2023 年第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

星間現象/星・惑星形成分科会

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。
星間現象/星・惑星形成分科会2

■ index
星間 a01

出町 史夏

近傍渦巻き銀河 M74 における巨大分子雲の進化

星間 a02

玉城 磨生

大マゼラン雲における O 型星の同定と大質量星形成の研究

星間 a03

東野 康祐

ALMA ACA 分子雲サーベイで探る大マゼラン雲の大質量星形成シナリオ (2):
N44 分子雲複合体の解析

星間 a04

川村 陽

水の再生反応の考慮による M 型星周りの陸生惑星における暴走温室状態中の水損失量への新たな制約

星間 a05

神野 天里

動径方向に構造を持つ原始惑星系円盤におけるペブル集積と衝突破壊を考慮した惑星形成 N 体シミュレーション

星間 a06

鳥居 尚也

星間 a07

小沼 将天

土星リング内小衛星が作るギャップ構造のグローバル N 体シミュレーション

X 線天文衛星すざくによる超新星残骸 3C 400.2 のプラズマ状態と近傍 X 線未同
定天体の調査星間 a08藤原 立貴

太陽系内天体に含有される放射性同位体を用いたガンマ線強度予想と銀河宇宙線の推定

星間 a09湯浅 拓宏

Comparison study: the newly developed GDISPH and existing SPH methods

星間 a10

成田 佳奈香QSO を背景とした銀河系内吸収線で探る、分子雲の化学的・物理的条件と詳細
構造

星間 a11

小道 雄斗

星間衝撃波により形成される圧縮層の化学進化

星間 a12

妹尾 梨子

高温真空昇温脱離法 (TPD) を用いた模擬星間有機物ダストの化学構造の分析

星間 a13

倉田 昂季

恒星風を考慮した星間物質（ISM）の降着現象

星間 a14

野﨑信吾

乱流中での分子雲コアの形成・進化過程

星間 a15松本 凜

星形成過程における外部放射の影響

星間 a16

林 優哉

系外惑星 2 次食観測による熱放射の波長依存性と惑星昼面温度の推定

星間 a17福田 生鵬

M 型矮星周りを短周期で公転する高離心率サブネプチューン TOI-782b の質量推定

星間 a18森本 大輝

X 線天文衛星「すざく」を用いた Tuttle 彗星のコマの化学組成

星間 a19和田 空大

Tomo-e Gozen NEO 探査の 4 年と今後の展望

星間 a20辰己 賢太

分子雲と相互作用する超新星残骸の流体シミュレーション:体積占有率と衝撃波速度の関係

星間 a21

加藤 辰明

NuSTAR を用いた RCW86 北東部の広帯域観測

星間 a22

森川 朋美

超新星残骸 G304.6+0.1 と G346.6-0.2 からの中性鉄輝線放射の起源

星間 a23

石川 竜巳

マイクロクエーサー SS433 によるジェットと星間ダストの相互作用

星間 a24

瀬野 泉美

銀河系円盤部における星形成史の包括的解明：ハローから円盤へのガス供給機
構の理論的研究星間 a25

松月 大和

HI 雲の相分離による分子雲進化の研究

星間 a26柴田 洋佑

高密度ガストレーサーを用いた分子雲高密度領域の N-PDF(柱密度頻度分布関数) の特徴星間 a27

田村 一稀

ファラデートモグラフィを用いた複合超新星残骸 MSH15-56 の偏波解析

星間 a28

古瀬 愛実

再結合優勢プラズマを持つ超新星残骸 G346.6-0.2 のスペクトル解析と形成過程
について

星間 a29正嶋 大和

X 線天文衛星すざくによる超新星残骸 G82.2+5.3 の観測

星間 a30穴澤 萌衣

伴星解明に向けた Ia 型超新星残骸 Kepler の X 線分 光解析

星間 a31佐藤 愛

X 線天文衛星「すざく」を用いた超新星残骸白鳥座ループ「西の破れ」領域と「南の破れ」領域の観測

3

星間 b01

富井 耀

OB アソシエーションにおける連鎖的なサブグループ形成

星間 b02岩倉 龍太郎N 体シミュレーションにおける連星計算の困難

星間 b03

渡邊 ひかりALMA を用いたマゼラン雲におけるホットコア化学組成の多様性の調査

星間 b04

國年 悠里

低金属量銀河小マゼラン雲における大質量原始星の観測:原始星に付随するフィ

星間 b05水野 勝広

分子雲衝突による大質量星形成の数値シミュレーション

星間 b06

堀 友哉

かなた望遠鏡可視偏光サーベイ：高銀緯分子雲 MBM 37 領域の磁場構造

星間 b07大山 航

地球の水における非理想 MHD 効果の重要性につ いて

星間 b08高橋 航

原始地球のマグマオーシャンの理論的研究

星間 b09谷口 啓悟

潮汐固定された地球型系外惑星の気候およびハビタブルゾーン外側境界に関す

星間 b10中里 紘大

弱い磁化ディスクにおける磁気回転不安定性

星間 b11

前田 悠陽

水素大気-マグマオーシャン相互作用に基づく岩石惑星の形成シナリオ

星間 b12

山口 未沙

Galactic Habitable Zone に関する 2 本の初期論文の紹介と考察

星間 b13酒井 優輔

位置依存型 Richardson-Lucy デコンボリューションを用いた Chandra 衛星の星間 b14小野川 絢心JWST が検出した系外銀河の泡構造の起源の研究

星間 b15

村社 伊樹

異なる金属量環境における星形成雲の熱・化学進化

星間 b16

池田 圭吾

系外惑星探査における恒星の活動性と視線速度測定 精度の関係

星間 b17

蔭谷 泰希

高金属量 mid-M 型星をトランジットする短周期巨大惑星 TOI-519b の質量決

ラメント状分子雲の性質

る理論的研究超新星残骸カシオペア座 A の X 線時間変動解析

定
星間 b18河合 優悟

レプリカ交換法を用いた系外惑星観測の自動スケジューリングアルゴリズムの開発

星間 b19

山響

PRime-focus Infrared Microlensing Experiment星間 b20

藤島 葵

近赤外線観測装置 kSIRIUS を用いた系外惑星の観測評価

星間 b22

吉野 碧斗

高密度コアの衝突により誘発されるストリーマ構造の形成

星間 b23石田 怜士

急速降着期における原始星系円盤の分裂条件の 3 次元数値パラメータ研究

星間 b24伊藤 茉那

星形成時のアウトフローが初期質量関数に与える 影響

星間 b25

大村 充輝

原始星アウトフローの解析的研究と近年の高解像度観測の比較

星間 b26

西尾 恵里花原始惑星系円盤の形成・進化に対する宇宙線電離の影響

星間 b27

中村 優梨佳ALMA 望遠鏡による OMC-3 MMS 5 から駆動するアウトフローとジェットの観測と駆動機構の解明

星間 c01

長谷川 龍

ハビタブル惑星の存在確率について

星間 c02

Palomino

Particle motion on a non vacuum solution: study on accreting matter onto a

Ylla Ariadna

spherically symmetric black hole

Uxue

4

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星間 a01

近傍渦巻き銀河 M74 における巨大分子雲の進化
出町 史夏

5

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍渦巻き銀河 M74 における巨大分子雲の進化
出町史夏 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
巨大分子雲 (GMC) は銀河における星形成を担うため、銀河進化の理解に不可欠な天体である。我々はALMA の 12 CO(J = 2–1) データを用いて M74 の GMC を 432 個同定し、Hii 領域が付随しない 65 個のGMC を Type I、Hα の光度 LHα < 1037.5 erg s−1 の Hii 領域が付随する 203 個の GMC を Type II、
LHα > 1037.5 erg s−1 の Hii 領域が付随する 164 個の GMC を Type III と分類した。GMC の質量と半径はType I < II < III であった。ハッブル宇宙望遠鏡の観測に基づいた星団との付随関係を調べると、年齢 1-4
Myr の星団は Type III から 150 pc 以内に集中して分布し、Type III に付随する Hii 領域の光度と星団の合計質量に正の相関があることがわかった。さらに、Type III は 3 つの Type の中で最も重力的に緩和した系であることがビリアル解析から示された。以上の結果から、GMC は Type I → II → III と質量を獲得しな
がら重力的に緩和した系に進化し, 特に Type III で活発な星形成を行なっていると解釈した。さらに TypeIII に付随する星団の年齢から、GMC の Type I から III までの寿命を少なくとも 12 Myr と概算した。

1

よって、Type 分類の適用例を拡張し、GMC の進化

Introductionの描像の普遍性を検証する必要があったが、分解能銀河における星形成は、巨大分子雲 (GMC) で進の制約のために立ち遅れていた。

行する。特に大質量星は、重元素の合成を通して銀河の物質進化を進める重要な天体である。そのため、星形成を伴う GMC の進化への理解は銀河進化への

近年、Atacama Large Millimeter/submillimeter

Array (ALMA) によって、距離が > 10 Mpc の銀河についても ∼ 100 pc 分解能の観測が可能となった。

理解の基礎となる。

特に Physics at High Angular resolution in Nearby

GMC 進化の研究には、銀河全面の均一で高分解

GalaxieS (PHANGS) グループは約 70 個の銀河につ能な GMC のサンプルが不可欠である。Fukui et al.

