しかし、中心に高輝度の降着円盤が存在することや、ダストトー

よってクェーサーからの紫外線放射が、非等方的にラスのサイズが数光年から数百光年と非常に小さいなった結果、周囲の IGM の電離状態にも異方性がも為、空間的に分解する観測は極めて難しい。しかし、 たらされている可能性が示唆された。しかし、この
ダストトーラスによって中心からの光がさえぎられシナリオを検証するためには、降着円盤の傾きを確ることで、クェーサーの放射に異方性が存在すると認する必要があった。

いった間接的な観測は可能である。
この異方性を調べるために Prochaska et al. (2013)では、離角の小さいペアクェーサーを探し出し、手前のクェーサーの接線方向にある HI ガスを、背後にあるクェーサーのスペクトル上で吸収線として捉えるという観測を行った (図 2) 。その結果、クェー
サーの接線方向では光学的に厚いとされる HI 柱密度（NHI > 1017.2 cm−2 ）を超過した IGM が多く検出された (接線距離 R⊥ <100 kpc で約 60 %、R⊥ ∼=1

Mpc で約 20 % )。この結果より、ダストトーラスにそこで、Misawa et al. (2022) では、降着円盤を

edge-on に近い方向から観測したときに検出される
広吸収線 (broad absorption line; BAL) をもつペア
クェーサーを対象とした同様の研究が行われた (図3)。その結果、上記ダストトーラスによる説明と矛
盾しない傾向が見られたものの、サンプル数が少な
く、統計的に有意な結論を得ることは出来なかった。
本研究では、ペアクェーサー選定に対する条件を変えて、サンプル数を増やし、以下の調査を行った:

1322023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
4. 前景クェーサーと背景クェーサーの視線速度差

1. BAL クェーサーは降着円盤を edge-on に近いが ∆v ≥ 5000 km/s (背景クェーサーによる近方向から観測したと言えるのか?

接効果を避けるため)

2. クェーサーの異方性シナリオは正しいのか?

5. Lyβ フォレストによるコンタミネーションを避けるため、(1+zf/g ) × 1216 ≥ (1+zb/g ) × 1026の条件を適応する (前景クェーサー赤方偏移 zf/g 、後景クェーサー赤方偏移 zb/g )6. 背景クェーサーのみ、g バンド等級 (mg ) が mg
≤ 20
先行研究では前景クェーサーの g バンド等級にも mg≤ 20 の制限を設けたが、本研究では、前景クェーサーの光度によって結果が大きく変わることが考えづら
図 2: 前景クェーサーが non-BAL クェーサーの場

いことから、前景クェーサーの g バンド等級の制限

合。接線方向にある IGM の電離状態は低い (© 信州をなくした。その結果、総サンプル数を先行研究の大学)

12 から 47 に増やすことができた。

3

Analysis & Result

3.1

Fitting

本研究では、主成分分析 (Principal Component

Analysis ; PCA: Ishimoto et al. 2020) と低次スプライン関数 (3 次) の 2 つのフィッティングを使い、後景クェーサースペクトルの規格化を行った。PCAは、本研究の解析対象である、Lyα の森を Lyα 輝
図 3: 前景が BAL クェーサーを使った場合。図 1 と線より長波長側のスペクトルを参考にして、推測すは逆で、前景クェーサーの接線方向では、クェーサー

るための手法である。また使用する主成分スペクトからの紫外線放射により高い電離状態であるといえルの数は、各サンプルによって精度が違うので、先る (© 信州大学)

行研究と同様に、7∼10 個の主成分から目視で使用する主成分を決めた。

PCA による規格化ではスペクトルを過大、過少評
価してしまうことが起こる。そこで低次スプライン関

2

Sample Selection

数で再度、規格化を行った。その状態で、前景クェー

先行研究同様に、SDSS/BOSS DR16 (Lyke et al.

2020) のクェーサーカタログから以下の基準を満たすペアクェーサーを選定した:

サーとの速度差 ±10000 km/s の範囲における平均フラックスを Faucher-Giguere` et al. (2008) で導かれた、前景クェーサーの赤方偏移付近における Lyα の森の予想フラックスと一致するように補正を行った。

1. 前景クェーサーの赤方偏移が z ≥ 2.0
2. 離角が θ <120” (z >2.5 で約 1 Mpc に対応)
3. 前景クェーサーが BAL クェーサー (BI > 0)
背景クェーサーが non-BAL クェーサー (BI=0、
AI=0)

3.2

Parameter

前景クェーサー近傍の HI ガスの電離度は、前景
クェーサーから放射される電離光子の総数、HI ガス

133

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 各パラメータと HI 柱密度を比較した図。横軸は求めた各パラメータを、縦軸は前景クェーサーから速度差 ±1500 km/s 内の最大の吸収線の HI ガスの柱密度を表している。また青点は Prochaska et al.

(2013) で解析された non-BAL クェーサーを表しており、赤点は本研究で解析した BAL クェーサーを示す。水平な緑線は光学的に厚いか薄いかを決める指標となる NHI = 1017.2 cm−2 を示す。と前景クェーサーの距離、背景紫外光の強度に依存

その吸収線の柱密度の測定を行い、その後 mc2ﬁt でする。本研究では、前景クェーサーからの紫外光に

MINFIT のパラメータ情報を元に、より正確なフィッよる近傍の HI ガスの電離度を調査するため、電離

ティングを行うという流れを採用した。今回は MIN-

光子の総数、HI ガスと前景クェーサーの距離をパラ

FIT で求めた HI の柱密度の予備調査の値に基いて、メータとした解析を行った。

考察を行う。

電離光子の総数の目安として、クェーサーの電離
光子のフラックス (Fqso ) と銀河間における電離光
子のフラックス (Fuvb ) の割合を示す指標 (gUV =3.3

Fqso +Fuvb) と、クェーサーの電離光子による HI ガ
Fuvb

Result

図 4 に横軸に各パラメータを、縦軸に HI の柱密スのイオン化率 (Γqso ) と銀河間における電離光子に度をサンプルごとにプロットした散布図を示す。HIよる HI ガスのイオン化率 (Γuvb ) の割合を示す指標の柱密度は MINFIT による結果である。また前景

Γqso +Γuvb) を使用した。ここでクェーサー
Γuvb

クェーサーからの速度差 ±1500 km/s の領域内にの電離光子のフラックスや HI ガスのイオン化率につ減衰ライマン α 吸収線系 (Damped Lyman-Alpha

いては、λrest =1325Å の位置で吸収のないフラック

system: DLA) が確認された 2 つのサンプルについスから broken power-law で外挿される λrest =912Å

てのみ、mc2ﬁt を使った HI の柱密度をプロットしにおけるフラックスを評価して導いた (Vanden Berkている。

(1+ωUV =et al. 2001, Telfer et al. 2002)。また銀河間における電離光子のフラックスや HI ガスのイオン化率つ
いては Prochaska et al. (2013) と比べるために、フ4ラックスの強度が周波数の-1.8 のべき乗係数で比例すると仮定して求めた。(Hennawi et al. 2006)

Discussion & Future work
図 4 より光学的に厚い HI 吸収線は本研究では 2

つのみ見つかり、その他のサンプルはすべて光学的HI の柱密度に関しては、後景クェーサーのスペクトに薄く (NHI < 1017.2 cm−2 ) であり、クェーサーのル上で、前景クェーサーからの速度差が ±1500km/s
接線方向で光学的に厚い HI の柱密度が検出された割の領域で、最も強い吸収線の柱密度を採用した。本合は、R⊥ <1 Mpc で約 4.5 % と Prochaska et al.
研究では、この柱密度を測るために、フォイクト輪(2013) の結果 (接線距離 R⊥ <100 kpc で約 60 %、郭でフィッティングを行う MINFIT (Churchill et al.
R⊥ ∼= 1 Mpc で約 20 % ) と比べて有意に低い値で2003) と mc2ﬁt (Ishita et al. 2021) を使い、MINあった。また、光学的に厚い HI ガスの検出率 (Cf )FIT で対象領域内の複数成分の吸収の検出、およびは 200 kpc <R⊥ <1 Mpc で、Cf =0.04+0.14−0.02 、であっ134

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
た。Prochaska et al. (2013) の non-BAL クェーサー
では Cf =0.19±0.02 であった。このことから、本研究の結果は、BAL クェーサーの接線方向には吸収体が少なく、周辺の HI ガスの電離が進んでいる可能性が高いことが考えられる。
しかし本講演は、MINFIT のみを用いた HI の柱密度の結果を使用しているので、サンプルによっては値がずれている可能性も考えられる。今後は、

1. より精度の高いフィッティングが行える mc2ﬁtによる解析を行い HI の柱密度の結果の精度を上げる。

2. 全サンプルのスペクトルの重ね合わせを行うことで、S/N 比を向上させ、BAL クェーサーの接線方向の領域の HI ガスの平均吸収強度を測定する。
この 2 つの調査を行い、本研究結果の統計的精度を向上させる予定である。

Reference
Churchill. C W. et al. 2003 ,AJ, 125, 98
Faucher-Giguere` et al. 2008 , ApJ, 681, 831
Hennawi, et al. 2006, ApJ, 651, 61
Ishimoto, R.,et al. 2020, ApJ, 903, 60
Ishita, D , et al. 2021, ApJ, 921, 119
Lyke et al. 2020, ApJS, 250, 8
Misawa et al. 2022 ,ApJ, 933, 239
Jalan, P., Chand, H., & Srianand, R. 2019, ApJ, 884,
151
Prochaska, J. X., et al. 2013, ApJ, 776, 136
Telfer, et al. 2002, ApJ, 565, 773
Vanden Berk, et al. 2001, AJ, 122, 549.

135

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銀河 b07

PFS 観測に向けたターゲットセレクション
山田 祐佳

136

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

PFS 観測に向けた z〜1.6-2.4 の [OII] 輝線銀河のターゲットセレクション
山田

祐佳 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
すばる広視野分光観測 (Subaru PFS) では、その広い波長領域を利用し、視野 1.098 deg2 に渡る z〜0.8-2.4の [Oii] 輝線銀河の観測が期待されている。本研究ではメインターゲットを z〜1.6-2.4 の [Oii] 輝線銀河に据えてターゲット選定を行う。選定には HSC 撮像データと、COSMOS2015 の撮像データを HSC の 5 つの測光バンド等級に焼き直したカタログ (ELCOSMOS) を用いて選定を行った (Shun et al. 2022)。HSC 観
測は COSMOS2015 と比較して 1000 倍程度大きい観測範囲を持つ一方、ELCOSMOS は観測バンドが前者(HSC) の観測よりも多く、より正確な測光赤方偏移が得られる。それぞれの強みを生かすことで、より多くの目的の銀河を効率よく選ぶ選定が期待される。HSC と ELCOSMOS から求められる [Oii] 輝線銀河の色分布は、z> 2.4 の領域で特に大きな違いを示していた。解析の結果、分布の違いは主に HSC に含まれる銀河プロファイルとのフィッティングエラーと、表面輝度の小さい天体に起因することがわかった。本研究では HSC と ELCOSMOS の色分布を一致させ、両方のデータで測光赤方偏移が 1.6 から 2.4 の [Oii] 輝線銀
河を 19% 程度含むセレクション g − r < 0.15 または i − y > 2(g − r) − 0.15 を提案する。

1

ることで、宇宙が減速膨張から加速膨張の転じたとIntroduction
現在の宇宙の加速膨張は暗黒エネルギーによって引き起こされていると考えられているが、その物理については未だわからないことが多く、暗黒エネル
ギーモデルの全体像を解明するためには宇宙膨張の歴史や大規模構造の構造進化に関するより深い理解が欠かせない。銀河の広視野分光観測では数多くのスペクトルから銀河の赤方偏移が求められるので、この二つの目的を実現する強力な手段であり、過去には様々な観測が行われてきた（e.g. 2dFGRS; Colless etal. (2003) ,SDSS; York et al. (2000) ,BOSS;Dawson
et al. (2013)）。

考えられている z〜0-3 の領域全体をカバーすることができ、暗黒エネルギーモデルにより強力な制限をかけることが期待されている (Takada et al. 2013)。

PFS 観測から推定される宇宙論パラメーターの精度は、観測できる [Oii] 輝線銀河の数が多いほど良くなるが、一度に分光観測できる天体の数は限られているので、可能な限り効率的に目的の銀河（z〜0.8-2.4の [Oii] 輝線銀河）を観測するためのターゲット選定が必要となる。本研究では、特に z〜1.6-2.4 の [Oii]
輝線銀河を主なターゲットに据えて、ターゲット選
定を行った。

現在準備が進められている PFS 観測では、すばる
望遠鏡の大口径 (8.2 m) と、近赤外領域までまたがる広い波長領域 (380 ≤ λ ≤ 1260 nm) を活かし、今

2

Data

まで広視野分光観測のターゲットとなったことがな

ターゲット選定は測光観測データをもとに行う。

い z>1.7 領域も含めた z〜0.8-2.4 の [Oii] 3726, 3728

測光観測では輝線を直接捉えることができないので、Å で明るい銀河（以下、[Oii] 輝線銀河）を、視野角 赤方偏移ごとの色分布を推測するために、代わりに
1.098 deg2 にわたって分光観測を行う。PFS 観測の 銀河の色情報から推定した赤方偏移 (photo-z) を用
強みは、同時に 2400 個ほどの赤方偏移 2.4 までの銀 いる。しかし、z〜1.6-2.4 の領域は今まで広視野分光
河を広範囲に渡って分光観測できる点である。これ

観測の対象となったことがないため、その性質やスにより当時の大規模構造の様子を明らかにし、宇宙ペクトルは未知な点が多く、photo-z は大きな不定性論パラメーターをより精度よく求めることができる。 を含むことが予想される。そのため、本研究では選さらに、過去の広視野分光観測データと組み合わせ 定の信憑性を高めるために二つの異なる性質をもつ
データ、HSC 観測データと ELCOSMOS カタログを137

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
用いた。

(b)0.6 < zphoto < 1.6、(c)1.6 < zphoto < 2.4、
2

HSC 観測データは 1470 deg に渡る広視野測光(d)2.4 < zphoto ごとに色分布を示したものである。

観測結果であり、主に 5 つの測光バンド g,r,i,z,y の

HSC と ELCOSMOSHSC と ELCOSMOS の色分布等級で構成されている（図 1）。以下の解析は ra〜を比較すると、HSC は ELCOSMOS より広がって分

◦

◦

◦

◦

140 -150 、dec〜−1 -4 の範囲に含まれる、photo-z

布していることがわかる。さらに、赤方偏移の大き〜0.0-5.7 の銀河 12127580 個を用いて行った。一方、 い (d) 領域では分布の中心も右上の青い領域にずれ

ELCOSMOS は COSMOS2015 の測光観測データにていることがわかる。色分布が異なっていると選定

SED テンプレートをフィッティングし、スペクトル 基準が変わってしまうため、以下では分布の違いのから HSC の 5 つの測光バンドごとの等級や輝線の原因を考察する。

光度を求めたカタログであり、photo-z〜0.0-6.0 の銀
河 518404 個を含む。HSC データは広大な観測範囲
により多くの銀河の色情報を含んでいる一方、EL-

COSMOS は元となった COSMOS2015 が 31 個の測光フィルターで観測を行っているので、HSC 観測と比較して精度よく photo-z が推定できる。

図 2: HSC(赤線) と ELCOSMOS（黒線）の色分布。4 つの図はそれぞれ異なる赤方偏移領域を表す。

図 1: 上図：HSC 観測で用いられる 5 つの測光フィルター（長波長側から g,r,i,z,y）の応答関数。下図：大気の輝線

3.2

Looking into the descrepancy(Aihara et al. 2018)

色分布の違いをもたらす原因として、本研究では

1. 銀河プロファイルのフィッティングによる誤差

32. 表面輝度の小さいターゲット

Methodsに注目した。

以 下 の 解 析 で は g バ ン ド の 等 級 が 22.5

mag<g<24.5 mag の 銀 河 を 用 い た 。等 級 の 上
限値は赤方偏移 0.6 以下の銀河を取り除き、等級の3.2.1

Magnitude error

HSC 観測では、観測した銀河に銀河プロファイル

下限値は ELCOSMOS の [Oii] 輝線光度をもとに、（銀河に表面輝度を銀河中心からの距離の関数として

SNR>6 となるように定めた。

表したもの）のテンプレートをフィッティングして 5

3.1

つの測光バンドの等級を求めている。特に表面輝度

Color distributionが小さい銀河は等級のエラーも大きくなるので、色分

図 2 は HSC(赤線) と ELCOSMOS（黒線）それ

布が ELCOSMOS と比べて広がった形状となること

ぞれに対して 4 つの赤方偏移領域 (a)zphoto < 0.6、 が予想される。そこで、HSC と ELCOSMOS の色分

1382023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
布を同じ条件で比較するために ELCOSMOS のデー
タにも HSC と同様なエラーを加えることを考えた。

HSC の５つの測光フィルターごとに (a),(b),(c) と(d) の 4 つの赤方偏移領域で、等級エラーと等級の関係性を調べた（図 3）。次に、ELCOSMOS カタログに含まれている銀河一つ一つに対して、等級と等級
エラーの関係性を用い、等級と photo-z に応じた等級エラーを加えた。

図 3: 左図：g バンド等級 vs g バンド等級エラーダイアグ

図 4: HSC 観測で撮影された等級エラーが大きいターゲッ

ラム上の銀河分布。ビンの色がビンに含まれる銀河の数にトのサンプル。観測ターゲットが各図の範囲の中心に来る対応する。黒い点と矢印が g バンド等級ごとの g バンド等

ように配置し、上下左右 2arcsec で切り取られている。

級エラーの平均値と標準偏差に対応する。緑の線はフィッ
ティングした関数である。右図：g バンド等級のビンごとずれが抑えられたことがわかる。この色分布をもとに g バンド等級エラーの標準偏差をプロットした。

