2023 年第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽・恒星分科会

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。
太陽・恒星分科会

2

■ index
太恒 a01

夏目 純也

太陽フレアに伴う諸現象の、4 つの彩層ラインでの Sun-as-a-star 解析

太恒 a02

村岡 克紀

反復新星 U Scorpii の 2022 年爆発: 食解析から探る光球面の後退と降着円盤の構造変化

太恒 a03甘田 渓

新 SiO メーザー検出が示唆する「宇宙の噴水」天体の進化急速進行

太恒 a04鈴木 海渡

アルベーン波による太陽コロナ加熱の数値計算

太恒 a05

内藤 由浩

IRIS の分光観測によるコロナホール底部へ伝播する波動の研究

太恒 a06杉村 風曉

プレアデス星団に属する恒星の中性子捕獲過程元素の存在度

太恒 a07

古塚 来未

高分散分光観測による太陽金属量近傍の恒星でのトリウムを含む r プロセス元
素組成の調査太恒 a08近藤 勇仁

太恒 a09佐藤 慶暉

次期太陽観測衛星 SOLAR-C に搭載する超高精度太陽センサ UFSS の性能評価
日米共同・太陽フレア X 線集光撮像分光観測ロケッ ト実験 FOXSI-4 搭載プレ・コリメータの性能評価

太恒 a10山脇 鷹也

X 線天文衛星「すざく」を用いた地球超高層大気の 長期変動の研究

太恒 a11

藤森 愛梨沙ひので衛星を用いた太陽の極域磁場観測から探る太陽の周期活動性

太恒 b01

岡田 寛子

Tomo-e Gozen と Nayuta による明るい金属欠乏星探査

太恒 b03

大津 天斗

飛騨天文台 SMART/SDDI および SDO/EVE を用いた 2022 年 10 月 2 日 M8.7
フレアの多波長分光 Sun-as-a-star 解析

太恒 b04

寺岡 耕平

CME を伴うフレア、伴わないフレアとフレアリボンとの関係

太恒 b05吉田 南

オープンフラックス問題に対する新たな原因の可能性の検討

太恒 b06

石神 瞬

分光データを利用した高温ループにおける加熱分布・加熱機構の研究

太恒 b07

吉久 健朗

衝撃波と乱流的効果によるコロナ加熱を考慮した太陽プロミネンス形成に関する 1.5 次元 MHD シミュレーション

太恒 c01

徳野 鷹人

K,M 型星の自転進化の経験則的表式に関する考察3

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太恒 a01太陽フレアに伴う諸現象の、4 つの彩層ラインでの
Sun-as-a-star 解析
夏目 純也

4

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽フレアに伴う諸現象の、4 つの彩層ラインでの Sun-as-a-star 解析
夏目 純也 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
太陽フレアも恒星フレアも、大気の磁場エネルギーが解放されることによる突発的な増光現象であるが、太陽フレアではこれを空間分解して観測することが可能である一方、恒星フレアでは空間積分したものに相当
するスペクトルや光度が観測され、空間情報は失われてしまう。そこで、恒星の現象を太陽物理学の知見で理解するために、Sun-as-a-star 解析と呼ばれる、太陽のデータを空間積分し恒星の観測データを模したデータを得る解析が近年行われている。Namekata et al. (2022) はその解析の活用例の一つであり、太陽型星スー
パーフレアに伴う Hα 線の吸収成分と、フレアに伴う太陽プラズマ噴出の Sun-as-a-star 解析の比較から、
このスーパーフレアもプラズマ噴出を伴っていたことを明らかにした。Namekata et al. (2022) は Hα 線のみを用いたが、他の彩層ラインも含む同時観測により、各ラインの形成高度や温度、密度等への感度の違い
から、より多くの物理情報を得られる可能性がある。例えば He I 10830 Å では、太陽フィラメント噴出の高速成分が検出された例があり (Penn (2000))、恒星の CME とプラズマ噴出の関係の解明に役立つことが期待される。この各彩層ラインの相違点を調べる目的のため、京大飛騨天文台 DST 水平分光器で観測した、
太陽フレアの増光とフィラメント活動に対し、4 つの彩層ライン (Hα 線、Ca II K 線、Ca II 8542 Å、He I

10830 Å) の Sun-as-a-star 解析を行った。その結果、Ca II K 線では増光のプロファイルが得られた。これはフレアの増光に対する吸収成分の影響が、Hα 線に比べて小さいためと考えられる。フィラメントの吸収成分については、He I 線と Hα 線の外側で速度場に大きな違いが見られなかった。Hα 線中心付近は吸収成分が検出できない場合でも、He I 10830 Å 中心付近では吸収成分を検出できる場合がある。これはフィラメ
ント活動の吸収に対するフレアの増光の影響が、Hα 線では大きく He I 線では小さいからである。等価幅は

He I 線でフレアピーク直後に減光している。He I 線から、その時間帯でのフィラメント活動の吸収の情報をより正確に知ることができると期待される。

1

導入

as-a-star 解析としては相殺したり、噴出の途中で水素が完全電離しラインの感度がなくなってしまった

フレアは太陽や恒星の大気の磁場エネルギーが解りすることで、現象についての情報が失われること放されることで突発的に増光する現象であり、太陽が考えられる。他の彩層ラインも含む同時観測によ

フレアは空間分解して観測できるが、恒星フレアはり、各ラインの形成高度や温度、密度等の物理条件

空間分解が難しい。そこで、太陽の観測データを空への感度の違いから、より多くの物理情報を得られ

間積分し恒星の観測を模したデータを得る「Sun-as-

る可能性がある。例えば He I 10830 Å では、太陽

a-star 解析」を通して、恒星フレアなどの活動現象

フィラメント噴出の高速成分が検出された例がありを太陽物理学の知見から理解する試みが近年行われ(Penn (2000))、恒星の CME とプラズマ噴出の関係ている。

の解明に役立つことが期待されるほか、Hα 線とのNamekata et al. (2022) はその解析の応用例の一

活動現象中の振る舞い (フレアカーネルにおける放つであり、彩層プラズマの噴出を伴う太陽フレアの射強度など) の違いも注目される。複数ラインでの
Sun-as-a-star 解析を行い得たスペクトルと太陽型星 Sun-as-a-star 解析は 11 年周期 (例：Livingston et al.
スーパーフレアの Hα 線スペクトルの増光と吸収の (2022)) や太陽自転周期 (例：Toriumi et al. (2020))
特徴が類似していることから、このスーパーフレア での長期変動や、ライン強度や磁場強度の統計的比にもプラズマ噴出を伴っていたと結論付けた。この較 (例：Toriumi & Airapetian (2022)) が主であり、研究で用いた彩層ラインは Hα 線のみであるが、一つフレアなどの短時間の活動現象に対する解析はほとの現象で増光と吸収が同時に現れるとそれらは Sun-5

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
んどないが、複数彩層ラインでの恒星フレアの観測は行われている (例：Houdebine at al. (1990))。
本研究の目的は、複数の彩層ラインでの恒星活動現象の解釈の手がかりとするため、フレア等の活動現象について、複数の彩層ラインの Sun-as-a-star 解析を通してその定性的な物理情報を単一のラインの場合よりも多く得ることである。そこで、京都大学

図 1: GOES 衛星が観測した X 線のライトカーブ。

飛騨天文台ドームレス太陽望遠鏡 (DST) を用いて太陽フレアやそれに伴う現象を複数の彩層ラインで観測し、これらを比較解析した。

2

手法

2.1

観測

本研究では、2022 年 8 月 19 日に DST2 階の水平分光器を用いて観測したデータを解析した。スリッ
トスキャンと呼ばれる、スリットを視野内で動かすことで (スリット方向) × (スキャン方向) × (波長方向) の 3 次元の情報を得る方法で、分光撮像観測を行っ
図 2: ４つの彩層ライン中心の画像。赤い丸はフレアた。本研究で用いた彩層ラインは Hα(6563 Å)、Ca

II K (3934 Å、以下 CaK と表記)、Ca II 8542 Å(以 の増光を、青い丸はフィラメントの吸収を囲んでい
下 CaIR と表記)、He I 10830 Å(以下 He と表記) で る。He の t = −10 min の画像上の矢印の向きは太陽の北極方向である。

ある。観測領域は活動領域 NOAA 13078 で、M クラスのフレア 2 回とそれらに付随するフィラメント活動が観測された。本研究では、2 回目フレアとそれに付随するフィラメント活動に注目し解析を行った。

5:15UT ごろ (t = 0 min とする) に図 1 のように X
線ライトカーブで２つ目のピークが現れ、これと同時に図 2、3、4 の赤い丸の領域で増光が発生した。フ
レアピーク時の CaK では ±45 km/s の画像 (図 3、4の赤い丸) でも増光が見られ、ドップラー幅の広い輝線となっていることが分かる。吸収について、Hα とHe で ±45 km/s の画像 (図 3、4 の青い丸) のように、ラインの両側に吸収成分が広い速度範囲に広がることが確認できた。また、Hα と He の吸収の位置が似ていることがわかる。CaK と CaIR には ±45 km/s

図 3: 4 つの彩層ライン中心から −45 km/s の図 2 とでのフィラメントの吸収は確認できなかった。

2.2

同領域の画像。

解析

1. 分光撮像観測データ I(λ, t, x, y) を座標 (x, y) について図 4 の緑枠の範囲で空間積分しスペクト

解析では観測したラインそれぞれに対しスペクト
ルの変動と等価幅を計算した。スペクトルの変動は以下の手順で計算を行った。

6

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
では赤側に偏った増光が t = 0-10 で確認できる。ライン両側 |vd | < 100 km/s では、Hα と He の吸収がわかる。Hα の中心付近では増光の影響で吸収が見えなかったが、He の中心付近では増光が微弱なため吸収がより中心に近いところまで確認できる。

図 4: ４つの彩層ライン中心から +45 km/s の図 2と同領域の画像。緑色の枠は解析の際に用いた積分範囲。
ル LD を作成：

図 5: ４つの彩層ラインのダイナミックスペクトル。

∫

縦に延びる黒い帯状のものはデータがない時間帯をLD (λ, t) =I(λ, t, x, y)dxdy(1)表している。縦軸正の方向が赤側、負の方向が青側

D

である。

2. 時刻 t のスペクトル LD から参照時刻 t0 (フレア
終了後 (t = 55 min) とする) のスペクトル LDの値で差分を取り差分スペクトル ∆SD を作成：

∆SD (λ, t) = LD (λ, t) − LD (λ, t0 )4 つのラインの t = 6 min でのスペクトルは、図 6のようになる。CaK では赤側に偏った増光を持つことが確認できる。これは、CaK の画像でフレアの幅(2)広いドップラー速度の増光は見られたが、フィラメ

3. 時刻と波長 (またはドップラー速度 vd = c(λ −λc )/λc 、λc は中心波長、c は光速) の 2 次元でント活動の吸収のドップラー幅の広がりが見られなかったことと一貫性がある。Hα の中心の増光のピー∆SD (λ, t) をダイナミックスペクトルとして表示。白を増光 (∆SD > 0)、黒を減光 (吸収、∆SD < 0) とした。

ク付近 (|vd | < 40 km/s) では、He では吸収に見えていた。これは t = 0 min のライン中心の画像 (図 2) でHe ではフィラメントの吸収がライン中心でも確認でラインの吸収量や増光量を表す等価幅 EW (t) は、 きる一方で、Hα ではフレアの増光が顕著に確認でき
空間積分したスペクトル LD (λ, t) を用いて
∫ λc +∆λLD (λ, t) − LD,0 (λ, t)
EW (t) =dλLD,0 (λ, t)
λc −∆λることと対応している。|vd | > 50 km/s では、Hα とHe で吸収が外側に行くにつれて減衰するという似た(3)

プロファイルを示す。

と定義される。ただし、λc , LD,0 (λ, t) はそれぞれラ差分等価幅 EW (t) − EW (t0 ) をプロットすると、

イン中心波長、連続光スペクトル、さらに ∆λ = 5 Å

図 7 のようになる。2 回目のフレアピーク (t = 0 min)とした。結果にグラフとして表示したのは、差分等で明らかに増光が見られたのは CaK であり、Hα と

価幅 EW (t) − EW (t0 ) であり、参照時刻 t0 はスペ

CaIR はピーク以前から増光が継続していた。Hα とクトル変動の計算と同じ値である。

CaK では t = 5-10 min に減光した。He は他の 3 ラインと異なり 2 回目のフレアピーク (t = 0 min) で減3光した。これは、Hα の吸収は積分の際に図 5、6 に結果と議論あるようなフレアピークの時間帯の増光と相殺される一方、He には増光が少なく吸収が相殺されないか

ダイナミックスペクトルを図 5 に示す。ライン中心らである。He はフレアピーク直後の時間帯の減光を付近では、He 以外のラインで増光が確認でき、CaK

72023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ロファイルを捉えることができた。CaK のプロ
ファイルの理由はフィラメント活動による吸収による寄与が増光より小さいからと考えられる。

2. t = 6 min のライン外側 50 < |vd | < 100 km/s
では、Hα と He で吸収のプロファイルを示す。
今回の解析では、Hα と He では、フィラメント
活動に起因する吸収成分の速度場には差が顕著には見られなかった。

3. ライン中心付近 |vd | < 40 km/s では、Hα で増光が確認でき、He ではより中心に近いところま
で吸収を確認できた。この違いは、フィラメン
図 6: ４つの彩層ラインの t = 6 min(5:21UT) での差

トの吸収の影響に対して、He ではフレアの増光

分スペクトル。横軸正の方向が赤側、負の方向が青

領域が小さく、Hα では逆に大きいからである。

側である。

4. Hα は 2 回目フレアピークの後 t = 5-10 min に
減光しているが、He ではフレアピークの直後に反映しているといえる。

減光している。フレアピーク時の Hα のフィラメント活動の吸収はフレアの増光と打ち消しあう一方、He ではそのような増光が小さくフィラ
メントの吸収が打ち消されないことが理由である。このことから、He の Sun-as-a-star スペク
トルの等価幅からは、Hα に比べ、フレアピーク
直後の時間帯のフィラメント活動の吸収の情報をより正確に得ることができると期待される。

Acknowledgement
本研究は浅井歩氏、一本潔氏、上野悟氏との共同研究です。数多くの助言を下さった共同研究者と研図 7: ４つの彩層ラインの差分等価幅の時間変化と究室の皆様に、ここで改めて感謝いたします。

GOES 衛星の X 線ライトカーブ。

Reference4

結論

Houdebine, E. R., Foing, B. H., Rodono, M. 1990, A&A,
238, 249

本研究ではフレアの増光とそれに伴うフィラメン
Livingston, W., Wallace, L., White, O. R., et al. 2007,
ApJ, 657, 1137

ト活動について、京都大学飛騨天文台 DST の、Hαと CaK、CaIR、He の 4 つの彩層ラインで同時撮像

Namekata, K., Maehara, H., Honda, S., et al. 2022, Nature Astronomy, 6, 241

分光観測を行い、観測データを Sun-as-a-star 解析を通してこれらのラインの比較を行った。ダイナミッ

Penn 2000, Solar Physics, 197, 313

クスペクトルと差分スペクトルのプロファイル、差Toriumi, S. & Airapetian, V. S. 2022, ApJ, 927, 179

分等価幅から、以下の結果が得られた。

Toriumi, S., Airapetian, V. S., Hudson, H. S., et al.
2020, ApJ, 902, 36

1. CaK ではフレアピーク付近の時間帯の増光のプ

8

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太恒 a02

反復新星 U Scorpii の 2022 年爆発: 食解析から探る光球面の後退と降着円盤の構造変化
村岡 克紀

9

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

反復新星 U Scorpii の 2022 年爆発：食解析から探る光球面の後退と降着円盤の構造変化村岡 克紀 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
U Scorpii (U Sco) は最も良く観測されている反復新星の一つである。我々は VSNET を通じて U Sco の2022 年爆発の国際共同可視連続測光観測を行った。減光途中に可視光度が一時的に一定になる平坦期は、可視最大光度時刻から約 14 日後に始まり、約 24 日後に終了した。一方で、伴星による食は可視最大光度時刻
から約 11 日後に観測され始めた。この爆発では、平坦期に入るよりも前に食が開始しており、光球面の後退で伴星、降着円盤の順に寄与が見え始めるという理論的な予想と合致した。また、得られた食のプロファイ
ルから食幅の位相を MCMC 法で決定し、光源半径の時間変化を求めた。平坦期の光源半径は L1 点近くまで拡大し、平坦期を終えると約 2,3 軌道周期で急激に tidal truncation 半径まで縮小することが観測で初めて確認された。これは爆発で一時的に拡大した降着円盤が定常状態に戻る構造変化の過程として解釈できる。

1

光度曲線のモデル計算から平坦期の可視光源は白色

Introduction

矮星に照射された降着円盤由来であり、この時期の新星とは、白色矮星 (主星) と低温星 (伴星) からな

降着円盤は静穏期よりも大きく L1 点まで達することる近接連星系において、白色矮星表面へと降着したが示唆された (Hachisu et al. 2000)。しかしながらガスが熱核反応の暴走を起こすことで発生する爆発

これを補強する降着円盤の構造変化の過程を追った現象である。可視光では突発的な増光として観測さ観測は殆どない。

れ、その後徐々に減光する。爆発後、ガス降着が再開
し、また次の爆発が引き起こされるが、有史以来で本研究では、U Sco の 2022 年爆発における食の形
状変化を追い、食幅の位相から食されている可視光

複数回爆発が観測されている新星を反復新星という。

U Scorpii (U Sco) は最も良く観測されている反復新星の一つである。白色矮星の質量は 1.37±0.01M⊙

源の半径を計算することで、平坦期における可視光
源が降着円盤であることを確かめ、降着円盤の構造変化を解明することが目的である。

とチャンドラセカール限界に近く (Hachisu et al.

2000)、伴星は晩期型の主系列星で、Roche lobe を満たしており、質量は 0.88 ± 0.17M⊙ と推定されている (Thoroughgood et al. 2001)。また、軌道傾斜角
は 82.7◦ ± 2.9◦ と高く (Thoroughgood et al. 2001)、
静穏期には、可視光で食が観測される。

2

Observations

U Sco の 2022 年爆発は 2022-06-06T17:17:14 UT(BJD 2459737.226) に森山雅之氏により発見された。

Schaefer et al. (2011) によると、U Sco の 2010 年(vsnet-alert 267981 )。その後、我々VSNET Collab-

爆発では、静穏期で V ∼ 18.0 mag の可視光度が一oration (Kato et al. 2004) は継続的な U Sco の可視日以内で V ∼ 7.5 mag にまで増光した。その後、可測光観測を行った。加えて、VSOLJ, AAVSO, ZTF,

視光度が減光していく途中で、伴星による食が観測

ASAS-SN Sky Patrol のアーカイブデータも用い、され始め、軌道周期は P = 1.23054695 ± 0.00000024

計 57,468 の可視測光データの解析を行った。図 1 に日と正確に計算され、食底の epoch は(BJD) 2451234.53872(±0.0005) + N × P

U Sco の 2022 年爆発の可視光度曲線を示す。

(1)と導出された。
また、減光途中に可視光度が一時的に一定になる
時期 (平坦期) が存在する。U Sco の 1999 年爆発の1 http://ooruri.kusastro.kyoto-u.ac.jp/mailarchive/vsnetalert/26798

10

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

relative magnitude

−0.5
8

10

mag

12

0.0
0.5
1.0
−0.5

14

0.0

0.5

phase
16

図 2: MCMC 法によるパラメータ推定の一例 (可視18

最大光度時刻から 25.8 日後を中央時刻とする phase-averaged proﬁle)。赤紫の直線は最適パラメータでの

20
59740

59750

59760

59770

59780

59790

回帰モデルを表す。

BJD−2400000

推定するパラメータ空間を θ = {a, ma , b, mb , m0 }図 1: U Sco の 2022 年爆発の可視光度曲線。橙色のとす る 。(a, ma ) は食 の 始ま り の 位相 及 び等 級 、網掛けは平坦期を表す。

(b, mb ) は食の終わりの位相及び等級、m0 は位相 03Methods

における等級を表している。位相 xi に対し、相対等

3.1

Phase-averaged proﬁleデルは級差の実際の観測データを yobs (xi ) と表し、回帰モ

ma
if −0.25 ≤ xi < a,
 − m0 (x − a) if a ≤ x < 0,ており、ここでは食の形状変化を見るために、Joschiiaymodel (xi ) =m0
Hambsch 氏 (VSNET) の CV フィルターでとられた
−
(x
−
b)
if
0
≤
x

i
i < b,b
等級データを基準にして、他の等級データに対し定mb
if b ≤ xi ≤ 0.25(2)
数項を加えて調整した。
続いて、光度曲線全体の減光トレンドに対する食 で計算されるとして、尤度関数を{}の局所的な光度変動を抜き出した。全体のトレンド曲∏[yobs (xi ) − ymodel (xi )]2
1
√
exp −
線は、局所多項式回帰 (LOWESS; Cleveland 1979) L(θ) =
2σ 2
2πσ 2
i
を用いて計算し、得られたトレンドと実際の等級と(3)の差をとって相対等級差を求めた。
とおいた (σ = 0.01 とした)。以上の仮定のもと、五観測データは様々な観測者やフィルターでとられ

最後に、二軌道周期の時間幅で区切って等級デー

つのパラメータを MCMC 法でパラメータ推定し、タを抽出し、各々のサンプリングに対し、横軸を軌

食の始まり及び終わりの位相を求めた。図 2 に一例

道周期に対する位相、縦軸を相対等級差にとって食を示す。

による光度変動をプロットした。軌道周期、及び食底

食の始まり及び終わりの位相では、視線方向に垂の epoch は 2022 年爆発と 2010 年爆発とで不変であ直な平面 (plane of the sky) に投影された伴星と食さると仮定し、式 (1) を採用した。観測データは 1/60れる光源が幾何学的に接する。幾何学的な連星の構phase で bin まとめをして、各々の位相で相対等級成を仮定すると、適当な光源半径に対し、投影され差の平均をとった (以下、phase-averaged proﬁle)。

た平面で伴星と光源が接するような視線方向、すな
わち位相が一対一対応で存在するので、MCMC 法

3.2

でパラメータ推定したこれらの位相から光源半径をLight source radius

逆算して求めた。

各々の phase-averaged proﬁle に対して、食の始まり及び終わりの位相を MCMC 法で決定した。

白色矮星及び伴星の質量、軌道傾斜角は Section

1 で記述した値を採用した。白色矮星を中心とする
球対称な光球面は連星間距離にくらべてかなり小さ

112023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
く、0.003R⊙ まで縮んでいると仮定した (Hachisu et

0.0

al. 2000)。白色矮星、伴星は共通重心の周りを円運

0.5

4.9 days動で公転しているとし、連星間距離は軌道周期から

1.0

6.33R⊙ と求まった。降着円盤は白色矮星を中心とす

0.0
0.5

Rdisk = αR1∗

relative magnitude

る軸対称を仮定し、半径は(4)とした。ここで、R1∗ は主星の Roche lobe 半径で、

R1∗ = 2.65R⊙ と求まった。更に、降着円盤の厚みも9.8 days
1.0
0.0
0.5

11.1 days
1.0
0.0
0.5

14.8 days

仮定し、赤道平面 (軌道平面) から測った降着円盤表

1.0

面の高さは

0.0

(
h = βRdisk

ϖ
Rdisk

0.5

)2

16 days
1.0

(5)

−0.5

0.0

0.5

orbital phaseと表されるとした。ここで ϖ は赤道平面における白色矮星中心からの距離を表し、β = 0.35 と仮定した

図 3: U Sco の 2022 年爆発の phase-averaged pro-

(Hachisu et al. 2000)。

ﬁle(抜粋)。各パネルの赤字は抽出区間の時刻の中央値を可視最大光度時刻からの経過日数で表している。

以上の構成で、求められた食の始まり及び終わりの位相において射影された伴星と光源がちょうど接するような光源半径 α を求めた。この他にも白色矮

図 4 に MCMC 法による食の始まり及び終わりの星中心の光球面半径が円盤半径より大きいような構

位相のパラメータ推定をした結果を可視光度曲線と成や、円盤が無限に長い円筒になるような構成も仮

ともにプロットして示す。U Sco の 2022 年爆発は定して光源半径を求めたが、結果に顕著な差は表れ

Swift の X-ray telescope(XRT) による X 線の測光観なかった。

測も行われており (e.g., Evans et al. 2023)、アーカ
イブデータからエネルギーバンド 0.3–1 keV の軟 X
線光度曲線も重ねてプロットした。