(1999) は太陽系からの距離が 50 kpc の face-on 銀河、
大マゼラン雲 (LMC) において、世界で初めて高分解

いて、≤ 200 pc 分解能の 12 CO(J = 2–1) 観測を行
い、データを公開した。そこで我々は、これらのデータを用いて Type 分類をより遠方の銀河に適用し、能の均一な GMC カタログを作成し、星形成の活発度に基づいて GMC を次の 3 つの Type に分類した；Type I：星形成の兆候を示さない GMC、Type II：
Hii 領域のみが付随する GMC、Type III：Hii 領域と若い星団が付随する GMC。そして、3 つの Type

普遍的な GMC 進化の描像の確立を目指して検証を進めている。本稿では、その初めのターゲットして、

9.8 Mpc の距離にある face-on のグランドデザインス
パイラル銀河 M74 に Type 分類を適用し、GMC 進
化の描像を検証した結果を報告する (Demachi et al.

が GMC の進化段階を表すと解釈し、星団の年齢に2023)。

基づいて GMC の寿命をおよそ 20 Myr と導出した(Kawamura et al. 2009)。Type 分類による GMC 進
化の描像は M33 でも検証され (Gratier et al. 2012;2

Corbelli et al. 2017)、有効な手法であることが確か

Data and Methods

められた。一方で、LMC と M33 は矮小銀河であり、 2.1
赤方偏移 0 の宇宙を代表するグランドデザインスパ

Data and Identiﬁcation

本研究では GMC と Hii 領域、星団の付随関係

イラル銀河ではないため、同様の描像がグランドデ
ザインスパイラル銀河で成り立つかは不明である。

6を判定するため、銀河の広範囲で GMC スケール

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校(≤ 100 pc) の分解能のデータセットが必要である。そ Hα のみで GMC を Type 分類することが可能とな
こで、ALMA の 12m、7m と total power arrays(TP)り、サンプル銀河を拡張する上で非常に強力な手法で観測された、PHANGS-ALMA data release v1.0となる。よって、星団のカタログが存在する M74 にの分解能 1.12′′ (∼ 53pc) の 12 CO(J = 2–1) のデータ

おいて、Hα 光度に基づいて分類した GMC と星団の(Leroy et al. 2021) と、Multi Unit Spectroscopic Ex-

付随関係を比較することで、この手法の有効性を検

plorer (MUSE) という面分光器を搭載したヨーロッパ 証する。
南天天文台の Very Large Telescope(VLT) で観測された、PHANGS-MUSE Large program (Emsellem3

et al. 2022) の分解能 0.92′′ (∼ 44pc) の Hα の観測

Results

データ、ハッブル宇宙望遠鏡 (HST) の観測データに

GMC は全体では 432 個同定され、Type I が 65 個、基づいた星団のカタログ (Adamo et al. 2017) を使Type II が 203 個、Type III が 164 個であった。図 1 に用した。

分類した GMC の分布を表しており、Arm 構造に沿っ
GMC と Hii 領域の付随関係を判定するために、そ て GMC が分布していることが確認できる。GMC のれぞれの構造の同定を行う。GMC の同定には PY- 光度質量 MCO は、同定した GMC の構造の CO 光度

CPROPS (Rosolowsky et al. 2021) を、Hii 領域の同 LCO と変換係数 αCO = 5.6 M⊙ pc−2 (K km s−1 )−1
定には Astrodendro (Rosolowsky et al. 2008) を用 (Sandstrom et al. 2013) より MCO = αCO LCO と求いた。PYCPROPS は、はじめに同定の核となる局 めた。Type ごとの光度質量、半径 R、速度分散 σv
所最大値を同定した上で、周囲のピクセルを局所最は図 2 で示しており、特に質量と半径は Type I < II

大値に割り当てることで構造を同定する。Astroden-< III であることがわかった。

dro は構造を階層的に同定し、ピーク付近の最小単図 3 は年齢 1-4 Myr と年齢 5-10 Myr の星団から最位の構造を「リーフ」と呼ぶ。今回は diﬀuse ionized

も近い GMC までの距離のヒストグラムである。星gas(DIG) に由来する薄く広がった放射を取り除くた 団から最も近い GMC が Type I の場合が緑色、Type
め、局所的なピークを抽出するリーフを Hii 領域と II の場合は青色、Type III の場合はピンク色に分け見做した。GMC と Hii 領域の境界線が重なる場合てプロットしており、1-4 Myr の星団は特に Type IIIに、両者は付随関係にあると判定した。

GMC から 150 pc 以内に集中して分布していることがわかる。さらに、それぞれの年齢の星団と同数の仮2.2

想な点を観測領域全面にランダムに分布させ、GMC

Type classiﬁcationとの距離を測定して点線のヒストグラムで示した。
Yamaguchi et al. (2001) は LMC において、若い星 そして、星団の分布がランダムな分布と異なる分布
団に付随する Hii 領域と、星団に付随していない Hii といえるかどうかを判定するために KS 検定を行っ
領域の Hα 光度 (LHα ) の間に、1037.5 erg s−1 の境界 たところ、1-4 Myr の星団のうち最も近い GMC ががあることを示した。そこで、本研究では以下のようType III である星団は、ランダム分布と異なる分布に GMC を分類した; Type I : Hii 領域が付随しないであると判定できた。この場合、星団と GMC の付

GMC、Type II : LHα < 10

37.5

erg s

−1

が付随する GMC、Type III : LHα > 10の Hii 領域
37.5

erg s

随は有意であると解釈した。

−1

図 3 の結果を受け、GMC から 150 pc 以内の星団の Hii 領域が付随する GMC。

を付随しているとし、GMC と星団の付随関係を調査
Fukui et al. (1999); Kawamura et al. (2009) は、 した。図 4 で同一の GMC に付随する星団の合計質

Hii 領域と若い星団との付随関係に基づいて GMC を 量と Hii 領域の Hα 光度の相関を示している。Type分類したが、一般に > 10 Mpc の距離の銀河では星 II に付随する星団の合計質量は Hα 光度に対して一団の情報を得ることが難しい。そのため、遠方でも様に分布している一方、Type III に付随する星団の明るく観測ができる Hα の光度のみに基づいて分類

合計質量は Hα 光度に対して増加する傾向が確認でを行った。もしこの分類手法が有効であれば、CO ときた。

72023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
図 5 では GMC のビリアル質量 Mvir = 5σv2 R/Gを用いて、ビリアル比 αvir = 2Mvir /MCO の分布をType ごとに示した。
この結果から、Type III は Type I,II よりもビリ
アル比が小さく、重力的に緩和した系であることがわかった。

図 3: 星団から最も近い GMC までの距離のヒストグ
ラム。左は年齢 1-4 Myr の星団、右は 5-10 Myr の星団の結果を示す。最も近い GMC が Type I の場合は緑色、Type II, III の場合はそれぞれ青色、ピンク色
でプロットしている。点線は星団と同数の仮想な点
を観測領域全面にランダムに分布させた場合の結果を表す。実際の星団とランダム分布が異なる分布か
図 1: Hα の map に Type 毎の GMC をコントアで重ねた図。緑、青、赤のコントアがそれぞれ Type I、どうか判定するために、KS 検定で p-value を求め、各パネルの右上に記している。

II、III を表す。

図 4: 同一の GMC に付随する星団の合計質量と Hii
領域の Hα 光度の相関。青色と赤色のクロスでそれぞれ Type II、III の結果をプロットしている。グレーの点と黒のバーは、Hα 光度 0.4 桁ずつの bin に対して
図 2: 各 Type の GMC の質量、半径、速度分散のヒの星団質量の中央値と四分位範囲を表している。赤ストグラム。一番上のパネルでは 3 つの Type の分

色の線とグレーの点線はそれぞれ Type III と全体の布を重ね、下 3 つのパネルではそれぞれの Type を

グレーの点に対するフィッティングラインを表す。

分けてプロットしている。点線は各 Type の物理量の中央値の位置を示す。

8

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
在時間は 2, 6, 4 Myr となり、GMC の寿命は少なくとも 12 Myr と概算された。星団のカタログは数 Myr
古い星団を検出するほど感度がよくないため、求めた寿命は lower limit であり、実際はさらに長いと考えられるが、LMC で求められた GMC の寿命とファクター 2 以内で一致する。

図 5:

各 Type の GMC のビリアル比 αvir=

52Mvir /MCO のヒストグラム。緑、青、赤のヒスト

Conclusion
距離が 10 Mpc のグランドデザインスパイラル銀

グラムはそれぞれ Type I, II, III の結果を示す。折河 M74 に対して、Hα 光度に基づいて Type 分類を

線は各 Type の積算割合である。

適用したところ、Type I, II, III がそれぞれ 65 個、4203 個、164 個同定された。GMC の質量は Type I

Discussion< II < III であること、年齢 1-4 Myr の星団が Type

初めに Hα 光度に基づいた Type 分類の有効性に

III GMC から 150 pc 以内に集中して分布している

ついて議論する。図 3 から Type III に若い星団が集こと、Type III が最も重量的に緩和した系であるこ中していること、図 4 から Type III の Hii 領域の光とがわかった。これらの結果を踏まえると、Type I,度と星団質量に正の相関があることがわかった。HαII, III は GMC の進化段階として解釈することがで

光度で GMC を分類したにもかかわらず、Type II

きる。また GMC の寿命は少なくとも 12 Myr と求めと III の星形成の活発度の違いを示すことができた。 られ、LMC と factor 2 以内で一致することがわかっ
これは星団と Hii 領域の両方を用いて分類を行ったた。今後はさらに多くの銀河に拡張し、Type 分類に

Fukui et al. (1999); Kawamura et al. (2009) とも矛

よる GMC 進化の描像の普遍性の検証を行う予定で盾しない結果である。また、図 5 から Type III が最ある。

も重力的に緩和した系であることがわかり、星形成の活発度と GMC の力学的な性質が対応している結Reference

果が得られた。これらの結果から、Hα 光度に基づいた Type 分類は GMC が重力的に緩和しながら活発

Adamo, A., et al. 2017, , 841, 131

化した星形成を示し、Type I, II, III と進化している

Corbelli, E., et al. 2017, , 601, A146と解釈することができる。
次に GMC の寿命について議論する。LMC におい

Demachi,F.,
etarXiv:2305.19192ては年齢が 10Myr 以下の星団のうち約 70%が GMC

al.