に、以下のようなターゲット選定を行った。

g − r < 0.15 または i − y > 2(g − r) − 0.15

3.2.2

Artifacts and noisy objects

HSC の観測データには、背景光が大きく正確な等級の測定が困難であると思われる銀河や、そもそも銀河ではなくノイズであると見受けられる天体が含まれていた（図 4）。
このようなデータは実際の銀河の色分布を歪める可能性があるので、取り除く必要がある。一般に等級の測定が困難である銀河やノイズは銀河プロファ
イルのフィッティングが成功していないので、等級エラーが大きくなる。よって本研究では g バンドの等級エラー (gerr ) が一定以上の値をとるターゲットを取り除いた。

gerr < 0.05g − 1.1

図 5: エラーの挿入と等級エラーの多いターゲットを取り除いた後の、HSC(赤線) と ELCOSMOS（黒線）の色分

4布。2 つのパネルはそれぞれ赤方偏移 1.6〜2.4 と赤方偏移

Results

2.4〜の領域。上と右にあるヒストグラムはそれぞれ g フィ

上記の通りの手法で ELCOSMOS に等級エラーを加え、等級エラーの大きいターゲットを HSC のデー

ルター等級-r フィルター等級と i フィルター等級-y フィル
ター等級に対するヒストグラム。

タから取り除き、再び二つの色分布を比較した (図5)。図 2 と比べると、分布の中心や分布の広がりの139

今回のターゲット選定で選ばれた銀河の赤方偏移2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
分布は図 6 のようになった。HSC と ELCOSMOS そ似た性質を持つ銀河は色分布上で特定の領域に分布

れぞれの赤方偏移分布が概ね一致していることがわしていると考えられる。そのため、例えば今後分光かる。このことから、g − r < 0.15 または i − y >観測データの結果、ある特定の銀河の photo-z が実

2(g − r) − 0.15 を現状、信憑性の高いターゲット選

際の赤方偏移から大幅にずれていたことがわかった

定として提案する。

時、色分布上での領域に対応させ、その領域をターゲット選定から外す（入れる）などの作業を容易に行うことができる。現在、試験的に分光観測が行われており、得られたスペクトルデータを用いてさらに今回提案したターゲット選定の評価、改善を行っていく。

6

Ackknowledgement
研究の指導、監督をしていただいている Princeton

大学の ChangHoon さんは、忙しい中毎週欠かさず
進捗確認と疑問点に対する丁寧な解説をしてくださ
図 6: 上 2 枚の図が今回提案するターゲット選定（黒の実線）である。異なる色の点線はそれぞれ zphoto < 0.6, 2.4 <zphoto（黒線）0.6 < zphoto < 1.6（青線）1.6 < zphoto < 2.4（赤線）の分布に対応する。下 2 枚の図が選定前（青）と選定後（橙）の銀河の赤方偏移分布に対応する。

り、心から感謝しています。同じ研究室の仲里さん、稲熊さん、山崎さんにはスライドの添削や発表の改善のために忙しい中お時間を割いていただき、非常に感謝しています。また、指導教官の吉田先生は、研究には直接かかわりがなくとも研究を進めていくう
えで必要な宇宙物理の知識について真摯に指導していただき感謝しています。最後に、いつも励ましの言葉や、研究者としてあるべき姿を見せてくれる学

表 1: ターゲット選定後の赤方偏移分布（割合）
HSC ELCOSMOS

1.6 < zphoto < 2.4(%)

19.5

19.4

0.6 < zphoto < 1.6 (%)

75.4

74.5

友たちや宇宙論グループの先輩方に敬意と感謝の意を表します。

Reference
5

Shun, S., Sylvain, T., Olivier, I., Cedric, D., & Jean, C.
2022, MNRAS 000, 1-18

Discussion and Conclusion
今回の解析の結果として二つの異なる性質を持つ

データ HSC と ELCOSMOS で色分布を概ね一致させることに成功した。このことから、z〜1.6-2.4 の領域も含めて、信憑性の高い色分布を求めることができたと考えられる。一方、現在のターゲット選定は測光観測データから推定した photo-z をもとに決めたものなので、photo-z の不定性の影響をうけている。
そのため、ターゲット選定として信憑性を確保するためには実際にスペクトルから求められる赤方偏移

Colless, M., Peterson, B. A., Jackson, C., et al. 2003,
arXiv e-prints, astro
York, D. G., Adelman, J., Anderson, John E., J., et al.
2000, AJ, 120, 1579
Dawson, K. S., Schlegel, D. J., Ahn, C. P., et al. 2013,
AJ, 145, 10
Takada, M., Ellis, R., Chiba, M., et al. 2014, Astron.
Soc. Jpn, 66 (1), R1 (1–51)
Aihara, H., Arimoto, N., Armstrong, R., et al. 2018
Astron. Soc. Japan 00(0), 1–16を利用した選定基準の評価、改善が欠かせない。
銀河の色は赤方偏移以外にも重元素率や星形成率などそれぞれの銀河が持つ性質に依存しているので、

140

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銀河 b08extreme emission line galaxy の探査
今井 聖也

141

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Extreme Emission Line Galaxies の探査
今井 聖也 (総合研究大学院大学 先端学術院 天文科学コース)

Abstract
宇宙の進化を知る上で、再電離期の詳細な物理プロセスを知ることは重要です。再電離に寄与した銀河の特徴として高い星形成率と金属欠乏が考えられます。大変興味深いことに、類似した性質を持つ銀河が現在の宇宙に存在することが観測から明らかになりました。これらの銀河は強い輝線を放射していることから

EELG(Extreme Emission Line Galaxy) と呼ばれ、特に (Hβ +[OIII]λ4959,5007) で輝いているものは可
視光域で緑色に輝く小さな銀河であるため green pea とも呼ばれています。過去の研究として z≃3 において

EELGs を探査した Onodera et al 2020 などがあります。彼らは広帯域フィルターを用いてカタログから候
補天体を選択し、分光観測することで spectral energy distribution ﬁtting から、星質量、星形成率、イオン化パラメータなどを求めてその性質を議論しています。また、z>6 の EELGs を観測することは困難であったが、現在では JWST の活躍によって高赤方偏移の EELG も多数観測されており、z>9 のような超高赤方偏移の EELG も発見されました。その結果、現在の宇宙では green pea は希少な銀河だが、高赤方偏移では普遍的な銀河であることが分かりました。本講演では、JWST で観測された EELG の最新の論文と筆者の研究を紹介します。

1

Introduction
宇宙全体の中で銀河がどのように誕生し進化してきたのかを知ることは天文学の重要な問題の一つです。銀河の中では大量の星が生成され、超新星爆発や他の銀河との衝突などの激しい現象を経て一部は星生成活動を終えてほとんど星を作らない静かな銀河になります。このような銀河の星生成活動の激しさを表す星生成率は銀河の進化を知る上で重要な物理量です。また、現在考えられている銀河進化のシナリオとして、小さな銀河が成長して大きくなるというボトムアップモデルが支持されています。しか

図 1: Cardamone et al 2009 で発見された green pea

し、市民天文学者によって現在の宇宙で星形成率がgalaxy高い質量の小さな珍しい銀河が発見されました (図の登場によって z > 6 を超える高赤方偏移でも1:Cardamone et al. 2009)。
これらの銀河は強い [OIII]+Hβ 輝線を持ってい

EELGs は多数発見され、z > 9 を超えるようなます。[OIII]+Hβ 輝線が可視光帯域で緑色に見える

EELGs も発見され始めています。EELGs の持つ特ことと、非常にコンパクトな銀河であることから、 徴として高い比星形成率、低質量の他に金属量が少現在の宇宙に存在するこれらの銀河は”green pea ないといったことが挙げられます。JWST の活躍に

galaxy(GP)”と呼ばれています。その後、GPs に似

よって高赤方偏移では EELGs は普通の銀河であるこた特徴をもつ銀河がより遠くの宇宙でも発見されまとがわかってきました。(e.g. Matthee et al. 2023)

した (e.g. Onodera et al. 2020)。これらの銀河はまた、強い輝線を出していることから高赤方偏移のEW>100Å を超える強い [OIII]+Hβ 輝線を持つこと EELGs が宇宙再電離に重要な役割を果たしたかもしから”Extreme emission line galaxy(EELG)”と呼ば れません。このように EELGs の研究の重要性は日々れています。James Webb Space Telescope(JWST)高まっています。

1422023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
以下 2 章では、JWST によって明らかになった高赤
方偏移における EELGs について Withers et al. 2023のレビューを通して紹介します。最後に 3 章では, 筆者の研究について現状と今後の方針を紹介します。

2

Review of paper
この論文は JWST の中間域フィルターを用いて、1.7 ≃ z ≃ 6 で 118 個の EELG を同定した論文です。

2.1

2.1.1

Observation and Sample Selection

縦軸、波長を横軸に取って使用したフィルターとそのobservation

この論文では CANUCS(Willott et al.

図 2: color cut の一例。上の２枚のパネルは Flux を

2022,

GTO ID 1208) の一環として取得された画像を用いました。CANUCS は中間域約 28.9 等級、広帯域約 29.4 等級の深さで 5 枚の広帯域フィルター(F090W,F115W,F150W,F277W,F444W) と 9 枚の中間域フィルター (F140M, F162M, F182M, F210M,

波長域を示しました。上: 広帯域, 下: 中間帯域。下の４枚のパネルでは color-excess と redshift の関係を示しました。紫:F250M-F300M, 青:F300M-F335M,
緑:F335M-F360M, 赤:F360M-F410M

2.2

Result and Discussion

この論文では合計で 118 個の EELGs が報告されF250M, F300M, F335M, F360, F410) で銀河団を観測しました。この論文では MACS J0417.5-1154 の近ました。図 3 にその 118 天体を赤方偏移で 4 分割した

くの領域を加えて、約 7 割の隣接された領域は 2 枚のEW([OIII]+Hβ) と EW(Hα) の分布を示しました。

HST WFC3/VICS フィルター (F438W と F606W)
で約 28.4 等級まで観測されました。

2.1.2

color selection

図 2 にこの論文で用いた color cuts の一例を示しました。上の２枚のパネルでは Yggdrasil SED ﬁt-ting(Zackrisson et al. 2011) を使用しました。下の４つのパネルは今回選択された 3.5 ≲ z ≲ 5.5 のEELG に使用された 4 つの色がどのように redshift
で変わるのか示しています。斜線領域は ± 0.5 の色範囲を表し、中間帯域フィルターの Hα および [OIII]+ Hβ 輝線によってそれより強い color-exess が生じる領域を示しています。カラーカットの例として、こ

図 3:

赤方偏移のビン (右上:z ∼ 1.7 − 2.9, 左れらの中帯域フィルターを使用して、2 つの極端な上:z ∼ 3.3 − 4.2, 右下:z ∼ 4.3 − 5.5, 左下:z ∼色を持つ銀河をターゲットにすることにより、4.8 〜

5.5−6.7) ごとにわけた EW の個数分布。青:EW(Hα),

5.5 の赤方偏移範囲内の EELG を選択できます: 強

紫:EW([OII]+Hβ), 灰色の一点鎖線:EW(Hα の平均

い Hα が引き起こす F360M − F410M> 0.5 と 強力値), 灰色の点線:EW([OIII]+Hβ) の平均値

な [OIII] + Hβ によって引き起こされる F300M −F335M < − 1 。

143

図 3 より 1.7 ≤ z ≤ 6.7 において [OIII]+Hβ と2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Hα の両方で EW > 1000Å を超えるような非常に強 ログは z 0 の低赤方偏移から z 4 の高赤方偏移まで
い EW をもつ EELGs が存在することを示しました。 銀河やクェーサーを研究するために非常に有用です。
5.5 < z のような高赤方偏移では EW > 3000Å を超える天体も発見された。また、赤方偏移が小さくなるにつれて EW の平均値が小さくなっています。この結果から EW が進化する可能性が示唆されます。
しかし、図 3 からもわかるように。極端に輝線が強い EELGs は非常に稀であり、今回の結果は非常に小さなサンプルであることに注意しなければなりま
せん。
図 4:

u2k で 使 用 さ れ て い る フィル タ ー 。狭帯 域 フィル タ ー を 上 、広 帯 域 フィル タ ー を 下 に

3

About my research

示 し ま し た 。狭 帯 域 フィル タ ー は 赤 、青 が Sub-

2 章で扱った z < 4 のような高赤方偏移では JWSTによる観測となるため、暗い天体まで検出可能だが広域サーベイである CEERS でも 100 平方分程度でaru/HSC, 緑 が VISTA/VIRCAM。広 帯 域 フィル
ターは紫、桃色:CFHT/MegaCam, 黒:Subaru/HSC,
緑:VISTA/VIRCAM, 橙:UKIRT/WFCAM

視野は狭いです。一方 z 1 では SDSS によるサーベ
イを用いることができるため広い領域をカバーできている。しかし 1 ≲ z ≲ 3 の中間赤方偏移では、深さも視野の広さも欠けています。私たちの研究では広い視野で u バンドから K バンドまでの多色を備えたユニークなカタログである u2k カタログを用いて

z < 1 の統計量を z ≃ 3 まで拡張させることを目指しています。これにより希少な 1000Å を超えるような EELGs の中でも等価幅の強い EELGs の統計量を大きく改善します。そしてそれらの統計の物理的性質を調べることで EELGs が中間赤方偏移で果たす役割を明らかにして、z ≃ 1 までの研究と z ≃ 3 の
高赤方偏移の研究と組み合わせることで EELGs の果たす役割の体系的理解をすることが最終的な目標
図 5: u2k のサーベイ領域。青い領域は HSC-SSPです。

の wide サーベイの範囲、緑色の範囲が HSC-SSPの Deep/UltraDeep サーベイの領域を表していま

3.1

u2k

す。HSC-SSP の緑色の領域を拡大して u2k の他の

u2k は Subaru の HSC-Subaru

Strategic

Program(SSP) の Deep/UltraDeep サ ー ベ イとCHORUS、CFHTの DUNES と UKIDSSのCLAUDS、UKIRT

サーベイ領域と重ねたものを上に重ねました。斜線:UKIDSS, 塗りつぶし:VIDEO, 緑枠:CLAUDS, 橙
枠:DUNES2DXS/UDS、VISTA のVISTA/UltraVISTA を組み合わせることで合計 17平方度と u バンドから K バンドまで多色を兼ね備

3.2

えたユニークなカタログです。図 4 に u2k に使用されている波長域と各フィルターを示した。また、図5 に u2k でカバーしている領域を示した。このカタ

progress

中間域で EELGs を効率的に探すための適切なカ
ラーセレクションを模索中です。適切なカラーセレ
クションを見つけるためには [OIII]+Hβ のそれぞれ

144

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の赤方偏移に対応した波長域で明るい候補を探す必

リースされる u2k の次バージョンを用いて EELs 候

要があります。そのためには color plot を作ること

補天体を選択し、分光フォローアップを行うことでが有用です。図 6 は u2k から XMM-LSS の領域を切赤方偏移、Spectral energy distribution ﬁtting など

り出して r + i + z で作成した２色図です。EELGs はを行い物理量を推定します。

強い [OIII]+Hβ 輝線を持っているため、[OIII]+Hβを含むフィルターは隣接するフィルターと比較してcolor excess が強くなります。図 6 では i バンドのReferencecolor excess を確認できるため、1 バンドで明るい天体を探すことを目的としていて、i − z(横軸) が小さ
く、r − i(縦軸) が大きい銀河が EELGs の候補として考えられます。しかし、現状では銀河が散らばっており、−2.5 < i − z < −1.5、−0.5 < r − i < 1.5 にある天体を HSC のビュワーである HSCmap を用いて確認したところ天体を検出する際に誤検出されたものが多数存在していることが確認できました。これらのコンタミネーションを取り除くことは EELGsを探査する上で重要な問題であり、現在、武田佳大(東京大学) さんが開発したマスクを使用することを検討しており、非常に狭い領域では成功しています。

図 6: riz の color plot。横軸が i-z(mag), 縦軸が r-i(mag)。図の右上から中央にかけて星の主系列が確認できます。また、中央から左上にかけて右肩下がりの傾向が確認できます。横軸が小さいほど、また縦軸が大きいほど i バンドで明るいため、i バンドでcolor-excess が大きい EELGs の候補となります。

3.3

future work

現在は引き続きコンタミネーションの除去に取り組みつつカラーセレクションの方法を確立することを目標としています。手法を確立したのち、今後リ

145

Cardamone et al.2009 MNRAS, 399, 1191
Onodera et al. 2020 ApJ, 904, 180
Matthee et al. 2023 ApJ, 950, 67
Withers et al. 2023 2304.11181
Zackrisson et al 2011 ApJ, 740, 13

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銀河 b09COSMOS 領域における z 0.8 の中心に非対称成分を示す Post-starburst 銀河の色勾配
藤本 淳也

146

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

COSMOS 領域における z ∼ 0.8 の中心に非対称成分を示す
Post-starburst 銀河の色勾配
藤本 淳也 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河は、星形成をしている銀河 (Star-forming galaxies, SFG) と、星形成をしていない銀河 (Quiescentgalaxies, QG) に分けられることが知られているが、星形成を止めた原因については明らかになっていない。この原因を探るために、爆発的に星を形成した直後に星を作らなくなった銀河 (Post-starburst galaxies, PSB)の特性を調べることで、星形成を止めるメカニズムを調査する。COSMOS 領域の赤方偏移 0.7 < z < 0.9の調査で、PSB は SFG や QG に比べて非対称成分の中心集中度 (CA ) が高くなることが発見されている(Himoto & Kajisawa 2023)。
本研究では、PSB で見られる CA の高さの原因を探るために、COSMOS 領域のハッブル宇宙望遠鏡(HST)/ACS F814W バンドの撮像データと、COSMOS 領域の一部を観測した COSMOS-DASH サーベイの HST/WFC3 F160W バンドの撮像データを用いて、これらの銀河の色が中心から外側へ向かってどのよ
うに変化するかを調査した。その結果、PSB は SFG や QG と比較して、外側に比べて内側の方が青いカラーを示すこと、特に CA が高い PSB においてその傾向が顕著であることが分かった。また、 CA の高い

PSB の中で、外側よりも内側の方が極端に青いカラーを示す天体は外側の星形成が内側より早い段階で止まり、内側のみが直近で星形成をやめたということが示唆される。

1や QG に比べて高い非対称成分の中心集中度 (CA ) を

Introduction
宇宙には星形成銀河（star-forming galaxies, SFG）と星形成活動をしていない銀河（quiescent galaxies,

QG）が存在する。z ≲ 1 では、QG は中心に集中した楕円の形をしている傾向があり、多くの SFG は渦巻き状の円盤と楕円型のバルジを持っている。このような、2 種類の銀河の特徴は、いくらかの SFG が
なんらかのメカニズムによって星形成をやめ、QG に進化したことを示している (Faber et al. 2007)。