4

平坦期では光源半径が α ∼ 1.2 まで拡大している

Results

が、平坦期を終えると約 2,3 軌道周期で急激に α ∼

図 1 の可視光度曲線において、LOWESS による全0.85 まで縮小していることが分かった。

体のトレンド曲線を求めると、(BJD) 2459737.68 ±0.03 に可視光度は最大となり、約 7.6 mag まで達することが分かった。

5

Discussion

食による光度変動を無視して一時的に光度が一定になる範囲を求めると、平坦期は可視最大光度時刻

定常状態の降着円盤に対して、伴星の潮汐トルク

から、約 14 日後に始まり、約 24 日後に終了した。こによって円盤の広がりが制限される半径 (tidal trun-の期間の食外の可視光度は 13.8 ± 0.1 mag であった。 cation 半径) が存在する (Paczynski 1977)。この半図 3 に phase-averaged proﬁle (抜粋) を示す。位相 径は連星の質量比で決まり、ここで仮定している質

0 では、伴星が主星と観測者の間に位置し、主星や量比では主星の Roche lobe 半径比で α ∼ 0.85 と求

降着円盤からの光を最も多く遮ることによって光度まる。

が極小になる。可視最大光度時刻から約 9.8 日後に平坦期の終了に伴って、光源半径が定常状態の円盤

極小が少しずつ見え始めて、約 11.1 日後には有意な半径の理論的な最大値に落ち着くことから、平坦期

食による極小が確認できた。この食の形状の遷移か直後の可視光源は降着円盤であると考えられる。平ら、食の開始は可視最大光度時刻から約 11.1 日後と坦期中の光源の可能性としては、降着円盤の他に、白見積もった。

色矮星中心の光球面が挙げられる。爆発後、可視光

122023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
tidal truncation 半径にまで縮小することが確認され
20

30

40

50

60

100

8

10

10

opticalsoft X−ray

12

1

14
0.1

16
18
0.25

phase (absolute value)

70

0.01

た。これは爆発後、一時的に拡大した降着円盤が定X−ray count rate /s

10

常状態に戻るまでの構造変化として解釈できる。

Hachisu & Kato (2003) によると、光球面から吹いている wind と降着円盤表面の物質との速度差でKelvin-Helmholtz 不安定性が生じ、円盤の表面層が外側へ流れだして、円盤が拡大する。やがて、wind が

1.30
1.29
1.28
ingressegressR = RL1
tidal truncation radius

0.20

0.15

1.27
1.25
1.23
1.20
1.15
1.10

止むと、拡大した円盤の外縁が dynamical timescaleで主星方向へと落ち込み、数軌道周期で定常状態に

αoptical mag0戻ると考えられている。しかしながら、爆発後も降

1.00
0.90
0.80
0.70
0.60

0.10
0

10

20

30

40

50

60

着円盤が存在しうるかについては議論の余地がある。

U Sco の場合、三次元流体シミュレーションの計算
結果から、爆発初期に降着円盤は破壊されることが70示唆された (Drake & Orlando 2010)。平坦期中、白days after optical peak

色矮星から Eddington limit に近い輻射が効いてい
図 4: 上パネル 可視光度曲線 (白丸) と軟 X 線の光度曲線。下パネル 食の始まり (青丸) 及び終わり (赤ダイヤ) の位相をまとめてプロット。右軸には光源半径を α として位相に対応させている。橙色の網掛けは平坦期を表す。

ることを考慮すれば、白色矮星からの引力が弱くな
り、L1 点からのガス降着が必ずしも起きず、円盤が形成されない可能性も考えられる。また、白色矮星の輻射圧を考慮し、Paczynski (1977) と同じような
制限三体問題の軌道計算をした結果、輻射有りでのtidal truncation 半径は、輻射無しの場合よりも小さくなり、拡大した降着円盤の再現には至らなかった。

極大期では降着したガス層が wind として放出され(ejecta)、光球面は連星間距離を超えて拡大するが、 降着円盤が爆発で破壊された場合、円盤がどのよう膨張する ejecta の密度の低下に伴って、光球面は後 に再形成され、かつ L1 点近くまで拡大しているかを退し始め、白色矮星表面まで縮小すると、高温になっ 説明する新しい理論モデルが必要である。
た光球面の輻射で軟 X 線が観測される (e.g., Hachisu& Kato 2006)。図 4 によると、平坦期中には軟 X 線

Referenceが顕出しており、光球面は白色矮星程度に縮小しているため、平坦期中の L1 点近くまで拡大した可視光源とは考えにくい。このような光球面は可視光領域

Cleveland, W. S. 1979, Journal of the American Statistical Association

では十分暗く、一方で、降着円盤は光球面の照射がDrake, J. J., & Orlando, S. 2010, ApJL

再輻射されて可視光領域で非常に明るくなっている

Evans, A., Banerjee, D. P. K., Woodward, C. E.,
Geballe, T. R., Gehrz, R. D., Page, K. L., & Starrﬁeld, S. 2023, MNRASと推察される。
また、食が観測され始めるのは可視最大光度時刻
から約 11.1 日後で、約 14 日後に始まる平坦期よりも早い。平坦期が降着円盤由来だとすると、光球面の後退で伴星、降着円盤の順に見え始めるはずで、食、Hachisu, I., Kato, M., Kato, T., & Matsumoto, K. 2000,
ApJ
Hachisu, I., & Kato, M. 2003, ApJ

平坦期の順に観測され始めると予想され、観測結果

Hachisu, I., & Kato, M. 2006, ApJSと合致している。

Kato, T., Uemura, M., Ishioka, R., Nogami, D., Kunjaya, C., Baba, H., & Yamaoka, H. 2004, PASJ

以上の考察より、平坦期中の光源は降着円盤である可能性が高い。平坦期中、降着円盤は α ∼ 1.2 でPaczynski, B. 1977, ApJ

主星の Roche lobe 半径を超えて L1 点近くまで拡大

Schaefer, B. E., et al. 2011, ApJ

しているが、平坦期直後、約 2,3 軌道周期で急激にThoroughgood, T. D., Dhillon, V. S., Littlefair, S. P.,
Marsh, T. R., & Smith, D. A. 2001, MNRAS

13

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太恒 a03

新 SiO メーザー検出が示唆する「宇宙の噴水」天体の進化急速進行
甘田 渓

14

未提出

15

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太恒 a04

アルベーン波による太陽コロナ加熱の数値計算
鈴木 海渡

16

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

アルベーン波による太陽コロナ加熱の数値計算
鈴木 海渡 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
太陽外層大気コロナは、光球に比べ 100 倍以上高温であることが知られている。太陽コロナの加熱機構は長年議論されてきたが、未だ完全な理解には至っていない。磁場を介したエネルギーの輸送・散逸が考えられているが、その詳細については議論中である。
その候補の 1 つは磁気流体波であるが、圧縮性の波はコロナに届く前に減衰してしまうため、非圧縮である
アルベーン波による加熱機構が注目されている。実際、アルベーン波がコロナを伝播する様はが観測されており、エネルギーを輸送していることは間違いない。しかし、加熱に寄与するには効率的な散逸メカニズムを考える必要がある。非線形モード変換による散逸では、アルベーン波が圧縮波に変換され、衝撃波へと発展してコロナで散逸、加熱する。また、アルベーン波乱流によるエネルギー散逸では、衝突したアルベーン
波が乱流的に小スケールへカスケードすることによって散逸する。これらの加熱機構についての研究は、詳
細な観測の困難さから理論研究が有利であるため、数値計算を用いた研究が盛んにおこなわれてきた。プラズマの物理状態が加熱機構に与える影響を調査した研究では、彩層の温度が高いほどコロナ加熱が達成されにくいことが確認された。さらに、コロナの背景磁場を変化させることで、プラズマの物理状態が変化することも確認されている。
本研究では、これらの研究に続き、数値計算を用いてパラメーターの変化によって加熱に対するコロナの応
答がどのように変化するかを調査する。本講演では、上記のようなコロナ加熱問題に関する理論研究についてのレビューを行い、自分の今後の研究方針について紹介する。

1

ロナを加熱するには輸送されたエネルギーがコロナ

Introduction

で散逸する必要がある。エネルギーの散逸機構は主太陽コロナとは、太陽大気の外層にある高温で低密な領域である。太陽表面の温度が 6000K であることに対し、コロナは 100 万 K までのぼる。このような高温な領域が形成されるには、何らかの加熱機構

ベーン波による波動的な加熱 (AC 加熱)。どちらの加熱機構が効くかは、太陽表面の対流運動のタイムスケールとアルベーン波がコロナループを通過する
タイムスケールの大小関係によって決まる。本研究では、アルベーン波による加熱に焦点を当て、調査を行う。
アルベーン波は非圧縮で横波の磁気流体波である
ため、太陽表面からコロナまでエネルギーを輸送することができる。観測では、太陽大気の広い範囲でアルベーン波が上空に向かって伝播している様子が観測からアルベーン波による加熱の様子を捉えるる研究は数値シミュレーションを用いて盛んにおこされていない。これを太陽コロナ加熱問題と呼ぶ。コ
ナノフレアによる準静的な加熱 (DC 加熱); 2, アル

よる散逸； 2, アルベーン波乱流加熱による加熱。
のは非常に困難であるため、太陽コロナ加熱に関すが機能していると考えられるが、未だ完全な理解はロナの加熱機構には主に以下の 2 つが考えられる; 1,に以下の 2 つが挙げられる； 1, 非線形モード変換になわれてきた。Moriyasu et al. (2004) では、アルベーン波の非線形モード変換によって閉じたループの加熱の再現に成功した。また、Shoda et al.(2018)
では、さらにアルベーン波乱流による加熱を計算に含め、開いた磁束のコロナ加熱と太陽風の再現を試みた。Kai (2021) では、Shoda et al. (2018) のモデルを閉じたコロナループに適用し、2 つの散逸機構のどちらが効いているかを調査した。さらに、パラメー
タサーベイを行うことで、垂直相関距離とコロナの温度の関係を示した。また、Wasinoue et al. (2022)
は、彩層の温度構造を変化させることでコロナの温度がどう変化するかを調査した。その結果、彩層の温度が大きいときコロナ温度が低くなることが示さ確認されている（Tomczyk et al. 2007）。しかし、コ17

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 太陽大気のドップラーマップ（左）とアルベーン波の伝播の方向（右）。伝播方向は 0 度が動径方向。（Tomczyk et al. 2007）

図 2: 高さに対するアルベーン波の振幅（上）と圧縮波の振動の様子（下）。（Hollweg et al. 1982, 一部れた。
以降の節では、今挙げた観測的・理論的研究の中からいくつかを取り上げてレビューをする。また、それらを踏まえた今後の研究方針についても記述する。

改変）

アルベーン波の散逸機構

3

ここでは、2 つのエネルギー散逸機構について紹介する。これらは後に紹介するコロナ加熱の研究に

2

Observationof Alfven Waves

おいて重要な役割を持つ。

3.1

ここでは、代表的なアルベーン波の観測例を紹介する。Tomczyk et al. (2007) は、太陽大気のドップ

太陽コロナ加熱問題において考えられている散逸

ラーマップからアルベーン波が広い範囲で上空に向機構の 1 つは、非線形モード変換による散逸である。

かって伝播している様子を観測した。アルベーン波

Hollweg et al. (1982) は、太陽大気中を伝播するアは横波の磁気流体波であるため、太陽外縁部の大気

ルベーン波についての数値計算を行った。図 2 から、のアルベーン波の振動は視線方向の振動として観測される。図 1 の左図はそのドップラーマップである。
太陽大気の広い範囲で視線方向の振動、つまりアルベーン波による振動が確認できる。また、図 1 の右
図はアルベーン波の伝播する方向を示している。太陽表面からコロナに向かってアルベーン波が伝わる様子が確認できる。
以上のような観測から、アルベーン波は太陽大気に広く存在しており、大気上空に向かって伝播していることがわかった。

非線形モード変換

上空に伝播されたアルベーン波の振幅が大きくなる
につれて圧縮波が励起されている、つまりアルベー
ン波が圧縮波に変換されている様子がわかる。
この散逸のシナリオは以下の通りである。太陽表面で励起されたアルベーン波の振幅は、彩層や遷移層のプラズマ密度勾配によって大きくなる。隣り合う波の振幅が異なるため、磁場にゆらぎが生じる。磁気圧の差が生じ、圧縮波が発生する。圧縮波が衝撃波に発展し、コロナで散逸、加熱を引き起こす。
この散逸機構はプラズマの圧縮が鍵になっている
ため、圧縮性の電磁流体力学（MHD）方程式を解く
ことで散逸を考慮することができる。

18

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: アルベーン波が衝突する様子の概念図（van図 4: それぞれの散逸機構による加熱率（Kai, MasDoorsselaere et al. 2020）。衝突によりアルベーン波 terthesis, 2021, 一部改変）。
が小スケール化している。

3.2

4.1

アルベーン波の乱流

Kai, Master thesis, 2021

Kai (2021) は、2 つの加熱機構のうちどちらがよ

もう 1 つの散逸機構は、アルベーン波乱流によるり加熱に寄与しているかについて調査した。図 4 は散逸である。この散逸のシナリオは以下の通りであそれぞれの散逸機構による加熱率を示している。アる。彩層や遷移層での反射、またはもう一方のコロ

ルベーン波乱流による加熱率が非線形モード変換に

ナループの足元での励起により、逆行するアルベー

よる加熱率より 10 倍ほど大きいことがわかる。このン波が生まれる。アルベーン波同士が衝突すること

ことは、コロナ加熱にはアルベーン波乱流が優位的で、アルベーン波の波長が乱流的に短波長側に輸送に効くことを示している。

される、いわゆるカスケードが生じる。（図 3）最終

さらに、垂直相関距離についてパラメータサーベ

的に十分に小さい波長までカスケードし、散逸が効イを行い、プラズマの各物理量の変化を調査した。図くようになる。

5 はコロナの温度についての結果である。コロナの温散逸が効率的に効き始める波長を、垂直相関距離度が垂直相関距離について極大値を持っていることと呼ぶ。垂直相関距離の値によってこの散逸が効くがわかる。これは以下のように考察できる。垂直相

様子が変化するため、重要なパラメータの 1 つであ

関距離が小さいとき、散逸の効率が高すぎて、アルるが、正確な値はわかっていない。

ベーン波がコロナに到達する前に散逸するため、加熱率が下がる。一方垂直相関距離が大きいとき、散4逸の効率が下がるため加熱率がが低下する。コロナ

Numerical Study

温度が極大となるのはこれらの要素がバランスするときである。

ここでは、太陽コロナ加熱の数値計算による研究の例を 2 つ紹介する。2 つの研究は共にコロナループの 1.5 次元（空間１次元、速度・磁場３成分）シミュ
レーションを用いて、さらに section3 で紹介した 2

4.2

Washinoue et al. 2022

つの散逸機構を考慮している。ただし、本来、乱流

Washinoue et al. (2022) は彩層の温度構造を変化

現象は多次元的な効果であるため、現象論的にモデさせてコロナ温度の変化を見る研究を行った。彩層ル化（Shoda et al. 2018）して取り入れている。計の温度は、彩層の温度が一定の値より小さいとき放算設定としては、半円状の磁気ループを想定し、境射冷却をさせないように設定することでコントロー

界条件として太陽表面の対流運動を模した速度場をルした。図 6 はその計算結果である。彩層の温度が加えている。

高いとき、コロナ温度が低く十分に加熱されていな
いことがわかる。これは、彩層の温度が高いほど彩層が厚くなり、ループのコロナ部分が短くなることによるものである。コロナ部分が短いほど下方向へ

192023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
量や半径が小さく、恒星表面での重力が強い。また、表面での対流運動の速度が小さいことや、磁場が強いことはアルベーン波の生成や伝達に影響を与える
ため、コロナ加熱の様子が太陽とは異なることが予想される。Sakaue & Shibata (2021) は、M 型星の大気において、開いた磁場で非線形モード変換を考えることで恒星コロナと恒星風の再現をした。これにアルベーン波乱流加熱を取り入れ、閉じたループに適用することで M 型星のコロナ加熱の再現を目指す。さらに、以上に挙げたようなパラメータを変化させた研究をすることで、M 型星のコロナ加熱に必要なパラメータの条件や加熱機構の解明につながると考えている。

図 5: 垂直相関距離とコロナ温度の関係（Kai, Mas-

terthesis, 2021）。

Reference
S. Tomczyk, S. W. McIntosh, S. L. Keil, P. G. Judge,
T. Schad, D. H. Seeley, and J. Edmondson. 2007,
Science, 317, 1192
T. Kai, Master thesis, 2021, The University of Tokyo
H. Washinoue, M. Shoda, and T. K. Suzuki. 2022, ApJ,
938:126
J. V. Hollweg, S. Jackson, and D. Galloway. 1982, SoPh,
75, 35
M. Shoda, T. Yokoyama, and T. K. Suzuki. 2018, ApJ,
853:190
T. Van Doorsselaere, A. K. Srivastava, P. Antolin,
N. Magyar, S. Vasheghani Farahani, H. Tian, D.
Kolotkov, L. Ofman, M. Guo,· I. Arregui, I. D. Moortel, D. Pascoe. 2020, Space Sci. Rev., 216:140

図 6: 彩層温度を変化させたときのコロナの温度（Washinoue et al. 2022）。横軸はループに沿った
太陽表面からの距離。

S. Moriyasu, T. Kudoh, T. Yokoyama, and K. Shibata.
2004, ApJ, 601L:107Mの熱伝導が大きくなるため、コロナの温度が低くな
T. Sakaue and K. Shibata. 2021, ApJ, 919:29

ると考えられる。

5

Future Work
前節に紹介した研究と同様に、コロナ加熱についての 1.5 次元の数値シミュレーションを行う。ただし、研究の対象は太陽ではなく、M 型星に焦点を当てたものである。
前節で挙げたように、プラズマに関するパラメー
タを変化させることで、コロナ加熱は大きく様子を変える。M 型星は G 型星である太陽と比較して、質20

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太恒 a05

IRIS の分光観測によるコロナホール底部へ伝播する波
動の研究
内藤 由浩

21

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

IRIS の分光観測によるコロナホール底部へ伝播する波動の研究
内藤 由浩 (総合研究大学院大学 物理科学研究科)

Abstract
高速太陽風とはコロナホールから噴出し地球磁気圏に多大な影響を及ぼす現象であり、その加速源の候補としてコロナホールの開いた磁力線を伝播するアルヴェン波が有力である。本研究では、アルヴェン波が彩層から遷移層を伝播し太陽風加速領域の根本であるコロナ下部までどれだけのエネルギーを輸送するか定量的に評価することで、高速太陽風加速がアルヴェン波によって説明されることを観測的に実証することを目的とした。IRIS の Si IV 輝線による分光観測から 10 例の検出に成功し、各イベントについてアルヴェン波の
速度振幅、位相速度、媒質の電子密度を得ることでエネルギーフラックスの高度変動得ることに成功した。
本研究のエネルギーフラックスを高速太陽風加速に必要とされるエネルギーフラックスと比較すると低いことが確認されたが、これには解析手法に起因する物理量の過小評価の存在が見込まれるため、将来的に最大限これを解消していく必要がある。だが、本研究によってアルヴェン波の運ぶエネルギーフラックスには多彩な高度変動が存在することも示唆された。本講演ではこれらの結果について報告し、今後の研究の課題について議論する。

1

らは、アルヴェン波の持つエネルギーは太陽風加速

Introduction
高速太陽風は 800km/s にも達し、地球磁気圏へ地磁気擾乱を及ぼし我々の生活環境に多大な影響を与されてしまっていることも示唆している。分光の面
では、CLASP(Chromospheric Lyman Alpha Spec-

えている。その流出源であるコロナホールは、光球

troPolarimeter) によるスピキュールのドップラーシ

から彩層・遷移層・コロナ・惑星間空間まで突き抜

フト変動からアルヴェン波の伝播を議論した研究がけている開いた磁力線で占められている (Krieger et

存在する (Yoshida et al. (2019))。彼らの導出したエal. (1973))。高速太陽風加速のエネルギー源の候補が、この開いた磁力線を光球からコロナまで伝播していくアルヴェン波である (e.g., Suzuki and Inutsuka

ネルギーフラックスは太陽風加速に必要なそれには足りないものの、空間分解能に起因する構造の視線方向の重ね合わせから、視線方向速度を過小評価し(2005); Shoda et al. (2019))。太陽風加速が生じてている可能性を言及している。これらの他にもスピいる領域はコロナ以遠となるから、観測からコロナ

キュールから直接的に彩層のアルヴェン波を観測す

ホールの光球からコロナ下部まで伝播していくアルヴェン波のエネルギーフラックスを見積もることで、
コロナホールの高速太陽風の加速がアルヴェン波のる試みは多数なされているものの、高速太陽風加速に必要なエネルギーが加速領域の根本まで運ばれているのか、決定的な結論は出ていない。

エネルギーでなされているかどうかを実証すること決定的な結論がない理由として以下の 2 点が挙げらが可能である。
「ひので」、IRIS 衛星の打ち上げや地上観測の技術進展によりアルヴェン波の直接が可能になり、彩層における開いた磁力線の対応構造であるスピキュールれる。一つ目に、観測可能なスピキュールに沿って存在するアルヴェン波にのみ注目してエネルギーフラッ
クスを議論している点である。スピキュールの空間占有率は 0.5%とする研究もあり (Beckers (1972))、の直接観測からアルヴェン波の輸送するエネルギー

本来、考慮すべきアルヴェン波の大半はスピキュー

フラックスを見積もる研究が多くなされてきた。撮ルとして観測されない磁力線を伝播しているため、こ像の面では、「ひので」SOT(Tsuneta et al. (2008))

れらのアルヴェン波の運ぶエネルギーフラックスをによる Ca II 観測がなされており、Okamoto and De

Pontieu (2011) ではスピキュールの撮像イメージから、アルヴェン波の自動検出が試みられている。彼に十分であるとする一方、遷移層でその大半は反射合わせた議論が必要である。二つ目に、彩層上部から遷移層、コロナ下部までアルヴェン波が伝播して

22

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
いく過程で受ける物理現象を踏まえ、コロナ下部まリムからの高度 [Mm]

で彩層のアルヴェン波が運ぶエネルギーフラックス
を議論していない点である。遷移層・コロナ下部では、Okamoto and De Pontieu (2011) の示唆する反射や、Hara (2019) で言及されている磁気リコネク
ションなど多くの現象がアルヴェン波に影響を与えていると予想される。
そこで本研究では、遷移層を伝播するアルヴェン
波のエネルギーフラックスの高度変動を統計的に調べ、背景の物理現象についての考察を得る。そして、観測されたアルヴェン波のコロナ下部への輸送エネ
ルギーフラックスと、観測できないアルヴェン波についての議論を交えることで、観測領域に存在するすべてのアルヴェン波のエネルギーフラックスについて定量的に評価して、高速太陽風加速がアルヴェ

X [arcsec]

ン波によって説明されることを観測的に実証するという目的を設定した。

図 1: IRIS SJI (中央黒線が分光スリット)

2

Observations
分光観測におけるアルヴェン波の検出は、観測し本研究では、スピキュールを伝播するアルヴェン
波を検出可能な高い自空間分解能を有する IRIS 衛星(2014)) による分光観測の中でリムからの高度 [Mm]

(De Pontieu et al.