2023,

と付随することから、Type III GMC はおよそ 7 Myr

Emsellem, E., et al. 2022, , 659, A191

で散逸すると見積もられ、Type I と Type II GMC のFukui, Y., et al. 1999, , 51, 745

滞在時間は Type III との個数比からそれぞれ 6 Myrと 13 Myr と見積もられた (Kawamura et al. 2009)。

arXiv

Gratier, P., et al. 2012, , 542, A108

本研究では、1-4 Myr の星団が Type III に集中して

Kawamura, A., et al. 2009, , 184, 1

分布している (図 3) ことから、Type III GMC と若Leroy, A. K., et al. 2021, , 257, 43

い星団は少なくとも 4Myr の間は共存していると考Rosolowsky, E., et al. 2021, , 502, 1218

えられる。GMC がコンスタントに形成され、進化

Rosolowsky, E. W., et al. 2008, , 679, 1338

すると仮定をすると、Type I, II と Type III との個数比が滞在時間の比に等しいと考えることができる。 Sandstrom, K. M., et al. 2013, , 777, 5
よって、Type I, II, III の個数比から、それぞれの滞Yamaguchi, R., et al. 2001, , 53, 985

9e-prints,

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星間 a02

大マゼラン雲における O 型星の同定と大質量星形成の
研究
玉城 磨生

10

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

大マゼラン雲における大質量星同定と大質量星形成の研究
玉城 磨生 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究では，大マゼラン雲 (Large Magellanic Cloud: LMC) において，大質量星の同定と星団，アソシエー
ション形成の研究を行なった．質量 ≳8M⊙ の大質量星は強い輻射により周囲の星間物質に多大な影響を与えたり，超新星爆発を起こせば周囲に重元素をばら撒くため，銀河進化において物理的にも化学的にも非常に重要な天体である．大質量星は巨大分子雲の中で集団的に形成されるモデルもあるが，その形成機構は未だ不明である．LMC は，活発に星形成が行われている face-on 銀河であることから，大質量星研究の良いター
ゲットである．しかし，大質量星の検出は LMC 全体について一様に行われておらず，分布の全体像は不明であった．そこで，銀河全体についてもれなく大質量星を検出することを目指し，新たな手法を用いて既公開
恒星データベースを解析した．Gaia Collaboration et al. (2022) による LMC 全面での G, GBP , GRP バン
ド測光データを利用し，O 型主系列星の色特性表 (Pecaut et al. 2013) と減光を考慮し，PARSEC 星進化モデル (Bressan et al. 2012) と比較することで色等級図上で大質量星候補天体を同定した．一方で PARSEC
星進化モデルから，645588 個の大質量星候補天体のうち，減光量が比較的大きい AV ≥ 0.53 mag 以上の領域で同定された天体には，赤化した大質量主系列星に加え，pre/post-MS の中小質量星の混入が含まれることが予想される．これらに対し，IRSF の点源カタログ (Kato et al. 2004) とのクロスマッチを取り，J バ
ンドのデータを組み合わせた二色図による解析を行うことで分離を試みた．その結果，11790 個の大質量星候補天体を得た．これら大質量星候補天体の分布は不均一であり，グループを形成して存在している傾向が見られた．そこで，それぞれのグループを星団と考え，DBSCAN を用いた星団同定 (Zari et al. 2019) を行った．〜議論の内容〜

et al. 2009) を得た，大質量星形成の研究の良いター
ゲットである．しかし，LMC における大質量星の大質量星は超新星爆発，紫外線放射，星風によっサーベイは限定的である．これまでの最も包括的なて物理的にも化学的にも銀河進化において大きな役
カタログ (Bonanos et al. 2009) は，限られた領域に割を果たしており，その形成過程の解明は現代の天対する分光観測をまとめたもので，不均一なサンプ
文学における最も重要な課題の一つであると言える．
ルであり統計的な研究には不適である．我々は，Gaia
大質量星は，単一では形成されず，巨大分子雲の中
Collaboration et al. (2022) による LMC 全面でので集団的に形成されることは観測的に明らかである
G, GBP , GRP バンド測光データを元に大質量星候補が，その形成機構は未だ不明である．大質量星研究
天体の同定を試みた．また，均一な大質量星候補天では体の分布から星団も試みた．

1

Introduction

1. サンプル数が少ない
2. 近傍の巨大分子雲 (Giant Molecular Cloud:
GMC) が少ない．

2

Data
ベースサンプルは LMC 全面における測光情報をなどの観測的困難がある．LMC は face-on 銀河で完全持つ Gaia DR3(Gaia Collaboration et al. 2022) のな GMC のサンプル (Fukui et al. 1999; Kawamura星である．このベースサンプルは，銀河系前景の星と11

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
LMC の星の混合データである．parallax < 0.1 masの星を選択することで簡易的にこの全景星を取り除いた．また，クロスマッチをとることで IRSF の点
源カタログ (Kato et al. 2004) の J バンドのデータも使用した．

LMC1
LMC5
LMC4
N55

N11

N30A

N51
N44

3

30 DorMethods

NGC 1910

LMC2
N158

本研究では，Pecaut et al. (2013) の O 型主系列

N79
N154

N159

星の色特性表と星間赤化を考慮し，星団質量 2.5 ×

LMC6

LMC3
N144A

N113
N120

LMC7
N186

N206A
NGC 1837

4

10 M⊙ ，金属量 1/3Z⊙ を仮定した PARSEC 星進化モデル (Bressan et al. 2012) と比較することで色指数 (GBP − GRP ) [mag] vs 見かけの等級 G [mag]の色等級図上で大質量星候補天体を同定した．中小質量星の混入の可能性のある天体は色指数 (GBP −図 1: 色等級図から同定された大質量星候補天体のGRP ) [mag] vs 色指数 (GRP − J) [mag] の 2 色図で分布．背景は可視光 RGB のイメージ，オレンジの分離した．J 等級には色等級図上で同定した大質量星
クロスが大質量星候補天体を表す．
候補天体にクロスマッチした IRSF の点源 (Kato etal. 2004) の J 等級の値を用いた．同定された大質量LMC1星に対する星団同定には DBSCAN (Density-Based
LMC5
LMC4
Spatial Clustering of Applications with Noise) 法をN55
N11用いた．各々の星に対して閾値半径 eps[pc], 同定さN30A
N51
れた大質量星に対する閾値半径内に含まれる最小のN44
LMC6
天体数 minPts を指定することでその条件を満たす
LMC3星を星団メンバーとみなした．eps,minP ts の設定は
N144A
30 DorNGC 1910
LMC2
銀河系での (Castro-Ginard et al. 2018) の手法を参
N79
LMC7
N158
N113
N154
照し，eps = 12.1 [pc]，minP ts = 6 を採用した．
N120
N159
N186
N206A
NGC 1837

4

Results
図 5 は色等級図から同定された 10416 個の大質量星候補天体の分布，図 2 は二色図から同定された 1374
個の大質量星候補天体の分布を示す．図 3 は，図 1，

2 をもとに DBSCAN で同定した 163 個の星団候補の分布を示す．これらの大質量星候補天体は不均一で集団的に分布している傾向があり，星団もしくはア
ソシエーションを形成している可能性がある．それらの集団的な分布は有名な HII 領域の多くで見ることができる．さらには，LMC1 や LMC4 などの Super
giant shell の内部にも多数分布している．一方で，そのような集団的な分布は stellar bar には多くない．

図 2: 二色図から同定された大質量星候補天体の分
布．背景は可視光 RGB のイメージ，ライトグリー
ンのクロスが大質量星候補天体を表す．
図 4 は星団候補の典型的な物理量を示している．

6–20 個の大質量星候補天体を含む星団候補が約 90%を占める．星団半径は 4–8 pc の星団候補が約 90%を
占める．

12

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

LMC1
LMC5
LMC4
N55

(a)

N11

N30A

N51
N44

30

LMC6

LMC3
N144A

30 DorFrequency

NGC 1910

LMC2

N79

N158

N154

N159

N113
N120

LMC7
N186

N206A
NGC 1837

20
10
00

図 3:

5
10
Radius [pc]

15

25
50
Number of Massive Star

75

(b)

同定された星団候補の分布．背景は可視光

RGB のイメージ，赤のクロスが星団候補を表す．

60

Discussion

Frequency5

図 5 は Bonanos et al. (2009) でカタログされた大質量星である．これは限られた領域に対する分光観測をまとめたものであるため，分布も偏りがあり不完全なサンプルである．一方，本研究で色等級図4020から同定された大質量星は，Bonanos et al. (2009)
でカタログされていない領域まで広く分布している．

00

二色図で同定された星は，30 Dor，N158，N159 に集中しており減光の大きい領域で同定できているが，若い星が少ないとされる stellar bar にも分布しており赤色巨星と大質量星の分離が不完全である可能性がある．ただ，二色図から同定された大質量星候補
天体は 1374 天体で全体のわずか 10%であるため，今図 4:同定された星団候補の典型的物理量．(a) １回同定した天体は，最低 90%の確度で大質量星であつの星団候補に含まれる大質量星候補天体の数分布

る．減光の大きい領域の大質量星を現在よりも高いを示すヒストグラム．(b) 星団候補を楕円近似した際角度で同定するには，星の減光量を正しく求める方の長軸短軸相乗平均の分布を示すヒストグラム．

法が必要になる．

6

また，今回同定された星団候補は有名な HII 領域に近在している．さらに stellar bar 付近でも HII 領
域の近く以外では，星団を形成していないことから，
星団同定結果は星形成の現場を正しく捉えることができていると考えられる．

13

Conclusion

1. Gaia Collaboration et al. (2022) による LMC 全
面での G,GBP ,GRP バンド測光データを元に色指数 (GBP − GRP ) [mag] vs 見かけの等級 G [mag]の色等級図上で 10416 大質量星候補天体を同定した．