示すことを発見している (Himoto & Kajisawa 2023)。PSB だと logCA > 0.6 の天体の割合が 65 ％ と、

41 ％ の QG や 14 ％ の SFG よりも高い。
今回の研究では、PSB で見られる CA の高さの原因を探るために、COSMOS 領域のハッブル宇宙望遠鏡(HST)/ACS F814W バンドの撮像データと、COSMOS 領域の一部を観測した COSMOS-DASH サー
ベイの HST/WFC3 F160W バンドの撮像データを用いて、これらの銀河の色が中心から外側に向かっ主要な２つの種族間の進化という点で SFG からてどのように変化するかを調査した。

QG への変化は、銀河の進化において重要なプロセスである。しかし、星形成の減衰のメカニズムは明らかになっていない。SFG から QG への移行期の銀

2

Sample河の特性を調べることは、星形成の減衰のメカニズ
本研究では、Himoto & Kajisawa 2023 で使用さムを明らかにする１つの方法である。
本研究では、爆発的に星を形成した直後に星を作られたサンプルを使用した。このサンプルは、COS-

なくなった銀河（Post-starburst galaxies, PSB）を

MOS2020 カタログ (Weaver et al. 2022) を用いて調査する。PSB は急激な星形成の減少をしているた
め SED の特徴を利用して選び出せる。
これまで我々は COSMOS 領域の z = 0.7 − 0.9 の銀河について、PSB を選出し、これらの銀河が SFG

i < 24 の銀河に対して、ノンパラメトリックな星形
成歴史を仮定した SED フィッティングを行い、星形
成率や赤方偏移を推定したものである。観測された

SED を各時代に生まれた星のスペクトルの一次結合
で次のように表している。

147

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
SED = C1 SED0−40Myr + C2 SED40−321Myr + C3

version 2.0 (Koekemoer et al. 2007) と COSMOS-

SED321−1000Myr + C4 SED1−2Gyr + C5 SED2−4Gyr +DASH サーベイ HST/WFC3 HF 160W バンドデータ

C6 SED4−8Gyr + C7 SED8−12Gyr(Mowla et al. 2019) を使用した。これらは z=0.7-0.9

C1 − C7 はフリーパラメータで、各期間の星形成の静止系 B バンド及び z バンドに相当する。

率と結びついている。

PSB の選出条件は sSFR (比星生成率) を用いて、

4

SSFR321−1000Myr > 10−9.5 yr−1 &SSFR40−321Myr < 10−10.5 yr−1 &Analysis銀河の中心領域と外側の領域でのカラーを測定す(1)

るために、まず、ACS 画像と WFC3 画像の点像分布

SSFR0−40Myr < 10−10.5 yr−1

関数 (PSF) 合わせを IRAF/PSFMATCH を用いてとした。比較する銀河として、星形成銀河 (SFG) の行なった。PSF の半値全幅が ACS/F814W バンド

選出条件をでは ∼ 0.1 arcsec、WFC3/F160W バンドでは 0.21

SSFR40−321Myr = 10−10 − 10−9 yr−1 &SSFR0−40Myr = 10−10 − 10−9 yr−1

arcsec と空間分解能が異なるため、銀河の色を正確(2)次に、SExtractor を用いて、PSF を合わせた ACS
画像と WFC3 画像の銀河の半径ごとにフラックスを星形成をしていない銀河 (QG) の選出条件を測定した。本研究では、銀河の中心領域を半径 0.1

SSFR321−1000Myr < 10−10.5 yr−1 &arcsec の円、銀河の外側の領域を Kron 半径の 2-2.5

SSFR40−321Myr < 10−10.5 yr−1 &(3)

SSFR0−40Myr < 10−10.5 yr−1

半径の 2.5 倍の円で測定を行なった。銀河の内側のフラックスを半径 0.1 arcsec の円で測定したフラックス、銀河の外側のフラックスを Kron 半径の 2.5 倍

表 1: サンプル数
PSB QG

SFG

全て

33

330

1126

log CA > 0.6

22

131

206

Kajisawa2023&

倍の円環でのカラーを測定する。初めに、フラックスを半径が 0.1 arcsec 、Kron 半径の 2.0 倍、Kronとした。本研究でのサンプル数を表 1 に示す。

ま た 、Himotoに測定するには PSF を合わせる必要がある。

のフラックス − Kron 半径の 2.0 倍のフラックスとした。0.1 arcsec は約 0.75 kpc に相当し、これはおおよそ CA が高い銀河の rA,20 に相当する。次に、それぞれ、測定したフラックスから AB 等級を求めた。
では、

ACS/F814W バ ン ド デ ー タ を 用 い て 、銀 河 の非対称成分の中心集中度 CA を測定している。非対称成分の中心集中度 CA とは、元の銀河画像から銀これらの等級の差

IF 814W−

HF 160W

を 内 側 と 外 側 の 領 域 で そ れ ぞ れ 求 め 、∆I − H = (I − H)内側 − (I − H)外側

を 内 側 と外側の色の差として用いた。

河画像の回転中心を中心に 180 度回転した画像を引き、残った非対称成分の 80% のフラックスが含まれる半径を rA,80% 、20% のフラックスが含まれる

5

Results
初めに、CA と ∆I − H の関係を調べた。(図 1)

半径を rA,20% とした時、 CA = rA,80 /rA,20 で表さ∆I − H が負の場合は、外側の色より内側の色が青れる。
本研究では、このサンプルの質量や非対称成分の中心集中度 CA のデータも使用している。

いことを示し、反対に ∆I − H が正の場合は、外側の色より内側の色が赤いことを示す。銀河の種類ごとの ∆I − H の中央値は、PSB は −0.0488 、SFG は0.3585 、QG は 0.0518 であり、PSB は他の銀河に比

3

Data

べて ∆I − H が全体的に低くなっている。PSB、QG、本研究では、銀河の各半径での色を測定するた
めに、COSMOS HST/ACS IF 814W バンドデータ

SFG いずれの種族でも CA が高くなると ∆I − H が高い天体の割合が減少し、∆I − H の中央値が減少す148

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

PSB
medianPSB

QG
medianQG

SFG
medianSFG

0.3

fraction

2.0
1.5

0.2

ΔI − H

1.0

0.1

0.5

0.0
0.4

0.0
−0.5

PSB logCA>0.6
QG

0.3

CA

101

100

CA

101

100

CA

fraction−1.0−1.5 010

PSB logCA>0.6
SFG

0.4

2.5

0.2

101

0.1
0.0
0.4

左が PSB、中央が QG、右が SFG。赤い点は CA の0.3

範囲が 0.2 dex ごとの ∆I − H の中央値を示す。PSB

PSB logCA>0.6
SFG logCA>0.6

fraction

図 1: 各銀河の種類ごとの CA と ∆I − H の関係。

0.2には各銀河ごとに誤差を示している。QG と SFG に0.1

は 0.2 dex ごとの誤差の中央値を下に示している。

0.0

−2

−1

0

1

I − H 0.1arc ec

2

3−2

−1

0

1

2

I − H Kron radiu 2.0-2.5

3る。SFG では特にこの現象が大きい。PSB では CAが高い天体の割合が大きいことが ∆I − H の平均や

図 2: 中心と外側の色の分布

中間値が低いことに寄与している。

左：ダスト吸収を補正する前の中心の色の比較

次に、銀河の中心部分（半径 0.1 秒角の円）の色

右：ダスト吸収を補正する前の外側の色の比較と、外側部分（半径が Kron 半径の 2 倍から 2.5 倍に

上段：SFG, 中段：QG, 下段：CA の高い SFG

含まれる円環）の色の分布を CA が高い PSB と他の銀河で比較した（図 2）。中心部分の色は、CA の高いと考えられる。

中心と外側の色について、ダストの影響を除外しPSB は QG や SFG よりも青い傾向がある。CA の高
い SFG とは分布が一致した。外側部分の色は、CA 元々の色の比較をするため、銀河全体に対する SEDの高い PSB は QG より青く、分布のピークは SFG 解析から得られた E(B-V) を用いて、ダスト吸収を補正した色の比較を行なった（図 3）。ダスト吸収はと同程度の色になっている。

１つの銀河全体で同じ値としているため、結果を解釈する際に注意が必要になる。

6

Discussion

ダスト吸収補正後は、中心の色は CA が高い PSB

CA が高い銀河は、外側に比べて中心部分が青くなっているため、中心の非対称成分の主な原因は非対称なダスト吸収によるものよりも、中心部分で星形成をしている、または、最近まで星形成していたことによる場合が多いと考えられる。

SFG に見られる顕著な ∆I − H の CA 依存性の原因として、SFG の多くは渦巻銀河であり、渦巻き腕で星形成を行なっているため、外側部分に非対称が現れ非対称成分の中心集中度 CA が小さくなり、また、腕の部分は若い星が多く、中心部分には古い星がいるため ∆I − H の値が大きくなるのに対して、相互作用/合体により中心で爆発的星形成が起きた銀河では CA が高くなるとともに中心が青くなるからだと SFG で同じような値になっているが、CA が高い

SFG よりは赤くなっている。CA が高い SFG が中心で星形成を今も行っている銀河だと考えると、その中心の色よりもやや赤いため CA が高い PSB では中
心で星形成が止まっていると考えられる。現状、星形成が止まっていると考えると、中心の色の青さは、中心部分の星の構成が古い星が支配的でないことを示し、最近に強いバーストを起こしていた可能性を示唆している。SFG の多くで、外側の星形成をしている円盤に比べて中心部のバルジでのダスト吸収が小さくなっている場合には、今回のダスト吸収補正は過大になっており、実際には SFG 全体の中心部分の色はもう少し赤い分布である可能性もある。

149

CA が高い PSB の外側の色は SFG よりも赤く、

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

PSB logCA>0.6
SFG

0.4

0.4

fraction

0.3

0.2

ΔI − H

0.2
0.1
0.0
0.4

PSB logCA>0.6
QG

0.0

−0.2

0.3

fraction

−0.4

0.2

0.0

0.1
0.0
0.4

PSB logCA>0.6
SFG logCA>0.6

0.4

0.6

Av

0.8

1.0

1.2

図 4: log CA > 0.6 の PSB の ∆I − H と AV の関係

fraction

0.3
0.2

1.0 PSF HWHM

0.1
0.0

0.2

−2

−1

0

1

I − H 0.1arc ec

2

3−2

−1

0

1

2

I − H Kron radiu 2.0-2.5

0.8

3

I−H

0.6

図 3: ダスト吸収補正後の中心と外側の色の分布
左：ダスト吸収を補正後の中心の色の比較

0.4

右：ダスト吸収を補正後の外側の色の比較
0.2

上段：SFG, 中段：QG, 下段：CA の高い SFG

0.0

QG よりも青い側に偏っている。そのため、CA が高

0.0

い PSB の外側の色も Post-starburst 的な色になっている。

CA の高い PSB の色は、中心部分と外側部分の両方で、CA の高い SFG の色より赤い側に分布しているため、CA の高い PSB は CA の高い SFG から進化した可能性が考えられる。

CA の高い PSB は、ダスト吸収が小さい天体の方が ∆I − H が小さい傾向がある（図 4）。また、

0.2

0.4

0.6

Radius (arcsec)

0.8

図 5: log CA > 0.6,∆I − H < 0 の高い PSB の半径ごとの色の変化
銀河の半径 0.1 arcsec の円、Kron 半径の 0.5-1.0, 1.0-

1.5, 1.5-2.0, 2.0-2.5 倍の円環の色を示している。
実線は ∆I − H < −0.2 、
点線は −0.2 < ∆I − H < 0 。

∆I − H < −0.2 の CA の高い PSB の色勾配はおよ
PSB も存在すると考えられる。そのため、CA の高
そ 0.2 arcsec 以内の中心部分（1.5 kpc 以内に相当）
い PSB の進化過程は一つではないと言える。
で急に青くなっている傾向がある（図 5）。よって、ダストが晴れている天体には ∆I − H が特に小さいものが多く、それらは中心で急に青くなっている。CA
が高いが、∆I − H が大きい天体は、中心部分がダス

Reference

トに覆われて元の色より赤くなっているため ∆I − HFaber S. M. et al., 2007, ApJ, 665, 265

が大きくなっている可能性が考えられる。

Himoto & Kajisawa , 2023, MNRAS, 519, 4110

−0.2 < ∆I − H < 0 の CA の高い PSB は、半径変化とともに色が滑らかに上昇している（図 5）。まKoekemoer A. M., Aussel H., et al., 2007, ApJS, 172,
196

た、I − H を見ると、0 付近から 0.8 付近まで、どMowla L. A.,van Dokkum P., et al., 2019, ApJ, 880, 57の色の範囲にも滑らかな色変化の天体が存在するため、滑らかな色勾配のまま進化している CA の高い

Weaver J. R. et al., 2022, ApJS, 258, 11

150

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銀河 b10遠方銀河の数密度を考慮したダスト放射進化モデルの
拡張
加納 龍生

151

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Extension of dust radiation evolution in distant galaxies
Ryusei Kano (Nagoya University)

Abstract
In the study of galaxy evolution, the presence of dust within galaxies plays a crucial role in various
physical aspects, such as the spectral energy distribution (SED) and the eﬃciency of star formation. To
account for the dust evolution of galaxies over time, our research incorporates a comprehensive modelthat considers both dust and chemical evolution, as proposed by Asano and Nozawa (Asano et al. 2013)(Nozawa et al. 2015). By adopting this framework, we have successfully constructed a galaxy SED
model, as described in the work by Nishida (Nishida et al. 2022), enabling us to accurately compute
the SED of galaxies. Through extensive validation against observations of nearby dusty galaxies andour own Milky Way, these models demonstrate their ability to reproduce key observational properties.
However, when we try to apply our SED model to distant galaxies (e.g., (Tamura et al. 2019)), somemodiﬁcation is necessary to reproduce their observational properties. In this work, we try to resolve theproblems of the current SED model and reproduce the observed SEDs of very high-redshift galaxies.
The molecular cloud around a young star is called a clump, which is considered to be a sphere. Since
distant galaxies are considered to be compact, the density in the clumps should be higher than thatof nearby galaxies. Therefore, we made the clump radius have a diﬀerent dependence from the entire
galaxy dependence, and by increasing the number density of dust in a clump, we were able to obtainhigh dust emission, the same as the observed value. This approach allows for more highly reproducible
simulations.
The results suggest that distant galaxies have a higher dust number density than nearby galaxies andtherefore emit more dust radiation.

1

Introduction

A galaxy is composed of stars, interstellar medium
like gas and dust, and dark matter. It evolves
by interacting with its components. Considering
the situation of inter-stellar medium directly affects galaxy evolution theory. Notably, dust grainsin galaxies play an essential role in the formationand evolution of galaxies. A signiﬁcant portion of amass of stars is expelled into the ISM through processes like stellar winds and supernova explosions,eﬀectively recycling the released material back into
the surrounding space. The abundances of dust
grains strongly aﬀect the mass of next generationstars. We review important processes aﬀected by
dust grains in galaxies.
First, to understand the eﬀect of galaxy evolution
by dust, knowledge of the site of star formation isneeded. Stars are formed in dense regions such as
giant molecular clouds. The density ﬂuctuations
within the clouds lead to gravitational collapse.
Once the density surpasses a critical threshold, it
triggers the formation of protostars. The accretionof the surrounding gas increases the mass of the
protostars. Protostars ﬁrst shine by the release ofgravitational energy, not hydrogen burning. Afterthey increase their internal temperature, it begins

hydrogen burning, and it becomes a star.
The abundance of hydrogen molecules, the mostabundant molecules in the Universe, might play arole in determining the eﬃciency of star formation(e.g., (Schruba et al. 2011) ). The eﬃcient formation of hydrogen molecules occurs on the surfaces ofdust grains (e.g., (Cazaux & Tielens. 2004)). The
direct formation of H2 molecules through a collisionof two hydrogen atoms is prohibited due to the inability to release energy through dipole radiation.
Nevertheless, when this reaction takes place on thesurface of dust grains, H2 molecules are eﬃciently
formed, as the binding energy can be released into
the grain as thermal energy. Thus, dust grains are
essential for star formation.
The spectral energy distribution (SED) of galaxies is an intensity distribution of electromagnetic
waves. A galaxy emits energy that corresponds to
its physical conditions and components. In general, objects with higher temperatures emit radiation with higher energy. Dust grains absorb shortwavelengths like ultraviolet (UV) and optical, andre-emit the lights from mid-IR (MIR) to far infrared(FIR). Consequently, the presence of dust alters theshape of the SED.

152

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods

2.1

Dust evolution model:
model

Asano

We adopt the dust evolution model which is basedon the chemical evolution by Asano et al. (2013)
and Nozawa et al. (2015). The model takes into account eight dust-related processes: dust production
through asymptotic giant branch (AGB) and typeII supernova (SNe II) stars, dust destruction causedby SN shocks, dust grain growth via metal accretionin the cold neutral medium (CNM) and molecular
clouds (MC), and two types of grain-grain interactions, namely coagulation and shattering, occurringin the warm neutral medium (WNM), CNM, andMC.
Star formation rate is expressed by Schmidt law(Schmidt 1959), it has a relationship as SFR ∝MnISM . In this study, we use n = 1 for simplicity.
Thus,
SFR =

MISM
,
τSF

Figure 1: This ﬁgure shows the temporal variationof the dust-to-gas mass ratio concerning the characteristics of the Milky Way.(Asano et al. 2013)

dMd (a, t)
Md (a, t)=−
SFR(t) + Yd (a, t)
dt
MISM(t)MswiptγSN (t)[Md (a, t)−
MISM(t)∫ ∞−m(a)ξ(a, a′ )daf (a′ , t)da′ ](1)0∂[m(a)fm (m, t)]]∂tdMd (a, t)]+ηWNM [
]shat,WNM
dt
dMd (a, t)]]shat,CNMK+ηCNM [dt
dMd (a, t)]+ηWNM [
]coag,WNM
dt
dMd (a, t)]+ηCNM [
]coag,WNM ,dt+ηCNM [dmwhere τSF is timescale of star formation.
In our model, we utilize the instantaneous recycling
approximation. This implies that massive stars experience prompt death shortly after their formation,
while less massive stars have indeﬁnite lifetimes.
Additionally, the elements produced during stellar
evolution are instantaneously mixed with the ISM.
We also adopt a gas infall model. Considering thatthe gas of early galaxies is not contained metal, by
deﬁning the amount of metal as metal mass rate
into ISM, Z ≡ MZ /MISM , the amount of metal isZ(0) = 0.