も、遷移層温度のプラズマを扱える Si IV 輝線のデータを用いた。

観測は 2013 年 9 月 29 日に約 1 時間にわたり時間
X [arcsec]

分解能 5 秒で行われたもので、分光スリットをコロている磁力線の視線方向の動きから行うわけだが、視線方向速度の時間-高度プロットにおいてこれは赤方偏移・青方偏移が時間進行につれて上方へ伝播する
ような形で現れる。このジオメトリーを元に今回は10 例の検出に成功した。図 2 の黒枠が検出したアルヴェン波の時間-高度範囲である。
リムからの高度 [Mm]

ナホールの縁に対して垂直に固定することで、彩層・遷移層の磁力線に沿って伝播するアルヴェン波が観測されるようになっている (図 1)。

時間 [sec]

3

Method3.1

Detection of Alfvén waves froma spectroscopic data

図 2: 視線方向速度の時間-高度プロット

Si IV 輝線の分光データについて、各時間・高度で3.2

単峰形のガウス分布でフィッティングすることで、プラズマの視線方向速度の時間・高度分布を得た。そDetermination of energy ﬂux of
Alfvén waves

アルヴェン波のエネルギーフラックスは以下の式

して、300 秒の時間平均を差し引いた後に 30 秒の時で与えられる。

間平均をとることで、先行研究におけるアルヴェン
波の典型的な周期である 30 秒から 300 秒の時間変動を抽出したものが図 2 である。

23

F = mp ne δv 2 Vp

(1)

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ここで、mp は陽子質量、ne は電子密度、δv は速度

ティなど視線方向速度以外の物理量を加味した議論

振幅、Vp はアルヴェン波の位相速度である。電子密を今後進める予定である。

度は、プラズマ温度が Si IV プラズマ形成のピーク値
最小高度の値で割った
各高度の輸送フラックスである温度値の下で等温、さらに構造の厚みがスピキュールの幅であるという仮定をおいた上で、輝線のインテンシティから得られるエミッションメジャー(EM) について以下の式から高度の関数で得た (V は観測領域の体積)。

√
ne =

EM
V

(2)
最小高度からの距離 [Mm]

また、速度振幅は各高度の視線方向速度の時間変動
図 4: 最低高度の値で規格化したエネルギーフラッ動についてサブピクセル単位で相互相関をとること

クス

で求めている。

4

5

Results

Discussion

5.1以上の手法により得られたエネルギーフラックス
は図 3 のようになった。具体的なエネルギーフラック
スは 0.2 ∼ 1.1×105 erg cm−2 s−1 で、太陽風、コロナの観測からこれらに必要なエネルギーフラックスを見積もった研究による 7 × 105 erg cm−2 s−1 (withbroe

電子密度[cm−3]の振幅、位相速度は各高度の視線方向速度の時間変1.0 1.2 1.4
Lower estimate of electron0.8den温度 [105 K]sity

図 5 は、密度に 2 分の 1 乗で効いてくる EM について、Si IV 以外の観測可能な S IV、O IV、C II も含
めすべて温度の関数として図示したものである。線

and Noyes (1977)) と比較すると足りないという示が集中している温度帯ほど多くプラズマが存在する唆になったが、これには解析手法に起因する物理量ことが示唆される。これに注目すると、本研究でおの過小評価が存在すると考えている。

いていた Si IV プラズマ形成のピーク値である温度

F [104 erg cm−2 s−1]値の下での等温仮定というものは厳密には正しくな
く、観測対象のプラズマはある温度範囲を持って分布していることがわかる。
例えばその温度域を 104.8 ∼ 105.2 K とおき、この温度帯の Si IV 輝線から求めた電子密度を示したものが図 6 になる。今までおいていた等温仮定の下の電子密度は 0.91 × 1010 cm−3 となる一方、この温度範囲では最大で 3.68 × 1010 cm−3 と、4 倍程度の過リムからの高度 [Mm]

小評価をしている可能性が示唆される。

図 3: 10 例のエネルギーフラックスの高度変動
高度変動を強調するため、最低高度のエネルギーフ

6Conclusion/Future Work

ラックス値で規格化したプロットが図 4 になる。こ

本研究では、IRIS による分光観測から 10 例のアの図からも明らかなように、上方へ伝播するにつれ

ルヴェン波の検出、及びそのエネルギーフラックス

たエネルギーフラックスの変動は 5 分の 1 から 10 倍の高度変動を得ることができた。

の大きな広がりを持っており、この変動の引き金と導出したエネルギーフラックスは高速太陽風加速なっている現象に迫るため非熱速度幅はインテンシに要求されるエネルギーフラックスに比較すると少時間 [sec]24

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ないが、これには解析手法に起因する物理量の過小

リムからの高さ2.88 Mm におけるEM評価が影響されると考えられている。今回取り上げ

Emission Measure (log スケール)

られた密度の場合 4 倍程度の過小評価が考えらえれ、
今後、電子密度、速度振幅、伝播速度各々について
その過小評価を最大限解決した形でのエネルギーフ
ラックスの導出が期待される。

リムからの高さ2.88 Mm に
また、各イベントの高度変動に着目すると、これには 5 分の 1 から 10 倍と、実に多彩な変動があることが確認できた。今後、これらの高度変動の背景に

Emission Measure (log スケール)

ある物理現象について、分光スペクトルから得られる非熱速度幅やインテンシティなどを利用して制限していく予定である。

Reference

Beckers, Jacques M. 1972, ARA&A
Krieger, A. S., Timothy, A. F. & Roelof, E. C. 1973,
Sol. Phys.

温度 [K] (log スケール)

Withbroe, G. L. and Noyes, R. W. 1977, ARA&A

図 5: EM を温度の関数で示した。(黒直線: 等温仮定の温度, 黒曲線: Si IV 赤線: O IV, 緑線: S IV, 青線:

Suzuki, Takeru K. & Inutsuka, Shu-ichiro 2005, Apjl
Tsuneta, S., Ichimoto, K., Katsukawa, Y., et al. 2008,
Sol. Phys.

C II)

Okamoto, Takenori J. & De Pontieu, Bart 2011, Apj

電子密度[cm−3]

De Pontieu, B., Title, A. M., Lemen, J. R., et al. 2014
Sol. Phys.
Hirohisa, Hara, 2019, Apj
Shoda, Munehito, Suzuki, Takeru Ken, Asgari-Targhi,
Mahboubeh & Yokoyama, Takaaki 2019, Apj
Yoshida, Masaki, Suematsu, Yoshinori, Ishikawa, Ryohko, et al. 2019, Apj

温度 [K] (log スケール

0.8 1.0 1.2 1.4
温度 [105 K]
図 6: 図 5 における黒枠の温度範囲の Si IV から求ま
る密度分布

25

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太恒 a06

プレアデス星団に属する恒星の中性子捕獲過程元素の
存在度
杉村 風曉

26

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

プレアデス星団に属する恒星の中性子捕獲過程元素の存在度
杉村 風曉 (兵庫県立大学大学院 理学研究科)

Abstract
鉄より原子番号の大きな元素は中性子捕獲過程によって生成される。中性子を捕獲する時間が β 崩壊より短い r 過程は、中性子星合体で起きると考えられている。一方で、中性子を捕獲する時間が β 崩壊より長い s 過程は、漸近巨星分枝星 (AGB 星) で起きていることが分かっている。そのため、s 過程元素の放出は r過程元素の放出から時間が経った後に行われたと考えられている。今までの研究で s 過程元素は近年生まれた恒星ほど多く存在することが示唆された。一方で、若い恒星の集団である散開星団で 5 種類以上の中性子捕獲過程元素を調べた先行研究は数例しかない。
そこで本研究では、Keck 望遠鏡のエシェル分光器 HIRES で撮られた可視光高分散スペクトルを用いて、プレアデス星団で 7 種類の s 過程元素 (Y, Zr, Ba, La, Ce, Pr, Nd) の存在度を調べた。プレアデス星団に属する恒星のうち本研究で調べた恒星は 9 天体である。まず、スペクトルにある鉄の吸収線の等価幅からモ
デル大気計算プログラム TGVIT を使って有効温度、表面重力、微小乱流速度を求めた。次に、これらのパラメータを用いた合成スペクトルを作成し、観測スペクトルとフィッティングすることで元素の存在度を求めた。その結果、プレアデス星団に属する恒星で元素の存在度は各元素でほぼ同じ値を取り、Ba, La, Ce の
存在度は太陽の 2-4 倍と大きいことが分かった。

1

イントロダクション

1.1

元素合成と銀河の化学進化

元素の存在度の表し方には以下の 2 種類がある。

[X/H] = log

元素の合成方法は主に 3 つある。1 つ目のビック( nnXH )star( nnXH )⊖= log (

バンでは H、He、少しの Li が合成された。その後原log ε(X) = log(

子番号が鉄までの元素は恒星内部の核融合反応、原子番号が鉄より先の元素は中性子捕獲過程で合成さ

nX
nX)star log ( )⊖
nH
nH
(1)

nX
) + 12nH(2)nX と nH は そ れ ぞ れ 単 位 体 積 当 た り の 元れる。そのため、ビックバン直後の恒星は主に H と素 X の原子数と水素の原子数を表している。

He で構成されており、恒星内部で作られた重元素1

本 研 究 で は 式 (2) の 形 で 元 素 の 存 在 度 を 求 め 、が超新星爆発等で星間空間に放出されると星間空間[X/Fe] = [X/H] − [Fe/H] を用いて [X/Fe] で結果のに含まれる重元素が増加する。そして新しく誕生す比較を行った。

る恒星内部の重元素が増加する。このように恒星の進化を通して星間空間や恒星内部に重元素が増えていくことを銀河の化学進化と呼ぶ。

1.2

中性子捕獲過程
中性子捕獲過程とは、原子核が中性子を捕獲しβ 崩壊によって新たな元素が合成される過程である。
中性子を捕獲する時間が β 崩壊より短い r 過程は、中性子星合体で起きると考えられている。一方で、中性子を捕獲する時間が β 崩壊より長い s 過程は、漸図 1: 銀河の化学進化の概略図
1 本研究では H と He 以外の元素を重元素と呼ぶ

近巨星分枝星 (AGB 星) で起きていることが分かっている。また中性子捕獲過程で合成される元素は中性子捕獲過程元素と呼ばれ、中性子数が 50、82、12627

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の元素が多く存在する。s 過程と r 過程の割合は元素によって異なる。

De Silva et al. (2006) はヒアデス星団に属する恒星で 5 種類の中性子捕獲過程元素 (Zr,Ba,Ce,La,Nd)を調べた。
その結果、ヒアデス星団に属する恒星の元素の存在度はほぼ同じであることや (図 4)、ヒアデス星団
では Zr と Ba の存在度が大きいことがわかった (図5)。
表 2: ヒアデス星団の情報
ヒアデス星団図 2: 太陽系での化学組成。中性子数が 50 では Sr,

位置Y, Zr、82 では Ba, La, Ce、126 では Pb が多く存在

赤経 04 時 29 分 47 秒
赤緯 +16 時 56 分 05 秒

する (Almudena & Friedrich-Karl, 2022)。

距離47 pc(約 150 光年)

年齢

約 8 億歳

表 1: 各元素の s 過程の割合
元素名

Y

Zr

Ba

La

Ce

Pr

Nd

s
s+r (%)

78

82

89

80

85

54

62

1.3

先行研究と課題
Tautvaiseine et al. (2021) は銀河系の円盤に位
図 4: ヒアデス星団の Zr の存在度。

置する F,G,K 型星に対して 10 種類の中性子捕獲過程元素 (Sr, Y, Zr, Ba, La, Ce, Pr, Nd, Sm, Eu) の存在度を知らべた。
その結果、若い天体では s 過程の割合が多い元素の存在度が大きいことが分かった。一方で、若い天体では r 過程の割合が多い元素の存在度は小さいことも分かった (図 3)。

図 5: ヒアデス星団の化学組成
散開星団はおおよそ同じ時代に同じ場所で生まれた恒星の集団である。そのため、同じ時代に同じ場所で生まれた恒星の元素の存在度がほぼ同じ値を取るかどうかの調査に散開星団は良い対象と考えられる。また、複数の散開星団の化学組成を比較しそれ
図 3: 年齢と元素の存在度の関係。若い天体では、s

ぞれの散開星団で異なる化学組成を示すことは、生過程の割合が多い元素の Y や Ba などが多く存在す

まれた時代や場所で化学組成が異なることを示唆す

る (Tautvaise et al. 2021)。

る。
しかし 1 つ 1 つの散開星団に着目し、中性子捕獲

28

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
過程元素の存在度を 5 種類以上調べた研究は少なく、

表 5: 天体の情報

中性子捕獲過程元素について同じ星団に属する恒星が同じ元素の存在度を示すかどうかの調査や、星団

天体名

観測波長 (Å)

S/N間の化学組成の比較が不十分である。

HII1294350 - 6860

171

そこで本研究では、星団内で元素の存在度がほHII2934350 - 6860

189

ぼ同じになるかの調査や星団間の比較で化学組成がHII2984900 - 7300

101

異なるかを調べるために、プレアデス星団に属する恒HII5224900 - 7300

121星を対象に 9 種類の中性子捕獲過程元素 (Sr, Y, Zr,

HII6363800 - 6260

111

Ba, La, Ce, Pr, Nd, Sm) の存在度を調べた。

HII10394350 - 6860

107

HII1298

4350 - 6860

146

HII23414350 - 6860

168

HII24624350 - 6860

162

2

解析
本研究のデータは、Keck 望遠鏡のエシェル分

光器 HIRES で観測された可視光高分散スペクトル温度、表面重力、微小乱流速度、鉄の存在度はモデルのアーカイブデータを用いた。アーカイブデータは

大気計算プログラムの TGVIT2 を用いて求めた。ま3
Keck Observatory Archive(KOA) から取得した。プ た SPTOOL 上で、モデル大気を用いた合成スペク
レアデス星団に属する恒星 1,000 天体のうち、解析 トルを観測スペクトルに合わせることで元素の存在度 (log ε(X)) を求めた。この時、モデル大気の大気パしたのは 9 天体である。

ラメータは TGVIT で求めた値を用いた。また、求めた log ε(X) は [X/Fe] に変換して4 星団内の元素の表 3: Keck 望遠鏡と HIRES の性能

存在度の比較や、星団間の化学組成の比較に用いた。

Keck 望遠鏡
口径

10 m

標高

4,145 m位置

北緯 19 度 49 分 35 秒

今回解析した 9 天体では、プレアデス星団に属

西経 155 度 28 分 28 秒する恒星の各元素の存在度が恒星によらずほぼ同じ

3

結果

値を取ることが分かった5 (図 6)。

HIRES
波長分解能

約 25,000 - 85,000

波長域3,000 - 10,000 Å

プレアデス星団の化学組成は、Ba, La, Ce の存
在度が太陽の 2-4 倍で最も大きいことが分かった。そして Pr, Nd は太陽の 1.4 倍、Y, Zr は太陽の同程度

表 4: プレアデス星団の情報となることが分かった。また、プレアデス星団の化学組成とヒアデス星団の化学組成の比較から、プレプレアデス星団
位置

アデス星団の化学組成はヒアデス星団の化学組成と赤経 03 時 46 分 24 秒

異なることが分かった (図 7)。よって本研究は、恒星

赤緯 +24 時 06 分 05 秒が生まれた時代と場所が異なれば化学組成が異なる

距離128 pc(約 420 光年)

年齢

約 7800 億歳

ことを示唆する結果となった。

天体の生画像は HIRES で撮られたスペクトルの一次処理用のコマンドである MAKEE を用いて処理した。一次処理後のスペクトルは解析ソフト IRAFを用いて規格化と波長較正を行った。その後、有効

2 FeI の吸収線の等価幅と FeII の吸収線の等価幅を用いて大気パラメータを求めるプログラム
3 モデル大気を使ったスペクトルを表示するソフトウェア
4 [X/Fe]=[X/H]-[Fe/H]
5 存在度を求めるために用いた吸収線が 1 本のみで、天体間で比較したときの存在度のばらつきが 0.1 dex より大きい Sr と Smは結果から除いた。

29

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 7: プレアデス星団の化学組成とヒアデス星団との比較。プレアデス星団では Ba, La, Ce の存在度が太陽の 2-4 倍で最も大きく、ヒアデス星団の化学組成と異なった。

Reference[1] G.Tautvaisiene, C.Viscasillas Vazquez, S.Mikolatis, E Stonkute,
R.Minkeviciute, A.Drazdauskas, and V.Bagdonas, 2021,
A&A 649, A126
[2] G.M.De Silva, C.Sneden, D.B.Paulson, M.Asplund, J.BlandHawthorn, M.S.Bessell, and K.C.Freeman, 2006, The
Astronomical Journal, 131, 455-460

図 6: 各天体の元素の存在度の比較。恒星によらず各元素の存在度はほぼ同じ値を取った。

4

今後の予定
プレアデス星団に属する恒星については、中性

子捕獲過程元素の存在度を調べた天体を増やしたいと考えている。
星団間の比較については、プレアデス星団以外の星団でも化学組成を調べたいと考えている。
そして観測を西はりま天文台にあるなゆた望遠鏡
で行いたいと考えている。

30

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太恒 a07高分散分光観測による太陽金属量近傍の恒星でのトリウムを含む r プロセス元素組成の調査
古塚 来未

31

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

高分散分光観測による太陽金属量近傍の恒星でのトリウムを含む r プロセス元素組成の調査
古塚 来未 (兵庫県立大学大学大学院 理学研究科)

Abstract
宇宙の金属量は時間とともに増加してきたと考えられ、恒星大気にはその恒星が生まれた時の宇宙の化学組
成が保持される。そのため、様々な金属量の恒星を観測し、化学組成を調べることで、どのような現象を経て元素が増えてきたかを議論できる。鉄より原子番号の大きい元素は、恒星内部での熱核融合反応では作られず、中性子捕獲過程で作られる。中性子捕獲元素の約半数を作る r プロセスの起源は長年わからなかったが、2017 年に連星中性子星合体が重力波により観測された。そして続いて行われた測光観測と分光観測によって中性子星合体が r プロセスの起源であることが明らかになった。しかし、中性子星合体だけで r プロ
セスの起源を説明することはできない。例えば、同じ r プロセス元素でもトリウムの組成がユーロピウムに比べて過剰なアクチノイドブースト星が発見されており、その起源は不明である。このような星の存在は r
プロセスが一つ以上の起源をもつ可能性を示唆する。多くの恒星でトリウムの組成を決定することは重要であるが、その観測は少なく、特に金属量が太陽の数十分の一以上の恒星での観測が少ない。そこで、我々はなゆた望遠鏡の分光器 MALLS/エシェルモード (波長分解能 ≃ 35000, 波長域 4960〜6800 Å) の観測とす
ばる望遠鏡の高分散分光器 HDS のアーカイブデータにより金属量が太陽の数十分の一以上の恒星 13 天体を解析した。その結果、金属量が太陽の 10 分の１以上の 12 天体で新たにトリウムを検出した。

1

Introduction
恒星大気の元素組成は水素に対する元素 X の個数

密度の比 (nX /nH )star を太陽の値 (nX /nH )⊙ で規格化して対数スケールにしたもので表される。

[X/H] = log(nX /nH )star(nX /nH )⊙(1)= log (nX /nH )star − log (nX /nH )⊙この研究では鉄 (Fe) を指標として [Fe/H] を金属
図 1. 金属量に対する [Mg/Fe] の関係。SAGA データベース [1]で作成。

量とする。例えば、金属量が太陽の 100 分の 1 の星
は [Fe/H] =−2 と表される。
宇宙の金属量は時間とともに増加し、恒星大気にはでは右肩下がりの傾向となる。これは時間が経ってその恒星が生まれた時の宇宙の化学組成が保持され連星系に属する中小質量星が Fe を大量に合成する Ia

る。恒星は金属量が少ないほど宇宙の初期に誕生したと考えられ、金属量は大まかに時間の指標となる。
図 1 は観測された恒星の Mg(マグネシウム) 組成とFe 組成の比を金属量に対してプロットしたものであられる。
このように、様々な金属量の恒星を観測し、化学組成を調べることで、どのような現象を経て元素が増る。[Fe/H] ≲ −1 では [Mg/Fe] の値はおおよそ一定

えてきたかを議論できる。

の傾向である。これは、寿命の短い大質量星が、Mgと Fe を合成する重力崩壊型超新星爆発を起こしたことを反映していると考えられる。一方、[Fe/H] ≳ −1型超新星爆発を起こしたことを反映していると考え鉄より重い元素は、恒星内部の熱核融合反応では合成されず、中性子捕獲過程によって合成される。中性

32

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
子捕獲過程とは、原子核が中性子と核融合し、続いて起こるベータ崩壊で陽子が増える過程のことである。なかでも中性子を速く捕獲する過程を r(rapid)
プロセスと呼び、中性子捕獲元素の約半分を合成する。主な r プロセス元素にユーロピウム (Eu)、トリ
ウム (Th) がある。

図 3. 金属量と Eu に対する Th 組成の関係 [3]。
log E (Th/Eu) = log (nTh /nH ) - log (nEu /nH )2

Methods and Observations
Th の観測が少ない理由の 1 つは、これまで利用されてきた 4019 Å の吸収線が Fe、Ni などの吸収線と混ざっていて、検出が難しいためである。一方、5989

Å の吸収線は弱いが他の吸収線が周りに少ない。この吸収線を利用することで、金属量が多く、これま

図 2. 金属量に対する [Eu/Fe] の関係。SAGA データベース [1]で作成。

で Th が観測されていない星でも Th を検出できる可能性がある。

図 2 は観測された恒星の Eu 組成と Fe 組成の比を金属量に対してプロットしたものである。[Fe/H] ≲−1 では [Eu/Fe] の値は大きくばらつく。これは Euの起源となる r プロセスを起こすイベントが少なく、宇宙空間で元素が十分混ざっていないことを反映していると考えられる。一方、[Fe/H] ≳ −1 では右肩下がりの傾向となる。これは宇宙空間で重元素が十分に混ざったことを反映していると考えられる。

r プロセスの起源となる現象は長年わからなかったが、重力波の観測と続いて行われた測光/分光観測によって中性子星合体が起源であることが明らかになった [2]。しかし、金属量が-2 以下の古い時代に生まれた星で、r プロセス元素の Th の組成が Eu に対して

図 4. 4019.1 Å の吸収線 [4]。

多いアクチノイドブースト星が観測されている。このことは r プロセスの起源が 1 つではないこと、もしくは毎回同じ割合で元素を合成しないことを示唆する。

r プロセスの起源を明らかにするには、観測の少ない [Fe/H] ≳-2 の恒星で Th の観測を増やす必要がある。

図 5. 5989 Å の吸収線 [5]。

332023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
そこで、本研究では r-プロセスの起源を明らかにするため、観測の少ない [Fe/H] ≳-2 の恒星で Th を検出する。2 m なゆた望遠鏡に搭載された可視光分光装
置 MALLS のエシェルモード (波長分解能 ≃ 35000,
波長域 4960-6800 Å) を用いて、-1 ≲ [Fe/H] ≲ 0 の
恒星 5 天体を観測した。また、SMOKA よりすばる
望遠鏡の高分散分光器 HDS(R〜70000) のアーカイブデータを 8 天体取得し、合計 13 天体の解析を行った。観測概要を表 1、観測天体の大気パラメータを
表 2 に示す。得られたデータの S/N は 100 - 400 程度である。

図 6. MALLS で得られた Th の吸収線。
表 1. 観測概要

観測所

西はりま天文台

望遠鏡

2 m なゆた望遠鏡

観測装置

可視光分光装置 MALLS
エシェルモード

観測波長域

4960 ∼ 6800 Å

波長分解能∼ 35000

表 2. 観測天体の大気パラメータ

有効温度 [K]

4000 ― 5000

表面重力 (log g)

1.0 ― +3.8

ミクロ乱流速度 [km/s]

0.7 ― +1.8

図 9 は [Th/Fe] と金属量の関係をプロットしたも[Fe/H]-2.2 ― +0.4のである。[Fe/H] ≳ -1 の 12 天体で新たに Th を検図 7. MALLS で得られた Eu の吸収線。

出し、先行研究より大きく見積もる結果となった。

[Fe/H] ≳ -1 では [Fe/H] に対してほぼ一定の傾向が3見られた。4019 Åを含む 7 本の吸収線で Th 組成をResults and Discussion

得た Ivans et al.,2006 との比較では、 HD221170 の[Th/Fe] の値はよく一致した。5989 Åの吸収線は Th

観測で得られたスペクトルと、モデル大気による合成スペクトルを比較することで、Th、Eu の組成をの検出に有効であるといえる。

見積もった。Eu の吸収線で合成スペクトルのフィッティングができないものは、等価幅を測定した。等価幅と大気パラメータを固定してモデル大気スペク

また、[Fe/H] ≳ 0 の 3 天体で [Th/Eu] の値が太陽トルを計算することで組成を見積もった。大気パラより 0.5 dex 以上大きくなった (図 10)。[Th/Eu] が