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Reference
LMC1
LMC5

Bonanos et al, AJ, 138, 1003, 2009

LMC4
N55

N11

Gaia Collaboration et al, arXiv, arXiv:2208.00211,
2022

N30A

N51
N44

30 DorFukui et al., PASJ, 269, 5, 2017

NGC 1910

LMC2
N158

LMC6

LMC3
N144A
N79
N154

N159

N113
N120

Tsuge et al., Apj, 871, 44, 2019

LMC7
N186

Pecaut et al., ApJS, 208, 9, 2013
N206A
NGC 1837

Bressan et al., MNRAS, 427, 127
Kato et al., PASJ, 615, 641, 2007
Zari et al, A&A, 628, 123 ,2019

図 5: Bonanos et al. (2009) でカタログされた大質量星候補天体の分布．背景は可視光 RGB のイメー

Castro-Ginard et al, A&A, 618, 59 ,2018
Piatti et al, MNRAS, 473, 105 ,2018

ジ，黄色のクロスが大質量星候補天体を表す．

Tsuge et al, arXiv e-prints, 2020
2. 中小質量星の混入の可能性のある天体は IRSF
Kim et al., ApJS, 148, 473, 2003の点源カタログ (Kato et al. 2004) の J バ
ンドのデータを用いることで色指数 (GBP −GRP ) [mag] vs 色指数 (GRP − J) [mag] の 2
色図で分離した．
3. 同定された大質量星 11790 天体で，Bonanos etal. (2009) でカバーされていない領域まで広く分布していた．
4. 今回同定した星団候補は約 90%が 6–20 個の大質量星候補天体を含む，もしくは半径 4–8 pc の星団候補であった．
5. DBSCAN による星団同定では、eps = 12.1 [pc]，minP ts = 6 を採用することで 163 個の星団候補を得た。
6. 今回同定した星団候補は HII 領域に近在するように分布し、stellar bar には分布しない。また
LMC1，LMC4 といった Super giant shell の内部にも多数分布するとわかった。

14

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星間 a03

ALMA ACA 分子雲サーベイで探る大マゼラン雲の大質量星形成シナリオ (2): N44 分子雲複合体の解析
東野 康祐

15

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA ACA 分子雲サーベイで探る大マゼラン雲の大質量星形成シナリオ：N44 分子雲複合体の解析
東野 康祐 (大阪公立大学大学院 理学研究科)

Abstract
大マゼラン雲（LMC）は小マゼラン雲との相互作用により、50 km s−1 以上の速度で原子ガスの衝突が発生していることが提案されている。このような環境での大質量星形成、およびその母体となる分子雲の形成について研究するため、我々は LMC の N44, N11, N79 H ii 領域に付随する分子雲複合体に対して ALMA-ACA
を用いて 12 CO, 13 CO (J = 2–1) 輝線による空間分解能 ∼1.6 pc の広域サーベイを実施した。これまでの解析により多数のフィラメント状分子雲を確認し、各領域の線幅が H i ガスの衝突速度に応じてわずかに増加している兆候などが明らかになりつつあった。さらに我々は、領域内での分子雲の物理的性質の比較、および星団からのフィードバックの影響を探るため、LMC で最も明るい H ii 領域の一つである N44 領域の解析を進めた。H ii 領域に隣り合った分子雲 (BC 領域) や、BC 領域に比べてまだ星形成が活発でない二つの領域(NW, SE) を含んでいることから、今回の研究目的に合致している場所である。astrodendro アルゴリズムを用いて分子雲を階層構造に分離し、サイズ-線幅関係を調べた結果、銀河系と同様な傾向 (σv = 0.72R0.5 )に従うことが示された。このことから、H ii 領域および星団フィードバックが分子雲の大局的な乱流構造に与える影響は顕著でないことが示唆される。また、特に NW 領域では大質量星原始星がその南端に付随するような指向性のあるフィラメント構造が 100 pc に渡って複数存在していることが明らかになった。講演では同様なフィラメント構造が見られた大マゼラン雲の他の領域 (30Dor, N159) と比較しつつ、大質量星形成シ
ナリオについて議論する。

1

ATCA の観測データから LMC 内の H i ガスは２つ以

Introduction

上の速度成分を持つことが理解されている (Tsuge et

銀河には大質量星と呼ばれる太陽の 8 倍以上の質

al. 2020)。1 つは LMC 由来の D-component ともう量を持つ恒星が存在する。大質量星は強烈な紫外線の放射や星風、また 超新星爆発による星間空間への重元素の供給などから銀河進化に多大な影響を及ぼ一つがそれより低速度な SMC 由来の L-componentである。D-component と L-component が衝突すると D-component が遅速され、新たな中間速度成分がす。よって大質量星の形成過程を明らかにすること生まれる。これを I-component と呼ぶ。I-component

は、銀河進化を探る上で必要不可欠である。近年の理論・観測研究から、大質量星の形成は星間ガス雲同士の衝突によって誘発されることが示唆されている。
太陽系から約 50kpc に位置する大マゼラン雲 (LMC)
は分子雲の高分解観測が可能である。さらに、銀河円盤が観測者に対して概ね垂直なことから均一なサンの分布は LMC 内で H i ガスの衝突が発生している領域であり、大質量星の形成が活発に起こっていると考えられている。LMC 南東部に位置する 30Dor,

N159 は H i ガスの流入量が LMC 内で最も多く、大質量星やフィラメント状分子雲の形成が非常に頻繁に発生していることで知られている。N11, N44, N79

プルを得ることに適した銀河であることも知られては I-component が強く見られる領域であり、ガス衝

いる。LMC のユニークな特徴として、近傍銀河の小突によるものと思われ、大質量星の形成が起こってマゼラン雲 (SMC) との重力相互作用が存在する。こいる H ii 領域である。その中で N44 は 3 領域で最もの重力相互作用によって LMC は SMC 由来の H i ガ

明るい H ii 領域であり、中心部に非常に多くの大質スが流入している。この H i ガスが流入により LMC
内でガス衝突が発生し、それに伴い星団の形成が誘発

量星が確認されている。(Bonanos et al. 2009)

していることが提案されている (Fukui et al. 2017)。

16

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Method/Observations

3.3

サイズ-線幅関係

我々は N11, N44, N79 の 3 つの H ii 領域を ALMA

確認できた詳細な分子雲構造を ”astrodendro” ア

ACA 7 m 電波干渉計を用いて空間分解能〜1.6 pc のルゴリズム (Rosolowsky et al. 2008) を用いて分子広域サーベイを実施した。主な観測輝線は広がった分雲を階層構造に分離し、サイズ-線幅関係を調べた。

CO (J = 2–1) 輝線と、その分 N44 の 3 領域 (NW, BC, SE) それぞれでサイズ-線
子雲内のより高密度な領域をトレースする 13 CO (J 幅関係を求めて、異なるプロットを行い領域ごとに子雲をトレースする12= 2–1) 輝線である。さらに、最も明るい H ii 領域比較した。さらに、30Dor(Wong et al. 2022) と銀河であり、大質量星団を有する N44 に着目した。N44

系 (Solomon et al. 1987) のサイズ-線幅関係を示し内の領域 (NW, BC, SE) ごとに解析結果を比較検討た。これによって、比較的銀河系と同様な傾向を確し、そこから分子雲の特性の違いや大質量星団からの認することが出来た。また、N44 内の 3 領域を比較

フィードバックの影響を理解する。その結果を LMC

すると南西部に進むほどサイズ-線幅関係が高い位置の最も星形成が活発な 30Dor,N159 と比較しながらに示す傾向が考えられる。N44BC 領域付近には大質大質量星の形成シナリオを考察する。

量星が多く付随しており、その星団からのフィード
バックの影響があると考えられたが、分子雲の線幅などに与える影響は顕著ではないと考えられる結果

3

Results/Discussionとなった。

※本研究の解析結果は論文化前のデータとなるため
講演資料のみ掲載し集録には掲載しない

3.1

4

ピーク強度図Conclusion

ALMA ACA 7 m 電波干渉計を用いて N44 の高分
ACA の高分解観測により得られたデータからピー 解観測を実施した。この観測により先行研究の観測
ク強度図を作成した。以前の N44 の分子雲電波観測 時には見られなかった詳細な分子雲の構造が確認では Mopra 望遠鏡による LMC 全面観測であり (Wong

きた。そのデータの強度や規模は 30Dor, N159S に
et al. 2011)、それ比べて、はるかに詳細な分子雲の構 近しいものとなり 30Dor, N159S のように、さらな造をがわかり、N44NW 領域では南北に 100 pc にも る活発な星形成が起こりうる領域であると考えられ伸びた指向性のあるフィラメント構造が確認できた。 る。また、速度場や速度分散図をから観測した分子
さらに、これらを 30Dor, N159S のピーク強度図

雲は H i ガスの衝突に由来するものであると思われと比較した。比較的 30Dor, N159 と同程度の強度やる、複雑な速度成分を持ち、強い乱流状態であるこ

空間的広がりが確認でき、同程度の水素分子ガス柱とがわかった。。その分子雲構造を ”astrodendro” ア

密度やガスの総量が存在すると推定され、N159 と同

ルゴリズムを用いて分子雲を階層構造に分離し、サ様今度も活発な星形成領域であると考えられる。

イズ-線幅関係を調べた。そこから、N44 のサイズ線幅関係は銀河系に似た傾向にあることがわかった。

3.2

N44 内の 3 領域 (NW, BC, SE) を比較することで、

速度場図/速度分散図

星団からの星団フィードバックが異なると思われる

速度場図から N44 内でも各領域で 20 km s−1 程度

領域でも顕著な違いは見られなかったことから、H iの速度差が見え、複雑な速度成分を持つ分子雲であ

ガス衝突など他の大局的な要因により、システムのることがわかった。速度分散図からはどの領域でも力学状態が決まっている可能性が考えられる。

3–5 km s−1の速度分散が確認でき、分子雲が強い乱流状態にあることが考えられる。これらの速度差や速度分散は H i ガスの衝突から発生した、分子雲の遅速や圧縮によるものと考えられる。