(2)

In this model, gas increase gradually with time developing, so the infall gas rate I(t) isI(t) =()
Minfallt
exp −,τinfallτinfall(3)

where Minfall is gas infall mass and τinfall is infall
timescale. (Inoue 2011).
The evolution of dust mass considering dust sizes
is denoted by(4)

where Md is dust mass, Yd is the total amount of
dust as loss mass in unit time, Mswept is the swept
ISM mass by a SN shock, γSN (t) is the SN ratecompared to all stars, m(a) is the dust mass released by a star with dust radius a, ξ(a, a′ )da is thenumber fraction of grains, eroded from the initialradii [a′ , a′ + da′ ] to radii [a, a + da] by sputteringin the SN shock, f (a)da is the number density of
dust grains with radii in the range [a, a + da], andηCNM and ηWNM are the mass fraction of WNM and
CNM in the ISM, respectively. On the right-handside, the ﬁrst term accounts for the reduction ofdust due to astration, while the second term represents the ejection of dust from stellar sources. The
third term describes dust destruction resulting fromSN shocks, and the remaining terms correspond to
the shattering and coagulation eﬀects within eachphase of the ISM, respectively. (Asano et al. 2013)
The time evolution of dust-to-gas mass ratio with153

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

the properties of MilkyWay shown in Figure2.

2.2

Construction of galaxy SED

In the ﬁrst step, we employ the simple stellar population (SSP) method to compute the spectrum emitted by stars. In the second step, we determine
the dust size distribution using various techniques,
and our model incorporates the chemical evolution
model mentioned in §2.1 to calculate the dust properties. Moving on to the third step, we assess thedust attenuation of stellar radiation through theradiative transfer method, taking into account the
dust properties derived in the previous step. In the
fourth step, the dust emission is calculated using
the stochastic heating method. Lastly, we combine
the stellar spectral SED, the attenuation curve, andthe dust emission obtained from the aforementioned
steps to construct the galaxy SED. (Nishida et al.
2022)

Table 1: Change model parameters from MW todistant galaxies. These values are came from ﬁtting.
Milky Way Distant galaxy
Galaxy age
13Gyr
0.1GyrStar formation timescale
3Gyr
0.1Gyr
Gas infall timescale
15Gyr
0.5GyrNumber density of CNM
103
105

Table 2: Data of MACS0416Y1 (z=8,312)
credit: Tamura et al. (2019)
Wavelength (µm) Flux density (nJy)
1.25
99+7
−6
1.40
134+6
−6
1.55
139+7
−6
2.152
103+44−31
4.5
384+117−90
3
850
137+26−26 × 1031140
¡116 ×10
103
105

3

Figure 2: SED of MW galaxy. The blue, orange,
green, and red line shows SED when MW is 100
Myr, 1Gyr, 5Gyr, and 13Gr, respectively.(Nishida
et al. 2022)

2.3

Application of the Model to Distant Galaxies

Our SED model in §2.2 could reproduce nearby
galaxies. To reproduce distant galaxies, we changed
the parameters of the model (Table1), consideringthat distant galaxies can be more young and compact, and the star formation rate is higher than
nearby galaxies. These parameters are came fromﬁtting.

Results

To compare the results of our improved model,
Tamura et al. (2019) are used. The data is shown in
Table2. Firstly, Figure3 and Figure4 show the eﬀectof decreasing star formation timescale and gas infall
timescale. When these timescale decrease, the SEDof the dust range increases. Figure5 shows combined SED with decreasing star formation timescaleand gas infall timescale. Secondly, we increased
number density of CNM in a galaxy, with ﬁxing
dust clumps’ radius. Figure6 shows the result of
our total simulation. It totally reproduces the observation of dust radiation. By decreasing the starformation timescale and gas infall timescale, andincreasing number density of dust with ﬁxing dust
clump radius, the model reproduces observation. It
implies that star formation is more intensive andthe number density of dust is higher than near bygalaxies.

4

Future prospects

First, there is parameter inconstancy in our model.
By using Markov chain Monte Carlo (MCMC), we
can decide range of parameters. Second, the clump
radius was ﬁxed in this study, we need to formularize it not only ﬁx it.

154

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Figure 3: Eﬀect of decreasing star formation
timescale, the SED becomes close to the observation.

Figure 4: Eﬀect of decreasing gas infall timescale,the SED becomes close to the observation.

Figure 5: Eﬀect of decreasing star formation
timescale and gas infall timescale, the SED becomesclose to the observation.

Figure 6: Eﬀect of decreasing star formation
timescale and gas infall timescale, the SED becomesclose to the observation.

Reference
Asano, R.S. et al. 2013, Earth Planet.
Nozawa T. 2015, MNARS.
Nishida et al. 2022, MNARS.

Cazaux & Tielens 2004, APJ.
Schmidt, M 1959, ASJ.
Inoue, A.K. 2011, Earth Planet.

Yoichi Tamura et al 2019, ApJ.
Andreas Schruba et al 2011, AJ.

155

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銀河 b11近傍銀河における分子ガス-原子ガス比と星生成の
関係
濵響子

156

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍銀河における分子ガス-原子ガス比と星生成の関係
浜 響子 (北海道大学大学院 理学院)

Abstract
原子ガス ⇄ 分子ガスの変化が銀河進化に与える影響について注目し、36 個の近傍銀河を対象に星間ガスの定量化を行った。分子ガスが比較的豊富に分布する内側の領域 (光学半径の 70 % の領域) において恒星質量面密度と、分子ガスと原子ガスの相対質量比 M H2 /M HI の間には相関係数 r = 0.60 の正の相関が確認され、
星生成率面密度と M H2 /M HI の間の相関係数は r = 0.30 と、原子ガス質量より分子ガス質量が多い銀河では星生成が活発な傾向にあった。さらに銀河の内側領域と外側領域での比星生成率を比較すると、晩期型の銀河の方が早期型よりも差が大きく、M H2 /M HI や領域の違いによる差はあまり見られなかった。

1

この 36 個の銀河それぞれのハッブル型の分類は図 1

Introductionに示す通りである。
銀河の進化を考える上で銀河における星生成の理解を深めることは重要であるが、銀河ごとあるいは銀河内部の領域における星生成活動の活発さが異なる要因は、未だ明らかではない。様々な銀河に対して分子ガスと原子ガスの相対質量を算出することにより、分子雲生成がどの程度進んでいるかを推定することは可能である。Young & Knezek (1989) や Young& Scoville (1991) 、Nishiyama & Nakai (2001) などの先行研究から、星間ガス質量や分子ガスと原子ガ
スの相対質量比 M H2 /M HI が銀河のハッブル型に依
図 1: サンプル銀河のハッブル型

存していることが報告されており、これらの関係が銀河形態の発現を明らかにする上で一助となることも期待される。そこで本研究では原子ガスから分子ガスへ、、そしてその逆方向への変化が銀河進化とともにどのように進むのかに着目した。

サンプルの銀河は 3.63–39.3 Mpc の距離にあり、1.43 × 109 M⊙ < M∗ < 1.97 × 1011 M⊙ の星質量を持つ。原子ガスとしては米国の超大型干渉計 VLAで観測された中性水素原子の 21 cm 線 (HI)(静止周
波数 1.4 GHz) のデータを使用した。さらにそれぞれ

2

Data and Methods

2.1

Data

のデータの 3 次元データキューブや 2 次元のモーメ
ントマップは、COMING プロジェクトで準備されたものを利用した。いずれのデータも CASA を用いて分子ガスとして野辺山宇宙電波観測所 45 m 電波望
遠鏡の COMING(CO Multiline Imaging of Nearby

Galaxies) プロジェクトで観測された 12 CO (J =1–0) 輝線 (静止周波数 115 GHz) のデータを使用した。
COMING プロジェクトでは 147 個の近傍銀河が観測されたが、後述の中性水素原子 21 cm 線のデータも揃っており、また相互作用を行う銀河や不規則銀河を除いた計 36 個の銀河を本研究の対象としている。

imsmooth タスクと imregrid タスクを実行し、空間分解能を 17” × 17” 、1 ピクセルのサイズを 6” × 6”とした。このデータキューブやマップデータの他に星生成率 SFR(Star Formation Rate) と恒星質量 M ∗も併せて使用している。本研究で採用している SFR
は遠紫外線と遠赤外線の強度の値より算出したものであり (Muraoka et al. 2019)、恒星質量は WISE

3.4µm の強度の値より算出したものである (Sorai etal. 2019)。

157

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.2

Methods取得した 0 次モーメントマップ (積分強度図) からガスの分布を確認できる。例として、図 2 に NGC

4030 の中性水素原子と 12 CO (J =1–0) の積分強度
図を示す。

図 3: NGC 4030 の動径分布
縦軸は面密度の大きさ、横軸は銀河中心からの距離
図 2: NGC 4030 の原子ガス (左)、分子ガス (右) の積を R25 で規格化した値である。

分強度図。色は積分強度の大きさを表しそれぞれ単位
は Jy beam−1 km s−1 (左)、K km s−1 (右) である。ま′′認でき、原子ガスは外側にまで広がっている。さらた、画像サイズはいずれも 21. 1 × 21. 1。右図の黒塗に、銀河による個体差はあるが面密度の値がおおよりの箇所は観測されていない領域である。

そ 10 M⊙ pc−2 を境として、より外側の領域では分子ガスから原子ガスへ面密度の支配的な成分が入れ替

この積分強度図に対して次の関係式を用いてガス質量を算出をした。

わっている。2.2 節で記した計算により M HI , M H2 、さらに恒星質量面密度 Σ∗ や星生成率面密度 ΣSFR (単M HI = mp × N (HI) × S(1)

M H2 = mp × N (H2 ) × S(2)

位面積あたりどれだけの星が単位時間内に生まれているのか)、比星生成率 sSFR(単位星質量あたりの星生成率) を求めた後、各銀河で分子ガスが比較的豊富

ここで mp は陽子質量、N (HI), N (H2 ) は原子ガス・ に存在する内側の領域 (光学半径 R25 の 70 % の領域)
分子ガスそれぞれの柱密度をマップ全域にわたってとそれより外側の領域に分け、M H2 /M HI と各物理足し合わせたものであり、S は 1 ピクセルあたりの量との間にどのような関係があるのかを調べた。

面積である。銀河のガス質量 Mgas (式 (3))、バリオ
ン質量 M baryon (式 (4)) は

図 4 より、内側領域においては分子ガス質量の割合が大きいほど ΣSFR と Σ∗ が大きいことが確認でき、分子ガス質量の割合が高くなるほどこれまでに

M gas = MHI + MH2(3)

M baryon = M gas + M∗

(4)より多くの星が生成され、現在星生成が活発な傾向にあることが確認できる。
ガスとバリオンの相対質量比 M gas /M baryon とM H2 /M HI の間には負の関係が確認された (図 5)。

を使って導出した。

これより、分子ガス質量比が大きくなると恒星質量の占める割合が大きくなり、ガスから星になる分量

3がより多いことが窺える。さらに内側領域ではこのResults
初めに各銀河でガスの動径分布を作成し、分子ガ

スと原子ガスの面密度分布が銀河中心からの距離の関数としてどのように変化するのかを調べた。以下に例として NGC 4030 のガスの面密度の動径分布を示す。

Sofue et al.(1995) などの先行研究でも示されているように、銀河中心部分には両ガスの広がりが確

M gas /M baryon が比較的小さい銀河には晩期型のものが多く、早期型の銀河は値の大きいものが多かった。
一方で外側領域ではこのような銀河形態による違いは見られない。
それに対し、図 6 に示すように、内側領域における単位星質量あたりの星生成率を表す比星生成率 sSFRと M H2 /M HI の間の相関係数は 0.06 と特に相関は見158

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校あることが示唆される。一方で外側の領域においても相関関係はなく、またこの領域内で見られる傾向
から大きく異なる銀河はない。これより NGC 3310
は内側の領域においてのみ、本来推定される量より多くの原子ガスが存在していると考えられる。銀河の外側から内側への動径方向の流入による可能性や、活発な星生成による分子ガスから原子ガスへの解離などの可能性がある。

4

Discussion
動径分布が示すように、分子ガスと原子ガスの存

在領域は銀河の内側と外側で顕著に異なる。そこで

図 4: 内側の領域 0–0.7R25 (左) と外側の領域 0.7R25 –
R25 (右) における M H2 /M HI と ΣSFR (上段)、Σ∗ (下 銀河の内側の領域と外側の領域の両者の間で、ガスの相対質量比の変化に応じて sSFR がどのように変段) との関係
銀河のハッブル型によって色分けされており、早期化するかを図 7 に示した。図の縦軸は 0.7R25 より内型から晩期型にかけて黄 (Sab)、緑 (Sb)、水 (Sbc)、 側 (内側領域) における sSFR と 0.7R25 –R25 (外側領域) の sSFR の差を取り、横軸は同じく内側領域と外青 (Sc)、紫 (Scd)、ピンク (Sd) の色の順である。

側領域での M H2 /M HI の差を示したものである。

図 5: 内側の領域 0–0.7R25 (左) と外側の領域 0.7R25 –

R25 (右) における M gas /M baryon と M H2 /M HI の関係
図 7: ∆sSFR と ∆M H2 /M HI の関係

0.7R25 <R<R25 と 0<R<0.7R25 で差を取ったもの。
色分けは図 4 と同様。
他の銀河と比較してΔ sSFR が最も小さい値を取っている水色のプロットは NGC 3310 である。図 6 でも記したように、この銀河の内側領域では sSFR が
図 6: 内側の領域 0–0.7R25 (左) と外側の領域 0.7R25 –

R25 (右) における sSFR と M H2 /M HI の関係

大きい値を取る一方で外側の領域では他の銀河の値と大きく差がないことから、Δ sSFR は大きくなかった。この例外の銀河 (NGC 3310) を除くと、内側領

色分けは図 4 と同様。

域と外側領域による ∆sSFR の違いはあまり見られられなかった。そのような中 NGC 3310 は相対質量なかった。また、∆sSFR とガス質量比 ∆M H2 /M HI

比 M H2 /M HI の値に対して比較的大きい sSFR の値との依存関係もほぼ存在しなかった。しかし全体とを取る結果が得られた。この銀河は図 4 においても他してある ∆M H2 /M HI に注目すると、より早期型のの銀河より ΣSFR が大きく、現在星生成がより活発で銀河 (黄色や緑色のプロット) は晩期型の銀河 (青色1592023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校やピンク色のプロット) と比較してΔ sSFR が大きい傾向にあった。

5

Coclusion
近傍銀河 36 個に対して中性水素原子の 21 cm 線

(HI)(原子ガス) と 12 CO (J =1–0) 輝線 (分子ガス)のデータを導出し、この 2 つのガスの相対質量比

M H2 /M HI と M ∗ や SFR, sSFR などとの関係を調べた。分子ガス質量比が大きい銀河ほどこれまでにより多くの星が生成され、現在星生成が活発な傾向にあり、ガスから星になった分量がより多いことが確認された。また、内側領域での ΣSFR 、M gas /M baryon 、Σ∗ はガス質量比 M H2 /M HI と関係している可能性が示唆される一方、内側領域と外側領域での sSFR に大きな差はなかった。現段階では紫外線放射場が星生成に与える影響をないものとしているため、今後紫外線による水素原子の電離や水素分子の解離を考慮する必要がある。

Reference
Elmegreen, B. G., 1993, ApJ, 411, 170
Muraoka, K., et al., 2019, PASJ, 71, S15
Nishiyama, K., & Nakai, N., 2001, PASJ, 53, 713
Sofue, Y., 1996, ApJ, 458, 120
Sofue, Y., Honma, M., & Arimoto, N., 1995, A&A, 296,
33
Sorai, K., et al., 2019, PASJ, 71, S14
Young, J. S., & Knezek, P. M., 1989, ApJ, Lett347, L55
Young, J. S., & Scoville, N. Z., 1991, ARA&A, 29, 581

160

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銀河 b12近傍銀河 NGC 1068 における星形成率分布の高精度の
画像化
長嶋 悠月

161

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍渦巻銀河 NGC 1068 の星形成率分布の高精度な画像化
長嶋 悠月 (福島大学大学院共生システム 理工学研究科)

Abstract
銀河の形成・進化過程を解明することは現代天文学の大きな目的の一つである. そのためには銀河の構成要素である星の形成プロセスを知る必要がある. 星形成に関連して, 大量の大質量星が短期間に形成される現象は,スターバーストと呼ばれる. 一部の渦巻銀河では渦状腕に沿ってリング状の構造を作ることから, その領域はスターバーストリング (SB ring) と呼ばれる. 星の形成メカニズムを知るためには星形成率 (Star Formation

Rate; SFR) の正確な測定が不可欠である. しかし塵による減光の影響で SFR の正確な測定は簡単ではない.
この問題に対するアプローチとして, 塵の減光を受けない電波領域の連続波および、強度の強い近赤外線領域の水素再結合線を用いた手法が報告されており, 信頼性の高い星形成率が求められている (e.g., Michiyama

et al. 2020). この手法で使われる 2 つのトレーサーは, 若い星が放射する紫外線が星間の水素原子を電離することで形成される電離水素領域 (HII 領域) からの放射をトレースするため, 個々の HII 領域を見分けることができる程度の分解能のデータを用いる必要がある. 本研究では, その手法を 60 pc 分解能で観測された近傍の典型的なセイファート銀河 NGC 1068 のデータに適用し, SB ring 全体の SFR 分布図を作成した.

1

背景

導出するためには, SFR トレーサーとする電磁波か
ら他の放射成分からの様々な寄与を正確に除去する星は原料となる分子ガスの密度が高い場所で重力必要があるため, 1 つの銀河で詳細な SFR 分布図を収縮して形成される. 星形成は銀河の力学的進化に作成できた例は過去ほとんどない (e.g., Michiyama

密接に関わっているため, 銀河の進化において重要な

et al. 2020). 本研究の観測天体である近傍渦巻銀河

役割を担っている.

NGC 1068 についても, Tsai et al. 2012 によって,銀河を特徴づける指標の 1 つとして SFR が知られ

SB Ring を 25 個の領域に分けた SFR の研究がなさている. SFR は 1 年間に形成される星の総質量を.

れているが, SFR 分布図の作成には至っていない. そ太陽の質量を単位として表現したものである (単位:こで本研究では, SFR トレーサーとして相補的な特M⊙ /yr).

徴を持つ 2 つの電磁波を使って, NGC 1068 の詳細

SB ring だけでなく, 銀河中心の超巨大ブラック

な SFR 分布図を初めて作成する.