メータは先行研究の値を用い、等価幅の測定、合成

高い天体は r プロセスの起源が複数あることや、起スペクトルの作成は SPTOOL[6][7] を用いた。図 5、 源イベントで合成される元素の割合が変わることを示唆する。高金属量のアクチノイドブースト星は矮図 6 は MALLS で得られたスペクトルである。
小銀河起源の可能性もあるため、調査が必要。

図 8 は [Eu/Fe] と金属量の関係をプロットしたものである。[Eu/Fe] の値は先行研究とほぼ一致し、[Fe/H]〜0 では大きく見積もる結果となった。Ivans etal.,2006 との比較では、HD221170 について [Eu/Fe]
を小さく見積もる結果となった。

34

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Reference

1. Suda et al.,2018, PASJ
2. Tanaka et al.,2017, PASJ
3. Holmbeck et al.,2018, ApJL
4. Mishenina et al.,2022, MNRAS
5. Aoki et al.,2007, PASJ
6. Kurucz, 1993, Kurucz CD-ROM, No. 13
7. Takeda et al.,2002, PASJ

図 8. [Eu/Fe] と金属量の関係。

図 9. [Th/Fe] と金属量の関係。

図 10. [Th/Eu] と金属量の関係。

4Conclusionr プロセスの起源を明らかにするため、観測の少ない [Fe/H] ≳ -2 の恒星で Th を検出した。なゆた望
遠鏡の観測、すばる望遠鏡のアーカイブデータにより [Fe/H] ≳ -1 の 12 天体で新たに Th を検出できた。

HD221170 について [Th/Fe] の値は先行研究の値とよく一致したため、5989 Åの吸収線は Th の検出に有効であるといえる。[Th/Eu] が高い天体は r プロ
セスの起源が複数あることや、起源イベントで合成される元素の割合が変わることを示唆するため、調
査が必要。

35

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太恒 a08

次期太陽観測衛星 SOLAR-C に搭載する超高精度太陽センサ UFSS の性能評価
近藤 勇仁

36

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

次期太陽観測衛星 SOLAR-C に搭載する超高精度太陽センサ UFSS の性能評価
近藤 勇仁 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
SOLAR-C は 2028 年度に打ち上げが予定されている次期太陽観測衛星であり、JAXA が国立天文台や海外との広範な協力で実現させる国際共同ミッションである。SOLAR-C は、高時空間分解能 (1 秒、0.4 秒角)
で複数の紫外線バンドを分光観測し、2 万度から 1500 万度までの幅広い大気の物理量を隙間なく診断することができる。太陽大気におけるエネルギー・質量の輸送やエネルギー散逸の現場を理解するための観測情報を得ることができ、大気形成やフレア爆発・噴出を引き起こす物理過程の定量的理解を深める。このためには太陽大気を構成している磁気的構造を分解して、物理過程を追跡する能力が重要であり、観測する対象に対して望遠鏡の高い指向精度が求められる。SOLAR-C は、太陽面全面に対して統計誤差 (3σ)1 秒角以下、
系統誤差 2 秒角以内の指向精度を達成する超高精度太陽センサ UFSS(Ultra Fine Sun Sensor)(Tsuno, K.

et al. 2018) を搭載する。UFSS は直交する二つのレチクルと一次元 CCD センサから成り、センサ上の明暗の位相を計測し、太陽指向角度を決定するというものである。要求精度を満たすため、UFSS の性能評価試
験を行う。評価試験では、UFSS を二軸ジンバルに設置して太陽シミュレータ光源を照射し、方位角・仰角方向にそれぞれ ±0.5 度ずつ振った際の UFSS 出力角度を取得する。そしてジンバル指令値に対する出力角度の系統誤差を補正する関数を作成する。現在までに行なった試験にて UFSS を 1 秒角以下の精度で測定できる実験系の構築に成功している。

1

Introduction
2006 年に打ち上げられた太陽観測衛星「ひので」をはじめとした観測により、太陽大気の下部である
光球・彩層における磁気エネルギーの入力層及び外層大気であるコロナより外側のエネルギー出力層において観測が行われ、高温のコロナや太陽風はどのように作られるか、爆発現象太陽フレアはいつどのようにして起こるかという謎に迫ってきた。しかし、彩層からコロナにかけての太陽大気においてエネル
ギーの伝搬機構や解放機構の観測は不十分である。例
えば太陽フレアは典型的に数十分から数時間という短いスケールで 1022 − 1025 J ものエネルギーが磁気
リコネクションと呼ばれる現象によって解放される

1995)と考えられている。太陽フレアの理論モデルとよく一致する軟 X 線、硬 X 線による熱的、非熱的な放射はこれまでの観測から確認されている。しかし、磁気リコネクション領域の観測は実現しておらず理論モデルとの対応が明らかになっていない。
太陽フレアの高速な磁気リコネクションを説明する理論モデルとして「プラズモイドリコネクション

図 1: 太陽フレアの標準モデル (Shibata, K. et al.

モデル」がある。プラズモイドとはプラズマの塊であり、磁気リコネクション領域の電流シート中に無数のプラズモイドが生じ、複数の拡散領域から排出されることでエネルギー解放を起こすモデルである。
これまでの観測では、極紫外線によるプラズモイドの撮像に止まっており、リコネクション領域でのプ37

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ラズモイドの形成や熱的な凝縮の時間発展の様子は明らかになっていない。プラズモイドの典型的な大きさは数秒角であり、典型的な速度は 100 km/sec 程度のため、既存の観測装置ではその生成過程を適切な時空間分解能で観測できていない。

図 3: 図の挿入方法の説明

図 2: プラズモイドの大きさと要求性能 (Hillier, A.

& Takasao, S. 2022)あり、ピクセル次元では 30 秒角が精度の限界となってしまうが、サブピクセル次元での測定を実現する

SOLAR-C はそのような現象に対して時間分解能

1 秒、空間分解能 0.4 秒角の精度にて極紫外線分光観 ことによって 0.1 秒角での測定が可能となる。
その手法は電気回路での処理によって実現されて測を行い、生成過程の観測を目指す。また、分光観
測は 104.2−7.2 K をカバーする波長帯で実施し、これいる。CCD にて得られた信号は電気回路に送られる。

は彩層からコロナまでをカバーする領域となる。

電気回路では CCD と同期させてリサンプリングを高い時空間分解能での測定には高い指向精度が求行い、相関器にてレプリカ関数と呼ばれる信号と掛められる。SOLAR-C においては UFSS(Ultra Fine

け合わせて積分計算を行う。この時、二つの信号はSun Sensor、超高精度太陽センサ) と呼ばれるセン

位相がずれており、積分するとゼロでない信号の値サを用いる。これは 1991 年に打ち上げられた太陽観を入手する。これを非収束状態という。この計算結

測衛星「ようこう」にて高精度の姿勢センサが要求果を受けるとレプリカ関数にフィードバックがかけされたことから誕生した。以降、2006 年に打ち上げられ、再度 CCD 信号と計算が行われる。計算結果られた太陽観測衛星「ひので」をはじめとした様々 がゼロとなるまで行われ、最終的には収束状態となな衛星に用いられてきた。UFSS は直交する二つの り、太陽光の方角が決定される。
レチクルと一次元 CCD センサから成る。SOLAR-C
において視野に対して系統誤差 (p-p)2 秒角、統計誤
差 (3σ)1 秒角での指向精度が求められている。

2

Instruments

UFSS はスリットから太陽光を受け、フィルターを現在、宇宙科学研究所では UFSS を評価するため通過して CCD に到達する。フィルターは入射する光の実験系構築実験を進めている。宇宙科学研究所にの波長帯を制限し、光量を調整する役割を担っていある擬似太陽光源は実際の太陽と同等の平行度で出る。スリットの位置と CCD 上で結像した位置の差異

力ができる光源である。しかし、UFSS を回転させとスリットから CCD までの距離 h によって太陽光る機構である二軸ジンバルについては今までに精密の方角を決定する。より高精度にする手法として二な測定が行われておらず、その動作が保証されていつ考えられる。一つ目は h を大きくするということない。ジンバルの入力値は必ずしも正しい値を反映である。しかし、それはセンサ本体を大きくする必しないと考え、角度情報をより正確に入手するため、要があり、センサは熱的に断熱する必要があるため、 二軸ジンバルと独立にレーザー系を導入することと困難である。もう一つはより高い精度で画像の位置した。これにより改めて系統誤差 (p-p) が 2 秒角以を測定することである。ピクセルサイズは 14 µm で38

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校内という要求性能を満たすために、1 秒角以下の精秒角以内に抑えられており、ドリフトは典型的な測度で測定できる実験系構築を目指していく。

定時間 103 秒の間に 0.3 秒角に抑えられている。いずれも 1 秒角以内の精度での測定が可能であると考えられる。

図 4: UFSS 性能検証試験系の模式図
その測定系の模式図は図 4 の通り。まずは用いる機器についてそれぞれ検証を行う。まずはレーザー系のみの測定を行い、次に二軸ジンバルとレーザー
図 5: レーザー系ゼロ点ドリフト調査

による測定によって二軸ジンバルの性能を把握する。
最後に太陽シミュレータと UFSS の測定を行う。それぞれの実験にて調査すべき項目は以下の通り。レー
ザーの測定ではジンバルを振らずに長時間測定した際にレーザーの測定値が振れ幅 (擾乱と呼称) を持っている。また、ゼロ点から離れていく (ドリフトと呼称) ことも確認されており、その大きさを評価し、その値を小さくするために実験系の改良を行った。ま次に、ジンバルリニアリティ調査を行なった。ジンバルの入力値を一定の大きさで変更し、その時のレーザーの実測値を得ている。図 6 はジンバルの入力値に対するレーザーの実測値の変化量を示している。ジンバルは 90 秒角ずつ振っているのに対して、
レーザー実測値は 89.5-90.1 秒角の値を取り、その差分は 0.6 秒角となっている。また、縦軸の平均値かた、レーザー出力値の擾乱やドリフトといった変化

ら二軸ジンバルのスケールファクターを評価したとはレーザー周辺温度との相関を持っていることを確

ころ、0.998 となった。これは二軸ジンバルの回転軸認する。次に二軸ジンバルの測定である。ここではとレーザー系の回転軸の差異による誤差であると考ジンバル入力値とレーザー出力値に差分があることがわかっているため、その大きさを評価する。また、えられる。

レーザーの視野角はメーカーが保証しているものに比べて小さい値となっており、これはジンバルの回転軸とレーザーの回転軸が異なることに起因していると考えられる。その関係性について評価を行う。最後に、UFSS の測定を行う予定である。UFSS が示す
値とレーザーの実測値ないしジンバルの指令値を比較し系統誤差の評価を行う。また、UFSS の視野重複の調査も行い、UFSS が要求されている 0.5 deg×0.5

deg の値をクリアしているか確認する。

3

図 6: ジンバルリニアリティ調査

Results
結果の一部について示す。一つ目はレーザー系ゼ

ロ点ドリフト調査によって擾乱とドリフトを評価する。図 5 のような結果が得られた。擾乱 (3σ) は 0.7392023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Conclusion
3 章をはじめとした結果から UFSS 性能評価試験

系は仰角方向にレーザー系を用いて角度をモニターすることで要求性能であった 1 秒角以内を満たす精度で構築することができた。今後は既に宇宙科学研究所にある UFSS の BBM1(試作品 1) について試験を行い、評価するとともに BBM2(試作品 2) の到着次第、試験を行い、FM(実機) への試金石とする。

Reference
Tsuno, K. et al. 2018, SPIE 11180
Shibata, K. et al. 1995, ApJ 451
Hillier, A. & Takasao, S. 2022, Experimental Results
Cambridge University Press
Tei, A. et al. 2021, SSS21 g01-10
Shimizu, T. et al. 2008, SoPh 249
Kubo, M. et al. 2008, JAXA-RR-07-013

40

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太恒 a09

日米共同・太陽フレア X 線集光撮像分光観測ロケッ
ト実験 FOXSI-4 搭載プレ・コリメータの性能評価
佐藤 慶暉

41

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

日米共同・太陽フレア X 線集光撮像分光観測ロケット実験 FOXSI-4 搭載
佐藤

プレ・コリメータの性能評価

慶暉 (総合研究大学院大学

物理科学研究科

天文科学専攻)Abstract
FOXSI(Focusing Optics X-ray Solar Imager) は、太陽コロナにおける高エネルギープラズマ現象の理解を目的とした、日米共同の太陽 X 線集光撮像分光観測ロケット実験である。4 度目の飛翔計画である FOXSI-4

は 2024 年春に打ち上げ予定であり、世界初となる太陽フレアに対しての X 線集光撮像分光観測を行うこと
で、磁気再結合が引き起こす磁気エネルギーの解放とその変換機構の解明という大目的に挑む。

FOXSI では 2 枚の円筒状の高精度斜入射ミラーを組み合わせて X 線を直接集光することで、高いダイナミッ
クレンジを確保する。しかし、視野外から入ってきた光が 1 枚のミラーのみで反射し焦点面に到達することがある。プレ・コリメータは、このような光 (迷光) を取り除く役割を持つ。FOXSI-4 搭載品は、穴径と穴の深さの比が 1:270(0.7 mm:190 mm) の高アスペクト比の多孔ハニカム構造を持ち、X 線の入射角を制限することで迷光を除去する。このような迷光除去性能は、高ダイナミックレンジにより観測が期待できる暗い領域 (例えば磁気拡散領域) を解析する上で非常に重要である。

FOXSI 搭載品は、そのアスペクト比の高さから機械加工が難しいため、製造に金属 3D プリンターを用いた。しかし、FOXSI-3 フライト品測定結果から、造形時に生じる構造の歪みによって、開口率が想定より低下していた。そこで FOXSI-4 では開口率を確保するため、構造の歪みを抑える技術の開発をした上で製作を行った。本講演では、太陽光と同じく (準) 平行な X 線が得られかつ斜入射ミラーとの取り付けが行える

NASA マーシャル宇宙飛行センターで実施した評価試験の結果を基に、FOXSI-4 フライト品のアスペクト比、開口率を含む性能について報告する。

1が高いため反射率が低く集光が難しい X 線において、Introduction

太陽フレアとは、太陽大気中で発生する大規模な爆発現象であり、磁気リコネクション (突発的に磁気エネルギーを解放し運動・熱エネルギーに変換する

プラズマプロセス) によって駆動されていると今日では広く受け入れられている。しかし、エネルギー解

放量はどの程度であるか、またエネルギーの変換がミラーによる集光を介することなく撮像を行うことができる画期的な手法である。一方で、観測されたパターンを撮像データに変換するためにはフーリエ像合成が必要となり、フーリエ変換由来のノイズが生じることでダイナミックレンジが低下することがある（図 1 左参照）。

そこで、太陽高エネルギー現象の理解を目的とした

いつどこでどのように起こり、伝搬されていくのか

日米共同の太陽 X 線集光撮像分光観測ロケット実験

といった、エネルギーの解放・変換・伝搬についてである FOXSI(Focusing Optics X-ray Solar Imager)の観測的精査は困難であった。特に、解放されるエでは、Wolter-I 型と呼ばれる、放物面鏡と双曲面鏡

ネルギーの相当量が変換されるとの見積もりもあるを組み合わせた斜入射光学系を搭載することで、エ(Aschwanden et al. 2017) 非熱的な高エネルギー電子については、加速の出発点すら未解明である。観測が困難であった要因の一つとして、硬 X 線撮像観
測におけるダイナミックレンジが不足していたことが挙げられる。これまでの衛星 (RESSHI) では、すだれコリメータと呼ばれる装置を用いて X 線の撮像
分光観測を行っていた。この観測手法は、エネルギー

ネルギーの高い X 線であっても直接集光を可能とし、高いダイナミックレンジを実現する（図 1 右参照）。

4 度目の打ち上げとなる FOXSI-4 では、太陽高エネ
ルギー現象の中でも太陽フレアに着目し、高ダイナ
ミックレンジの撮像分光観測を行うことで、磁気リコネクションを介したエネルギー解放・変換過程の理解を深めることを目指す。太陽フレアを対象とし42

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
た X 線集光撮像分光観測は、世界初の試みである。
しかし、Wolter-I 型の光学系に入射角の大きい X

線が入ってくると、1 枚の鏡のみによって反射された光が集光面に入ってしまうことがある。このような光を迷光と呼ぶ (図 4 参照)。迷光は検出器の視野外に光源を持つため、解析の際に、集光した光との区別が困難となる場合がある。そこで FOXSI では、3 度目の打ち上げである FOXSI-3 から図 2 のような多孔ハ

ニカム構造を持つ、円筒型のプレ・コリメータを斜入
射ミラーの前に搭載した。穴の一つ一つは高いアスペクト比を持っており、X 線の入射角を、制限することで、迷光の発生を防ぐ役割を持つ。迷光になりうる

2

ンバー内に設置した光学系に照射し、集光される X
線を、焦点面に設置したセンサーで検出する。

2.1

は、以下のようにして行った。

1. チェンバー内に斜入射ミラーを設置

2. ステージの pan, tilt 方向 (図 5) の角度を調整し、集光する X 線強度が最大となる角度 (on-axis) を探索

るミラーの径が小さくなるため 13 arcmin) である。

3. on-axis 状態で集光した X 線強度を SDD(Silicon

また、ロケットの収容スペースは限られていること

Drift Detector) で測定
4. プレ・コリメータをミラーに搭載

から、プレ・コリメータの全長は 190 mm 以内にする

必要があった。よって、迷光の発生を防ぎつつロケッ

5. 同様に 2.3. を実施

トに収めるような大きさにするためには、アスペク- 3.5. の計測から、プレ・コリメータを搭載する

ト比を 1 mm：190 mm(0.7 mm：190 mm[FOXSI-4])

場合と搭載しない場合で、集光する X 線の強度で製作する必要がある。しかし、このような穴を機の比 (開口率) を計測

械加工で造形するのは技術上困難である。そのため、

6. プレ・コリメータをミラーに搭載した状態で、ス製作には金属 3D プリンターを用いた（素材は軽いテージを pan,tilt 方向に [-6, 10](arcmin) の範囲

上に剛性が高い Ti である）。

で 2 arcmin ずつ角度を変化させながら、集光す

しかし、FOXSI-3 に実際に搭載したプレ・コリメー

る X 線強度を計測 (0 arcmin は on-axis)

タは、開口率がデザイン値より 20% 低下することが- 6. の測定結果に対し、アスペクト比をフリーパ確認された。フライト後のプレ・コリメータの 3 次

ラメータとするモデル関数 (後述) を用いて最小元測定から、開口率低下の原因は、プレ・コリメー

二乗法でフィッティングし、結果からアスペク

タ全体構造の歪みであることがわかった。

メータの変形を抑える技術を確立し、製作を行った。
フライト品は今年 5 月に完成し、その性能を評価する
べく、太陽光と同じく (準) 平行な X 線が得られかつ斜入射ミラーとの取り付けが行える NASA マーシャ
ル宇宙飛行センター (MSFC) にて、評価試験を実施した。本講演では、試験結果から求められた、フライトモデルであるプレ・コリメータの性能 (実効的なアスペクト比、開口率) について報告する。また、推定される性能が観測へどのような影響を与えるかについて議論する。

Evalutation of the apeature ratio
and the aspect ratio

プレ・コリメータの開口率・アスペクト比の測定あるように約 18 arcmin 以上 (FOXSI-4 では使用す造会社である東レ・プレシジョンと共にプレ・コリ

MSFC での実験の様子と概念図を図 5 に示す。

100m のパイプを通ってくる (準) 平行な X 線を、チェ

X 線の入射角は (J.C. Buitrago-Casas et al. 2020) にそこで、FOXSI-4 用のプレ・コリメータでは、製Methods

ト比を推定

2.1.1

Function for fitting

プレ・コリメータを傾けた際、平行な X 線が通る

ことができるハニカム構造の開口面積は、先端面と後端面を射影したもの同士が重なる部分となる。プレ・コリメータの各チャンネルの形状が同じかつハニ

カムの形状を円と仮定する。この時、アスペクト比：

1 : x であれば、傾き：θ rad とした時の開口面積は、長軸の長さ：190/x mm、扁平率：1 − cos θ、中心間
距離：190 × tan θ mm の 2 つの楕円の重なる面積である (図 3)。各チャンネルの形状が同じ場合、一つのチャンネルの開口面積の角度依存性が、プレ・コリ
メータ全体の開口面積の角度依存性となる。このよ
うに、フリーパラメータをアスペクト比とする、角

432023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
度による開口面積の変化を求める関数を作成し、2.1が挙げられる。一方で、開口率は FOXSI-3 と同程度

3

光子数の観点では相当量確保できることが予想されのフィッティングに用いた。

であるのに加え、観測対象はフレアであることから、る。また、サイズの観点では制限された視野であっ

Results

2.1 の結果から、開口率は 42.1%、アスペクト比は ても典型的なフレアは検出できる程度の広さを持ちpan 方向で 1：368、tilt 方向で 1：365(図 6) である 合わせている。このことから、観測に致命的な影響ことがわかった (デザイン値では、開口率 60%、アスペクト比 1：270)。

4を与えるものではないと推察できる。

Expected effects on observation

FOXSI-4 観測への影響としては、開口率が想定値より低いことによって、検出光子数が減少しフォトン
ノイズ比が増加すること。また、アスペクト比がデザイン値より高いことによって、迷光とならないよ

うな光も除去してしまうこと (観測視野の縮小) が考えられる。デザイン値と比較した相対値として両者を具体的に見積もると、SN 比は約 20% 低下し、視図 1: RHESSI と FOXSI の撮像画像比較 (同一フレ
ア観測時)

野は 50% 程度の大きさに制限されることが予想される。しかし、開口率については、FOXSI-3 プレ・コリ

メータと同程度の開口率は確保でき、FOXSI-3 においても撮像画像を作るに足る光子は確保できている。
加えて対象がフレアとなるため、FOXSI-3 よりも光子の検出量は上昇すると考えられる。また、視野の大きさについては、想定より制限された状態であっても典型的なフレアの大きさ (∼5×5 arcmin2 ) を捉

図 2: FOXSI-3 と FOXSI-4 搭載プレ・コリメータ

えられる大きさはカバーしている。これらの事実からチームでプレ・コリメータによる観測への致命的な影響はないと判断し、予定通りプレ・コリメータは搭載することとした。また、デザイン値より開口率が低く、アスペクト比が高くなった原因は現在調査中である。考えられる要因としては候補があり、今後解明し FOXSI-4 以降に改善する予定である。

5

図 3: ハニカム構造における開口面積の角度依存性

Summary

FOXSI-4 フライトモデルであるプレ・コリメータの開口率は 42.1% であり、これはデザイン値である

60% を下回る結果となった。また、アスペクト比の平均値は 1：366.5 でありデザイン値である 1：270 を上回る結果になった。これらの性能が実観測へ与える影響としては、

1. 検出光子数の減少によるフォトンノイズ比の増加
2. アスペクト比の増加による観測視野の縮小

図 4: 1 回反射による迷光 ((J.C. Buitrago-Casas etal. 2020) より抜粋した図を一部編集)

44

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: MSFC での実験の様子と概念図

図 6: 2.1 の測定結果と最小二乗法によるフィッティ
ング

Reference
J.C. Buitrago-Casas et al.(2020), JINST, 15, P11032
Aschwanden et al.(2017), Apj, 836, 17

45

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太恒 a10X 線天文衛星「すざく」を用いた地球超高層大気の長期変動の研究山脇 鷹也

46

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

X 線天文衛星「すざく」を用いた地球超高層大気の長期変動の研究
山脇 鷹也 (埼玉大学大学院 理工学研究科研究科)

Abstract
高度 80 km 以上の領域を覆う地球大気を地球超高層大気と呼ぶ。宇宙空間から飛来する X 線はこの領域で吸収され、蛍光 X 線を放射する。X 線天文衛星はその天体観測過程において昼地球を指向する時間が存在するため、地球観測が不可避である。本研究では X 線天文衛星「すざく」が 2005 年 9 月から 2015 年 6 月の運用停止まで約 10 年に渡り地球大気の観測を行ったことに着目し、50 km-200 km 付近までの高度区間における窒素と酸素の存在比が 10 年でどのように変動するのか、さらにその変動が太陽活動の 11 年周期とどの程度相関を示すのかを調べた。その結果、太陽黒点相対数と地球超高層大気領域の酸素/窒素比率に相関が見られ、太陽活動が活発になると超高層大気領域の酸素/窒素比率が増加することが分かった。