Reference
Fukui et al, 2017, PASJ, 69, L5
Tsuge et al, 2020, arXiv:2010.08816

172023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Bonanos et al, 2009, AJ, 138, 1003
Seale et al, 2009, ApJ, 699, 150
Chen et al, 2009, ApJ, 695, 511
Wong et al, 2011, ApJS, 197, 16
Rosolowsky et al, 2008, ApJ, 679, 1338
Wong et al, 2022, ApJ, 932, 47
Solomon et al, 1987, ApJ, 319, 730

18

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星間 a04

水の再生反応の考慮による M 型星周りの陸生惑星における暴走温室状態中の水損失量への新たな制約
川村 陽

19

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

H2 O 再生成反応の考慮による M 型星周りの暴走温室状態にある陸生惑星における水損失量への新たな制約
川村 陽 (東北大学大学院 理学研究科地球物理学専攻)

Abstract
M 型星周りの現在 Habitable Zone 上に分布している地球型惑星における生命存在可能性に期待が寄せられている。その一方で、M 型星の非常に長い前期主系列段階によって、そのような惑星は暴走温室状態に過去非常に長い期間あったと考えられている。暴走温室状態にある惑星は非常に水蒸気に富んだ大気を保有し、H2 O の光解離に起因する大規模な宇宙空間への水損失を経験する。
暴走温室状態にある惑星の水損失量を評価した先行研究では、水損失の根本的原因である H2 O の光解離は十分に生じていると仮定し、光解離による水損失を減衰させるであろう H2 O の再生成反応の効果については考慮しなかった。そこで、本研究では、暴走温室状態における水損失に H2 O の再生成反応が及ぼす影響を評価することを目的とした。そして、H2 O の再生成反応を考慮した１次元光化学モデルを用いて、M 型
星周りの暴走温室状態にある地球型惑星の水蒸気支配大気の構造および H2 O の再生成反応が水の損失量にもたらす影響を導いた。
その結果、M 型星周りの暴走温室状態にある地球型惑星において、H2 O の再生成反応は H2 O の光解離に対して非常に効率的に起きており、水損失を抑制することが得られた。つまり、M 型星周りの地球型惑星における生命存在可能性を考える上で、H2 O の再生成反応は有意な影響をもたらすことが示唆された。

1

暴走温室状態に突入する (Kasting, 1988)。暴走温室

Introduction

状態にある惑星の地表面は、水の臨界温度を超えて系外惑星の観測が頻繁に行われ、5000 個以上の系外惑星が今日までに発見されている。しかし、火星-

り、液体の水が存在できない環境となる。すると、保

地球サイズの地球型惑星かつ Habitable zone 内に分布するような生命存在可能性が期待される系外惑星型星周りに分布している。また、M 型星周りの惑星は統計的にも数が多く、G 型星周りの惑星に比べてZone 上に分布している地球型惑星における生命存在
可能性に期待が寄せられている。
星の非常に長い前期主系列段階によって、時間-空間的に大規模な内側遷移を過去に経験する。そのため、M 型星周りの現在 Habitable Zone 上に分布していする。このメカニズムによって、M 型星周りの現在

Habitable Zone 上に分布している地球型惑星は形成する (Luger and Barnes, 2015; Tian and Ida, 2015;

Bolmont et al., 2017)。
先行研究において、暴走温室状態にある地球型惑星の水損失量は二つの散逸律速過程（H の散逸を促す

る地球型惑星は形成初期から最長で数十億年の間はHabitable Zone の内側境界より恒星側に分布したとの内側境界より恒星側に分布している場合、惑星はれ、それによって生じた H は恒星からの X 線-極端

初期の暴走温室状態期間中に大規模な水損失を経験

その一方で、M 型星周りの Habitable Zone は、M 型

十分な水を保有して形成した惑星が Habitable Zone

支配大気は恒星からの X 線-紫外線によって光解離さ紫外線によって加熱されることで惑星大気から散逸

観測しやすい点から、M 型星周りの現在 Habitableal., 2014)。

有する水の大部分が惑星大気中に水蒸気として存在する（図 1）。さらに、成層圏にまで及ぶ厚い水蒸気はその内のたった 24 個であり、それらの多くは M考えられている (Baraﬀe et al., 2015; Kopparapu et

地表面-マントルが溶けてしまうような高温状態とな恒星からの X 線-極端紫外線フラックスによる律速および H2 O の光解離によって形成される O 蓄積層における H の拡散効率による律速）を考慮して見積もられた。また、散逸する H の根本的供給源である H2 Oの光解離は十分に生じていると仮定した。しかし、光解離による水損失を減衰させるであろう H2 O の再生

20

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校本研究では、暴走温室状態にある地球型惑星の水蒸
気支配大気の構造および H2 O, の再生成反応が水の損失量にもたらす影響を表現するために１次元光化学モデル: PROTEUS (Nakamura et al., submitted)を用いた。対象とする惑星は、TRAPPIST-1 を想定した M ８型恒星から 0.023 au の位置に分布する地
球サイズの惑星とした。また、非常に水蒸気に富んだ大気を想定しているため、大気を構成するすべての化学種は H2 O の光解離由来として、次の 10 個の化学種: H2 O, H, OH, H2 , O, O(1 D), O3 , O2 , HO2 ,H2 O2 , を考慮した。さらに、これらの化学種に関与する 40 個の化学反応を考慮した (Chaﬃn et al., 2017)。
以下に水の光解離反応および主な水の再生成反応を示す（図 2）。
図 1: 暴走温室状態
成反応の効果については考慮されておらず、先行研究による水損失量の見積りは過剰見積りの可能性がある。そこで、本研究では、暴走温室状態における水図 2: 水の光解離反応および主な水の再生成反応

損失に H2 O の再生成反応が及ぼす影響を評価することを目的とした。そして、M 型星周りの暴走温室状

大気の初期状態は地球海洋質量に値する水蒸気大気

態にある地球型惑星の水蒸気支配大気の構造および （地表面気圧 270 bar に相当。）とし、大気下端は地H2 O の再生成反応が水の損失量にもたらす影響を、 表面、大気上端は H2 O の光解離が非効率的となる水H2 O の再生成反応を考慮した１次元光化学モデルを 蒸気大気の薄い高度とした。また、定常状態となっ用いて導いた。

た大気を得るために計算時間は 1 Myr とした。さらに、光解離をもたらす大気上端から入射する恒星か

2

らの光子流束として、TRAPPIST-1 を想定した波長

Method

域 1.5 nm-1000 nm の恒星 X 線-UV スペクトルを与えた。

惑星大気を支配する物理過程は拡散、化学、移流である。乱流拡散-分子拡散および化学反応を考慮し鉛直１次元モデルにおける乱流拡散係数は、その内て惑星大気の１次元鉛直構造を表現するモデルを１に３次元的現象である対流などの移流の効果も含む

次元光化学モデルという。このモデルでは、大気をため、適切な値を与えるのは難しい。その上で、本構成する各化学種 i に対して、次に示す化学反応に研究では地球における乱流拡散係数 10m2 s−1 を採用

よる生成・損失を考慮した連続の式 (1) と拡散方程した。

式を解いている。また、光解離の高度分布を得るた

本研究では、H2 O の光解離を起源とする水素散逸のめに、恒星からの光子流束に対して大気による吸収

拡散および化学 (主に再生成反応) による制約を見積のみを考慮した輻射輸送を解いている。

もるために、大気上部境界における水素散逸を考慮∂ni∂ϕi= Pi − L i −∂t∂z

した。さらに、この散逸は次の式で散逸速度が与え(1)

密度、化学による生成速度および損失速度、拡散フられる拡散律速に従うとした。
(
)
1
1
αT dT
Vdif,i ≡ Di
−
−
Ha
Hi
T dz

ラックス、t, z はそれぞれ時間、地表面からの高度で

ここで、Di および Hi はそれぞれ分子種 i (=H) にある。

対する分子拡散係数およびスケールハイト、z, αT お

ここで ni , Pi , Li , ϕi はそれぞれ分子種 i に対する数

21

(2)

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
よび T はそれぞれ地表面からの高度、熱拡散係数、温度である。この式で与えられる水素散逸速度は Hとそれ以外の大気成分の 2 種大気間の拡散によってもたらされる最大輸送速度である。また、H2 は H の大規模な散逸に引き摺られて散逸すると考えられる
ため、H と同様の散逸速度を H2 に与えた。
また、地表面が高温で溶けている惑星において、大気中の酸素は地表面のメルト中の酸化鉄: FeO と反応して惑星内部に溶け込むが、本研究ではこの効果は考慮しなかった。

3

Result&Discussion

3.1

The structure of H2 O dominatedatmosphere

1 次元光化学モデルによって得られた M 型星周りの暴走温室状態にある惑星が 1Myr 後に保有する水
蒸気大気の構造を図 3 に示す。(a) は主な化学種の数
密度の鉛直分布、(b) は主なに関与する化学反応である。図 3(a) は、大気上層に注目すると、H だけではなく O による支配大気となっていることを示している。また、H の鉛直構造はスケールハイトに従っておらず、これは H の振る舞いが化学反応によって制約され、効率的に拡散されていないことを示唆して

図 3: 暴走温室状態にある地球型惑星が 1Myr 後に保有する水蒸気大気の構造は数密度分布。(b) は H2Oに関与する化学反応速度の高度分布。実線は生成反いる。
図 3(b) は、H2 O の光解離のピーク付近を除いて化学

応、点線は損失反応。

平衡にあることを示しており、これは OH の高い反表 1: 水の損失量および再生成反応の効率

応性およびそれに伴う効率的な H2 O の再生性反応に由来している。この結果は、再生成反応による光解離によってもたらされる水損失の抑制を示唆している。この点については次の項でより詳しく見る。ま

H の散逸フラックス: ϕescH

4.15 × 1016 m2 s−1⇒ ϕesc
H から換算される水損失量(∑ H O ∑ H O )⇒ 7.13(TO/Gyr)