ホールに周囲のガスが落下することで, 大量のエネ
ルギーを強い電磁波として放射する活動銀河中心核(Active Galactic Nucleus; AGN) もよく観測される2.1現象である. 銀河内の物質が放射する電磁波をさまざ
まな波長で測定することで, 銀河内の領域の特性や星の形成プロセスを特徴づけることができる.

星形成率 (SFR)

SFR は, 若く青い大質量星からの放射に基づいて導出される. 寿命が数 1000 万年程度の若い星からの放射は, 銀河のタイムスケール (例えば銀河が一回転するのは数億年かかる) の中で, 「誕生したばかりの2星」だとみなすことができるため, 現在の SFR を導目的出する際に利用されている. 導出する際に, 星質量関本研究の目的は, 銀河の形成プロセスを知るために数を仮定することで, 小さい質量の星と大きい質量の必要な, 星形成の精密な分布図を近傍渦巻銀河 NGC星の割合を決め, 観測した電磁波の強度から SFR に

1068 を対象に作成することである. 前述の通り, 銀

変換している.

河の形成・進化を調べるために, 星形成の分布を知ることは重要なことである. しかし, 正確な SFR を

162

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.2

観測銀河: NGC 1068

2 段目: トレーサーとして, 相補的である 100 GHz

本研究の観測天体である NGC 1068 は, 比較的近く (14 Mpc) にある銀河で観測がしやすく, 強い電磁波を出す中心領域である AGN や, 大質量星が多数形成している SB ring をもつ活動的な銀河である. 図

1 で示すように, 中心部に AGN があり, 周囲の渦巻の腕の部分に SB ring がある.

帯の ﬀc と, 近赤外線領域にある Paα を使用する. 相
補的な不利点をもつトレーサーのペアを使用する相乗効果により, 弱点に影響されにくい SFR を得られると期待できる.

3 〜 5 段目: 正確な SFR を得るために, 以下の較
正を行う.

• 他の連続波成分 (シンクロトロン放射, cold dust)の寄与を除去する (ﬀc の場合)

• ノイズの 3 シグマ以上のデータを使用する• 高エネルギーの放射現象に由来する, AGN の out
ﬂow を除外する
6, 7 段目: 電子温度 T e を変化させていくことにより, 両者の SFR の値がより近づく電子温度 T e を見つけ, 高精度の SFR 分布図を完成させる.
図 1: NGC 1068(可視光)(Credit: NASA, ESA& A.

van der Hoeven, 2013)==========================
先行研究 (Michiyama et al. 2020) では, 本研究とは異なる銀河 NGC 3256 で行われた, 同じ手法での結3果が報告されている. 先行研究では星形成のトレー研究方法

サーとして水素再結合線の Hα と 99 GHz 帯の ﬀc

SFR のトレーサーとして, 水素再結合線の Paα と,ﬀc の 2 つを照らし合わせ, 高精度の星形成の分布図を作成する. 分布図の作成フローは図 2 のようになる.

を使用しており, それにより求められたそれぞれの

SFR は一致し, NGC 3256 の信頼性のある SFR を導いている.
本研究では, 先行研究の手法に加えて 100 GHz ﬀcから, 星形成由来でない他の連続波 (星間塵 (本研究では cold dust と呼ぶ), シンクロトロン放射) の強度分
布図を使い, それらの寄与を除去する (フローチャー
ト 3 段目). それにより, より高精度の SFR を得られることが期待できる.

3.1

使用する SFR トレーサー： 100GHz
ﬀc および, Paα

本研究で SFR トレーサーで使用する電磁波は, 近赤
図 2: 高精度の SFR 分布図を制作するためのフロー

外線領域にある水素再結合線の一つである Paα(パッチャート

シェンアルファ) と 100 GHz 帯の自由-自由放射 (free-

free continuum; ﬀc) である. この二つの波長の特徴
図 2 のフローチャートの内容について説明する.

は表 1 である.

100 GHz ﬀc は, 電波領域の比較的長い波長 (3 mm==========================(図 2 上段から)帯) なため, 紫外線, 可視光線, および近赤外線よりも

1 段目: 目的として「NGC 1068 の正確な星形成

ダスト減光の影響を受けない一方で強度が弱い. Paα

分布図を作る」ことを掲げている.

は星間塵による吸収を強く受ける一方で, 強度が強163

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 100 GHz ﬀc と Paα の特徴
波長

利点

不利点

100 GHz ﬀc

電波領域

ダスト減光を受けない

強度が弱い

Paα

近赤外線領域

強度が強い

ダスト減光を受ける

い, という特徴を持つ. 波長が 1 µm を超える赤外線は星間塵に対して強い透過力をもっており, Paα(波長:1.875 µm) はその赤外線領域の水素再結合線の中でも特に強い輝線である (e.g., Tateuchi et al. 2013).
図 4: Paα の強度分布図4使用する Paα と 100 GHz ﬀc の強度分布図

なお画像の各点は, データ点に対して六角形サンプ
リングを行い, 画像に出力している.

3 研 究 方 法で 記 載 し た よ う に 先 行 研 究 (e.g.,Michiyama et al. 2020) と同様, ２つの波長から高精
水素再結合線の Paα を用いる.
図 3, 4 が本研究で使用する SB ring の 100 GHz

ﬀc, Paα の強度分布図 (フラックス密度) である. フ
ラックス密度は単位面積, 周波数, 時間あたりのエネ
ルギーである. エネルギーの単位は Jy か erg がよく用いられる.Jy はエネルギーの単位であり, SI 単位で表すと 1 Jy = 10−26 W m−2 Hz−1 , CGS 単位系で表
すと 1 Jy = 10− 23 erg s−1 cm−2 Hz−1 となる. どちらもノイズ RMS の 3 シグマ以下のデータは使用していない.

ALMA、および HST について

4.1

度の SFR 分布図を作成するために 100 GHz ﬀc と,ALMA は, 2011 年に科学観測を開始した. 従来のすばる望遠鏡やハッブル宇宙望遠鏡を 1 桁上回る解像力をもつ大型電波干渉計である. 波長 3.6 mm から 315 µm (84 - 950 GHz) のサブミリ・ミリ波帯で観測ができる. 惑星誕生のメカニズムや、有機物の探査により地球外生命の可能性を明らかにし, 私たちのルーツを宇宙にたどることがアルマ望遠鏡の 1 つの大きな使命である.

HST は, 1990 年に打ち上げられた宇宙望遠鏡である. ハッブルの観測波長領域は, 紫外光から可視光を経て近赤外にまで及ぶ. ハッブルの機能は, 30 年以上の運用で大幅に成長しており, 現在まで運用されて
いる.

5

結果
• 本 研 究 の 手 法 で 得 ら れ た 最 も 妥 当 な Te は5800+300−200 K であった
• それにより得られた NGC 1068 の SB ring の

図 3: 100 GHz ﬀc の強度分布図

SFR は 8.7± 0.4 M⊙ /yr となった ∗1 .

なお 100 GHz ﬀc の強度分布図はアルマ望遠鏡(ALMA; Atacama Large Millimeter/submillimeter

図 5, 6 は本研究の手法により求めた SFR 分布図とヒストグラムである.

Array), Paα の強度分布図は HST(ハッブル宇宙望遠鏡) で観測している. 本研究で必要な Paα の強度分布
図は, Garcı́a-Burillo et al. 2014, Sanchez-Garcia etal. 2022 を使用し, Mingozzi et al. 2019 の減光マップを用いて減光量の補正をしている.

1 AGN のアウトフローに影響される, 中心 0.8kpc 以内のシン
クロトロン放射 (RMS の 5 σ以上) の部分を除外した値.

164

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: NGC 1068 の SFR 分布図
図 8: 得られた T e のヒストグラム

6

考察
本研究における考察は以下である.

• 図 5 の SFR の分布図においてバーエンド (銀内の流れに沿って星間物質が流れ着く領域) で SFRが高い値を示している. 星の原料となる分子ガスが大量に存在するためだと考えられる.

• NGC 1068 の星質量を約 1010 M⊙ /yr(Leroy etal. 2021) と仮定すると, 星質量と SFR の比は主

図 6: NGC 1068 の SFR ヒストグラム

系列銀河と一致する.
以上は求められた一つの電子温度 (5800 K) を SB

• 図 7 から星形成が盛んな右下, 左上部分で温度

ring 全体で仮定しているが、その温度の依存性を調の低い傾向が見られる.

べるため, 各データにおける T e を, それぞれのデー
タの周囲 (半径 0.25 kpc 内) にあるデータと比較し,• 図 7 上部の腕の, 下流側にかけて (矢印の方向)Te

矛盾のない温度となるように求めた. その結果, 得らの正の勾配が見られる.NGC 1672(z〜0.004) のれた T e の分布図は図 7, T e のヒストグラムは図 8 と上腕の温度勾配と一致している (Ho et al. 2018).

なった. この分布図およびヒストグラムの中央値は

これは金属量の分布が大きく関係すると考えら

4560+1224−943 K である.

れる.Ho et al. 2019 によると渦巻腕の下流側にかけて金属量が低くなる傾向があり, それに伴って T e が高くなっている.

Reference
Michiyama et al. 2020, ApJ, 895, 85
M. Tsai et al. 2012, ApJ, 746, 129
Garcı́a-Burillo et al. 2014, A&A, 567, A125
M. Sánchez-Garcı́a et al. 2022, A&A, 660, A83
Leroy et al 2021, ApJS, 257, 43
図 7: 得られた T e の分布図

Ho et al. 2019, ApJL 885 L31
Ho et al. 2018, A&A, 618, A64

165

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銀河 c01

ニュートリノ観測実験 ICECUBE による 10 年間の一般公開観測データを用いた AGN 探索
久田 凜太郎166

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

ニュートリノ観測実験 ICECUBE による 10 年間の一般公開観測データを用いた AGN 探索
久田 凜太郎 (京都産業大学大学院 理学研究科)

Abstract
ICECUBE はマルチメッセンジャー天文学の一端を担うニュートリノ天文学の一員としてその性能を発揮している。ICECUBE は高エネルギーニュートリノを追っており、高エネルギー粒子の加速現象に付随する
ニュートリノを主として調べることができる。高エネルギー粒子の加速機構は未だ解明されていないことが多く、今後の研究が待たれる分野である。本研究では、2021 年に IceCube Collaboration (2021) にて公開された ICECUBE による 10 年間分のニュートリノ観測データを用いて、Aartsen et al. (2020) にて発表がなされた SeyfertII 銀河に分類される NGC1068 における 4.9σ の検出を同様の解析手法で再現を試した。また、候補天体として名前が上がっていた NGC4151 と TXS0506+056 についても調べ、最終的には全天においてのマッピングを行った。

1

着円盤を取り囲むようにダストでできたドーナツ状

Introductionの領域（トーラス）があるとされ、地球からの視線
マルチメッセンジャー天文学とは大きく分けて 3つ、電磁波による天文学、宇宙線やニュートリノなどの粒子による天文学、重力波による天文学で多角的観測することで総合的に解明する天文学である。3つの天文学の短所と長所を互いに補うことにより新
たな発見が期待される。実際に 2017 年には中性子星合体による重力波検出と電磁波による追観測により中性子星合体で起こる現象の解明につながっている(Abbott et al. 2017)。
高エネルギー宇宙線（1019 − 1020 eV）の観測は半世紀以上にわたって続けられており、宇宙粒子の強力な加速機構の存在が考えられているが、その原理と飛来方向については謎が多い。X 線や γ 線などの
高エネルギー光子では吸収や散乱、高エネルギー荷電粒子では物質や光、磁場などとの相互作用の影響を受け進行方向が変化し、正確な位置測定が難しい。
また、進行方向の変化と同時にエネルギー損失も発生してしまう。しかし、ニュートリノは電荷を持たず物質との相互作用や吸収などの影響少ないため高エネルギー加速機構の理解に重要な役割を果たすと期待されている。
活動銀河核（AGN）とは活動銀河の銀河内部にある、大質量ブラックホール (SBMH) を含んだコンパ
クトで非常に明るい領域である。AGN は統一モデル(Antonucci 1993) によると SMBH の周りにできる降方向によって特徴づけられる。例えば、SeyfertII 銀河に分類される AGN はトーラスが横から観測され、AGN の中心部はトーラスによって遮られる形とされる。また、AGN は SMBH から噴き出るジェット構
造が付随する場合があり、もし中心部がトーラスによって遮られずジェットの軸方向に地球があった場合には強い電波源として観測がされる Blazar に分類される。こうした SMHB 系である AGN は、ニュート
リノなどの高エネルギー宇宙線の加速機構の候補となっている (Berezinskii & Ginzburg 1981)。

2020 年、ICECUBE による 10 年間の観測結果の報告において全天で最も明るい SeyfertII 銀河 NGC1068
がニュートリノ源と同定されたとの論文が発表された(Aartsen et al. 2020)。論文によると NGC1068 の天球面座標から 0.35◦ 離れた場所においてニュートリノ
の個数が ns = 61.2、統計有意性が 4.2σ であるとされた。また、全天で最も明るい SeyfertI 銀河 NGC4151
も天球面座標からおよそ 0.18◦ 離れた場所にニュート
リノ源があるとも報告 (IceCube Collaboration 2022)がされている。Blazar である TXS0506+056 では Ice-

Cube Collaboration (2018) によると天球面座標から0.1◦ 離れた場所で統計有意性が 3σ であるとされると同時にフェルミガンマ線宇宙大面積望遠鏡 (Fermi

Lat) によってもガンマ線放射を観測 (IceCube Collaboration 2018) がされ完全に同定されることとなった。

167

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods/Instruments
and Observations

エラーアングル [deg]・エネルギー [log10 (E/GeV )] が

ICECUBE

含まれているわけではなく、ある程度の選別が行わ

2.1

含まれている。
公開データには観測される全てのニュートリノがれている。しかし、宇宙の天体現象起源と大量に観ICECUBE 実験は南極点に程近いアムンゼン・ 測される地球大気起源のニュートリノとを選別してスコット基地の地下に設置されている観測所で行わいないため、地球大気起源のニュートリノはノイズれている、高エネルギーニュートリノを観測する国となってしまう。また、イベントの面密度も十分に際共同プロジェクトである。観測装置では分厚い南高くない、よって次に述べる最尤法によって天体起
極氷床が使用されており、光電子検出器が高さ 1km、 源と大気起源のニュートリノを統計的に見分けるこ
直径 1km の六角柱状に埋設されている。検出器は 86とになる。

本のケーブルに連なっており計 5160 個が使用されている。比較のために岐阜県飛騨市神岡鉱山にあるスーパーカミオカンデを紹介すると、同じく円柱状で高さ2.342m、直径 39m の水槽が使用され、水槽の壁面に光センサーが計 1.3 万本取り付けれられている (Super-

Kamiokande Collaboration 2003)。ICECUBE の特
徴は、観測装置が大きいことで検出効率が高くなる
ことや、特に検出器が観測装置を満たすように設置されているためニュートリノの飛来方向の角度分解能が高いことである。ICECUBE の飛来方向の角度分解能がおよそ 0.2◦ の精度であるのに対して、スーパーカミオカンデでは 20◦ 以上となっている。

最尤法マッピング

最尤法マッピングの手順は Braun et al. (2008) とAbbasi et al. (2011) での方法に従い計算を行った。
最尤法は統計学の手法の 1 つで、標本からそれらが従う確率分布の母数を推定する手法である。具体的に、あるパラメータ z を含む変数 x による確率分
布 P (x|z) に従う母集団から標本を N 個だけとった
時、標本のみからパラメータ z を推定することを考える。この時、尤度関数 L(z) を次のように定義する。

L(z) =

2.2

データセットN∏P (xi |z)

(1)

i=1

ICECUBE の観測期間とイベント数は Table.1 に示している。ICXX と表記されている XX の部分は各観測期間でのケーブルの本数を表しており、IC86
では 2011 年の観測期間と 2012 から 2018 年まで連続した観測期間の２つとなっている。

尤度関数 L(z) は各標本が取る確率の総乗となっているため、標本が各値を取る同時確率を表している。この尤度関数 L(z) を最大化させることでパラメータ zを推定することができる。
最尤法を用いるために必要な確率分布を、確率密度関数 PDF(Probability Density Function) と呼ぶ。宇
宙ニュートリノを signal、大気ニュートリノを back-

Table 1: Data Sample

ground として、それぞれが従う確率密度関数 Si 、BiYear

EventsStart dayEnd day

IC40

36900

2008/04/06

2009/05/20

IC59

107011

2009/05/20

2010/05/31

Si = N (⃗xi |⃗xs , σi ) · P (Ei |γ, δi )

(2)

IC79

93133

2010/06/01

2011/05/13

Bi = NAtm (⃗xi |⃗xs ) · P (Ei |Atm, δi )(3)

IC86-I

136244

2011/05/13

2012/05/15

IC86-II-VII

760923

2012/04/26

2018/07/08を次のように定義する。

ここで ⃗xi = (αi , δi ) と Ei と σi はそれぞれ観測された
ニュートリノの赤経 (RA)・赤緯 (Dec) とエネルギー

一般公開された観測データでは主なものとして各とエラーアングルを表し、⃗
xs はある地点に signal がニュートリノのイベントについての時刻 [M JD]・赤あるとしたときの source の位置を表す。source はべ−γ
経 (RightAscension)[deg]・赤緯 (Declination[deg])・ き乗のスペクトルを持つと仮定し、これを E とおく。N (x) の項は空間的な広がりを表す PDF である。

168

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
background では観測装置の感度の影響で RA の依

観測期間のデータは観測感度が異なることによる解存性はなく Dec のみに依存性があるが、Dec の依存析の複雑化を避けるために用いないこととした。期性は P (Ei |Atm, δi ) に含まれているので NAtm (⃗x|⃗xs )

間を限定することで観測データは少なくはなるが、そは考える必要がなくなる。signal での N (x) は 2 次元

れでも解析には十分な観測量があると判断した。

ガウシアンを用いて次のように表される。
()
1|⃗x − ⃗xs |N (⃗x|⃗xs , σi ) =
exp
−
2πσi2
2σi2

解析に使用した言語は Python3.10.4 で、尤度関数の最大化には Scipy の minimize 関数を用いた(4) （minimize(-log L) とすることで L が最大化される）。

これにより、Si と Bi が空間的にもエネルギー方向に対しても規格化されていれば PDF として扱うこと

3.2

ができるようになる。
また、P (Ei |γ, δi ) と P (Ei |Atm, δi ) はそれぞれエネ
ルギーを変数とする signal と background の PDF であり、これらはそれぞれ予め計算できる (Braun et al.