1星では低すぎ、気球では高すぎるため、観測例が少Introductionない。そこで超高層大気領域の新たな観測手法とし地球大気の構造を考えるとき、大気温度の鉛直分て、X 線天文衛星「すざく」を用いる。森田修士論

布の特性に従い各領域を定義する方法 (図 1) が一般

文 (2018)[1] より「すざく」の地球大気から得られる的である。超高層大気とは高度 80 km 以上の大気圏

X 線スペクトルにより、超高層大気の窒素と酸素のを指し、この領域では宇宙空間から飛来する紫外線比を算出することが可能であることが明らかになっや X 線を吸収する。この領域の研究は、実用上重要な意味を持つ。宇宙探査・ナビゲーション等の宇宙利用には、地球と宇宙の境界領域である「超高層大気」への理解が不可欠である。さらに、地表の温度が 100 年で約 0.7 ℃ 上昇するに対し、超高層大気では 10 年で約 47 ℃ 下降していてその変動は地表の 10倍以上で、超高層大気が気候変動に対して敏感であることから気候変動の予測に活用できると期待される。しかし 80-200 km の領域は観測するには人工衛た。また Lean et al. 2011[2] では超高層大気の酸素/窒素比が大気の Total Electron Content と相関を示
すことがわかっており、これらから酸素/窒素比の変動を調べることにより、超高層大気の電離状態の変化など宇宙天気の予報の精度を向上することが可能となる。本研究では「すざく」が約 10 年の間稼働したことに着目し、約 10 年の超高層大気の窒素酸素比の変動及び、11 年周期の太陽活動との相関を調べることを目的とする。

2

Observations

2.1

X 線天文衛星「すざく」「すざく」は 2005 年 9 月〜2015 年 6 月まで約 10 年にわたり観測を行った。
「すざく」搭載の軟 X 線検出器を構成する 4 つの X 線 CCD カメラをそれぞれ XIS0、

XIS1、XIS2、XIS3 とよぶ。CCD はその受光方向の違いにより表面照射型 (Frontside Illuminated; FI)CCDと裏面照射型 (Backside Illuminated; BI)CCD の 2 つに分類される。XIS0、XIS2、XIS3 は FI-CCD、XIS1
図 1: 地球大気の構造

が BI-CCD である。FI-CCD はエネルギー分解能に優れるが、低エネルギーの X 線は電極や絶縁層で吸472023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校収されてしまうため検出効率は低い。BI-CCD では

らの X 線放射を見るために unscleand event を用い

X 線を電極の逆側から入射するため低エネルギー側る。今回解析するデータは XIS のダークレベル1 を補の X 線に対し高い検出効率を得ることができる。今正したイベントファイルを用いている [3]。この補正

回見る窒素原子及び酸素原子の輝線中心は 392.4 eV

は今回のように明るい地球を観測しているデータにと 524.9 eV であるので、低エネルギー帯の観測に優有効な補正であり、特に低エネルギー側のスペクトれた XIS1 を用いる。

ルに対しエネルギー分解能の改善が可能となる。

2.2

昼地球観測

X 線天文衛星は軌道上を常に天体の方向を向いた

3.2

データ解析

3.2.1

スペクトルの高度ごとの抽出

固定姿勢で周回しているため、地球の影に隠れる時
間 (地没) が 3 割程度存在する。このとき望遠鏡は地球に向いているため、衛星は地球観測を避けられな

2.2 章で述べたような地没時間のさらに「地球の影に沈む直前の地球の縁」を観測するとき、観測するポイント (tangent point) の地表からの高度 (tangent

い。宇宙空間からの X 線が地球大気 (100 km 付近)に入射したときに光電吸収され、蛍光 X 線が放出されるが、衛星・天体・地球・太陽が図 2 のような位置関係になったとき、X 線天文衛星は太陽 X 線に照射された地球大気を観測している。前述のように「すざく」は約 10 年稼働を続けた。言い換えれば「すざく」
は約 10 年の地球大気の観測をしていたこととなる。

altitude) は図 3 のように、t1 では 200 km、t2 では
100 km のように逐一変化する。したがって、衛星が観測する大気高度が時々刻々と変化するため、様々な高度におけるデータが連続的に得られる。それぞれの観測データについて 24 km 範囲中のスペクトルを12 km 刻み、0 km − 24 km、36 km − 60 km、48 km −72 km · · · 184 km − 208 km のようにスペクトルを抽出する2 。

図 2: X 線天文衛星の昼地球観測

3

Data Analysis

3.1

データリダクション

図 3: 高度ごとにスペクトルを抽出

ISAS/JAXA のデータアーカイブである Data
Archives and Transmission System(DARTS) から配布される観測データには、衛星から出力されるデー

3.2.2

スペクトル解析

タを全て含むデータ unscleand event と、地球を観

図 4 に前述のデータ処理を施し、モデルフィッ

測している時間、SAA(南大西洋磁気異常帯) などのトしたスペクトルの 1 つを示す。これは OBS ID

観測の質が悪いデータ、天体からの X 線ではない宇宙線由来のイベントを除去したデータである cleaned

event の 2 つが存在する。今回の解析では地球大気か

1 pixel に何も入射していないときのレベル (読み出しノイズと暗電流を足した波高値)。pixel ごとに定義され、SAA 通過後や観測モード変更後に更新される。
2 実際には視線方向に積分されており、その高度のピンポイン
トなデータではないことに注意。

48

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
809079010(2014/7/4) の 132 km−156 km 間のスペクトルを抽出したもの (範囲は 0.25 keV−0.7 keV) に対し、2 つのガウシアン関数、連続成分として 1 つのべき関数でフィッティングを行った結果である。窒素原子と酸素原子の輝線中心はそれぞれ 392.4 eV と524.9 eV であるので、窒素及び酸素由来の輝線であることが分かる。

図 4: 2014/7/4 132−156 km の N・O 輝線スペクトル

このときのベストフィットパラメータを表 1 に示す。
他の高度についても同様の解析を行うことで、窒素と酸素のそれぞれについての輝線強度及び、窒素と
図 5: 窒素・酸素輝線強度及び O/N 比の長期変動

酸素の強度比の高度依存性を調べることができる。さらに「すざく」の約 10 年分の観測データ (計 238 個)についても同様の解析を行い、地球大気の長期変動

4について調べていく。

Discussion
太陽活動が平均 11 年の周期性を持つことはよ

表 1: 2014/7/4 132−156 km ベストフィットパラ

く知られている。今回は NOAA/NASA の GOES

メータ
パラメータ

(Geostationary Operational Environmental Satel窒素

酸素lite) 気象観測衛星が観測した太陽 X 線 Flux(波長：LineE [keV]

0.3993+0.0005−0.0004

0.5426+0.0003−0.0005

0.1 nm−0.8 nm)) を太陽活動の指標とする。図 6 はσ [keV]

0.01422+0.0011−0.0009

0.00034+0.00392−0.00033「すざく」観測時刻の太陽 X 線 Flux をプロットした

norm

11.610+0.1613−0.1214

4.2060+0.0816−0.0801

ものであり、GOES 衛星の代によって色分けしている。
図 7 は 3.3 章で得た各パラメータを縦軸、太陽 X 線

3.3

Flux を横軸にプロットしたものである。ここで窒素・

解析結果

酸素輝線強度及び酸素/窒素比と太陽 X 線 Flux の関図 5 は高度 132 km−156 km の窒素及び酸素輝線強係を定量的に評価するために相関係数 r を導入する。

度と O/N 比を、横軸観測時刻でプロットしたものでこれは 2 つのデータ間の線形関係の強弱の指標でああり、全てのパラメータで特徴的な時間依存性を見り、−1 ≤ r ≤ 1 の値をとり、絶対値が 1 に近ければせていることがわかる。

49

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: 太陽 X 線 Flux の長期変動 赤：GOES-10, 青：GOES-11, 緑：GOES-12, ピンク：GOES-14, 黒：GOES-15近いほど 2 つのデータ間の相関が強いと言える。
図 8 は各高度における、各パラメータと太陽 X 線

Flux の相関係数をプロットしたものである。窒素・酸素 Flux は全ての高度で、太陽 X 線 Flux と強い相関を見せている。これは、入射 X 線（太陽 X 線 Flux）
が増えれば反射 X 線（酸素窒素 Flux）も増えるという、ごく自然な結果を示している。しかし O/N 比もまた、太陽 X 線 Flux と強い正の相関を見せたが、この太陽活動と O/N 比の相関は未知の挙動である。
一方、相関係数の高度依存性、つまりどの高度まで
太陽 X 線の影響を強く受けるのかは、今回の解析ではわからなかった。

5

Conclusion

図 7: 太陽 X 線 Flux との相関本研究では、X 線天文衛星「すざく」を用いた地
球超高層大気の長期変動の観測、及び太陽活動との相関について調べた。その結果、酸素/窒素比が太陽活動に強い相関があることが分かった。この結果は、
太陽活動が活発になると超高層大気の酸素比率が増加することを意味する。しかし、この挙動の物理的原因の特定には至っていないため、今後はこの酸素/窒素比の増減の物理機構の究明に努める。

Reference[1] 森田 佳恵, 2018, 埼玉大学修士論文[2] J. L. Lean, R. R. Meier, et al. 2011, Journal ofGeophysical Research: Space Physics

図 8: 各高度における太陽 X 線 Flux との相関

[3] Katsuda, S., Ohno, M., et al. 2020, The Astrophysical Journal50

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太恒 a11

ひので衛星を用いた太陽の極域磁場観測から探る太陽の周期活動性
藤森 愛梨沙51

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

ひので衛星を用いた太陽の極域磁場観測から探る太陽の周期活動性
藤森 愛梨沙 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
太陽の黒点数はおよそ 11 年の周期で増減を繰り返していることが知られている。太陽の極域磁場もそれとあわせて増減と極性の反転が生じ、極域磁束のピークは次の太陽サイクルの黒点数を予測する上で良い指標になっている。また、極域の開いた磁力線 (オープンフラックス) は惑星間空間磁場の構造に影響を与えている。極域のオープンフラックスが卓越する領域はコロナホールを形成し、コロナの大規模な構造を支配する。
極域磁場の精度の良い観測から得られる理解は、太陽ダイナモ機構や太陽風の加速機構などを解明する上で重要である。極性反転を含めた極域磁場の 11 年周期の活動性を調べるには、極域を支配する磁場の極性や磁束量を見積もることが基本である。これには、磁場の動径成分の導出が不可欠であり、磁場の３成分の情報が必要になる。しかし、極域の平均磁場強度は黒点のような活動領域より弱く、観測が難しい。さらに、外縁部での射影の効果やシーイングの影響で極域の小さな磁場構造を分解することが難しく、1960 年代から継続されている太陽全面磁場観測では、磁場の３成分を精度よく得ることは困難であった。比較的観測のしや
すい視線方向磁場の観測のみを使って、公転面に対する自転軸の傾きによる視線角の変化から磁場の動径・方位角成分を見積ったり、赤道から高緯度に向かって視線方向磁場が弱くなる度合から極域の磁束の集中度を見積ったりしてきた。2006 年に打ち上げられたひので衛星は高い空間分解能と感度を持ち、極域の磁場ベクトルを観測することを可能にした。これにより、磁場強度が大きな磁気パッチの数は太陽周期と共に変化
し、極域磁場の極性反転を担っていることが明らかになった。また、磁束が大きな磁気パッチは太陽面に対して垂直な方向を持つ傾向にあることが判明した。本講演では、極域磁場の重要性や視線方向磁場とベクトル磁場での観測に関するレビュー論文 [1] を紹介し、今後の研究方針について議論する。

1

いる。太陽風の加速機構を解明する上でコロナホー

Introduction

ルの生成に関わる極域磁場の観測は重要な役割を果
太陽の極域磁場は黒点の増減と合わせて約 11 年

たす。

周期で極性の反転が起こる。太陽活動の周期のうち、黒点が少ない極小期は極域磁場は大きくなり、逆に、黒点の多い極大期には極域磁場が小さくなり、黒点数の周期とは半周期のずれがある。極域磁場の強度2と次のサイクルの黒点数に相関関係があることが知

極域磁場観測の難しさられており、極域磁場は次のサイクルの黒点数の予

太陽の磁場の観測は 1960 年代から太陽全面磁場観測する際の良い指標になる。このことから、太陽 11測が継続して行われている。極域磁場の活動性の調

年周期の生成機構である太陽ダイナモ機構を理解す

査のためには、極域を支配する磁場の極性や磁束量る上で極域磁場の観測から得られる理解が重要になを正確に見積もることが基本となる。これには、極ると考えられている。

性に関わる動径成分の導出が不可欠で、磁場の 3 成

太陽の活動領域の磁力線は閉じた構造が支配的であ分の情報が必要になる。しかし、正確な極域磁場をるのに対し、極域の磁力線の多くは開いており、両極観測するにあたって、いくつか困難がある。

から惑星間空間へ広がるような構造をしている。開まず 1 つ目に、極域の磁場は低緯度の活動領域の磁

いた磁力線 (オープンフラックス) が卓越する領域で場と比較して平均磁場強度が弱く、観測が難しい。2は、太陽コロナの密度が低く、温度の低い領域である

つ目に、射影の効果で小さな磁場構造を分解するこ

コロナホールが形成される。コロナホールからは磁とが困難になる。地上観測においては、シーイング

力線に沿って太陽風が吹き出していると考えられての影響も受けるため、極域の小さな磁場構造を観測

52

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
することはより難しくなる。

3

偏光観測: 視線方向磁場

３つ目に、ベクトル磁場の観測の難しさがある。磁視線方向の観測でどのような研究がなされたかを場に感度のある吸収線のゼーマン効果に起因する偏光を観測することで、磁場の強度や向きを推定して紹介する。

いる。視線方向の磁場は円偏光 (ストークス V )、視まず、極域磁場を低緯度の観測を利用して推定した

線方向と直交する磁場は直線偏光 (ストークス Q と研究がある。Svalgaard et al. (1978) では、はじめU ) に対応する。円偏光及び直線偏光の偏光度と磁場 に、静穏領域の磁場が平均的に動径方向を向いてい◦◦
強度 B [G] の関係は近似的に次のように粗く見積る ることを確認するために、緯度 16 − 32 で経度を変化させながら視線方向磁場を観測すると、図 2 のことができる [2]。

ように中心部から外縁部にかけて cos L が小さくな

V≈ 10−3 B
I

るにつれて磁束密度が直線的に小さくなることを見(1)つけた。次に図 3 のように月ごとの磁束密度の変化を見ると地球の公転面に対する自転軸の傾きによっQ≈ 10−6 B 2
Iて極の見え方が変化し、極点が見える時期に磁束密(2)度が最大になることから、動径方向を持つ磁場が極−3これより、例えば観測できる限界の偏光度が 10で域に行くほど支配的になることが示された。

あったとき、円偏光の磁束密度は 1 G であるのに対し、直線偏光の磁束密度は約 30 G となる。同じ偏光度で測定した場合、直線偏光で観測される視線と直交する方向の磁場の方が精度よく導出するのが難しい。極域の磁場が動径方向を向いている場合は、直線偏光で観測する成分がより支配的になる。
図 4 のように、実際の磁場の視線方向成分を観測し、それを cos θ で割ることで動径方向磁場を導出できる。cos θ で割るため、動径方向からのずれの影響が極域ほど大きくなるが、ベクトル磁場の観測より比較的観測のしやすい視線方向の観測の方が早くから
図 2: Wilcox 太陽観測所のデータを用いた、緯度

始まり、そこから工夫して磁場を求めてきた。

16◦ − 32◦ における太陽面中心部から外縁部にかけての視線方向磁場の変化。横軸は視線方向と動径方向のなす角を L としたときの cos L。(Svalgaard et al.

(1978))

Petrie (2013) は、観測された磁束密度の時間変化を数サイクルにわたって追跡した。図 4 を見ると、両極で極性の反転の速度が異なっていることがわかった。例えば、2013 年ごろに北極は極性反転が進行していないのに比べて南極は極性反転が進行している様子が確認できる。また、23 サイクルの極性反転以降、他の周期と比較して太陽の活動が活発ではなく、
図 1: 実際の磁場と視線方向磁場から再現した動径方向磁場。θ は視線方向と動径方向のなす角。

両極域の磁場の強さが 60%程度しかなかったという報告と一致していた。この磁場の弱さは同時期の惑星
間磁場の記録的な弱さを引き起こしたと考えられる。

53

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
SOT/SP を用いた研究を紹介する。Shiota et al.
(2012) では、まず、図 5 のように極域と低緯度の静穏領域で極性の偏り方がどのように異なっているのか比較した。極域では、磁束が大きいほど極性の偏りが大きかった。一方、低緯度の静穏領域では極域と異なり、磁束の大きさに関わらず偏りが小さかった。

図 3: Wilcox 太陽観測所のデータを用いた、月ごとの中心子午線上の平均磁束密度の変化。横軸のアルファベットは月の頭文字。上は北極について、下は南極についてを表し、2 本の矢印は平均磁束密度が最大になる月を示す。(Svalgaard et al. (1978))

図 5: 極域 (左) と低緯度の静穏領域 (右) について磁束の数密度 (上) と平均磁束密度 (下) をプロットしたもの。横軸は磁束の対数を取った。赤の実線は正、黒

図 4: Kitt Peak 天文台のデータを用いて緯度 ±63◦ −70◦ の範囲から導出された極域の 10 日間の平均磁束の点線は負の磁束を表す。(Shiota et al. (2012))

密度の時間変化の推定。赤が北極、青が南極を表す。
軸を見やすいように調整してある。(Petrie (2015))

次に、図 6 極域磁場を鉛直成分と水平成分にわけ、それぞれどのように時間変化をしているかを調べた。
その結果、磁束の水平成分は時間変化が小さいのに

高空間分解能のベクトル磁場観

4対し、1018 Mx 以上の大きな磁束の鉛直成分は長期測的に変動していることが判明した。以上から、極性

2006 年に打ち上げられた太陽観測衛星ひのでに搭載された望遠鏡のうち、可視光・磁場望遠鏡の分光には磁束が大きい箇所の鉛直成分がより大きな影響を与えることがわかった。

偏光装置 (SOT/SP) によって磁場ベクトルの観測が可能になった。SOT/SP は太陽全面磁場観測とは異5なり、164” × 320” の範囲を 0.3”の高分解能で観測今後の研究する。これまで観測できなかった磁場の微細構造をベクトル磁場の観測が可能になり、磁場の 3 成分

捉えることができるようになった。太陽全面観測との情報が得られるようになった。一方、Petrie (2022)

は異なり、SOT/SP は極域を常時観測しているわけ

は、視線方向磁場から推定した極域の動径方向磁場ではなく、太陽の自転軸が地球の公転面に対して約と比べてベクトル磁場から推定した極域の動径方向

7.25 傾いることを利用して 3 月に南極、9 月に北極 磁場が小さく、磁束のかなりの部分を見逃している
可能性を指摘し、視線方向磁場の観測のみを使ってを重点的に観測している。
◦

54

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: 鉛直磁束 (左) と水平磁束 (右) について 2008年から 2012 年までの平均磁束密度をプロットしたもの。横軸は年。左図において、赤の × は正、黒の+は負の磁束を表す。(Shiota et al. (2012))

極域磁場を推定する方が正確だと主張している。極域の磁束をより正確に導出するために散乱光や SOT
データの極域の平均磁束の緯度による変化について
今後研究を進める予定である。

Reference[1] Petrie, 2015, Living Rev. Solar Phys., 12, 5[2] Stix, The Sun: An Introduction, 2002, Springer[3] Svalgaard, L., Duvall Jr, T. L. and Scherrer, P. H.,
1978, Solar Phys., 58, 225–239[4] Petrie, 2013, The Astrophysical Journal, 768:162[5] Shiota, D., Tsuneta, S., Shimojo, M., Sako, N.,
Orozco Suarez, D. and Ishikawa, R., 2012, The Astrophysical Journal, 753:157[6] Petrie, 2022, The Astrophysical Journal, 941:142

55

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太恒 b01

Tomo-e Gozen と Nayuta による明るい金属欠乏星探査
岡田 寛子

56

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Tomo-e Gozen と Nayuta による明るい金属欠乏星探査岡田 寛子 (兵庫県立大学大学院理学研究科)

Abstract
金属欠乏星は, 宇宙初期に誕生し現在まで生き残る低質量星であり, 初代星の性質や稀な重元素合成過程の性質といった宇宙初期に関する情報を提供してくれる重要な天体である. 金属欠乏星の最初の発見から 70 年
以上にわたる大規模な探査によって, 2000 天体以上の金属欠乏星が発見されている. しかし, 過去の探査で発見された金属欠乏星は暗く, 詳細な組成を測定できた星は 3 分の 1 にも満たない.
そこで本研究では, 詳細な組成の測定が可能であり, 特に発見数の少ない 12 等より明るい金属欠乏星を対象とした探査を実施した. 2022 年 9 月に, 東京大学木曽観測所 1.05 m シュミット望遠鏡の広視野 CMOS カ
メラ (Tomo-e Gozen) に 2 種類の狭帯域フィルタを搭載した測光観測を行った. 測光情報から [Fe/H] <-2の金属欠乏星候補を選択し, 兵庫県立大学西はりま天文台なゆた望遠鏡の可視中低分散分光器 (MALLS) による中分散分光観測を行った. 2022 年 12 月に追観測した 27 天体の候補星の金属量を見積もった結果, 新
たに 6 天体の金属欠乏星を同定した.

1の数は体積に比例し, 暗くなるにつれて連続的に増加

Introduction

するはずであり, これは明るい金属欠乏星が十分に見宇宙初期に誕生し, 現在まで生き残る低質量星は,つかっていないことを示している. 実際に, 過去の探

金属欠乏星として観測される. 金属欠乏星の化学組

査はクエーサーなどの銀河系外の天体の観測と同時成の測定は, 宇宙初期における元素の起源や化学進に行われており, 限界等級は深いものの観測領域が狭化, 初代星の性質の理解に繋がる. 元素 X と元素 Yかったため, この問題が起こったと考えられる. そのの相対的な存在量の表記方法は以下の通りである.

ため, 明るい金属欠乏星を見つけるためには, より広い領域を観測する必要があると考えられる.

[X/Y] = log(NX /NY )star − log(NX /NY )sun
ここで, N は各元素の数密度を表し, star 付は対象となる星の組成比, sun 付は太陽組成である. 例えば[Fe/H] は, 太陽と比較した水素に対する鉄の存在量を表している. 鉄は金属量とよく比例し, また, 恒星のスペクトルには鉄の線が多く含まれるため存在量を比較的容易に測定できることから, 金属量の指標としてよく利用される. 金属量は対数スケールで表され, [Fe/H] = −2.0 の VMP star は太陽の 100 分の

1 の金属量である.
Chamberlain & Aller (1951) が 低金属量星を発見してから, 過去数十年に渡り金属欠乏星の大規模な探図 1: SAGA database 上のこれまで発見された金属欠乏星の等級分布.

査観測と化学組成の研究が行われてきた. 過去の探査で発見された金属欠乏星の観測データは全て SAGA

database (Suda et al. 2008) に収録されており, 一般
公開されている. SAGA database 上の発見された金属欠乏星の等級分布を 図 1 に示す. 図を見ると, 暗い金属欠乏星が多く発見されているが, 12 等より明
るい金属欠乏星の発見数が少ないことが分かる. 星

最近では, Sky Mapper survey (Keller et al. 2007),Pristine survey (Starkenburg et al. 2017) などの狭帯域フィルタを用いた測光に基づく探査が注目を集めている. この手法では CaHK に感度のある狭帯域フィルタを用いて得た測光値に基づいて金属欠乏星57

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校を選択する (図 2). Sky Mapper survey では, CaHK

2Survey methods

2.1

Kiso/Tomo-e Gozen と狭帯域フィルタによる測光観測を含む v-band の狭帯域フィルタを用いた観測を行い, これまでに最低金属量となる [Fe/H] <−7.3 の金属欠乏星 (SMSS J031300.36-670839.3; Keller te

al. 2014) や 2500 個の金属欠乏星 (Da Costa et al.