2×た、光解離のピークは高度 600km 付近に存在してお(∑り、均質圏界面の上部に存在している。
今回得られたこれらの大気構造の特徴は、従来考え

i Li

i Pi

2

H2 O ∑H O− i Pi 2
i Li∑ H2 Oi Li∑

られてきた暴走温室状態にある地球型惑星の水蒸気

−
ϕesc
H

2

∑i

1.00
)
0.21

2O
LH
: H2O の損失反応速度i

H2 O: H2O の生成反応速度
i Pi

大気の構造とは異なるものであった。

の効率を示したのが表１である。1 列目に示すのが得

3.2

The water loss and the eﬃciency られた大気からの H の散逸フラックスおよびフラッ
of the reproduction of H2 O
クスから換算される水損失量である。得られた水損

M 型星周りの暴走温室状態にある地球型惑星の水蒸気大気における水損失量および H2 O の再生成反応

失量は 7.13 (TO/Gyr) であり、この値は先行研究の値 (101−2 (TO/Gyr)) に比べて有意に小さい。
その上で、2 列目に示すのが、 H の散逸フラックス

222023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校に対する H2 O の光解離によってもたらされた H のTian and Ida, 2015, NatGe

うち再生成反応によって H2 O に戻らなかった H の

Bolmont et al., 2017, MNRAS

生成量 の比を示している。この比は化学反応によっ Nakamura et al., 2022, arXivて大気中に生じた H の散逸効率を表している。この

Chaﬃn et al., 2017, NatGe

比が 1 であることは、小さい水損失量の起因が散逸する H の根本的供給源である H2 O の化学反応、つまり光解離および再生成反応の効率にあることを示唆している。
そして、H2 O の再生成反応の効率に注目したのが 3列目であり、 H2 O の損失反応速度 (主に光解離) に対する H2 O の正味の損失反応速度 (損失反応速度再生成反応速度) の比を示している。得られた値は、

H2 O の再生成反応が光解離に対して効率的に生じていること、つまり、再生成反応が光解離に由来する
水損失を抑制することを示している。また、この効
率的な H2 O の再生性反応は、光解離によってもたらされる OH の高い反応性に由来すると考えられる。
この表の総括として、M 型星周りの暴走温室状態にある地球型惑星の水蒸気大気において、H2 O の再生成反応は光解離に由来する水損失を抑制し、水損失量は先行研究の値より有意に小さくなることが得られた。

4

Summary
M 型星周りの暴走温室状態にある地球型惑星に着目し、そのような惑星が保有する水蒸気支配大気を、

H2 O の再生成反応を考慮した１次元光化学モデルを用いて表現した。すると、得られた大気構造は従来考えられてきた大気構造とは異なる特徴を示した。さらに、再生成反応は H2 O の光解離に対して非常に効率的に起きており、水損失量を抑制することが得られた。つまり、本研究は、M 型星周りの地球型惑星における生命存在可能性を考える上で、H2 O の再生成反応は重要な影響をもたらすことを示し、生命存在可能性をより高めうる可能性があることを示唆した。

5

Reference

Baraﬀe et al., 2015, A&A
Kopparapu et al., 2014, ApJL
Kasting, 1988, Icar
Luger and Barnes, 2015, Astrobiology

23

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星間 a05

動径方向に構造を持つ原始惑星系円盤におけるペブル
集積と衝突破壊を考慮した惑星形成 N 体シミュレー
ション
神野 天里

24

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

動径方向に構造を持つ原始惑星系円盤におけるペブル集積と衝突破壊を考慮した惑星形成 N 体計算

神野 天里 (神戸大学大学院 理学研究科)

Abstract
惑星は、誕生間もない恒星を円盤状に取り囲むガスとダストから形成されたと考えられている。この円盤は原始惑星系円盤と呼ばれ、古典的惑星形成論では軸対称で動径方向に滑らかな構造を持つと仮定されてきた。
しかし近年、原始惑星系円盤内にリング構造やダスト放射の非軸対称性が観測によって見つかっている。リング構造は、乱流領域と層流領域（dead zone）の境界に生じると考えられており、そこでは圧力バンプによってダストの集積が起こり、効率的に惑星が形成されると期待されている。本研究では、原始惑星系円盤

内の乱流・層流境界への継続的なペブル供給が惑星形成過程に及ぼす影響を N 体シミュレーションを用いて調べた。さらに、従来の惑星形成 N 体シミュレーションではほとんど考慮されていなかった微惑星同士の衝突破壊プロセスを取り入れたシミュレーションも行い、破壊や破片の生成が惑星形成過程に及ぼす影響も調べた。その結果、衝突破壊の有無に関わらず、ダストリング内で惑星は効率的に形成されることがわかった。
また、ペブル集積終了後の早い段階で、暴走成長により複数個の惑星サイズの天体が形成された。

1

わかってきた。さらに、近年 MRI に起因する乱流がIntroduction
惑星形成の先駆的な研究は、京都大学の林忠四郎らのグループによって行われた。彼らのモデルでは、
惑星形成過程は自己重力に対して安定な円盤から始まる。この円盤は、現在の惑星総質量と一致するダスト成分を持つと仮定され、ダストガス比は太陽組成に由来する（最小質量太陽系星雲モデル、MMSN）(Hayashi 1981; Hayashi et al. 1985)。彼らのモデル

では、円盤内でダストが赤道面に沈降・凝縮し、ダス

トから微惑星が形成され、微惑星が相互衝突によって成長し、惑星を形成すると考えた。さらに、原始惑星の質量がある臨界値（! 10M⊕ ）に達すると、円盤ガスが惑星に流れ込み、ガス惑星が形成されることを示した (Mizuno 1980)。このモデルは、地球型とができたため、惑星形成の標準理論とみなされるようになった。しかし、近年のシミュレーションを用いた理論研究や電波望遠鏡による高精度観測によっえていることがわかってきた。

一つ目に、降着円盤における磁気回転不安定性(MRI) の発生が 1990 年代初頭に発見され (Balbus& Hawley 1991)、原始惑星系円盤の構造が標準理論で想定されているよりもはるかに複雑であることがことが指摘されている (Bai & Stone 2013)。この領域は、層流的な構造を持ちデッドゾーンと呼ばれる。
このデッドゾーンと乱流領域の境界では、圧力バン
プによってダストの集積が起こることで、効率的に惑星が形成されることが期待されている (Chatterjee& Tan 2014)

二つ目に、近年のアタカマ大型ミリ波サブミリ波

干渉計（ALMA）を用いた観測により、原始惑星系

円盤内に非軸対称なダスト分布やリング状構造が存在することが明らかになってきた (e.g., (Muto et al.

2015; Andrews et al. 2018))。軸対称で動径方向に滑らかな構造を持つ円盤を仮定する標準理論では、観測されているこれらのサブ構造や、その中での惑星

惑星、ガス惑星、氷惑星の順序をうまく説明するこて、上述した惑星形成の標準理論は数々の困難を抱

円盤内の特定領域では起きない、あるいは抑制される形成過程を説明することができない。

以上で概説したもの以外にも標準理論は、様々な問題を抱えている。そこで本研究では、乱流領域と層流領域への継続的なペブル供給が惑星形成過程に及ぼす影響を N 体シミュレーションを用いて調べた。
本集録の構成は以下の通りである。まず、第 2 章で本研究で用いた手法を概説する。第 3 章では、我々の行なった N 体シミュレーションの結果を示し、ペブル集積、および衝突破壊が惑星形成過程に及ぼす影響を示す。第 4 章では、衝突破壊モデルと完全合体

25

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

惑星成長モデルモデルの比較を行う。そして、第 5 章で結論を示す。 2.3

2

2.1 節と 2.2 節で概説したガス円盤とダスト粒子のMethods
本章では、本研究で扱う原始惑星系円盤の構造やダスト進化、惑星成長モデル、そして衝突破壊モデルを概説する。

2.1

成長・移動モデルを用いることで、乱流・層流境界へのダスト降着タイムスケールを決定する。乱流・層流境界へのダスト降着は、境界近傍での微惑星と惑星の形成につながる。この惑星形成段階は非線形であり、粒子間の重力相互作用が重要になる。そこで、我々はこの段階から N 体シミュレーションを行う。

N 体シミュレーションには、大規模並列 N 体シミュ

ガス円盤モデル

本研究では簡単のために、ガス円盤に定常一次元

レーションコード GPLUM を用いる (Ishigaki et al.

2021)。GPLUM は、各粒子ペア毎にカットオフ半径
α 円盤を仮定する (Shakura & Sunyaev 1973)。さら というものを定め（独立カットオフ法）、その半径以に、Armitage (2011) や Ebisuzaki & Imaeda (2017) 内は直接計算、それ以遠はツリー法で近似計算するを参考に、円盤の外側と内側の領域は乱流、中間のP3 T 法を採用している (Oshino et al. 2011)。P3 T 法

分ける（図 1）。このような円盤では、乱流・層流境ることができる。さらに GPLUM は、大規模並列 N

領域は層流（デッドゾーン）と円盤を 3 つの領域に界に圧力バンプが形成され、そこにダストが蓄積することで効率的に惑星が形成される可能性が指摘されている (Chatterjee & Tan 2014)。

体シミュレーションのための汎用高性能ライブラリー

FDPS(Iwasawa et al. 2016) を用いることで、大規模なスーパーコンピュータでも高い計算性能を実現し
ている。

Dead
zone
Inner Turbulent
Central Star
RegionInner Dead zone Outer Turbulent
RegionBoundary

図 1: ガス円盤モデルの概略図

2.2を用いることで、系全体を高精度かつ高速に計算す

ダスト進化モデル

我々のダスト進化モデルでは、最初にダスト粒子

衝突破壊モデル

2.4

本研究では、衝突破壊モデルとして Kominami

model（Kominami in prep.）を扱う。本モデルでは、
簡単のためにどのような衝突でも一定割合の破片が生じると仮定する。粒子間の衝突破壊は、本来粒子間相対速度や角運動量に依存するが (Chambers 2013)、
この仮定を課すことで実装が単純化されるだけでな
く、破片質量や破片数をパラメータ化することができ、それらが惑星形成過程に及ぼす影響を調べることができる。