2008)。background の PDF は観測データから計算され、これは「観測データは background が signal を無視できるほどに優勢である」(Abbasi et al. 2011)という仮定のもと実現される。
これにより、得られた signal と background の PDFを用いて尤度関数を次のように定義する。

L(ns , γ) =ns ) )
Si + 1 −
Bi
N
N

N (
∏
ns
i=1

高解像度マッピング

IceCube Collaboration (2022) において既にニュートリノ放射候補天体として名前が挙げられていた 3
つの天体の位置に限って 1 ピクセルが 0.1◦ × 0.1◦ の解像度でマッピングを行った。得られたマップ画像
は下の Fig1 である。各図で青点が放射源と思われる
天体の位置であり、赤点が画像の 3◦ × 3◦ の領域でp-value が最も小さい位置を表している。各赤点での値と推定量を Table2 にまとめてある。3 つの天体の中で最も p-value が小さかったのは NGC1068 である
ことがわかり、これは Aartsen et al. (2020) で全天((5)

において最も p-value が小さいとされたことと矛盾していない。

ここで、パラメータ ns は xs の位置で signal イベン
トの貢献度を表し、N は推定に使われたイベント数の総数である。この尤度関数を最大化することで、nsと γ の推定量を得ることができる。
次に、得られた推定量から検定量 (Test Statistic)
を次のように定義する。

L(ns = 0)
T S = −2 · log
L(nˆs , γ̂)ns ≥ 0

Fig 1. 左から NGC1068,TXS0506+056,NGC4151 周辺の p-value
マップ

(6)

ns = 0、すなわちイベントが全て background とする仮説を帰無仮説という。この検定量は帰無仮説が棄却される信頼度を示す指標となる。さらにこの検定量は自由度が 3 の χ2 分布にしたがっているため、帰無仮説が棄却される確率 (p-value) を求めることができる。

3

Results3.1

解析内容

また、Table2 にある NGC1068 の p-value は、Aartsen et al. (2020) での報告では NGC1068 の pvalue=3.5 × 10−7 と比べてやや大きな値となっており統計有意性は 4.4σ であるがおよそ同程度であると考えることができる。やや大きな値となっているのはおそらく観測期間を限定したことが要因であると
思われる。

3.3

全天マッピング

Fig.2 は 1 ピクセルが 1/3◦ で γ を 2.5 に固定し作本研究で使用した観測データは Table1 において一番観測期間が長い IC86-II-VII のみである。その他の成した全天マッピングである。前の節で調べた 3 つの天体以外の場所においてもニュートリノ放射源と169

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
グでは今回確認していないニュートリノ放射と思わ

Table 2: 解析結果れる箇所があり、これらのニュートリノ放射源におTargetp-valuensγ

ける Blazer が占める割合はわずか 13 ％程度である

NGC1068

4.3 ×10−6

56.92

2.20

とも言われている (McDonough et al. 2023)、AGN

TXS0506+056

8.9 ×10

−5

23.9

1.40

が主要なニュートリノ放射源ではない可能性もある。

NGC4151

5.1 ×10−2

20.31

1.26

しかし、今後多くの AGN がニュートリノ源として同定されれば、AGN での高エネルギー宇宙線の加速機構の解明が進むのではと考える。

思われる箇所が多数見受けられ、これらの候補天体
については確認されていない。

Reference
Aartsen, M. G., et al. 2020, Phys. Rev. Lett., 124,
051103. https://arxiv.org/abs/1910.08488
Abbasi, R., et al. 2011, ApJ, 732, 18, doi: 10.1088/
0004-637X/732/1/18
Abbott, B. P., et al. 2017, ApJ, 848, L12, doi: 10.
3847/2041-8213/aa91c9
Fig 2. 全天マッピング。ただし、−70◦ ≤ Dec ≤ 70◦ の範囲に領域が限定されている。

Antonucci, R. 1993, ARA&A, 31, 473, doi: 10.
1146/annurev.aa.31.090193.002353
Berezinskii, V. S., & Ginzburg, V. L. 1981, MN-

4Discussion

RAS, 194, 3, doi: 10.1093/mnras/194.1.3

本研究ではまず、AGN に分類される NGC1068、 Braun, J., et al. 2008, Astroparticle Physics,
29, 299, doi: https://doi.org/10.1016/j.
TXS0506+056、NGC4151 ニュートリノ放射が観測されたことを確認した。中でも NGC1068 は突出して p-value が小さくニュートリノ放射天体候補であることが有力である。NGC1068 は SeyfertII に分類

astropartphys.2008.02.007
IceCube2018,

Science,361,

eaat1378, doi: 10.1126/science.aat1378

されており、統一モデル Antonucci (1993) によると

SeyfertII では電磁波がトーラスによって遮られ内部

Collaboration.

—. 2021, arXiv e-prints, arXiv:2101.09836, doi: 10.

の観測は難しい、しかしもし仮に高エネルギーニュー

48550/arXiv.2101.09836

トリノがトーラス内部からの放射であれば、ニュートリノ放射は等方的でトーラスに遮られていない可—. 2022, Science, 378, 538, doi: 10.1126/science.
abg3395

能性がある。よって、ニュートリノからトーラス内部からの情報を得ることができ AGN 中心での天体

McDonough, K., Hughes, K., Smith, D., & Vieregg,

現象解明につながることが期待される。

A. G. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2307.04194,

今回の高解像度マッピングでの確認により 3 つのdoi: 10.48550/arXiv.2307.04194

AGN ではニュートリノ放射源である可能性が高いことがわかる。しかし、3 つの AGN は既に報告されたSuper-Kamiokande Collaboration. 2003, Nuclear

中から AGN であるものを意図的に選び確認していInstruments and Methods in Physics Research A,

るため、AGN であることでニュートリノ放射天体と

501, 418, doi: 10.1016/S0168-9002(03)00425-X

なるか、もしくは、AGN だけがニュートリノ放射天体であるかどうかは不明である。実際、全天マッピン

170

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銀河 c02z ≲ 1 における銀河のダストの減少についての準解析的モデルを用いた解析
五十嵐 諒

171

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校z ≲ 1 における銀河のダストの減少についての準解析的モデルを用いた
解析五十嵐 諒 (新潟大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
ダストは星間空間に存在する ∼ 1 − 10−3 µm ほどの大きさの固体微粒子である。ダストは紫外線を吸収し赤外線を放射するため、銀河のスペクトルエネルギー分布に大きな影響を及ぼす。さらにダストは銀河進化において重要な役割を担っており、ガスの冷却や、H2 などの分子形成に寄与するばかりでなく、銀河中心の超巨大ブラックホールへのガス降着の促進がもたらされる可能性が示唆されており、その影響は大きい。
本講演は (Parente et al. 2023) のレビュー講演である。観測によって約 8Gyr 前から現在までの間で銀河のダストの量がおおよそ 2 ∼ 3 倍減少していることが示唆されている。この研究では準解析的モデルの 1 つである L-Galaxies2020 をベースに、(i) : 2 サイズ近似を適用したダストモデル、(ii) : バルジと中心ブラック
ホールの成長に関してアップデートした円盤不安定性のモデル, という 2 つの新たなモデルを導入すること
で、ダストの減少を説明できる可能性があることを示した。新モデルはダストのスケーリング則を再現した
うえ、赤方偏移 z ∼ 1 → 0 でのダストの減少を予測した。

1

Introduction

1.1

銀河について者の準解析的モデルを用いており、扱った準解析的モデルは L-Galaxies2020(Henriques et al. 2020) である。

銀河は恒星、ガス、ダスト、ダークマターなどで構成される自己重力系天体である。銀河は宇宙の構造 · 進化を考えるうえで重要な天体であるが、バリ

1.2

ダストについてオンの相互作用が複雑に絡み合いながら進化していダストは星間空間に存在するおおよそ ∼ 1 −るため、その形成と進化の過程はいまだ十分に理解されていない。銀河の形成と進化を知るための手段

10−3 µm ほどの大きさの固体微粒子である。ダスト
は紫外線を吸収し赤外線を放射するため、銀河のスは主に 2 つある。

ペクトルエネルギー分布に大きな影響を及ぼす。さ1 つは遠方の銀河を観測するという方法である。観 らにダストは銀河進化において重要な役割を担って
測は生の情報を得られるというのが大きなメリット おり、ガスの冷却や、H2 などの分子形成に寄与するであり、さらに遠方の銀河を観測することで過去の情ばかりでなく、銀河中心の超巨大ブラックホールへの報を得られるため、その進化を知る手掛かりとなる。 ガス降着の促進がもたらされる可能性が示唆されてもう 1 つはシミュレーションを使う方法である。シ いるため、ダストの影響を無視することはできない。
ミュレーションには直接シミュレーションと、準解析的モデルによるアプローチ方法がある。直接シミュ
レーションは粒子 1 つ 1 つに対して重力や流体などのダイナミクスを計算する方法である。この方法はダイナミクスを (数値的に) 解くことができ、内部構

2Modelling

2.1

ダストモデル造を知ることができるが、計算コストが高くなってダストはそのサイズの違いによって銀河進化に及しまう問題がある。一方の準解析的モデルはダイナ

ぼす影響が異なるため、この論文ではダストを Small

ミクスを解くのではなく、銀河の形成・進化にかか

grain と Large grain の 2 サイズに近似してダスト成

わる各物理過程をそれぞれモデル化し、それらを組長をモデル化している。この着想は (Hirashita 2015)

み合わせて計算する。今回レビューする論文では後

による。

172

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
こすすべての過程（例えば、SN 駆動風による coldgas の放出、hot gas から cold gas への冷却、銀河の合体など）において、一般にダストは保存されると仮定している。

2.2

円盤不安定性モデル

このモデルでは円盤不安定性モデルのアップデー
トも実施している。具体的には不安定性の基準を変更している。準解析的モデル内においては、円盤不安定性が生じることで円盤内の物質を再配置し、バルジ成分に物質を移動させる。このプロセスは中間
図 1: (Peroux & Houwk 2020) より。遠赤外線によ質量のバルジ成分の生成や、ブラックホール成長にる観測データのプロットからダストの減少が示唆さもつながる可能性がある。

れている。

(Henriques et al. 2020) では恒星成分のみを考慮していたが、この研究では、エ円盤全体 (恒星+ガス)

この研究では簡単のため、シミュレーションの各タ
イムステップで、各プロセスの質量率を計算し、それを使って銀河の cold gas、hot gas、stellar ejecta の 3を考慮するような不安定性基準を採用した。円盤成
分の安定性はパラメータ ϵtot で評価される。

領域について、Small grain（S）と Large grain（L）の全体の質量変化を評価することを想定している。

Mdisc,tot ϵtot = Mdisc,stars ϵstars + Mdisc,gas ϵgas (6)
ここで

(

cold
ṀLcold = Ṁ++ Ṁcoag − Ṁshat − Ṁastr − ṀSN

ϵi = ci(1)
ṀScold = Ṁacc − Ṁcoag + Ṁshat − Ṁastr − ṀSN
(2)
ṀLhot = Ṁ∗hot − Ṁspu
ṀShot = −Ṁspu

GMdisc,i
Vc2 Rdisc,i)0.5(i = [stars, gas])(7)

Vc はホストハローの回転速度、Mi は構成成分の質

量で Ri はその半径。ci はパラメータ。基準モデルで(3) は ci = 1 としている。
(4)
ϵtot > 1 なら不安定である。このとき、安定性が復(5) 活するまでガスが星形成をし、ガスが SMBH に降着し、恒星がディスクからバルジに移動するとする
ここで Ṁ∗ は恒星によって生成されたダストの質量ej
ṀL,S= −Ṁspuで、星は cold gas と hot gas の両方を Large grain で

enrich にすると仮定され、Ṁacc は金属降着によって成3長したダストで、Small grain にのみ作用する。Ṁshatと Ṁcoag の項は hattering と coagulation 過程を表していて、全ダスト量を変えることなく、Small grainと Large grain の質量を交換する。Ṁastr は astration
によって星形成の最中に cold gas からリムーブされたダスト質量。ṀSN は SN ショックによって破壊されたダスト。Ṁspu は熱的 sputtering を表していて、

stellar ejecta と hot gas におけるダストに対するモデルである。
この研究では構成要素間のガス質量移動を引き起Results
図 (2) に各赤方偏移に対する銀河ダスト質量密度ΩISM
dust を、いくつかの観測データとほかのシミュレー
ションモデルからの予測とともに示した。ここではアップデートした円盤不安定性モデルと、アップデー
ト前の円盤不安定性モデルとを比較しており、どちらにも新たなダストモデルを適用している。
アップデートしたモデルと旧モデルは、どちらもデータとファクター 2 以内で一致する。旧モデルは、z ≳ 1 のデータをより良く再現する一方、 アップデー

173

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
比較すると、ダストの総量は現在から過去 8(Gyr) の間に ∼ 2 ∼ 3 倍に減少したことが示唆されるが、その理由は理論的にはまだ明らかにはならなかった。
準解析的モデル:L-Galaxies2020 を用いて、ダスト
モデルと円盤不安定性モデルをアップデートした。前者は 2 サイズ近似に基づくもので、ダスト生成、降着、SN ショックによる破壊、sputtering、shattering、

coagulation が考慮されている。円盤不安定性モデル
は、新たにガス成分も考慮するものとし、不安定性の基準を満たした場合に星形成と大質量ブラックホー
ル成長を可能にするものとした。
図 2: 赤方偏移と銀河ダスト存在量の関係。赤い実

主な結論は、z ≲ 1 において観測された銀河ダス線がこの論文の基準モデル。青い実線は旧円盤不安

ト減少はダストの生成と進化に関する処方を仮定す

定性モデル、緑の実線は本モデルにおいて円盤不安ることで再現できる可能性があるということである。

定性時のブラックホール降着を停止した場合。各プ

この減少は、この研究の円盤不安定性と大質量ブラッ

ロットはそれぞれの観測データを表し、各点線はほクホールの成長の扱いによって強化され、z = 0 にかの銀河形成シミュレーションによる結果を表す。

おいてダストリッチな銀河の進化抑制し、観測された銀河ダスト量との良い一致をもたらした。しかし、トしたモデルは、特に観測された ΩISM
dust の減少に関異なる処方でも同等の結果が得られる可能性がある

する限り、 より低い赤方偏移でより良い性能を発揮とも推測され、実際、多くのプロセスが銀河のガスすることがわかった。この 2 つのモデルの性能の違量に影響を与える可能性がある。

いは、ディスク不安定時の BH 降着とそのクエンチ
ングへの影響に厳密に関係している。このことは、
ブラックホール降着をコントロールするパラメータ

Reference

fBH,unst について、fBH,unst = 0 とした場合 旧モデ Parente M., Ragone-Figueroa C., Granaro G. L. & Lapi
A. 2023, MNRAS, 521, 6105-6123

ルと同様の性能を持ち、 z = 0 に向かって ISM が減少するという望ましい現象を再現していないことからも確認された。
図 (2) は、これまで発表されたほとんど全ての宇Henriques B. M. B., Yates R. M., Fu J., Guo Q., Kauﬀmann G., Srisawat C., Thomas P. A., & White S. D.
M., 2020, MNRAS, 491, 5795

宙論的計算（SAM や流体力学的シミュレーション）

Peroux C. & Houwk J. C. 2020, ARA&A, 58, 363

によって、観測された ΩISM
dust (z) の再現性が低いこと

Hirashita H., 2015, MNRAS, 447, 2937

を示しており、それらはデータを過剰に予測する傾向があり、z ∼ 1 から z = 0 への減少はあったとしても非常に穏やかでしかないことを示している。唯一の例外は SIMBA シミュレーション (Li et al. 2019)
で、これは我々のフィデューシャルモデルと非常に似た ISM 進化を示す。

4

Conclusion
この研究では、z ≲ 1 で生じる銀河ダスト現象について準解析モデルを用いて研究をした。観測されたダスト質量関数を赤方偏移 0 < z ≲ 2.5 の範囲で

174

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銀河 c03

活動銀河核によって生まれる銀河風のダイナミクスに
ついて
坂井 延行

175

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

活動銀河核円盤風からの電波・ガンマ線放射
坂井 延行 (大阪大学大学院 理学研究科)

Abstract
活動銀河核 (AGN) はその強い輻射によって降着円盤からアウトフロー（AGN 円盤風）を生み出している。
しかし、AGN 円盤風のダイナミクスや放射の詳細はいまだによく分かっていない。そこで本講演では、AGN
アウトフローに関する論文 (Faucher-Giguere & Quataert 2012 [1]) をレビューするとともに、この論文を参考にしたモデルを用いて AGN 円盤風と星間物質の衝突によって放射されるスペクトルを発表する。具体的には、絶対光度が 1046 erg/s の AGN によって光速の 10%で放出された AGN 円盤風によって圧縮された星間物質が衝撃波を生み、その衝撃波が星間物質に含まれる電子を加速するという衝撃波加速 (1 次フェルミ
加速) モデルを採用した。加速された電子は星間磁場や周辺の光子場と相互作用して、中心から 100 pc の距離でシンクロトロン放射や逆コンプトン散乱放射をすると仮定する。これらの放射を計算した結果、電波領域ではシンクロトロン放射が、ガンマ線領域では逆コンプトン散乱放射が支配的であることが分かった。

1

Introduction
銀河の中には、中心部の非常に狭い領域から銀河

2

Methods2.1

円盤風の運動モデル

全体を凌駕するような強い電磁波を放射しているものがあり、このような銀河中心部領域を活動銀河核（AGN）という。AGN の中心には巨大質量ブラック
ホールがあり、その近傍（∼ 0.01 シュヴァルツシル
ド半径）には降着円盤があると考えられている。また、AGN はその強い輻射によって中心付近からアウ
トフロー (AGN アウトフロー) を生み出している。
過 去 の 研 究 (Faucher-Giguere&