探査観測では, 東京大学木曽観測所にある 1.05 m

2019) を発見している. また, 同様の手法を採用してシュミット望遠鏡の Tomo-e Gozen Camera を用いいる Pristine survey では CaHK を中心としたさら

た. Tomo-e Gozen には 84 枚の CMOS イメージに狭い波長域のフィルタを用いている. 狭帯域測光
では, 他の探査方法 (対物プリズムや多天体分光器を用いた観測) と異なり, 観測視野内の全天体の金属量センサーが配置されており, 一度に 20 平方度の視野をカバーできる.

また, 読み出し時間が無視できる

CMOS イメージセンサーを用いていることから, 自の情報を効率的に取得することができるという利点

由に積分時間を設定できる. そのため, 狭帯域フィがある.

ルタを用いた明るい金属欠乏星の探査観測に適している.

2022 年 9 - 10 月に Tomo-e Gozen の 4 分の 1 (21チップ) に CaHK と CH をカバーする狭帯域フィル
タ (NB 395, NB 433) を搭載した試験観測を行った.

2 種類の狭帯域フィルタで約 5,300 平方度の領域, 12等より明るい恒星約 500,000 個を観測した (図 3).

図 2: 左図は, 金属量 [Fe/H] = 0.0 (赤), [Fe/H] =−1.0 (橙), [Fe/H] = −2.0 (緑), [Fe/H] = −3.0 (青)と金属を含まない星 (黒) の合成スペクトル. 右図は,星を代表的なスペクトルに対応させ, そのスペクトルの色を計算したもの. この図は, SDSS の広帯域カ
ラーと新しい狭帯域フィルターを組み合わせることで, サンプル中の様々な金属量の星をきれいに分離していることを示している (Starkenburg et al. 2017).
本研究の最終目標は, 北天全域 (約 30,000 平方度)

図 3: 試験観測によって探査された領域.

の 12 等より明るい金属欠乏星を網羅する探査を行い, その詳細な化学組成を決定することで宇宙の化学
進化を解明することである. 具体的な探査手法は, 狭帯域フィルタを用いた測光観測から金属欠乏星候補

2.2を選択, 中分散分光法を用いて候補の金属量を測定するという方法である. 本研究では, 2022 年 9 - 10 月に実施した狭帯域フィルタを用いた試験観測から選出された金属欠乏星候補について, 12 月に中分散分
光観測を行い金属量を測定した.

金属欠乏星候補の選択

金属欠乏星候補の選択は, CaHK を用いた 2 色図

(図 4) や恒星の運動情報 (図 5 ) を用いて選択を行った. 図 ?? では, 様々な大気パラメータの恒星スペク
トルモデルを用いて, より金属量が低い領域に位置する天体について優先的に観測を行った. さらに, ハ
ローの星は一般に古い星が多く広がった分布をしているため, 図 5 から銀河中心に対する速さと銀河面からの最高到達距離が大きい星を選び出した.

58

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Analysis Facility; Tody, 1986) の標準的な処理を行った. 画像からスペクトルを抽出し, Th-Ar 較正スペ
クトルを用いて波長を較正を行った. 一つの星に複数の露出がある場合は, 個々の露出で得られたスペク
トルを足し合わせた. 一次元化されたスペクトルから, 恒星の大気パラメータを決定する. 大気パラメー
タは, 有効温度, 表面重力, 化学組成, 微視的乱流速度から構成される. 中分解能のスペクトルでは, 十分に測定された金属の吸収線がないため, 励起ポテ
ンシャルと存在量との関係の傾きを最小化するという通常の方法で, 有効温度 Teﬀ の分光学的な推定値を決定することができない. そこで, 測光値 (V-Ks)
図 4: NB 395 を用いた 2 色図. ここで, 点は iSpecに基づいて [Fe/H] = 0 を仮定し有効温度を推定しで生成されたモデルスペクトルであり, 機械学習にた (Casagrande et al. 2010). また, 表面重力 log(g)よって選択された候補天体は四角で示されている.

は Gaia で得られている天体までの距離と天体の V
等級の関係に基づいて推定した (Casagrande et al.

2010). 得られた有効温度と表面重力を固定値とし,金属量 [M/H], 微小乱流速度 Vmic , α 元素と鉄の組
成比 [α/Fe]（ここで α 元素は O, Ne, Mg, Si, S, Ar,

Ca, Ti）を Blanco-Cuaresuma et al. (2014) に記載されている iSpec の合成スペクトルフィッティング
法を用いて決定する. ここで, 微視的乱流速度は経験則に基づき決定されたものである. 合成スペクトル
フィッティング法では, 観測されたスペクトルとその場で生成された合成スペクトルを比較し, 観測スペ
クトルと合成スペクトルとの差を最小化する. 合成
スペクトルの生成には, LTE スペクトル合成ソフト

図 5: 恒星の固有運動の関係. ここでの点は既知天体

ウェアである Turbospectrum を使用した. モデル恒であり, 金属量毎に色分けされている. また, 機械学

星大気は MARCS (Gustafsson et al. 2008) グリッ

習によって選ばれた候補は四角で示している.

2.3

ド, 太陽組成は Asplund et al. (2009), ラインリスト

Nayuta/MALLS による中分散分光
追観測

兵庫県立大学西はりま天文台にあるなゆた望遠鏡のは VALD (Kupka et al. 2011) を採用した.

3

Results & Discussion

可視光低中分散分光器 (Medium And Low-dispersion

図 6 は, 選択された金属欠乏星候補の金属量分布Long-slit Spectrograph [MALLS]) を用いて金属欠である. 今回の追観測では, 新たに 6 天体の金属欠乏星候補の分光追観測を行った. 観測では, 中心波長

乏星を同定した. 追観測した星の中で, 低 Teﬀ , 低

5,100 Å で LOPF 405 フィルタ, グレーティングはlog(g) または高 Teﬀ , 高 log(g) の星は, 金属度が低

1,800 本/mm, スリット幅 0.8 秒角を組み合わせ, ロい星が多いことがわかった. それぞれの log(g) につ

ングスリットモードを利用した. スペクトルは 4900

いて, 理論的な 2 色図を用いて候補を選択することで- 5300 Å の波長域をカバーし, 波長分解能は 9,000より効率的に金属欠乏星候補を選択できると考えら

である.

れる.

データ処理は IRAF (The Image Reduction and592023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: 追観測の金属量分布.

4Conclusion
本研究では, これまで探査が不十分な状況であった 12 等より明るい金属欠乏星に注目した探査観測を行った. 恒星の金属量に感度がある CaHK をカバーする狭帯域フィルタを用いて測光観測を行うことで, 観測領域内の全天体の金属量の情報を取得できる. 我々は, 木曽シュミット望遠鏡の Tomo-e Gozenに狭帯域フィルタを搭載した探査観測を行い, 金属欠
乏星候補を選出, なゆた望遠鏡の MALLS を用いて追観測を行った. 2022 年 12 月の追観測では, [Fe/H]< −2 を満たす金属欠乏星を 6 天体同定した. 今回の候補選択の成功率は約 22 % であり, 今後 log(g)の情報等を加えることで選択手法を改善できると考えられる. 本研究で発見された金属欠乏星について
は, Seimei/GAOES-RV による高分散分光観測を行い, 個々の元素組成を決定する予定である.

60

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太恒 b03

飛騨天文台 SMART/SDDI および SDO/EVE を用いた
2022 年 10 月 2 日 M8.7 フレアの多波長分光 Sun-as-a-star
解析
大津 天斗

61

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

飛騨天文台 SMART/SDDI および SDO/EVE を用いた

2022 年 10 月 2 日 M8.7 フレアの多波長分光 Sun-as-a-star 解析
大津 天斗 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
太陽フレアは太陽大気中で発生する爆発的な増光現象として知られ、フィラメント噴出などの多様な活動性を伴う。一方、他の恒星でも突発的な増光が観測されており、恒星フレアと呼ばれる。近年の観測から、恒星フレアにも太陽フレアと同様に多様な活動現象が伴う可能性が示唆されている。しかし、遠くの恒星は表面を空間分解できないため、観測シグナルがどのような現象に対応するか判別することが難しい。そこで、太陽のデータをあえて空間積分する「Sun-as-a-star 解析」を行い、恒星と太陽のデータを比較する研究が進められている。フレアの Sun-as-a-star 解析は、極端紫外線（EUV）や Hα 線スペクトルを用いて行われてきたが、異なる温度帯に感度を持つこれらのスペクトルを同時に用いて Sun-as-a-star 解析を行った例は未だ存在しない。太陽との類推から恒星フレアに伴う活動現象も多温度の構造を示すと期待されるため、異なる温度帯に感度をもつ多波長スペクトルを用いた Sun-as-a-star 解析によって、活動現象の多温度構造が空間積分した場合にどのように観測されるかを明らかにしておく必要がある。そこで、本研究では 2022 年 10 月 2 日に発生した M8.7 フレアと関連するプラズマ噴出について、京都大学飛騨天文台 SMART/SDDI（Hα 線撮像分光）と SDO/EVE (EUV 全面積分分光) の同時観測データを用いて、Sun-as-a-star 解析を行った。その結果、空間積分した Hα 線スペクトル (logT[K]∼4) には、噴出に対応して最大視線速度 −300km/s の青方偏移した吸収が現れた。さらに、この高速成分の吸収と同時に O V 629.73 Å(logT[K]∼5.4) などの EUV 線スペクトルで青方偏移した増光が確認された。我々は SDO/AIA 304Å (logT[K]∼4.9), 171Å (logT[K]∼5.9)の撮像観測との比較から、EUV 線スペクトルで見られた青方偏移もプラズマの噴出に対応すると結論付けた。本講演では、これらの青方偏移成分について詳細を報告し、本研究の恒星観測への応用について述べる。

1

データと比較するために、あえて空間積分する手法はIntroduction「Sun-as-a-star 解析」と呼ばれる。例えば Xu et al.

太陽フレアは太陽大気中で発生する爆発的な増光現象として知られ、フィラメントとよばれるプラズマの噴出 (e.g., Seki et al. 2017)、下層大気（彩層）の加熱による彩層蒸発/凝縮 (e.g., Ichimoto & Kurokawa

アを解析し、O V 629 Å などの極端紫外線 (Extrem

Ultraviolet; EUV, log (T [K]) > 5) の空間積分スペ
クトルにプラズマ噴出に起因する青方偏移した増光1984)、彩層蒸発によって磁気ループを満たした高温のプラズマが冷えて落下するコロナルレイン (e.g.,(2022) では 2021 年 10 月 28 日に発生した X1.0 フレを検出した。また、Otsu et al. (2022) では 9 つのイ

ベントについて Hα 線スペクトル (log (T [K]) ∼ 4) のAntolin et al. 2015) など、多様な活動性を伴うこと
Sun-as-a-star 解析を行い、プラズマ噴出、彩層凝縮、が明らかにされている。一方で、太陽以外の恒星でもコロナルレインといった多様な活動現象の特徴を空
突発的な増光現象が観測されており、恒星フレアと呼間積分した Hα 線スペクトルでも検出できることをばれる。近年の観測から、恒星フレアにも太陽フレア
明らかにした。太陽フレアの Sun-as-a-star 解析は、と同様に多様な活動現象が伴う可能性が示唆されて
EUV や Hα 線スペクトルを用いて行われてきたが、いる。しかし、遠くの恒星は表面を空間分解できない
異なる温度帯のプラズマに感度を持つこれらのスペ
ため、観測されたシグナルが恒星表面のどのようなクトルを同時に用いて Sun-as-a-star 解析を行った例
現象に対応するのか明らかにすることが難しい。そこは未だ存在しない。太陽活動現象の多くは複数の温度で、太陽の詳細な撮像データを恒星のデータ解析に応構造を示すため (e.g., Fontenla & Poland 1989)、太用する研究が進められている。太陽のデータを恒星の陽との類推から恒星フレアに伴う活動現象も多温度

622023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の構造を示すと期待される。したがって、恒星活動のさらなる理解のためには異なる温度帯のプラズマに感度をもつ多波長スペクトルを用いた Sun-as-a-star
解析によって、プラズマ噴出を始めとした活動現象の多温度構造が空間積分した場合にどのように観測されるかを明らかにする必要がある。
そこで本研究では、2022 年 10 月 2 日に発生した M8.7 フレアについて、京都大学飛騨天文台

SMART/SDDI で観測された Hα 線分光撮像データと SDO 衛星に搭載された EVE で観測された太陽全面積分 EUV スペクトルを用いて、Hα 線と EUV の多波長同時分光 Sun-as-a-star 解析を実行した。2 章

図 1: Hα 線のダイナミックスペクトル。空間積分しで観測データの概略と解析手法について述べる。3 章

た Hα 線差分スペクトルを横軸時間、縦軸波長差とでは Sun-as-a-star 解析の結果について述べ、議論をドップラー速度（+ が赤方偏移）としてカラーマッ

行う。そして、5 章で本研究のまとめを行う。

プで示す。橙色が増光、紫が吸収を示す。
スペクトルを太陽全面で積算した連続光で規格化し2た。この規格化した差分スペクトルは太陽を恒星のObservations & Methods

ように点光源として観測したときに得られる差分ス
本研究では SMART/SDDI で観測された Hα 線分

ペクトルと等価である。そこで以下ではこの差分ス

光撮像データと SDO/EVE で観測された EUV スペ

ペクトルを Sun-as-a-star Hα 線スペクトルと呼ぶ。

クトルを用いて Sun-as-a-star 解析を行った。

2.1

2.3

Target event: M8.7 ﬂare on 2022
October 2

Analysis of EUV Spectra

本集録では解析した EUV 線のうち、O V 629.7 Å
について結果を報告する。O V 629.7 Å は、先行研

本研究では 2022 年 10 月 2 日に NOAA 13110

究 (Xu et al. 2022) においてプラズマ噴出による顕で発生した M8.7 フレアについて解析を行った。 著な青方偏移が報告されていることから採用した。

SMART/SDDI の Hα 線スペクトルおよび SDO/AIAEVE の解析では、まずイベント発生前のスペクトによって本フレアに付随するフィラメント噴出が観ルをガウシアンフィッティングすることでスペクトル

測されている。また、SOHO/LASCO によってコロの中心波長を求め、装置や衛星軌道の変動で生じる

ナ質量放出 (CME) も観測された。

波長ずれ (Xu et al. 2022) の補正を行った。次に、Hα線の場合と同様にイベント発生前のスペクトルとの2.2

Analysis of Hα Spectra

差分をとった。最後にイベント発生前のスペクトルのピーク光度で差分スペクトルを規格化した。EUV 帯
Hα 線スペクトルの解析は Otsu et al. (2022) に従 の連続光は線スペクトルのピークに比べて著しく弱う。まず、活動現象が起こっている領域内で Hα 線 いため、連続光の代わりにピーク光度を用いている。
スペクトルを空間積分した。本イベントはフィラメ
ント噴出の空間スケールが大きいため、単純な矩形領域ではなく、イベント全体を含むマスク領域で空間積分を行うことで地球大気のシンチレーション等
による変動成分を抑えた。次に、空間積分したスペ

3

Results and Discussion

3.1

Sun-as-a-star Hα Spectra

クトルから活動現象が起こる前の時刻のスペクトル

図 1 に Hα 線の解析結果をダイナッミクスペクト

を引き、差分スペクトルを作成した。さらに、差分ルとして示す。Hα 線には大きく 3 つのグループの特632023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
徴が確認できる。(i) 初期の青方/赤方偏移した吸収を伴う Hα 線中心近傍の増光。(ii)(i) の青方偏移した
吸収に続く第２の赤方偏移した吸収。(iii) フレアの減衰期に現れる第 3 の赤方偏移した吸収。これらの特徴と撮像観測の対応は以下の通りである。

(i) フレアの増光に対応して Hα 線中心近傍に増光が現れる。この際、彩層凝縮による下降流に対応して、赤方偏移側に超過した増光 (red asymmetry)が確認できる。また、フィラメント噴出が観測者に近づく方向に噴出したことに対応して初期

図 2: O V 629.7 Å のダイナミックスペクトル。図のの青方偏移した吸収が現れた。青方偏移成分の形式は図 1 と同様。灰色の領域は SDO/EVE のデー

最大速度は ∼ −300 km s

∼ −200 km s

−1−1にまで到達するが、 タが存在しない時間帯を示す。

より高速の成分はより低速の成分と比べて不明瞭である。また、このイベント

フレアの減衰期に現れる赤方偏移した増光。これら

ではフィラメントが膨張しながら噴出する様子の特徴と AIA 撮像観測の対応は以下の通りである。

が観測されており、結果として赤方偏移した吸(i) O V で青方偏移した増光が確認できた時間

収も現れた。

帯に AIA 304 Å (log (T [K]) ∼ 4.9)、171 Å

(ii) 噴出したフィラメントの一部が重力によって太(log (T [K]) ∼ 5.9) でフィラメント噴出が観測

陽表面に落下することに対応して、噴出によるされている。さらに、O V 629.7 Å の形成温度

青方偏移した吸収 ((i)) の後に、再び赤方偏移し

は log (T [K]) ∼ 5.4 であり、AIA 304 Å と 171

た吸収が現れる。

Å の典型的な温度の間に位置する。以上の発生
時刻・温度帯の一致から O V の青方偏移した増(iii) フレアの減衰期において、AIA 171、193Å で観光はフィラメント噴出に対応すると考えられる。

測されたポストフレアループと同じ位置に Hα線の赤方偏移側画像で下降流が確認されている。 (ii) O V の後半の赤方偏移した増光には、AIA 171
Å との比較から、ポストフレアループとの関連
これは冷却されたプラズマがポストフレアルー
プに沿って流れ落ちるコロナルレインであるとが示唆されている。赤方偏移として観測された考えられ、対応してダイナッミクスペクトルに原因の候補としてはポストフレアループの上方は第 3 の赤方偏移した吸収が確認できる。

で生じる下降流 (supra-arcade downﬂow)、およびポストフレアループに沿って流れ落ちるコロ

プラズマの噴出、彩層凝縮、コロナルレインが空間

ナルレインが考えられる。

積分した Hα 線スペクトルでも検出可能であることはすでに報告されている (Otsu et al. 2022)。一方で、

温度 log (T [K] > 5.8 の EUV 線では、CME に関連

1 つのイベントにおける一連の過程としてこれら 3 つ

して減光が観測されることがある (Harra et al. 2016)。

全てが空間積分スペクトルで確認されたのは、本結さらに近年の研究では、O V 629.7 Å を含む複数の果が最初の例である。この結果は、Hα 線スペクトル

遷移層温度の EUV 線において CME に関連する減だけでも遠くの恒星のフレアに関わる活動現象を概光が報告されている (Xu et al. 2022)。本イベント観できる可能性を示している。

では AIA 193 Å、171 Å の撮像画像では減光が観測されている。しかし、O V 等の遷移層温度の EUV線、さらには AIA 193 Å、171 Å の全面積分ライト

3.2

Sun-as-a-star O V Spectra

図 2 に O V 629.7 Å の解析結果をダイナッミク

カーブにおいて減光は観測されなかった。AIA 193

Å、171 Å ではポストフレアループからの放射が支配スペクトルとして示す。O V は 2 つの特徴を示す。 的であったことが確認できており、その結果として(i)t=20∼40 min ごろに現れる青方偏移した増光。(ii) ライトカーブには減光現れなかった。O V において64

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校な速度 (≥ 100 km s−1 ; Savage & McKenzie 2011)と整合するが、1 次元的なループに沿った流体シミュ
レーションでは落下物の圧力や密度の違いによって落下速度に差が生じることが報告されており (e.g.,

Oliver et al. 2014)、O V と Hα で速度差がある場合
でも、O V のコロナルレインのシナリオは否定できない (Section 3.2)。また、O V の後半の赤方偏移した増光は、コロナルレインに対応する Hα 線の第 3の赤方偏移した吸収 ((Section 3.1 (iii)) よりも先に現れている。この結果は、より高温のプラズマが先に下降していることを示しており、O V のコロナル
図 3: Hα と O V 629.7 Å の合成ダイナミックスペク

レインのシナリオと整合的である。

トル。橙色と紫のカラーマップは図 1 と同様。O V
はイベント発生前のデータから閾値を設定し、絶対4

値がこの閾値より大きい値を半透明の黒で示している（Section 3.3）。半透明の灰色の領域は SDO/EVE

Summary
本研究では 2022 年 10 月 2 日に発生した M8.7 フレのデータがない時刻を示す。

アについて、Hα 線と EUV の同時分光 Sun-as-a-star
解析を行った。フィラメント噴出に対応して、Hα 線、も上の (ii) で述べた通りポストフレアループからのO V 629.7 Å の Sun-as-a-star スペクトルにはそれぞ放射が支配的であったと考えられ、仮に遷移層温度

れ青方偏移した吸収、増光が確認された。特に、Oのラインで減光が生じていたとしても、ポストフレ

V の青方偏移した増光は Hα の青方偏移した吸収とアループからの放射にかき消されて全面積分では見比べて、より長時間追跡可能であることがわかった。

えなくなっていた可能性がある。

この結果は、噴出物の観測可能波長の変化を Sun-as-

a-star 的な視点で示した初めての例である。恒星観

3.3

Comparison between Hα and O 測においても、Hα 線と EUV による同時分光観測によってプラズマ噴出の時間発展をより長時間追える
V 629.7 Å
と期待される。

図 3 に Hα 線と O V 629.7 Å の合成ダイナミック
スペクトルを示す。背景のオレンジと紫のカラーマッ
プは Hα 線で図 1 と同様である。O V については、 Reference
イベント発生前のデータから計算した標準偏差の 3

Seki, D., Otsuji, K., Isobe, H., et al. 2017, ApJL, 843,
L24倍を閾値として、この閾値より絶対値が大きな値のみ半透明の黒で示している。図 3 から分かるように、 Ichimoto, K., & Kurokawa, H. 1984, SoPh, 93, 105

O V の青方偏移した増光は Hα の青方偏移した吸収によく一致している。特に、Hα の青方偏移した吸収

Antolin, P., Vissers, G., Pereira, T. M. D., et al. 2015,
ApJ, 806, 81

が ∼ −200 km s−1 より高速になって、低速成分と比Xu, Y., Tian, H., Hou, Z., et al. 2022, ApJ, 931, 76

べてほぼ見えなくなっても（t ∼ 25 min）、O V では
閾値を超えて見え続けていることが分かる。この結Otsu, T., Asai, A., Ichimoto, K., et al. 2022, ApJ, 939,
98

果は、噴出物の観測可能波長の変化を Sun-as-a-starFontenla, J. M. & Poland, A. I. 1989, SoPh, 123, 143的な視点で示した初めての例である。
フレアの減衰期において、Hα 線の赤方偏移した
吸収が最大でも ∼ 50 km s−1 であるのに対して、OV の赤方偏移成分は ∼ 200 km s−1 まで到達している。O V の速度は supra-arcade downﬂow の典型的

Savage, S. L. & McKenzie, D. E. 2011, , 730, 98
Harra, L. K., Schrijver, C. J., Janvier, M., et al. 2016,
SoPh, 291, 1761
Oliver, R., Soler, R., Terradas, J., et al. 2014, ApJ, 784,
21

65

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太恒 b04

CME を伴うフレア、伴わないフレアとフレアリボン
との関係
寺岡 耕平

66

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

CME を伴うフレア、伴わないフレアとフレアリボンとの関係
寺岡 耕平 (東京大学大学院 理学系研究科, ISAS/JAXA)

Abstract
フレアリボン観測と数値計算による非線形フォースフリー磁場外挿を用い、活動領域 12673 で 2017 年 9 月

6 日に発生した 2 つのフレアでのコロナ質量放出の有無に影響した磁場構造の違いを調べた。大規模なコロナ質量放出が発生したフレアでは、コロナ質量放出がほぼ見られなかったフレアより広範にフレアに関与した磁力線が分布していた。このことから、磁力線の繋ぎかわりによって大規模な磁場構造が変化し、コロナ質量放出に繋がったと推論された。

1

Introduction

2

Materials and Methods

太陽フレアは熱・輻射エネルギー解放現象で、コロ

フレアリボンの観測データに、SDO 衛星 AIA 紫ナ質量放出 (CME) は質量放出・運動エネルギー解放

外線望遠鏡の 1,600 Å の観測データを用いた。なお、現象である。両者とも磁力線繋ぎかえ等の磁力線構その波長での急速な増光をフレアリボンと定義する。

造の変化によるコロナ大気中の磁気エネルギーの変

NLFFF 外挿計算の底部境界に用いる三次元磁場ベ換により発生するため、磁場構造が重要である。しかクトルデータに、SDO 衛星 HMI 望遠鏡で観測されし、CME を伴う eruptive フレアのみならず、はぼ伴