がその場で相互衝突によって成長し、臨界質量 mc ま

3

リフトすると近似する。この近似は、 Lambrechts &パラメータとし、衝突破壊を考慮した惑星形成 N 体のであり、彼らのモデルでは全てのダストがある半も N = 103 , Nfrag = 10, mmin = 0.1minit の結果をで成長すると、ガス抵抗を受け中心星に向かってドJohansen (2014) が考案したアイデアと類似するもResults
本研究では、粒子数や破片質量、さらに破片数をシミュレーションを行なった。本章では、その中で径でドリフト限界まで成長し、ガスから切り離され、 示す。ここで、N, Nfrag と mmin はそれぞれ初期粒子
内側にドリフトするという考えに基づいたペブルフ 数、衝突 1 回あたりの最大破片数、破片最小質量をラックス計算モデルを提案している。

表す。

26

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
図 2 に、a − e 平面における粒子の分布を示す。aは軌道長半径、e は離心率を表しており、粒子の大きさは粒子質量 mp の 1/3 乗に比例する。図 2 から、ダストリング内で微惑星は効率的に成長し、0.24 Myr

で地球質量と半地球質量サイズの 2 天体が形成される。また、原始惑星サイズの天体もダストリング内に 19 体形成される。

図 3: 最大惑星質量の時間進化。実線が完全合体

モデル、破線が mmin = 1/3minit 、点線が mmin =0.1minit となる衝突破壊モデル。
図 2: 衝突破壊を考慮した惑星形成シミュレーション体モデルで 0.8 M⊕ 、衝突破壊モデルでそれぞれ 0.6

質量サイズの天体を表す。

となる。

験することで、より小さな微惑星がその周囲に形成る。さらに、最終的に形成される惑星の質量は、破のスナップショット（t = 0.24 Mys）。黒、橙、紫、 M⊕ , 0.4 M⊕ となる。これら 3 天体は、シミュレー
緑はそれぞれ微惑星、原始惑星、半地球質量、地球 ション終了時にそれぞれ 1.8 M⊕ , 1.3 M⊕ , 1.0 M⊕

以上より、衝突破壊の有無に関わらず微惑星は効

本シミュレーションでは、微惑星が衝突破壊を経率的に成長し、2.5 × 105 年以内に地球質量に到達すされる。従って、惑星の周りに小さな微惑星が多数

片最小質量が小さいほど小さくなることがわかった。

存在する系が形成される。このような系では、多数の微惑星と少数の惑星間の力学的摩擦により、惑星の離心率は下がり、微惑星の離心率が上がっていく。 5
実際、図 2 から、0.5 AU と 0.6 AU 近傍に存在する
惑星サイズの 2 天体の離心率は非常に小さく、その周囲に存在する微惑星の離心率が高くなっている。

4

Discussion
本章では、衝突破壊モデルが惑星形成過程に及ぼ

Conclusion
本研究では、原始惑星系円盤内の乱流・層流境界へのペブル集積とそれに伴うダストリング形成、および微惑星の衝突破壊を考慮した惑星形成 N 体シミュ
レーションを行なった。その結果、衝突破壊の有無に関わらず、ダストリング内で惑星は効率的に形成されることがわかった。また、ペブル集積終了後の早い段階で、暴走成長により複数個の惑星サイズのす影響を議論する。そのために、各シミュレーショ 天体がダストリング内で形成された。
ンで形成される最大惑星質量の時間進化を衝突破壊

今後は、衝突破壊モデルとして Kominami model

モデルと完全合体モデルで比較する。

だけでなく、Chambers (2013) のような粒子間相対星質量の時間進化を示す。図 3 から、ペブル集積がデルを考慮した惑星形成 N 体シミュレーションを行

図 3 に、各シミュレーションで形成される最大惑

終了する時間の 4 万年程度で惑星の質量は、完全合速度や衝突角度に依存するより現実的な衝突破壊モなっていく。

27

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

謝辞

天文・天体物理若手夏の学校事務局の皆様が、このような研究発表の機会を提供してくださったことに感謝申し上げます。本研究の N 体シミュレーショ
ンは、国立天文台 CfCA の Cray XC50 を使用した。

Reference
Andrews, S. M., Huang, J., Pérez, L. M., et al. 2018,
ApJL, 869, L41
Armitage, P. J. 2011, ARAA, 49, 195
Bai, X.-N., & Stone, J. M. 2013, ApJ, 769, 76
Balbus, S. A., & Hawley, J. F. 1991, ApJ, 376, 214
Chambers, J. E. 2013, Icarus, 224, 43
Chatterjee, S., & Tan, J. C. 2014, ApJ, 780, 53
Ebisuzaki, T., & Imaeda, Y. 2017, New Astronomy, 54,
7
Hayashi, C. 1981, Progress of Theoretical Physics Supplement, 70, 35
Hayashi, C., Nakazawa, K., & Nakagawa, Y. 1985, inProtostars and Planets II, ed. D. C. Black & M. S.
Matthews, 1100–1153
Ishigaki, Y., Kominami, J., Makino, J., Fujimoto, M.,& Iwasawa, M. 2021, PASJ, 73, 660
Iwasawa, M., Tanikawa, A., Hosono, N., et al. 2016,
PASJ, 68, 54
Lambrechts, M., & Johansen, A. 2014, A&A, 572, A107
Mizuno, H. 1980, Progress of Theoretical Physics, 64,544
Muto, T., Tsukagoshi, T., Momose, M., et al. 2015,
PASJ, 67, 122
Oshino, S., Funato, Y., & Makino, J. 2011, PASJ, 63,
881
Shakura, N. I., & Sunyaev, R. A. 1973, A&A, 24, 337

28

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星間 a06

土星リング内小衛星が作るギャップ構造のグローバル
N 体シミュレーション
鳥居 尚也

29

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

土星リング内小衛星が作るギャップ構造のグローバル N 体シミュレーション
鳥居尚也 (東京工業大学 理学院 地球惑星科学系)

Abstract
土星リング内には小衛星が埋まっていて, それらの小衛星とリング粒子との相互作用により様々な構造が形成されていることが知られている. 本研究では, リング全体を計算領域に含む global な N 体シミュレーション
を用いて, 観測的に判明している様々な構造を統一的に再現することに成功した. さらに, 個々の粒子の軌道を解析することで, これらの構造が粒子間の非弾性衝突によって形成されていることを示唆する結果を得た.

1

Introduction

土星リングは数 cm 10m サイズほどのリング粒子からなる. しかしその中には 10km ほどの複数の小衛星が埋まっており, それらの小衛星とリング粒子との相互作用により様々な構造が形成していることが知られている。カッシーニ探査機により, こうした力学的構造について詳細な観測が行われた。ここで着目するのは, 小衛星ダフニスやパンが作るギャップ構造である (e.g. Porco et al. (2005)). そのギャップの端には衛星とリング粒子間の重力相互作用によって密度波が誘起されている (図 1) . さらに, ギャップ端の密度波は山のように切り立った特徴的な鉛直構造を持ち, リング面内に影を落としている様子が観測されている. 影の長さからの推定により, 鉛直構造の高さは 1km ほどと見積もられている. リングの典型的な厚さが 10m 程であることを考えるとこれは特筆すべき特徴である (Weiss et al. (2009)).

図 1: (a):Keeler ギャップを形成する小衛星 Daphnis とギャップ端に誘起された密度波. (b): 密度波の鉛直構造.
リングに密度波の鉛直構造による影が落ちている. (c): 小
衛星 Pan が作る Encke ギャップ端に誘起された密度波.
(NASA/JPL/Space Science Institute)

またリングの掩蔽観測により, 衛星がリング内に作るギャップの端はシャープに断ち切れたような面密度構造をしていることがわかっている (Colwell et al.
(2009)). こうしたギャップ構造はガス円盤内の惑星が作るギャップ構造 (e.g. Kanagawa et al. (2017)) とは大きく異なる興味深い特徴である.
こうした構造についての理論的な解釈はこれまで多くなされてきた (e.g. Borderies et al. (1982, 1989)).
一方で, N 体シミュレーションはリング系の物理を理解するための極めて強力な手段である. これまで, リ
ング内衛星とリング粒子間の相互作用による構造形成に関する N 体シミュレーションは local な計算領域で行われきた (Lewis & Stewart (2000); Lewis et al.
(2011)). Lewis & Stewart (2000) は粒子間相互作用
として粒子間非弾性衝突のみを考慮した密度波形成の local N 体シミュレーションを実施した. その結果, Borderies et al. (1982) で理論的に示唆された角
運動量フラックスの逆転を示し, それがエンケギャッ
プのシャープな端を作っていることを示した. Lewis
et al. (2011) では local N 体シミュレーションにより,衛星との重力相互作用で誘起された粒子の離心率が,密度波の波面にあたる高密度領域において頻繁に起こる粒子衝突で減衰することにより, 粒子がより高い密度領域に集まるという負の拡散現象が起こることを示した。こうした粒子間衝突による負の拡散現象
は, キーラーギャップやエンケギャップの端においても重要であると考えられる.
上述のように, 土星リング内の構造形成についての N 体シミュレーションはいくつか行われてきたが,それらは local な領域内での計算にとどまっていた.
しかし, local な領域に限ったシミュレーションでは,計算領域の境界条件を仮定しており, ギャップ形成を適切に記述できない可能性がある。また, 密度波やシャープなギャップ端などの特徴はそれぞれ個別の研究の中で議論されてきが, それらを統一的に取り扱うためには, global な N 体計算を行う必要がある. そ30

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
こで本研究では, 粒子間の自己重力・非弾性衝突を考慮したギャップ形成の 3 次元 N 体シミュレーションを実施し, これまでの観測・シミュレーションで確認されてきた構造を統一的に再現する。

2

3

以下に, シミュレーションで再現されたいくつかの特徴的な構造を示す.