Quataert

2012 [1]) では、AGN アウトフローの研究がされている。この論文では、AGN アウトフローが降着ガスや星間物質と衝突することで、2 枚の衝撃波面が形成されると結論付けている。AGN アウトフローの起源として降着円盤からのアウトフロー (円盤風)AGN 円 盤 風 か ら の 放 射 を 計 算 す る た め に 、Faucher-Giguere & Quataert 2012 [1] のモデルに基づいた Nims et al. 2015 [2] モデルを用いた。これらのモデルでは、AGN からの輻射圧によって円盤風が外側に向かって運動することを考えており、簡単のため運動は球対称であると仮定している。また、円盤風が星間物質と AGN への降着ガスと衝突することで、それぞれ前方衝撃波・後方衝撃波が作られるとする。本研究では、円盤風と星間物質との衝突で生まれる前方衝撃波に着目する。衝撃波面の位置 Rshの時間発展は自己相似解である、すなわち時間 t に対する依存性をRsh ∝ tαが考えられているが、この円盤風の物理は未だに分とし、星間物質は球対称にからないことが多い。
そこで本講演では、円盤風と星間物質の間にでき

nISM = 10 cm−3

る衝撃波で加速される電子からの電波およびガンマ(

Rsh
100 pc)−1線放射の計算結果を発表する。このプロシーディンと分布しているとする。計算すると、Rsh = 100 pc

グの構成は以下の通りである。第 2 章で、モデル・設の位置で、衝撃波の速さは vsh = Ṙsh ≈ 3400 km/s

定・方程式の詳細を述べて、第 3 章では電波・ガンであることが分かる。

マ線のスペクトルの計算結果を説明する。第 4 章では、電子分布の計算で考えるべき冷却メカニズムについて議論する。

2.2

電子の加速メカニズムと電子分布

本研究では、前方衝撃波によって加速される電子が放射する電磁波のスペクトルを計算する。衝撃波

1762023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
加速のメカニズムは拡散衝撃波加速 (DSA, 1 次フェ となる。ここで、これらの結果を SAM からの放射
ルミ加速) を考える。簡単のため、衝撃波面ではローに適用すると、ルミノシティはレンツ因子 γe をもつ電子に対して

2
Lsyn (ν) = 4π(4πRsh)q(γe ) = q0 γe−2 e−γe /γc)jsyn (
1 − e−αsyn Rsh
αsynというべき乗・カットオフの形で単位時間・体積に計算できる。図 2 の青線は νLsyn を光子のエネルギー

エネルギーが注入されるとする。カットオフが起こに対してプロットしたものである。

る電子ローレンツ因子 γc は加速効率がシンクロトロ
ン放射・逆コンプトン散乱放射による冷却効率を下回るときの値である。この状況下での電子のエネル

2.4

逆コンプトン散乱放射

逆コンプトン散乱放射は、高エネルギーの電子がギー分布 dne /dγe を求めるために、以下の平衡状態における輸送方程式()
dγe dne1 dne+= q(γe )dγe tcool dγetdyn dγe

低エネルギーと衝突することで、光子にエネルギーを解く必要がある。ここで、tcool , tdyn はそれぞれ冷中を運動している状況を考える。ただし、電子のエ

却と円盤風の運動のタイムスケールである。この方ネルギーは種光子の典型的なエネルギーよりも十分

程式の解はに大きいとする。また、エネルギー ϵ0 をもつ種光子

dne
tcool
=
dγe
γe
T (γ1 , γ2 ) =

1
tdyn

∫ ∞

を与えて高エネルギー光子を生み出す現象である。
ローレンツ因子 γe をもつ電子が等方的な種光子場のの個数密度を Nph (ϵ0 ) とかく。このとき、電子が単′q(γe′ )e−T (γe ,γe ) dγe′

位時間に放出するエネルギー ϵ を持つ光子の個数は
∫
z
d2 N
z2
8πcr02+= Nph (ϵ0 )dϵ0
[1 +
dϵdne
bγe
2(1 − z) b(1 − z)γ

∫ γe 2
γ1

tcool
dγe
γe

で与えられる。

2.3−

シンクロトロン放射放射b(1 − z)
z3
2z
2z 2
ln
]
−
−
2
2
2
b (1 − z)2b(1 − z)b(1 − z)zとなる (Khangulyan et al. 2014 [4])。ただし、b =シンクロトロン放射は電子と磁場が相互作用して電磁波を放射する現象である。エネルギー γe mc2 を持つ電子がランダム磁場 B の中を運動するときに単位時間・単位周波数あたりに放射するエネルギーは
√ 3
( )
ν
3e B
F
Psyn (ν, γe ) =
2πmc2
νc
∫ ∞
F (x) = x
K 3 (ξ)dξ

4 mϵe0c2 γe , z = ϵ/γe /(me c2 ) である。また、r0 , me c2はそれぞれ電子古典半径と電子の静止エネルギーである。これに電子分布をかけて積分することで放射係数が以下のように求まる。
∫ ∞ 2dN
d N dne
=
dγe
dϵ
dϵdn
e dγe
1
ここで、種光子場 Nph に黒体放射とシンクロトロン

5放射を代入することで、それぞれのスペクトルを計
3eB 2
算できる。
νc =
γ
4πmc eで与えられる (Rybicki & Lightman 1985 [3])。ただx

し、K 3 は変形ベッセル関数である。この Psyn をも5とに、得られた電子分布による放射係数と吸収係数を計算すると1
jsyn (ν) =
4π

∫ ∞

dne
Psyn (ν, γe )
dγe
dγe
1
∫ ∞
1
Psyn (ν, γe )γe2
αsyn (ν) = −8πmν 2 1
(
)
d
1 dne
×
dγe
dγe γe2 dγe

3Results3.1

電子分布

電子分布の輸送方程式を解いた結果、図 1 のような電子分布が得られた。γe < 102 の範囲では、放射による冷却の効率が、衝撃波による加速の効率に比べて無視できるため、電子分布のべきが衝撃波加速のべき (-2) と一致している。102 < γe < 106 の範囲

177

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
では、10 eV の黒体放射を種光子とする逆コンプト
ン散乱によって電子が冷却される。106 < γe < 108
では、クライン仁科効果が効き始めるので、冷却メ
カニズムとしてはシンクロトロン放射が支配的になる。108 ∼ γc < γe では加速の時間スケールが冷却の時間スケールを上回るので、電子が加速されず電子分布は急激に低下する。

図 2: 得られた放射スペクトル。青線がシンクロトロ
ン放射、オレンジ線が黒体放射を種光子とする逆コ
ンプトン散乱放射、緑線がシンクロトロン放射を種光子とする逆コンプトン散乱である。また赤太線はそれらを合計した全放射スペクトルである。
れは、黒体放射の絶対光度が LAGN = 1046 erg/s で
図 1: 平衡状態の輸送方程式を解くことで得られた電あるのに対して、シンクロトロン放射の絶対光度は

子分布

Lsyn ∼ 1041 erg/s であることが図 3 から分かるの(bol)

で、Lsyn /LAGN ∼ 10−5 ≪ 1 となる。ゆえに、種(bol)

光子としてのシンクロトロン放射を無視して電子分

3.2

シンクロトロン・逆コンプトン散乱放射布を求めることが正当化される。

この節では、シンクロトロン放射と、黒体放射・シンクロトロン放射をそれぞ種光子とする逆コンプト
ン散乱放射のスペクトルの計算結果を示す。図 2 はそれぞれのスペクトルを光子のエネルギーに対してプロットしたグラフである。このグラフから分かる
ように、電波領域ではシンクロトロン放射が、ガンマ線領域では逆コンプトン散乱放射がそれぞれ支配的であることが分かる。
図 3: 逆コンプトン散乱・シンクロントロン自己吸収

4

Discussion4.1

電子分布を求めるときの冷却メカニズ ン散乱・シンクロントロン自己吸収がはたらくので、ム
このスペクトルよりも小さくなる。

を考慮しない、単純化された電子分布からのシンク
ロトロン放射のスペクトル。実際には、逆コンプト

電子分布を求めるとき、黒体放射を種光子とする
逆コンプトン散乱とシンクロトロン放射による冷却のみを考慮しており、シンクロントロン放射を種光子とする逆コンプトン散乱の効果を無視している。こ178

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion
本研究では、AGN 円盤風と星間物質の相互作用によって加速された電子から放射される電磁波のスペクトルを計算した。計算の結果、電波領域シンクロ
トロン放射が、ガンマ線領域では逆コンプトン散乱
放射がそれぞれ支配的であることが分かった。
今後は、このモデルが正しいか否かを判断するた
めに、観測結果と比較する予定である。また、陽子陽子相互作用からくるガンマ線を定量的に計算する必要がある。

Reference[1] Faucher-Giguere & Quataert (2012)[2] Nims et al. (2015)[3] Rybicki & Lightman (1985)[4] Khangulyan et al. (2014)179

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銀河 c05

AGN アウトフローの変動メカニズムの解明
劉強180

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Line-locked AGN アウトフローの変動メカニズムの解明
劉強 (信州大学大学院総合理工学研究科)

Abstract
あらゆる銀河において、母銀河とその銀河中心に存在する巨大質量ブラックホール（SMBH）の質量比はおおよそ数百倍である。この相関関係は銀河と SMBH が同時に進化してきたこと（共進化）を示唆する。共進化を実現するためには、何らかの方法で両者が情報交換を行う必要がある。この情報交換におけメッセンジャーの役割を果たすいくつかの候補の中で、現在、最有力候補として注目されているのがクェーサーから吹き出すガスの流れ「アウトフロー」である。アウトフローの諸性質の解明は銀河と SMBH の共進化メカニズ
ムの解明に繋がる可能性があると期待されている。本研究では、アウトフローに起源を持つ特徴（line-locking現象) を示す吸収線を用いて、AGN アウトフローの変動メカニズムの原因の調査を行った。結果として、

line-locking 現象を示す天体（HE0151-4326）に見られる時間変動の原因は
スの放出運動、あるいは

1

1) 背景光源が連続光であるガ

2) ガスの電離状態変動であることの２つにまで絞り込むことができた。

徴である。同じ吸収体の内部であっても場所によりIntroduction

速度の差が出るので、同じ吸収体であっても二重共宇宙に存在する銀河の中心部には巨大な大質量ブ
ラックホール (Supper massive black hole; SMBH)が存在する。両者の大きさは最大で 10 桁も異なるにも関わらず、その質量比はおよそ 500 倍程度に収まることが知られている (Magorrian et al. 1998)。この相関関係は銀河と SMBH が同時に進化したこと(共進化) を示唆している (Kormendy & Ho 2013)。
この共進化を実現するためには、何らかの方法で両者が情報交換を行う必要があり、この情報交換メッ
センジャーを特定することは共進化メカニズムの解明に繋がると期待されている。

鳴線を作ることができる。短波長側吸収線の red 成分（CIV なら CIV λ 1551、以下 Short-red, Sr）と長波長側吸収線の blue 成分（CIV なら CIV λ 1548、
以下 Long-blue, Lb）の吸収線が波長的に近い時、Srと Lb が重なってひとつの強い吸収線になる（Chenet al. 2021） 現象である（図 1）。同じ吸収体の内部で大きな速度の差を作るにはアウトフローでないと不可能であり、かつ放出方向が視線方向と同じでな
いと line-locking 現象が現れない。そのため、 line-

locking 現象を示す天体は視線方向にアウトフローが吹き出していることが担保されている。

現在、情報交換メッセンジャーのいくつかある候補の中で、最有力なのがクェーサーから吹き出すガスの流れ「アウトフロー」である (Dunn et al. 2010)。ア
ウトフローはそのガスの物理的性質等をクェーサーのスペクトル上に吸収線として示すため、吸収線研究

本研究は、 1) 時間変動、 2) 隠蔽率の変化、 3)

line-locking 現象を示すクェーサー HE0151-4326 をターゲットに選定することで、アウトフロー吸収線の時間変動のメカニズムの解明を目標とした研究である。

として発展してきた (Barlow et al. 1992)。アウトフ
ロー由来の吸収線に見られる特徴には 1) 時間変動、

2) 隠蔽率の変化、 3) line-locking 現象がある。時間変動とは、アウトフローの活動性により一部の吸収

2

Sample & Method

線がその強度やプロファイルに時間変動を示すこと

SQUAD（南米チリの超大型望遠鏡 VLT に搭載である。ガスの柱密度だけでなく、吸収体が視線上された高分散分光器 UVES で取得された 467 天体

で背景光源を覆う割合である部分隠蔽率 (Cf = 1 ののクェーサースペクトルアーカイブ; Murphy et al.

時は完全隠蔽、0 < Cf < 1 の時は部分隠蔽) も時間

2019）から line-locking 現象（CIV 吸収線）と時間変動を示す (Barlow et al. 1992)。 Line-locking 現変動現象の両方を示す天体（HE0151-4326、または象は CIV 吸収線などの二重共鳴吸収線で見られる特J015327-431137）を選定しメインターゲットにした。

181

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.1

1.4
1.3

ガス運動シナリオ

吸収体であるアウトフローガスの視線を横切る運

1.2
Normalixed flux density

動が掩蔽率時間変動の原因だと仮定する。アウトフ

1.1

ローの速度（合成速度）が放出速度（アウトフローが1.0

クェーサーから輻射圧を受け視線方向へ放出される

0.9速度）と回転速度（アウトフローガスがクェーサー

0.8の周りをケプラー運動する速度）のベクトル和であ0.7

る。Misawa et al. (2005) により、掩蔽率の変化量

0.6
5620

5625

5630

5635
5640
5645
Observed-frame wavelength [Å]

5650

5655

5660

と背景光源の大きさを用いて、回転速度 vcross は

vcross = [Cf (2) − Cf (1)] ×
図 1: line-locking 現象

2R
∆t

(1)

計算できる。R は背景光源の半径、∆t は静止系にお手に入れた観測データの line-locking 現象を示す部

ける観測期間の間隔である。このシナリオに関して分を観測時期により 4 つのエポック分けた（表 1）。 は制限条件がある。アウトフローガスの運動方向が「MINFIT」（吸収線フィッテングコード）を用い 視線方向に向いていないと line-locking 現象が現れなて 4 つのエポックに対しフィッテングし、各物理量

いので（1 章参照）、本研究では、視線方向と合成速の時間変動を追跡した。

度のなす角が 5 deg より小さい場合のみ line-locking現象が現れると仮定した。背景光源は連続光光源と広輝線領域光源 2 種類の可能性がある。

3

Results & Discussion
e3（2001/11）と e4（2007/09）の l 側（二重吸収 3.1.1

線の長波長側）の掩蔽率の時間変動（3σ 以上）が確認できた（図 2）。

連続光（cont）光源

このモデルでは、背景光源が連続光光源であり、吸収体であるアウトフローガスがクェーサーからの輻
射圧と万有引力の影響を受けて回転しながら放出さ0.30

れていると仮定する。
回転速度の計算には掩蔽率の変動以外、背景光源

0.28の半径と観測期間間隔が必要である。背景光源の半

0.26
cf

径 Rcont は

0.24

Rcont = 5Rs =

0.22
0.20

10GMBHc2(2)で見積もった。Rs はシュバルツシルト半径、MBH
0

500

1000
1500
Normalized Julian Day

は中心ブラックホールの質量である。中心ブラック

2000

ホール質量は Vestergaard &Peterson (2006) により計算した。このモデルから回転速度として vcrossc ont =(6.80 ± 1.08) × 102 km s−1 を得た。吸収体のレッド

図 2: 掩蔽率の時間変動
この掩蔽率の時間変動の原因に関して、以下 2 つの仮説を検討した。

シフトから計算した放出速度 vr = 8.12 × 103 km s−1
であり、視線方向と合成速度のなす角は 5 deg より小さいことが確認できた。また、ガスの中心距離に対して r ≤ (1.62 ± 0.04) × 10 pc という上限値を得た。

182

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

epoch

Date

Texp

R

Proposal-ID

e1

2001 Sep 18–22

18000∼40,000

166.A-0106(A)e22001 Oct 9–10

14400

∼40,000

166.A-0106(A)e3

2001 Nov 16–19

28800∼40,000

166.A-0106(A)e42007 Sep 5

3000∼40,000

079.B-0469(A)

表 1: エポック分けした HE0151-4326 の観測歴。左からエポック名、観測期間、積分時間 Texp 、波長分解
能 R とプロポーザル情報である。

3.1.2

広輝線領域（BLR）光源

ここで、R は中心（本研究ではブラックホール）からLira et al. (2018) により、広輝線領域の半径も計算できる。3.1.1 のようにフィッテングされたスペク
トルから計算し、最後に回転速度 vcrossBLR = (2.21 ±1.07) × 104 km s−1 が得られる。この場合、合成速度v

BLRと視線速度のなす角が arctan cross≈ 69 deg とvrの距離、nr は電離光子密度、ne は電子密度、nH は水
1を
素原子の密度である。電子密度は ne ≈ nH ≈ α∆t

仮定し、さらに典型的なクェーサーのスペクトルエ
ネルギー分布 (Spectral Energy Distribution; SED)を仮定すると、式（3）はなり、line-locking を再現するうえで無視できない障U害となるため、このモデルは棄却される。

3.2

≈

0.09

≈

0.02

L47
n10 R2(4)となる (Narayanan et al. 2004)。L47 は 1047 erg s−1

電離状態変動シナリオ

で規格化された光度 Lbol 、n10 は 1010 cm−3 で規格Narayanan et al. (2004) は、アウトフローの時間 化された電子密度である。。フィッテングされたスペ
変動の原因として、ガスの電離状態の変動を提案し クトルからクェーサー光度を算出し、最後にアウトている。同じ原子であっても、その電離状態（イオ フローガスの中心からの距離を評価すると、√ンレベル）によって吸収する電磁波の波長が異なる。
Lbol
R ≈ 0.45≈ 1.09 × 101 kpc(5)ne
例えば CIV を例として考えると、電離状態の低下とともに電子との再結合が起こる。CV から CIV へのとなる。この時点でこのモデルを棄却する理由がな

変化、または CIV から CIII への変化が起こるが、前い。そのため、このモデルと前述した連続光光源+者の場合、CIV の等価幅と掩蔽率は増加し、後者の場

放出回転モデルが、可能性のあるモデルとして残さ合は減少する。逆に電離レベルが上がる場合は、電れる。

子の剥ぎ取りが促進されるため、CIII から CIV 、または CIV から CV の変化が起こる。前者の場合、CIVの等価幅と掩蔽率は増加し、後者の場合は減少する。 4
本研究で対象とした吸収線は掩蔽率が増加しているため、再結合が時間変動の起源であれば CV から CIVへの再結合が起こったと考えられる。