た SHARP というデータセットを用いた。

わない conﬁned フレアもあり、どんな構造が違いを

NLFFF 外挿計算について (詳細は、Inoue et al.,生じさせるか未解明である。両者間の三次元コロナ
磁場の違いを明らかにするため、フレアに関連する2014)、コロナ大気磁場の観測はできないため数値計算で外挿する必要がある。NLFFF は、以下の 3 つの繋ぎかえが起きた磁力線の足元であるフレアリボン

仮定を置いて、磁気流体力学方程式を簡潔な形にしの時間発展と、非線形フォースフリー磁場 (NLFFF)て計算する。

構造に着目し、活動領域 (AR)12673 にて 2017 年 9

1. プラズマ β は 0 磁気圧が支配的で、力はローレ

月 6 日 08:57 UT 発生の conﬁned フレアと、11:53

ンツ力のみあるUT 発生の eruptive フレアを比較対象として調べた。

2. 磁力線は力学的平衡状態 (磁気圧と磁気張力の09:48
confined flareのCME

違いが⽣じる条件？

合力であるローレンツ力が 0)

12:48
eruptive flareのCME

3. 電流が磁場に平行 (J = ∇ × B = αB) で、比例係数 α は磁力線に沿って一定

磁⼒線繋ぎかえα はねじれ係数と呼ばれ、磁力線に沿って積分した

フレアリボンTn =図 1: 本研究の概要図。(左)、(右)SOHO 衛星 LASCO

1
4π

∫
αdl =

1
4π

∫

J ·B
dl
|B|2

で観測された 2017 年 9 月 6 日の CME。(中央) 磁力
線繋ぎかえとフレアリボンの模式図。

がねじれ数となり、磁気エネルギーのたまり具合の指標となる。計算手順は以下の通り。

1. 2017 年 9 月 6 日の 08:36, 11:00 UT の三次元磁場ベクトルデータを数値計算の底面境界にする

67

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校線) 付近の南北に存在し、場所が動かずに減衰したの

2. 三次元ベクトルデータの視線成分を使い、エネ

ルギー最小で α = 0(ねじれなし) のポテンシャ に対し、eruptive フレアでは、

conﬁned フレアと同じ位置→北西の負極→南西の正ル磁場を計算 (Sakurai, 1982)

極に南下→ PIL 左右の極にできて距離が離れながら

3. 底面の磁場の水平成分をポテンシャル磁場から減衰→北西離れた負極と中央丸い正極

観測データと同じになるまで少しづつ変化させの順にフレアリボンが時間発展した。

る (磁力線をねじる)

NLFFF 構造 (図 3. ) に関しては、フレアリボ

4. 底面を変化させた計算領域内でローレンツ力がンの位置にある磁力線は、conﬁned フレアと比べて最小になる状態まで計算

eruptive フレアでは南北方向に伸びた 2 倍高い磁力線が存在し、メインの PIL にある二つのねじれた磁力線と繋がりがあった。

3

Results
4

Discussion
Conﬁned フレアでは、メインの PIL の南北が足元の磁力線同士が繋ぎ変わったものの高い磁力線には到達しなかったと推測される。一方、eruptive フレ
アでは、メインの PIL の南北が足元の磁力線同士が繋ぎ変わり、更に北西の負極から伸びる磁力線と繋ぎかわった後に、メインの PIL 南側のねじれが大きい磁力線を経由して南西にある正極につながる磁力線が繋ぎかわり、最終的にメインの PIL の左右が足
図 2: AIA 1,600 Å で観測されたフレアリボンの時

元の磁力線が繋ぎ変わったと推測される。そのため、系列。カラーバーの単位は DN/(s·pixel) で、白線がconﬁned フレアより eruptive フレアの方がより広範

500G、黒線が-500G の視線方向磁場の位置である。 囲かつ高い領域で磁場構造が変化したことで、大規模な CME が発生したと考えられる。

5

Conclusion
どのような磁場構造の差異が CME の有無を生むのかを明らかにするために、NLFFF とフレアリボンを調べた。eruptive フレアは conﬁned フレアより広範にフレアに関与した磁力線が分布し、繋ぎかわりによって大規模な磁場構造が変化したことで CMEに繋がったと推論された。

図 3: フレア前の NLFFF 外挿結果。オレンジはねAcknowledgement

じれ数 0.5 以上、その他はフレアリボンから出た磁ISAS/JAXA の清水敏文教授、鳥海森准教授、山力線を表す。磁場ベクトルが 1,000G 以上の地点が白で-1,000G 以下の地点が黒である。

崎大輝宇宙航空プロジェクト研究員、国立天文台の川畑祐典助教、東京大学の今田晋亮教授、ニュージャー

フレアリボンの時間発展 (図 2.) について、conﬁned

ジー工科大学太陽地球科学センター助教の井上諭本

フレアでは、中央の磁気中性線 (PIL; 磁場 0 の境界

682023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
研究のご助言やご指導、解析環境およびデータのご提供いただいた。ここに感謝の意を表す。

Reference
Inoue, S., et al. 2014, ApJ
Sakurai, T. 1982, SoPh69

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太恒 b05

オープンフラックス問題に対する新たな原因の可能性
の検討
吉田 南

70

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

オープンフラックス問題に対する新たな原因の可能性の検討
吉田 南 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
太陽から延びる開いた磁場はオープンフラックスと呼ばれ、惑星間空間磁場 (IMF) を形成している。IMF
は太陽磁場構造と同様に太陽活動周期を通して変動しているため、惑星間空間の構造を知るためには、太陽磁場と IMF を包括的に理解することが重要である。しかし、太陽光球磁場情報から推定された地球近傍磁場
強度は、実際にその場観測された動径方向磁場強度に比べて 2 ∼ 5 倍過小評価されている (オープンフラッ
クス問題)。本研究ではこの原因を探るために、太陽磁場と IMF の長期変動に着目した。太陽磁場を、局所的な構造と対極的な構造に成分分解し、どの成分が IMF の変動作り出しているのか調査した。その結果、極大期では大局的な磁場、極小期では局所的な磁場が IMF 変動を作り出すことが明らかになった。この結果
は、これまでオープンフラックス問題を引き起こす可能性があるとされていた、光球磁場の極域よりも中低緯度に注目することが、より重要であることを示唆している。

1

ルに用いる背景磁場が正しく推定されないことにもIntroduction

つながる。この問題の原因として、太陽光球磁場の
太陽は磁場を持ち、その構造は太陽活動周期にわ「極域」が過小評価されるため推定値が過小評価されたって変化している。図 1 は太陽極大期と太陽極小ている可能性が挙げられる (Riley et al. 2019)。太陽期の代表的な太陽磁場構造を示している。図 1 の球

極域は、観測衛星がある黄道面からは観測しにくい

は太陽表面である光球、黒線は光球から延びて光球ためである。しかし、図 1 に表されるように、オーへ戻る「閉じた」磁場、緑線とピンク線は惑星間空

プンフラックスは必ずしも光球の極域から延びてい間へと広がる正負の「開いた」磁場 (オープンフラックス) を表す。極大期は、中低緯度に活動領域が広がり局所的に磁場が閉じるため、複雑な太陽磁場構造

るわけではない。そこで本研究では、実際に太陽磁場構造のどの成分が IMF に寄与しているのかを調査する。太陽磁場を球面調和関数の次数 (ℓ, m) で分解である。一方極小期は、太陽活動が静かで光球中低し、その長期変動を、地球近傍でその場観測された

緯度に強い磁場がないため、極域にオープンフラッ
クスが集中している。オープンフラックスは惑星間
空間磁場 (IMF) を形成し、これは太陽磁場と同様にIMF の長期変動と比較した。本稿では、Yoshida etal. (2023) に基づいて結果と議論を記述する。

周期的に変化している。そのため、太陽磁場がどのように IMF を形成しているかを知るためには、太陽活動周期にわたる太陽磁場と IMF の変動を理解する必要がある。
惑星間空間の磁場構造全体は観測することができない。これまで、地球近傍で「その場観測」した IMF(以下、IMF 実測値) と、太陽光球を観測した磁場を外挿することで推定した地球近傍磁場（以下、オー
プンフラックス推定値）が比較されてきた。しかし、IMF 実測値に対して同じ地点の磁場強度を推定した 図 1: 極大期 (右) と極小期 (左) の太陽磁場構造。球
オープンフラックス推定値が 2 ∼ 5 倍過小評価され は光球、黒線は閉じた磁場、緑線とピンク線は開いた磁場を示す。

る問題がある (オープンフラックス問題; Linker et

al. 2017)。これは、太陽が作り出す IMF の理解を妨げる重大な問題であり、宇宙天気予測や太陽風モデ712023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Data and Analysis

3

Results2.1

地球近傍でその場観測した IMF

3.1

IMF の長期変動の特徴

図 2 (a) は、地球近傍における IMF 実測値 (青線)
IMF 実測値には、地球近傍のラグランジュポイント
1 でその場観測された IMF のデータを用いる。OMNI と、オープンフラックス推定値 (赤線) の変動を比較
データセットから取得できる Wind 衛星の動径方向磁している。図 2 (b) は、太陽活動の指標である太陽黒場強度データを取得した。2010 年 5 月から 2021 年 10点の変動を表している。図 2 (a) より、磁場強度の観

月 (Carrinton Rotation; CR2097∼CR2249) まで、1点では、オープンフラックス推定値が IMF 実測値と時間平均されたデータを 1 Carrington Rotation ご

比較して、太陽活動周期にわたって 2 ∼ 5 倍過小評とに平均した。

価されている。一方で変動の傾向の観点では、両者の傾向は似ていることがわかる。また、太陽極大期

2.2(黒点数の最大) は 2014 年 4 月 (図 2 (b)) だが、IMF

太陽磁場の外挿と成分分解

実測値やオープンフラックス推定値は 2014 年 11 月

オープンフラックス推定値は、光球動径方向磁に最大となり、地球近傍磁場のピークは太陽表面磁場のシノプティックマップを元にコロナ磁場を外挿場のピークから 7ヶ月遅れていることがわかる。

して求めた。シノプティックマップは、縦軸が Car-

rington 経度、横軸が緯度で構成される。本研究で4.5

は、Solar Dynamics Observatory (SDO) 衛星に搭

4.0

2100

2120

Carrington rotation number
2140 2160 2180 2200

2220

2240

Open flux estimated by PFSS
In-Situ IMF measurement

Magnetic flux at 1 AU (nT)

3.5

載されている Helioseismic and Magnetic Imager

3.0(HMI) で観測されたマップを用いた。3600 × 1440 の2.5

マップを Joint Science Operations Center (JSOC)

2.0[http://jsoc. stanford.edu] から取得し、モデルに入

1.5

力する際には、計算コストを考慮して、計算結果が1.0

安定する 600 × 300 に変換した。変換したマップを0.5

Potential Field Source Surface (PFSS) モデルに入

0.0
2010

2012

力して、コロナ磁場を外挿した。PFSS モデルでは、

2014

2016
Year

2018

2020

2018

2020

Sunspot number
140
120

場が動径方向を向いていると仮定する。本研究では、

100

Sunspot number

2 つの仮定をおいている；(i) ポテンシャル磁場を仮定
し、(ii) 上部境界である source surface では全ての磁

source surface を 2.5 太陽半径に設定し、source surface まで到達した磁場を「開いた」ものとしている。
次に、コロナ磁場を球面調和関数の次数 (ℓ, m) で成分分解した。ℓ は磁場構造の大きさ (大局的か局所

80
60
40
20

的か)、m は磁場成分の向きであると考えることがで02010

きる。本研究では、ℓ = 1 の成分を双極子磁場、ℓ ≥ 2の成分を非双極子磁場、特に (ℓ, m) = (1, 0) を軸方

2012

2014

2016
Year

向双極子磁場、(ℓ, m) = (1, ±1) を赤道方向双極子磁図 2: (上) 地球近傍でその場観測された IMF 実測値

場とする。

(青線) と PFSS モデルで外挿したオープンフラック

最後に、成分分解した太陽磁場の長期変動を地球近ス推定値 (赤線)。(下) 黒点数の変動。

傍でその場観測された IMF の長期変動と比較した。

72

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
1e22 7(A)

In-Situ IMF measurement
Solar dipole flux (ℓ = 1)4.0

図 3 は、IMF 実測値 (A, B; 青線) と、双極子磁場53.5(A; 緑実線, ℓ = 1)、非双極子磁場 (B; 緑点線, ℓ ≥ 2)43.0の変動を比較している。図 3 (A) の縦点線はそれぞ

3

2.5

れ、(a) 極小期と極大期の変わり目、(b) IMF 実測値のピーク直前、(c) IMF 実測値のピーク、(d) 極小期

22.0の時期に対応している。IMF 実測値の変動の傾向と1一致する太陽磁場成分は、太陽活動周期によって変1.52010(a) 2012

化することがわかる。まず、極大期に注目する。IMF

4.5

実測値は 2014 年 11 月に急激に増加する。このとき双(b) (c)
2014
2016
Year

(B)

2018

(d)
2020

1e23 9Solar non-dipole flux (ℓ ≥ 2)

3.5

6
5

3.0

場の変動の相関係数は 0.63、IMF 実測値と非双極子

42.5

磁場の変動の相関係数は 0.43 である。次に、極小期に注目する。IMF 実測値は 2020 年 4 月まで減少し、

3
2

2.0

その後増加する。非双極子磁場 (図 3 B) は同様の傾

11.52010向を示すが、双極子磁場は安定している (図 3 A)。

8
7

Magnetic flux at 1 AU (nT)

子磁場は安定している (図 3 B)。CR2097∼CR2157(2010 年 ∼2015 年) における IMF 実測値と双極子磁0In-Situ IMF measurement

4.0

極子磁場 (図 3 A) は同様に急増しているが、非双極6Dipole flux in photoshere (1022 Mx)

4.5

Non-dipole flux in photoshere (1024 Mx)

IMF 変動と成分分解した太陽磁場の変動

Magnetic flux at 1 AU (nT)

3.2

2012

2014

特に IMF 実測値の変動が大きい CR2186∼CR2249

2016
Year

2018

2020

0

(2017 年 ∼2021 年) の IMF 実測値と双極子磁場の変 図 3: (A) その場観測された IMF 実測値 (青線) と太動の相関係数は 0.29、IMF 実測値と非双極子磁場の 陽双極子磁場 (赤線) の変動。(B) その場観測された変動の相関係数は 0.44 である。また、2017 年 ∼2021

IMF 実測値 (青線) と太陽非双極子磁場 (赤線) の変

年の極小期における磁場変動率を比較すると、IMF動。(a) 極小期と極大期の変わり目、(b) IMF 実測値

実測値は 35%、双極子磁場は 8%、非双極子磁場はのピーク直前 (極大期直後)、(c) IMF 実測値のピー

18%である。

ク、(d) 極小期の時期に対応している。

図 4 には、図 3(A) の (a)∼(d) の時期に対応する、
光球における双極子磁場強度の分布を示す。双極子(a)CR2097 (l=1)(b)

CR2141 (l=1)(c)

CR2158 (l=1)(d)

CR2228 (l=1)

磁場 (ℓ = 1) は、軸方向成分 (m = 0) と赤道方向成分 (m = ±1) に分けることができる。(a) の期間では2 つの成分が混合しているが、極大期である (b), (c)の期間では赤道方向成分 (m = ±1) が卓越し、極小期である (d) の期間では軸方向成分 (m = 0) が支配的である。また、IMF 実測値が急増する前後の期間である (b) から (c) にかけて双極子磁場強度も急増している。

図 4: 図 3(A) の (a)∼(d) の時期に対応する、光球における双極子磁場強度の分布。カラーバーは磁場強
度を表す。

4

Discussion

4.1

IMF の変動に寄与する太陽磁場成分 られる。極大期では赤道方向双極子磁場が IMF の変

3.2 章の結果より、IMF 変動を作り出す太陽磁場成分は、太陽活動周期によって変化していると考え動を作り出していると考えられる。さらに、黒点数が最大になる時期から IMF 実測値のピークが 7ヶ月

732023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
遅れる原因は、活動領域の拡散過程が関連している能性が示唆された。新たに光球中低緯度の磁場に注と考えられる。まず極大期では、光球中低緯度の活目することは、この問題を解決する上で重要な鍵と動領域が活発になり、その後極域に向かって拡散すなる。

る。この拡散過程で赤道方向双極子磁場が増加する(図 3(b) から (c))。これは、差動回転や超粒状斑の流れによって、経度方向の磁場が増加するためである

Referenceと考えられる。次に大局的な赤道方向双極子磁場のJ. A. Linker, R. M. CAPLAN, & C. DOWNS, 2017,
ApJ, 848, 70

増加に伴って、source surface に到達するオープンフ
ラックスが増加する。結果として IMF が増加すると

M. Yoshida, T. Shimizu, & S. Toriumi, 2023, ApJ, 950,156

推測される。
極小期では、太陽軸方向双極子磁場は安定して IMFを作り出す一方、非双極子磁場が IMF の変動を作り

Riley, P., Linker, J. A., Mikic, Z., et al. 2019, ApJ, 884,18

出していると考えられる。

66

4.2

オープンフラックス問題に対する原因の新たな可能性

IMF の変動を作り出している太陽磁場成分は、極大期では赤道方向双極子磁場 (図 3 (A))、極小期では非双極子磁場 (図 3 (B)) であると考えられる。これ
らの太陽磁場成分は、光球中低緯度に由来する。オー
プンフラックス推定値は、IMF 実測値と比べて変動の傾向は追えていたが、絶対値が過小評価されていた (図 2 上)。そのため、このような光球中低緯度を足元とするオープンフラックスが過小評価されている可能性があると考えられる。これは、オープンフ
ラックス問題に対する、これまで考えられていない
新たな原因の可能性である。

5Conclusion
本研究では、オープンフラックス問題の原因を探るために、太陽磁場構造を成分分解し、その長期変動をその場観測された IMF 実測値の変動と比較した。
その結果、極大期では赤道方向双極子磁場が IMF の変動を作り出すことがわかった。また、極小期では軸方向双極子磁場が大局的な太陽磁場構造を作り出しているが、IMF の変動は非双極子磁場の変動が作り出していることがわかった。これらの IMF の変動を作り出している磁場成分は、光球中低緯度に由来する。これより、これまで検討されてきた、光球極域磁場ではなく、光球中低緯度磁場が過小評価されることで、オープンフラックス問題が起きている可74

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太恒 b06

分光データを利用した高温ループにおける加熱分布・加熱機構の研究石神 瞬

75

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

分光データを利用した高温ループにおける電子密度分布の測定
石神 瞬 (総合研究大学院大学 物理科学研究科)

Abstract
コロナでも特に明るい活動領域は、主に Warm loop (100 万 K 程度) と Hot loop (200 万 K 以上) で構成される。Hot loop は特に 200 万 K 以上の高温プラズマで構成され、温度の維持に Warm loop よりも一桁以上
多くのエネルギーが必要になることが報告されている。このため、Hot loop に注目することが、コロナ加熱
問題を解く鍵である。これまで、フィルター観測を用いた Hot loop の解析が行われてきた。一方、Hot loopに温度感度があり、現在の分光装置で得ることのできる輝線は少なく、分光データを用いた解析はほとんど行
われていない。本研究では、近年のプラズマ実験により 200 万 K 以上のプラズマの密度推定が可能であると報告された Ar XIV (187.96 Å/194.40 Å) 輝線比を使い、Hot loop の基本的な物理量である密度分布について調査した。結果、ループに沿った密度分布は 1010 cm−3 程度と推定できた。また、Rosner-Tucker-Vaiana
スケーリング則で予測される密度分布と誤差の範囲で一致することがわかった。このことから解析したルー
プにおける加熱分布が一様であること示唆された。

1

Introductionが可能であると報告された Ar XIV (187.96 Å/194.40

Å) 輝線比 [5] を使い、Hot loop の密度分布を推定す

太陽表面の温度 (約 6000K) と比べ、その上空大気であるコロナは 100 万 K を超える高温状態にあるが、る。さらに、その加熱の性質について調査する。

この高温状態を生み出す加熱機構は未だ謎である。コロナはコロナループ (以下ループと呼ぶ) と呼ばれるアーチ状構造の集合体である。このため、コロナの2

Methods & Observations
Hinode/EIS

加熱機構はループの加熱機構と捉えることができる。

に よって 得 ら れ た 活 動 領 域

NOAA 12712 の 観 測 デ ー タ を 用 い た 。そ し て 、コロナでも特に明るい活動領域は、主に Warm loop(100 万 K 程度) と Hot loop (200 万 K 以上) で構成

Ar XIV (187.96 Å/194.40 Å) 輝線比を使い、活動領される。Hot loop は特に 200 万 K 以上の高温プラ

域中央付近に位置する Hot loop (図 1) の密度分布ズマで構成され、温度の維持に Warm loop よりも一推定を行った。
この際、Del Zanna et al. (2013) の方法を使い、有桁以上多くのエネルギーが必要になる (Hot loop: ≥10 erg/cm /s, Warm loop: 10 erg/cm /s)[1][2]。 効面積の感度校正を大まかに行った。この方法は 2012
先行研究では、狭帯域フィルター観測から得られる 年までのデータに対して校正を行うことができる。し
7

2

6

2

撮像データを使い、ループの基本的な物理量である

かし、今回のデータは 2018 年のものであるため、較

密度や温度の診断が行われてきた。しかし、撮像デー正が無効になっている可能性がある。このため、こタを使った密度診断には視線方向のプラズマ長の情の較正に加え Fe VIII (186.59 Å/194.61 Å) の輝線比報が必要である。この値は 2 次元画像から取得するによる感度校正を行った。この輝線比は密度・温度にことは難しく、多くの場合ループの幅から仮定した

よって変化しないため、分光器の経年劣化の影響のみ値を使用する。よって、この分だけ推定される密度で変化すると考えられる。また、それぞれの輝線は密の値に不定性を持つ。よって、このような仮定を必要度診断に使用している Ar XIV (187.96 Å/194.40 Å)としない分光データを使った密度診断が必須であるの輝線に波長が近い。分光器の感度は、近い波長間で[4]。しかし、Hot loop に温度感度のある密度推定可 はほぼ同じレベルで時間的に変化すると考えられるた能な輝線は少なく、分光データを用いた密度推定は め、これらの輝線比から Ar XIV (187.96 Å/194.40 Å)
ほとんど行われていない。本研究では、近年のプラ

輝線比の感度校正を行うことができる。校正の結果、ズマ実験により 200 万 K 以上のプラズマの密度推定

Ar XIV (187.96 Å) の輝線強度が、Ar XIV (194.40 Å)76

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校に対して約 1.3 倍過大評価されていることがわかった。この分を補正した上で密度診断を行った。

図 2: 図 1 の黒十字で示されたループの長さに沿った密度分布。バーは輝線強度の統計誤差から得られる
図 1: Hinode/EIS から得られた輝線の 2D マップ。 1σ 誤差。赤実線は RTV 則から予測される密度分布。
黒十字で解析したループの位置を示した。左図: Ar
XIV (187 Å) の 2D マップ。右図: Ar XIV (194 Å) の[2] Aschwanden et al., ApJ, 550, 1036, 2001

2D マップ。

[3] Aschwanden et al., ApJ, 541, 1059-1077, 2000
[4] Del Zanna & Mason, Living Reviews in Solar
Physics, 15, 5, 2018[5] Nakamura et al., ApJ, 921, 115, 2021

3[6] Rosner et al., ApJ, 220, 643-665, 1978

Results & Discusions[7] Kano & Tsuneta, ApJ, 454, 934, 1995

ループに沿った密度分布は 1010 cm−3 程度と推定できた (図 2)。Hot loop の物理量 (温度・密度・圧力・
長さなど) は、一般に Rosner-Tucker-Vaiana[6] のス
ケーリング則 (RTV 則) の理論予測に合致している
ことが報告されている [7]。RTV 則では、簡単のため加熱分布・圧力がループに沿って一定、ループ内部で静水圧平衡にあることを仮定している。今回解析したループ長はコロナの圧力スケールハイトよりも短く (ループ半長 ∼ 12 Mm < 圧力スケールハイ
ト ∼46 Mm)、ループに沿って圧力一定の仮定は妥当であると考えられる。また、輝度においては大きな時間変化が確認されなかったため、静水圧平衡の仮定についても妥当であると考えられる。図 2 の赤実
線は RTV 則で予測される密度分布であり、観測結果と誤差 (1σ) の範囲で一致している。このことから、加熱分布についてもループに沿って一様である可能性がある。ループ加熱機構の特性は、加熱分布に現れる [2] ため、加熱分布の理解は加熱機構の推定に重要である。よって今後は、ループに沿った温度分布を推定し、より詳細な加熱分布推定を行う。

Reference[1] Kano & Tsuneta, PASJ, 48, 535-543, 1996

77

[8] Del Zanna et al., A&A, 555, 47, 2013

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太恒 b07

衝撃波と乱流的効果によるコロナ加熱を考慮した太陽
プロミネンス形成に関する 1.5 次元 MHD シミュレー
ション
吉久 健朗

78

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

衝撃波と乱流的効果によるコロナ加熱を考慮した太陽プロミネンス形成に関する数値計算
吉久 健朗 (京都大学 理学研究科 物理宇宙物理学専攻 M2)

Abstract
太陽外層大気コロナ中の高温低密なプラズマ（T ∼ 106 K,ρ ∼ 10−15 g/cm3 ）は、しばしば低温高密なプラ
ズマ（T ∼ 104 K,ρ ∼ 10−13 g/cm3 ）に凝縮される。有力なプロミネンス形成機構の一つである彩層蒸発凝縮モデルでは、コロナ下部での局所加熱によって彩層上部のプラズマが温められ、蒸発したプラズマがコロナ中で凝縮するとされている。この過程は非線形現象であるため、現象の理解には数値計算を用いて、プ
ラズマの冷却項と加熱項の物理量依存性や時間変化を考慮する必要がある。しかし、多くの先行研究ではコ
ロナ加熱を考慮する難しさから、冷却項のみを考慮しており、加熱項を正確に取り入れられていない。また、加熱のプロセスを含めて、実際の太陽大気が凝縮現象に与える影響を考慮するには、光球や彩層の影響を考える必要がある。そこで、本研究は光球からコロナまでを含めた領域で、衝撃波と乱流的効果による磁気流体波のエネルギー散逸を考慮した窪んだコロナループに沿った 1.5 次元 MHD シミュレーションを行った。
足元に人工的に加える局所加熱やループ足元に境界条件として与えている速度場などのパラメーターを変化させることで、凝縮現象やプロミネンスの熱的性質に与える影響を調べる。結果として、境界条件に加えている横波による加熱が凝縮現象の発生の有無に影響を及ぼすことを確認した。これは、横波が加熱と冷却のエネルギーバランスに与える影響とコロナ温度が衝撃波の圧縮率に与える影響を考慮する重要性を示唆する。

1ており、局所的な加熱の頻度 (Karpen & Antiochos

Introduction
太陽外層大気であるコロナは 100 万 K を越える温度を持つ。コロナ加熱問題として未だその完全な解

2008; Johnston et al. 2019) や大きさ (Froment et al.
2018) コロナループの構造（対称/非対称性、長さ）(Mikić et al. 2013; Froment et al. 2018) などが凝縮

決には至っていない。一方で、コロナ中にはプロミ現象に影響を与えることが調べられている。しかし、ネンスやコロナレインに代表される 10∼100 倍程温

既存の研究では、コロナ加熱を取り入れる難しさか度の低い、彩層や遷移層温度のプラズマも観測され

ら、冷却項や熱伝導を加熱子を正確に取り入れている。これらの形成機構は完全には理解されていないない。これにより、凝縮の形成時や形成後の熱的なが、熱的不安定性 (Parker 1953; Field 1965) や熱的発展を調べることができなかった。また、加熱のプ

非平衡 (Serio et al. 1981; Kuin & Martens 1982) がロセスも含めて実際の太陽大気が凝縮現象に与える重要な物理機構として考えられている。これらの現影響を考慮するためには、コロナだけではなく光球・象は、コロナ加熱と放射による冷却、熱伝導間のエ彩層を含めた計算領域を用意する必要がある。

ネルギーバランスが崩れることにより生じる。

そこで、本研究ではプロミネンス形成問題とコロ

有力な凝縮プラズマ形成機構モデルの一つに「彩ナ加熱問題を同時に解くことを考えた。衝撃波に加層蒸発-凝縮モデル」（以降、EC モデル）が挙げられる (Antiochos & Klimchuk 1991)。EC モデルでは、
コロナループのコロナ下部で局所的な加熱が起こる
ことで、熱伝導により彩層上部が温められ、彩層蒸発が起こり、コロナ上部にまで持ち上げられたプラズマが凝縮して、プロミネンスやコロナレインが現れるという過程を考えている。この凝縮過程は非線形現象であるため数値計算を用いた研究が数多くなされえて、乱流的効果による加熱をモデル化して考慮した
太陽風 (Shoda et al. 2018) やコロナ加熱問題に取り組んだ先行研究 (Shoda & Takasao 2021; Kai 2021)を参考にして、1.5 次元磁気流体 (MHD) シミュレー
ションを行った。足元に人工的に加える局所加熱やループ足元に境界条件として与えている速度場などのパラメーターを変化させることで、凝縮現象やプ
ロミネンスの熱的性質に与える影響を調べた。

792023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Numerical Setting
EC モデルを採用して、プロミネンスを再現するた

めに、熱伝導・輻射冷却・重力に加えて加熱を十分考慮した 1.5 次元 MHD シミュレーションを行う。また、図 1 のような全長 L=102.32 Mm の窪みを持った固定されたコロナループに沿って計算を行う。始めに、単にコロナ加熱問題を解いた後、得られたコ

図 1: コロナループの模式図と座標の取り方についてロナループに局所加熱を加えて、プロミネンスを再加熱には、２つの異なる役割を持つものを取り入現する。

れている。１つ目は、コロナ全体を加熱する背景加熱項である。太陽風 (Shoda et al. 2018) やコロナ加熱

2.1

問題 (Shoda & Takasao 2021; Kai 2021) を参考にしBasic Equationて、衝撃波と乱流的効果によるエネルギー散逸を考

現象論的に乱流的な加熱を考慮した以下のような慮した加熱を取り入れている。乱流的効果は現象的

MHD 方程式を解く (Shoda et al. 2018)。ループにに取り入れられており、η̂1 , η̂2 を介して計算される。

沿った長さを s で表して、∂∂(ρfex ) =(ρvs fex ),
∂t
[( ∂s
)]
∂
∂
B2
(ρvs fex ) +ρvs2 + p + ⊥ fex
∂t
∂s
8π
(
)
2
ρv
d
= p+ ⊥
fex − ρg(s)fex ,
2
ds
[(
)]
∂
B s B⊥∂
3/2(ρv⊥ fex)+
ρvs v⊥ −
∂t
∂s
4π
√
ρ
3/2
3/2
B⊥ fex= −η̂1 · ρv⊥ fex,− η̂2 ·
4π√√∂∂
(B⊥ fex ) +[(B⊥ vs − Bs v⊥ ) fex ]
∂t
∂s
√
√
√
= −η̂1 · B⊥ fex − η̂2 · 4πρv⊥ fex ,２つ目は、プロミネンス形成のためコロナループのコロナ下部に加える局所加熱項である。静穏領域を(1)想定した突発的な加熱を想定している。
()(s − speak )2
QH (s, t) = Qlocal exp −
×
s2w
)
(
∑
(t − tpeak )2
H((−1)i (t − tpeak )),
exp −
t2w,i

(2)

i=1,2

(8)
(3)

こ こ で 、H(x) は ス テップ 関 数 を 表 す。関 数 は 、空間的にも時間的にもガウシアンで与えており、

Qlocal , speak , sw , tpeak , tw は、それぞれピーク時の局(4)

所加熱率の大きさ、ピーク位置、空間幅、ピーク時

d(fex Bs ) = 0,
(5)
[( ds
)
]
∂
1
B2
e + ρv 2 +
fex
∂t
2
8π
[(
)
]
∂
1
B2
B⊥ · v ⊥+e + p + ρv 2 + ⊥ vs fex − Bs
∂s
2
4π
4π
= fex (−ρgs vs + Qrad + Qcond + QH ),間、時間幅を示す。

2.2

Boundary Conditions

密度 ρ、温度 T は固定する。速度と磁場は、両側の境界からピンクノイズの周波数成分を持つ縦波と横(6)波を入力する。速度の二乗平均平方根は観測 (Mat-と書ける。ρ, p, e, vs (, Bs ), v⊥ (, B⊥ ) は、密度、圧力、 sumoto & Kitai 2010) に即して ∼ 1km/s に設定する。
内部エネルギー、ループに沿った速度（磁場）、ルー
プに垂直な速度（磁場）で、

p
ρkB T
e=
, p=
,
γ−1
µmH

3
(7)

Results
ここでは境界条件として、(|v⊥ |, vs )=(1.2,0.9)と表される。また、fex , gs , Qrad , Qcond , QH は、磁束km/s、Bs = 1000 G とした。

管断面積の広がりを表す因子、ループに沿った実効
重力、輻射冷却率、熱伝導率、加熱率を表す。

80

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 密度（左）、温度（右）のプロット。横軸、縦軸はループに沿った長さ s と物理量の大きさを示す。
黒点線は初期条件、青実線は 6000 秒後のスナップ
ショット、赤点線で局所加熱を加えた位置 speak を示
している。

3.1

Coronal Heating Problem

ま ず は じ め に 、局 所 加 熱 項 QH を 加 え ず に 式(1)∼(7) を解くことにより、コロナ加熱問題につい

図 3: 密度（左）、温度（右）の空間-時間ダイアグラて調べた。図 2 は、密度、温度のプロファイルを示しム。横軸、縦軸はループに沿った長さ s と時間を表している。黒点線で初期条件、青実線で得られたものている。色によって各物理量の大きさを示している。

を表しており、この図から、100 万 K のコロナが達成されているのがわかる。また、2.1 章で加えられる

3.2

乱流的効果による加熱率を以下のように計算すると、

cd ∑ + − 2
2
Qturb =
ρ(|ξ |ξ + |ξi− |ξi+ )4λ i=x,y i i

Prominence Formation

次に、プロミネンス形成について調べた。図 2 の赤
点線は、式 (8) における speak の位置を示している。

(9)

また、sw = 0.15 Mm, tpeak = 8700 sec, tw,1(2) =となる。ここで、ξx± と ξy± は、それぞれエルザッサー
変数を示す (Elsasser 1950);

100(300) sec に設定した。図 3 は、3.1 章で得られた物理量を初期条件として、局所加熱を加えた後、31300 秒間のループの様子を示した空間-時間ダイアB⊥ξ = v⊥ ∓ √4πρ
±グラムである。プロミネンス形成の様子を概観する(10)と、t = tpeak に局所加熱を加えた後、コロナ温度がまた、衝撃波による加熱率は直接求める式がなく、以上昇して、彩層蒸発によりコロナ密度も上昇する。そ下のように求める (Cranmer et al. 2007);の後、約 4000 秒に凝縮が生じる。また、凝縮が生じ

Qshock =た時刻付近を拡大すると、衝撃波が衝突することに

∂eint
∂eint
e+p ∂
+ vs
+
(vs fex )∂t∂s
fex ∂s−QC − QR − QAWT

よって凝縮が促進されることが確認された。これは、Antolin et al. (2010) などで指摘されている現象であ(11)

るが、両足元に課している速度場に由来する衝撃波である点で先行研究と異なる。

式 (9),(11) より時間平均した両者を比較すると、コ
ロナ中では Qturb が Qshock に比べて 10 倍ほど大きいことがわかった。また、熱フラックスは、

Qturb × Lcorona ∼ 10 erg cm
6

−2

s

−1

.

4

Discussion

4.1

Time Evolution of Energy(12)と表される。ここで、Lcorona はループのコロナ部分の長さを示す。この値は、コロナにおける損失フラックスの値 (Withbroe & Noyes 1977) と整合的である。

コロナ中の T ≤ 2 × 104 K である領域をプロミネンスと定義して、内部でのエネルギー率の時間変化とその時間積分を図 4 にプロットした。プロミネン
ス内部は低温であるため、熱伝導 Qcond は無視でき812023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: プロミネンス形成における境界条件での速度場依存性のパラメーターサーベイ。•, △, ×, -は凝縮が生じた場合、生じない場合、コロナが再現されず彩層プラズマが注入される場合、未実施を示す。
図 4: Qturb , Qshock , Qcond , Qrad の時間発展（上）、これらの時間積分（下）を示している。

Acknowledgement
本研究は京都大学の横山央明氏、新潟大学の金子る。また、コロナ中とは異なり Qshock が Qturb の 2

岳史氏との共同研究です。アドバイスや議論をして倍ほど効いていることがわかった。これは、境界付くださった全ての方々に深く感謝いたします。

近での密度遷移層で Qshock が上昇しているためだと考えられる。

Reference
Antiochos, S., & Klimchuk, J. 1991, ApJ, 378, 372

4.2

Parameter Survey

Antolin, P., Shibata, K., & Vissers, G. 2010, ApJ, 716, 154
Cranmer, S. R., Van Ballegooijen, A. A., & Edgar, R. J. 2007,
The Astrophysical Journal Supplement Series, 171, 520

続いて、プロミネンス形成における境界条件での速度場依存性を調べるためにパラメーターサーベ

Elsasser, W. M. 1950, Physical Review, 79, 183

イを行った。ここで、3.2 章での計算設定は、(|v⊥ |,Field, G. B. 1965, ApJ, 142, 531

vs )=(1.2,0.9) km/s に相当し、局所加熱項 QH など

Froment, C., Auchère, F., Mikić, Z., et al. 2018, ApJ, 855, 52

他の計算設定は変更していない。図 5 から、２点のことがわかる。１点目は、速度が大きくなると、コロJohnston, C., Cargill, P., Antolin, P., et al. 2019, A&A, 625,
A149

ナ中に凝縮が生じなくなることである。図中の丸とKai, M. T. 2021, The University of Tokyo

三角印を比較すると、両者で加熱率の大小関係があKarpen, J., & Antiochos, S. 2008, ApJ, 676, 658

ることがわかる。凝縮が生じない理由としては、加Klimchuk, J. A., & Luna, M. 2019, ApJ, 884, 68

熱率の増加が冷却率を補填することと、QH がコロ

Kuin, N., & Martens, P. 1982, A&A, 108, L1

ナ加熱率に対して相対的に弱くなることにより、熱Matsumoto, T., & Kitai, R. 2010, ApJL, 716, L19

的非平衡の度合いが抑えられて彩層蒸発の効果が低くなること (Klimchuk & Luna 2019) が考えられる。

Mikić, Z., Lionello, R., Mok, Y., Linker, J. A., & Winebarger,
A. R. 2013, ApJ, 773, 94

また、２点目は、さらに速度が大きくなるとそもそParker, E. N. 1953, ApJ, 117, 431

もコロナが形成されず、彩層プラズマが直接注入さ

Serio, S., Peres, G., Vaiana, G., Golub, L., & Rosner, R. 1981,
ApJ, 243, 288

れることがわかった。速度を大きくすると、足元か

Shoda, M., & Takasao, S. 2021, A&A, 656, A111

らコロナへの Alfvén フラックスが大きくなり、巨大Shoda, M., Yokoyama, T., & Suzuki, T. K. 2018, ApJ, 853, 190

なスピキュールが生じるためであると考えられる。

Withbroe, G. L., & Noyes, R. W. 1977, Annual review of astronomy and astrophysics, 15, 363

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太恒 c01K,M 型星の自転進化の経験則的表式に関する考察
徳野 鷹人

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2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

K,M 型星の自転進化の経験則的表式に関する考察
徳野 鷹人 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
当研究では K,M 型星の自転進化を対象とし、Kepler,TESS,Gaia の観測に Skumanich の法則を適用する
ことで、磁気制動トルクの質量・半径依存性の表式を経験的にもとめた。既存の表式では説明できない傾向がみられ、K,M 型星の時点進化についてはさらなる調査が求められるという結論を得た。

1

イントロダクションという表式に関して、磁気制動トルク τw が自転角速度 Ω(t) に対して比例するという仮定:

スペクトル型で F,G,K,M 型に属する主系列星（以(下 F,G,K,M 型星）は「小質量星」と呼ばれ、G 型星τw (t) ∝ τw (t0 )である太陽を参照として比較出来る為、太陽含む恒Ω(t)Ω(t0 ))p+1(3)星の包括的理解に不可欠な天体である。小質量星のと恒星の慣性モーメント I = L(t)/Ω(t) が一定であ重要な共通点に表面に対流層を持つ事が挙げられ、表るという仮定:∫ R

面対流層での自転と磁場の相互作用（ダイナモ機構）
は小質量星の自転・磁場の進化に大きく寄与してい(4)0

る (e.g. Vidotto 2021)。更に、この小質量星の磁気活動は、周囲を公転する惑星の環境を支配する事が

ρr4 dr = I (Const.)

I(t) =

を代入すれば、ある時刻 t1 の値を用いて[分かっている (e.g. Temmer 2021)。以上の様に、小pτw (t0 )(t − t1 )1Ω(t) =+
I{Ω(t0 )}p+1{Ω(t1 )}p]−1/p[pτw (t0 )t≃
I{Ω(t0 )}p

質量星の自転や磁場の性質は恒星分野と惑星分野の双方において重要である為、近年活発に研究されている。しかし、数値計算や観測の困難さ故に、物理

]−1/p
(5)
(6)

的解釈が難しい現象も少なくない (e.g. Hotta et al.

という計算により導かれる（ただし、t ≫ t1 , Ω(t) ≫2021)。
Ω(t1 ) とした）。よって Skumanich の係数 A は
当研究では特に、小質量星の自転進化に着目する。
[]−1/p
磁場を起源とする表面からの質量放出 (磁気駆動恒星pτw (t0 )A = Ω(t0 )(7)風; e.g. Suzuki et al. 2013) は角運動量を恒星から抜IΩ(t0 )き取る (磁気制動; e.g. Weber & Davis 1967) 為、恒が成立する。式 (1)(7) より時刻 t0 での磁気制動トル星の自転速度は時間と共に遅くなる事がわかっていクはる (e.g. Skumanich 1972)。既存の理論モデルは小質IΩ(t0 )
量星の自転進化の観測的性質をおおよそ説明できる。
τw (t0 ) =(8)
pt0
この自転減速の古典的な理論として、年齢 t、自転角と求められる。今回はこれを用いて議論を行う。
速度 Ω(t)、係数 A に対してΩ(t) = At−1/p

近年の Kepler,TESS,Gaia といった宇宙望遠鏡の(1)というべき乗則がおおよそ成立するという Sku-

manich の法則がある (Skumanich 1972)。これは角運動量 L、磁気制動トルク τw についてdL(t)= −τw (t)dt

勃興により、小質量星に関する自転周期や年齢がそれぞれ黒点による減光、星団による同定を用いて調べられている。当研究では小質量星の中でも 0.4–0.8
太陽質量の K,M 型星を対象とする。これらの天体
は恒星進化計算により有効温度 Teﬀ 、半径 R、慣性(2)モーメント I がある程度進化するとほとんど一定になるため (図１)、Skumanich の法則がより正確に適842023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校用出来ると考えられる。得られた観測結果について

2

観測データ

Skumanich の法則を適用することで、磁気制動トル
クの質量・半径依存性に関する経験則的な表式を調

年齢が若すぎる（K,M 型星の場合は約 1-2 Gyr）

べた。磁気制動トルクの質量・半径依存性は磁場や質の場合は磁場の Saturation と呼ばれる効果により量損失率の質量・半径依存性に由来することも踏まSkumanich の法則から外れる (Wright et al. 2011;

え、経験則的な表式を再現するような磁場や質量損

Matt et al. 2015; van Saders et al. 2016; See et al.

失率の性質を求めた。得られた結果を先行研究 Matt2019) ことも踏まえ、当研究では近年報告され始め

et al. (2015) と比較する。

た比較的老いた観測結果に着目する。NGC6819 (年
齢 2.5Gyr; Meibom et al. 2015), Ruprecht 147 (年齢2.5Gyr; Curtis et al. 2020; Gruner & Barnes 2020),
M67 (年齢 4Gyr; Dungee et al. 2022; Gruner et al.
2023) の観測データを用いた。これらの観測データは前述の通り Kepler や TESS により自転周期、Gaia
により色指数が求められている。恒星質量に関しては Curtis et al. (2020) で用いられている Gaia の色
指数 GBP − GRP と有効温度 Teﬀ の変換式と Baraﬀe

et al. (2015) の恒星進化計算による有効温度と質量の変換式から導出した。
図２は 2.5 Gyr、4.0 Gyr の年齢に属する恒星の質量–自転周期に関する観測点を示している。Sku-

manich の法則（式 (1)）を 2.5 Gyr に適用すると 4.0
Gyr に最も重なるのは 1/p = 0.65 であることが導かれた（重ねた際に質量のビンに対して第三四分位
数-第一四分位数の平均が最も小さくなるような値が適合だとして 0.05 刻みで導出）。この値は先行研究(Curtis et al. 2020; Dungee et al. 2022; Gruner et
al. 2023) で報告された結果と矛盾しない。上述で求めた 2.5 Gyr の年齢に属する恒星を Skumanich の法則で移したものと 4.0Gyr の年齢に属する恒星を合わせた分布に対し、図３のように遅い恒星と速い恒星が描く軌跡についてフィッティングを行なった。この線と 1/p = 0.65 であると計算されているため、式(1)(7) より t0 = 4.0 Gyr での τw (t0 ) の取る範囲が計算できる。

図 1: 0.4-1.0 太陽質量の恒星の半径（上）、有効温度（中）、慣性モーメント（下）の時間進化。恒星進化
は Baraﬀe et al. (2015) のモデルを使用した。

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2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

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結果とまとめ式（８）に図３の結果を適用した結果は図 4 に記載している。よく用いられている Matt et al. (2015)の表式から導かれるトルクの値も同様に記載している。Matt et al. (2015) の表式はそれは自転速度の影
響を色濃く反映しているのに対し、今回求めた表式
は自転周期の形状をあまり大きくは受けていないという点に違いがある。より Skumanich の法則が厳密に適用できる 0.4-0.8 太陽質量においてそれは顕著である。
これはより低質量星の自転進化に関しては、既存のモデルとは異なる標識が求められることを意味しており、既存の研究と同様の結論を得た (Dungee etal. 2022; Gruner et al. 2023)。
図 2: 年齢 2.5Gyr の恒星（橙点; NGC6819, Ruprecht

147）, と年齢 4.0Gyr の恒星（青点 M67）に関する質
量–自転進化の散布図。赤点は年齢 2.5Gyr の恒星に対し指数 1/p = 0.65 として式 (1) により年齢 4.0Gyrに置き換えた点。

図 4: 年齢 4.0Gyr に値する恒星の Skumanich の法則から導かれる経験的な磁気制動トルクの値（赤色領域）と Matt et al. (2015) の表式から求めた磁気制
動トルクの値の比較（灰色領域）。

図 3: 年齢 4.0Gyr に値する恒星の観測点（図 2 の赤点、青点) の質量–自転進化の分布に関して、遅い恒

Reference
Baraﬀe et al. (2015) A&A, 577, A42星（赤線）、速い恒星（青線）が描く軌跡をフィッティ Curtis et al. (2020) ApJ, 904,140
ングした結果。

Dungee et al.(2022) ApJ, 938, 118
Gruner & Barnes (2020) A & A, 644, A16
Gruner et al.(2023) A&A, 672, A159

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2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Hotta et al. (2022) ApJ, 939, 199
Matt et al. (2015) ApJ, 799, L23
Meibom et al. (2015) Nature, 517, 589
See et al. (2019) ApJ, 876, 118
Skumanich (1972) ApJ, 171, 565
Suzuki et al. (2013) PASJ, 65, 98
Temmer (2021) Liv. Rev. Sol. Phys., 18, 4
van Saders et al. (2016) Nature, 529, 181
Vidotto (2021) Liv. Rev. Sol. Phys., 18, 3
Weber & Davis (1967) ApJ, 148, 217
Wright et al. (2011) ApJ, 743, 48

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