Arnaud & Rothenﬂug (1985) によると、T =20000 K の場合、C V から C IV への再結合係数は
α = 5.29 × 10−12 cm−3 s−1 である。また、ガスの電離状態を表すパラメータ（電離パラメータ）は以下の式で定義される。

nr
1
U=
≈
ne
4πR2 nH c∫ λLL0Conclusion
本研究では、銀河中心に存在する巨大ブラックホールとその母銀河の共進化メカニズムを解明することを最終的な目標として掲げ、その最有力候補である
アウトフローによる情報伝達の可能性を探った。その足がりとして、まずはアウトフローの諸性質（主に時間変動の原因解明）の解明に取り組んだ。
アウトフローについては数多くの先行研究が存在す
るが、line-locking と時間変動の両方を示す吸収線に

λLλ
dλ
hc

(3)

注目したものはほぼ皆無であり、さらにモデルフィッ
トを適用することでアウトフローガスのパラメータ（放出速度、柱密度、ドップラーパラメータ、掩蔽率）

183

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の変動を定量的にモニターしたのは、私が認識するすべての観測結果を再現できる理想的なモデルが範囲において本研究が初めてである。以下、本研究確定した場合、そのモデルに対応するアウトフローガ
スの力学エネルギー放出率 (kinetic luminosity; E˙k )の結果を箇条書きでまとめる。

• 本研究で対象としたクェーサー HE0151-4326
は、VLT/UVES で取得されたクェーサーの高分散分光アーカイブデータ SQUAD のなかから選んだものであり、line-locking を示しつつ明らを算出し、エディントン光度（LE ) との比を計算し、その比率 (E˙k /LE ) が銀河との情報交換（フィードバック）を再現するのに十分な大きさ (Hopkins &Elvis2010; Scannapieco & Oh 2004) を有するかどうかを確認することを最終的な目標に掲げる。

かな時間変動がみられる極めてユニークなター
ゲットである。

• このクェーサーの視線上で検出された CIV mini-

5

BAL に対し、MINFIT による吸収線モデルフ
ィットを行い、各物理量の変動を探った。その結Arnaud, M., & Rothenﬂug, R. 1985, A&AS,
60,425

果、掩蔽率についてのみ明らかな変動（増加）がみられた。この掩蔽率の増加に関して、2 種類のBarlow, T. A., Junkkarinen, V. T., Burbidge,
E.M., et al. 1992, ApJ, 397, 81

可能性（ガス回転モデルと電離状態変動モデル）の可能性を検証した。ガス運動シナリオを採用

Chen, C., Hamann, F., Ma, B., & Murphy,
M.2021, ApJ, 907, 84

したところ、連続光領域を背景光源として、中心ブラックホールから r ≤ (1.62 ± 0.04) × 10 pc

Dunn, J. P., Bautista, M., Arav, N., et al. 2010,
ApJ, 709, 611という距離にあるガスであれば観測結果を再現できることが分かった。電離状態変動シナリオ

Reference

Hamann, F., Barlow, T. A., Beaver, E. A., etal.1995, ApJ, 443, 606を採用した場合、光源から R ≈ 1.09 × 101 kpc

Hopkins, P. F., & Elvis, M. 2010, MNRAS, 401,7の距離に存在するガスが、クェーサーの光度変Kormendy, J. & Ho, L. C. 2013, Araa, 51, 511

動に伴って電離状態を変化させているという考Lira, P., Kaspi, S., Netzer, H., et al.

えで説明が可能である。

2018,

ApJ,865, 56
Magorrian, J., Tremaine, S., Richstone, D., et al.

• このように本研究では、HE0151-4326 の視線上で検出されたアウトフローに起源をもつ吸収線

1998, Aj, 115, 2285.

の変動シナリオを２つにまで絞り込むことに成Misawa, T., Eracleous, M., Charlton, J. C.,&Tajitsu, A. 2005, ApJ, 629, 115

功したが、既存のデータだけではこれ以上の絞

Murphy, M. T., Kacprzak, G. G., Savorgnan,

り込みは困難であると結論付けた。

G.A. D., & Carswell, R. F. 2019, MNRAS, 482,
将来的展望としては、

3458

Narayanan, D., Hamann, F., Barlow, T., et• HE0151-4326 に対する高分散分光観測を継続し、 al.2004, ApJ, 601, 715
変動パターンをより長期的にモニターする。

Scannapieco, E., & Oh, S. P. 2004, ApJ, 608, 62
Vestergaard, M., & Peterson, B. M. 2006,• 同じガスを起源とする他のイオンの吸収線も検出・解析し、アウトフローの電離状態をより精ApJ,641, 689

密に評価する。

• クェーサーの長期測光観測を実施し、吸収線の変動とクェーサー光度の変動が同期しているかどうかを確認する。
を検討している。

184

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銀河 c06

U/LIRG の Pa α輝線観測による銀河進化プロセス の
研究
幸野 友哉

185

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

U/LIRG の Paα 輝線観測による銀河進化プロセスの研究
幸野 友哉 (東京大学大学院 理学系研究科天文学専攻修士 1 年)

Abstract
超/高光度赤外線銀河 (Ultra/Luminous Infrared Galaxy, U/LIRG) は、赤外線光度が Lir > 1011 (1012 )L⊙を超える銀河であり、内部で活発に星形成活動を行っている。U/LIRG は銀河形成進化の理解においてたい
へん重要な銀河種族であり、我々は Paα 輝線による U/LIRG の観測を行う PARADISES プロジェクトや近赤外線分光装置 SWIMS を用いた U/LIRG の分光観測などを行っている。
本集録では、PARADISES プロジェクトの概要と SWIMS による分光観測の目的や進捗について発表する。

SWIMS による観測では [FeII] や [SiVI] の輝線を用いて、銀河内部での電離源、星間物質の物理状態、それらによる星形成活動への影響の解明を目指している。

1

近傍にある U/LIRG の観測を行うことで遠方の星形

Introduction
今日の銀河天文学における重要な未解決問題の一つに、銀河の形成過程がある。銀河はそれぞれ異なる星形成活動や力学構造、形態などの物理的性質を持つ。銀河によって物理的性質が違うことは、それぞれの銀河が異なる進化段階にあるか、異なる進化過程を辿ってきたためと考えられるため、銀河形成のメカニズムを研究するうえで星形成活動や力学構造を調べることは重要である。

成を理解しようとする試みがなされている (Tateuchi

et al. 2015)。
近傍 U/LIRG の強い赤外線放射には星形成や活動銀
河核 (AGN), 衝撃波などが寄与していると考えられているが、それらが銀河内部の物理的状態に与える影響についてはよくわかっていない。しかし U/LIRG は、中心部付近に多くのダストを含むため可視光での減光が強く、可視光での観測は困難である。そのため、波長が長くダスト減光の影響を受けにくい近赤外線

銀河形成の研究のため様々な深宇宙サーベイのデータを解析した結果、z=1-3 における星形成活動量が現在の 30 倍に達するなど (Rujopakarn et al.

2010)、過去であるほど星形成が活発であることが示された (図 1 上)。中でも 1983 年に始まった

IRAS(Infrared Astronomical Satellite) の中・遠赤
外線全天サーベイによって見つかった銀河種族である U/LIRG(Ultra/luminous infrared galaxies) は赤
外線光度が Lir > 1011 (1012 )L⊙ を超える銀河であり、過去にさかのぼるほどその数を増していき、z=1における星形成の約 70%が U/LIRG で行われている
ことが分かっている (Le Floc h, E. et al. 2005)(図 1下)。したがって、U/LIRG は銀河形成の研究を行う上で有用な観測対象である。だが z=1 の U/LIRG は非常に遠方にあり、見かけの大きさが小さいため現在の観測技術では十分な解像度が確保できず、U/LIRG
内の星形成活動や力学構造を詳細に調査することができない。一方、分光観測により、遠方の ULIRG は
近傍の LIRG と比較的似た星形成活動を行うことが示唆されている (Soifer et al. 2000)。そのため、よりで分光観測を行い U/LIRG の放射源の影響を明らかにすることを目指す SWIMS 分光観測を進めている。

SWIMS とは、TAO 望遠鏡の第一期近赤外線観測装置である。この装置は、広い視野にわたって ( 9.6′ )近赤外線の 2 つの波長域 (0.9-1.4/1.4-2.5µm) を同時に撮像・多天体分光できる (Konishi et al. 2020)。この SWIMS 分光観測では、U/LIRG を Paα 輝線により狭帯域撮像する PARADISES プロジェクトで観測された銀河の一部を対象に分光観測を行い、[FeII] や[SiVI] などの輝線を検出する。これらの輝線の強度や強度比を用いて、銀河内部の星間物質の物理状態を調べることで、星形成や AGN、衝撃波が銀河の物理状態に与える影響を明らかにし、銀河合体シナリオの検証や銀河のクエンチングメカニズムの理解を試みる。
この集録では、2 章で観測天体のターゲット選定にかかわる PARADISES について説明し、3 章ではSWIMS 分光観測および直近数か月の分光観測における進展を紹介し、4 章では今後の展望について述186

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の減光を受けづらく、ダストに隠された星形成までべる。

トレースできる。また、より波長の長い中間赤外線や遠赤外線のほうがダスト影響の影響は受けないが、空間分解能が粗くなってしまう。したがってダスト減光の軽減と高い空間分解能の両立ができる近赤外線が観測波長として最適である (図 2)。これまで Paα
輝線は水蒸気による大気吸収が強く地上からの観測が困難であったが、Subaru や TAO の利用により低水蒸気量での観測が行えるため、その解決が期待されている。

図 1: (上) 赤方偏移 z の変化に伴う UV,IR フラックスの星形成密度の変化 (Madau & Dickinson 2014)(下)
赤方偏移 z の変化に伴う赤外線光度密度の変化。オ
レンジや薄ピンク、マゼンタの各領域は赤外線光度密度の測定値で、黄緑と赤の点線は、IR フラックスのうち LIRG、ULIRG 由来の放射が占める値を示す。

(G.Rodighiero et al. 2010)

2

図 2:

PARADISES(上) 水素電離輝線における可視光減光の等級と輝線の減光の関係図。(Tateuchi 2014)(下)PARADISES(Paschen-Alpha Resolved Activity

可降水量と高度による近赤外線の大気吸収シミュ

and Dynamics of Infrared Selected Extreme Star-

レーション。上から TAO サイト (高度 5640m/可
bursts with Subaru/SWIMS) プロジェクト (PI: 小 降雨量 0.5mm)、マウナケア (4200m/1.8mm)、パラ
山佑世 (国立天文台)) は、LIRG や ULIRG を、水素 ナル (2600m/2.4mm)。赤点線は Paα 輝線の波長。
再結合線の Paα 輝線で観測して、ダストに埋もれた(Tateuchi et al. 2015)

銀河内部の星形成活動の解明を目指すプロジェクトである。PARADISES のサンプル (49 天体) は AKARI
衛星の 90µm で検出した天体のうち、SDSS で対応する天体があり、U/LIRG の条件を満たすもので構3

成されている。Paα 輝線は波長 1.875µm の水素再結合線であり、星形成活動に起因する HII 領域の直接的なトレーサーである。水素再結合線でもっともよく用いられるのは可視光の Hα 輝線であるが、ダス
ト減光の影響の強い U/LIRG では星形成率の測定が困難である。それに対して、Paα 輝線はダストなど

SWIMS 分光観測
SWIMS 分光観測 (PI: 櫛引洸佑 (東京大学)) では、

SWIMS の PI 共同利用運用中にすばる望遠鏡に搭載した SWIMS を用いて近赤外領域で U/LIRG の分
光観測を行った (すばる共同利用 S22A-064)。このSWIMS 分光観測ではクエンチングが始まった直後

187

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の銀河の性質を探るため、やや暗い LIRG をターゲッ
トとして観測する。Colina et al.(2015) では、いく
つかの low-z LIRG のサンプルを VLT の近赤外線観測装置 SINFONI で面分光し、[FeII] 輝線や H2 輝線の光度を調べ、LIRG の内部での空間分解した放射源 (AGN やスターバーストなど) を輝線比から決定できる診断図の作成を行っている (図 3)。SWIMS 分
光観測でも同様に、近赤外線の輝線比から U/LIRGの放射源を特定することで、銀河のクエンチングメ
カニズムの解明を目指す。SWIMS は近赤外線の波長

図 4: PAR-high5 のモザイキング後のデータの一部。

帯 (0.9-2.5µm) を一度に分光でき、複数輝線の観測上は 0.9-1.4µm, 下は 1.4-2.5µm のもの。

を効率よく行える。
表 1 は SWIMS 分光観測で取得した観測データの諸5. スペクトル領域を画像から切り出す元である。

6. 波長較正を行い (手動)2 次元スペクトルを取得する (図 5)

7. 2 次元スペクトルを切り出して 1 次元スペクトルに変換する (図 6)分光標準星のスペクトルと恒星大気モデル

8.

(Castelli & Kurucz (2004)) を用いてフラックス較
正を行う
現在は 6. の工程までパイプライン整備が完了しており、引き続き整備が行われている。また、Subaru で
図 3: [FeII] と H2 輝線比から放射源を特定する診断図。左は銀河内部の明るい領域の診断図で、星形成領
域は青、SN は赤、AGN は緑である。右は広がった

diﬀuse な領域の診断図で、ダストに覆われた AGNが黄色、一般的なダストは白である。(Colina et al.

取得した SWIMS の分光観測データの解析も同時進行で行われている。
今回は、試験観測で取得したデータのうち、7. までの解析が終了した PAR-high5 の観測データを提示す
る。

2015)

表 1: SWIMS 分光観測諸元
観測日

天体 ID

2022/2/9

PAR-high1

LEDA 1032901(47.575134,-6.434767)

0.069021

300×6

PAR-high3

2MASX J08173815+1105089(124.40894,11.085844)

0.076003

300×8
300×8

2022/2/10

天体名

天体座標 (RA,Dec)

赤方偏移 z

積分時間 (s)PAR-high4

Gaia DR3 610230675699628288(132.18108,16.738169)

0.078829

PAR-high2

IRAS 09297+1508(143.11734,14.914288)

0.077099

300×7

PAR-high5

LEDA 169826(22.474588,-1.1979036)

0.077964

300×4

PAR-mid4

2MASX J08213503+1900124(125.39611,19.003393)

0.082672

300×4

PAR-high6

IRAS 09188+0404(140.3565,3.8620234)

0.085575

300×12

図 5: 抽出した 2 次元スペクトル。上は 0.9-1.4µm,
下は 1.4-2.5µm のもの。

現在、iraf/pyraf を利用した SWIMS 分光観測デー
タの解析パイプラインの開発が行われている。解析
パイプラインの主な流れは以下のとおりである。

1. ドームフラット画像を用いて生データに分光フ
ラット補正を行う。

4

2. バッドピクセルと宇宙線のピクセルを補正する。

Future
今後、整備途上にあるパイプラインの整備に注力

3. モザイキングを行う (図 4)

し、並行して試験観測のデータ解析を完了させる。そ4. 画像を回転しグリズムの傾きを補正する

して、得られたスペクトルから輝線強度や強度比を

188

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Andrew M. Hopkins & John F. Beacom 2006, ApJ, 651,
142
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O. Le Fevre, V. Le Brun, C. Mancini, I. Matute,
A. Cimatti5, L. Marchetti, O. Ilbert, S. Arnouts, M.
Bolzonella, E. Zucca, S. Bardelli, C. J. Lonsdale, D.
Shupe, J. Surace, M. Rowan-Robinson, B. Garilli, G.
Zamorani, L. Pozzetti, M. Bondi, S. de la Torre, D.
Vergani, P. Santini, A. Grazian, & A . Fontana 2010,
A&A 515, A8

図 6: 現状の 1 次元スペクトル

Piero Madau & Mark Dickinson 2014, ARA&A, 52, 415

計算することで銀河内部の電離源について議論する。 Ken Tateuchi, Masahiro Konishi, Kentaro Motohara,
また、24 年度以降に TAO 望遠鏡における SWIMS の

Hidenori Takahashi, Natsuko Mitani Kato, Yutaro
Kitagawa, Soya Todo, Koji Toshikawa, Shigeyuki
Sako, Yuka K. Uchimoto, Ryou Ohsawa, Kentaro Asano, Yoshifusa Ita, Takafumi Kamizuka,
Shinya Komugi, Shintaro Koshida, Sho Manabe,
Tomohiko Nakamura, Asami Nakashima, Kazushi
Okada, Toshinobu Takagi, Toshihiko Tanabe, Mizuho
Uchiyama, Tsutomu Aoki, Mamoru Doi, Toshihiro Handa, Kimiaki Kawara, Kotaro Kohno, Takeo
Minezaki, Takashi Miyata, Tomoki Morokuma, Takeo
Soyano, Yoichi Tamura, Masuo Tanaka, Ken ichi
Tarusawa, & Yuzuru Yoshii 2015, ApJS, 217, 1観測が予定されているため、その準備を行う。TAOの位置するアタカマ高地は非常に乾燥した環境であり、Paα 輝線をはじめとした近赤外線の撮像および分光観測に適しているため、貴重な観測データを得られることが期待される。

Acknowledgement
本発表を行うにあたって、指導教員の本原顕太郎
国立天文台教授、PARADISES プロジェクト PI の小山佑世国立天文台准教授、東京大学理学系研究科
特任研究員 小山舜平氏、東京大学理学系研究科特任研究員 櫛引洸佑氏にご指導・ご助言をいただきました。誠に感謝申し上げます。

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Tateuchi 2014, PhD thesis, University of Tokyo
Masahiro Konishi, Kentaro Motohara, Hidenori Takahashi, Natsuko Kato, Kousuke Kushibiki, Hiroki Nakamura, Nuo Chen, Tadayuki Kodama,
Masao Hayashi, Ichi Tanaka, Ken-ichi Tadaki, Jun
Toshikawa, Yusei Koyama, Rhythm Shimakawa,
Tomoko L. Suzuki, Tetsuro Asano, Hirofumi Okita,
Shintaro Koshida, Ken Tateuchi, Soya Todo, Yutaka
Kobayakawa, Yutaro Kitagawa, Hirofumi Ohashi,
Yukihiro Kono, Yasunori Terao, Tsutomu Aoki, Kentaro Asano, Mamoru Doi, Bunyo Hatsukade, Takafumi Kamizuka, Kotaro Kohno, Takeo Minezaki,
Takashi Miyata, Tomoki Morokuma, Mizuki Numata, Shigeyuki Sako, Hiroaki Sameshima, Takao
Soyano, Toshihiko Tanab´e, Masuo Tanaka, Ken ichi
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