3.1

Methods

本研究では, 公開 N 体計算コード n-body-withcenter を用いた.1 このコードは惑星リング系の計算のため神戸大学の牧野淳一郎氏によって開発された計算コードであり, 粒子間非弾性衝突モデルとしてバネモデルを用いている2
初期条件として, 粒子数 N = 3 × 106 個のリング
粒子を半径 ain = 0.5rR から aout = 1.0rR の範囲に面密度一定となるようにリング状にばら撒いた. た
だし, rR は土星のロシュ半径である. 粒子の内部密度は 0.5 g/cm3 とし, 粒子の初期離心率と初期軌道
傾斜角は平均が 0.05 のレイリー分布となるように与えた. また, 衛星の軌道進化とギャップ形成のメカニ
ズムを分離するため, 衛星の軌道は半径 0.8rR のケプ
ラー円軌道で固定した.
円盤が自己重力的に不安定となると, 自己重力に由来する wake が立ち始め, リング粘性が変化することが知られている (Daisaka et al. (2001)). 円盤の不安
定条件は Q ≲ 2 に対応し,{0.08rh∗−3 rh∗ ≲ 0.5
τ≳
(1)
∗−3/2
0.2rh
rh∗ ≳ 0.5rhである。rh は粒子の相互ヒル半
ここで, rh∗ = 2rp
径, rp は粒子の物理半径である。本計算の場合, rh∗ ≃0.73 であり, 自己重力の wake が立ち始める条件 1 はτ ≳ 0.31 となる.
本集録では紙面の都合上, 主にリング粒子質量
mp = 4 × 10−11 Msaturn , 衛星質量 ms = 5 ×
10−6 Msaturn の場合の結果を示す3 . このパラメー
タ設定の場合, τ ∼ 0.11 となり, 自己重力の wake は
現れない.

Results

Density Wave

形成されたギャップ構造のスナップショットを図 2に示す. 衛星がギャップを開けていることがわかる.
これを方位角方向に展開してプロットしたのが図 3である. 観測的に確認されているような密度波構造が形成されている.

図 2: 衛星が作るギャップ構造のスナップショット. 衛星(赤丸) がギャップを開けている. 赤円は土星表面, 青円は
半径が rR の円を表す.

3.2

1 https://github.com/jmakino/nbody-with-center2 バネモデルでは, ２粒子の物理半径の重なりを検知すると, その重なりに比例した反発力をかけることで非弾性衝突を表現している.
3 本シミュレーションで用いたリング粒子は実際の土星リング
でのリング粒子の大きさに比べるとかなり大きい. しかし, 実際の土星リング内では自己重力の wake などの集団的な運動が需要であると考えられ, 本シミュレーションので用いた粒子はそうした粒子の集団的運動を表現する super-particle であると考える.

Sharp Edge

方位角方向に平均したギャップ面密度を図 4 に示す. 図中で赤破線は対応する質量の惑星がガス円盤中で開けるギャップ構造 (Kanagawa et al. (2017)) である. 上図は衛星質量が 5 × 10−6 Msaturn の場合, 下
図は 1 × 10−6 Msaturn の場合である. ガス円盤中のギャップ構造と比べて極めてシャープなギャップ端が再現されていることがわかる. また, 衛星質量が大きくなるとギャップ幅も大きくなっている.

31

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: 密度波のスナップショット

図 5: 内端に誘起された密度波の断面図. 上図の灰色太線に沿った断面図を下図に示す.
図 4: 形成されるギャップの方位角方向に平均した面密
度. ただし, 初期面密度で規格化されている. 赤破線はガ
ス円盤の場合のギャップ面密度を表す (Kanagawa et al.
(2017)). 上図は衛星質量が 5 × 10−6 Msaturn の場合, 下
図は 1 × 10−6 Msaturn の場合を示す.

3.3

た影響の調査は本研究の今後の課題である.

Vertical Structure形成された密度波の断面図を図 5 に示す. 密度波の波面で ∼ 1.0 × 10−3 rR ∼ 0.1rR の高さの鉛直構造が形成されている. ただし, rH は衛星のヒル半径である. 円盤の典型的な厚みは ∼ 1.3 × 10−4 ∼ 0.025rHであり, 鉛直構造の高さは円盤の典型的な厚みの４倍程度であることがわかる. 鉛直構造が円盤に落とした影の長さからの観測的推定によると, 密度波の鉛直構造の高さは ∼ 0.2 − 0.3rH である (Weiss et al.
(2009)). Daphnis は軌道傾斜角を持っていることが知られており, それによる衛星の鉛直方向の振動が鉛直構造に大きく影響していると考えられる. こうし

4Discussion

4.1

Eccentricity and Vertical Excursion of Particles

前節で示した様々な構造を作るメカニズムについて調査するため, 個々の粒子の軌道の解析を行った.
図 6 に典型的な代表粒子の離心率, 中心面からの位置の変化, 各粒子の軌道を示す.
図 6 の上図では,衛星との近接会合点で離心率が増加していることがわかる. これは, 粒子の軌道が衛星からの重力摂動を受けエピサイクル振動が誘起されたことによるものである. その後, 密度波の波面に対応する位置で, 離心率が複数の場所で急激に減衰していることがわかる. これは, 衛星の重力摂動により粒子の流線が束ね32

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校(2010)), そのメカニズムは未だ明らかではない. 今後は global N 体シミュレーションを用いて衛星軌道
進化の問題にも取り組みたいと考えている.

5

図 6: 代表粒子の離心率の変化. 中段: 代表粒子の鉛直方向の位置の変化. 緑点線は円盤の典型的な厚み ∼ 0.025rH ,赤点線は円盤の中心面を表す. 下段: 粒子の軌道. 赤線は代表粒子の軌道を表す.

られ密度波の波面で面密度が高くなることにより粒子間非弾性衝突が頻繁に起こることで, 粒子の離心率が減衰していると考えられる. 最終的に, 粒子の離心率が十分減衰することで粒子はギャップの端に留まり, シャープなギャップ端が形成される.
また, 図 6 の中図を見てみると, 衛星の重力摂動により粒子は円盤中心面から外れ, 鉛直方向に跳ね上げられている. しかし, 密度波面では密度が高いため,中心面にいる粒子と間で衝突が起こる. そのため, 粒子は中心面から外れた場所に留まる. これにより山脈のような密度波の鉛直構造が形成されていると考
えられる.

4.2

Conclusion

土星リングに埋め込まれた衛星は, リング粒子との相互作用により様々な構造を作る. これまでリング
内衛星-リング粒子間相互作用による構造形成は local
な N 体シミュレーションによって調べられてきた. しかし, 円盤の global な効果を取り入れるためにはリング全体を計算領域に含む global な N 体シミュレー
ションを行う必要がある.
本研究では, 衛星がつくるギャップ形成の global な
N 体シミュレーションを実施し, 観測的に判明している様々な構造を統一的に再現することに成功した.
さらに, シャープなギャップ端や密度波の鉛直構造は,密度波面で頻繁に起こる粒子間衝突によって引き起こされていることを明らかにした. 今後は衛星周りのクラスター構造や衛星の軌道傾斜角・離心率による構造形成への影響を調査するとともに, 衛星の軌道
進化を追うことで, 衛星軌道進化の理論構築にも着手
したい.

Reference
Borderies, N., Goldreich, P., & Tremaine, S. 1982, Nature, 299, 209, doi: 10.1038/299209a0—. 1989, Icarus, 80, 344, doi: 10.1016/0019-1035(89)90145-0
Colwell, J. E., Nicholson, P. D., Tiscareno, M. S., et al.
2009, in Saturn from Cassini-Huygens, ed. M. K.
Dougherty, L. W. Esposito, & S. M. Krimigis, 375,
doi: 10.1007/978-1-4020-9217-6_13
Daisaka, H., Tanaka, H., & Ida, S. 2001, Icarus, 154,
296, doi: 10.1006/icar.2001.6716
Kanagawa, K. D., Tanaka, H., Muto, T., & Tanigawa,T. 2017, PASJ, 69, 97, doi: 10.1093/pasj/psx114

Future Task

紙面の都合上省略したが, 本研究では衛星の周囲に特徴的な形状の粒子のクラスター構造が形成されていることも判明した. これはリング内小衛星の形
成の議論にも関わってくると考えられ, 今後詳細に調査したい. さらに, 衛星が軌道離心率・軌道傾斜角を持つ場合や衛星の軌道進化を許した場合, 上で示した構造に対して大きな影響があると考えられる. これらの影響を調査することも今後の課題である. また, プロペラ衛星や小衛星 Daphnis は周期的な軌道進化をしていることが知られており (Tiscareno et al.

Lewis, M., Stewart, G., Leezer, J., & West, A. 2011,
Icarus, 213, 201, doi: 10.1016/j.icarus.2010.11.
022
Lewis, M. C., & Stewart, G. R. 2000, AJ, 120, 3295,
doi: 10.1086/316853
Porco, C. C., Baker, E., Barbara, J., et al. 2005, Science,
307, 1226, doi: 10.1126/science.1108056
Tiscareno, M. S., Burns, J. A., Sremčević, M., et al.
2010, ApJ, 718, L92, doi: 10.1088/2041-8205/718/
2/L92
Weiss, J. W., Porco, C. C., & Tiscareno, M. S. 2009,
AJ, 138, 272, doi: 10.1088/0004-6256/138/1/272

33

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星間 a07X 線天文衛星すざくによる超新星残骸 3C 400.2 のプラズマ状態と近傍 X 線未同定天体の調査
小沼 将天

34

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

X 線天文衛星すざくによる超新星残骸 3C 400.2 のプラズマ状態と近傍 X 線未同定天体の調査
小沼 将天 (近畿大学大学院 総合理工学研究科)

Abstract
超新星残骸 (Supernova Remnant: SNR) とは、超新星爆発による衝撃波で星間物質 (ISM) やイジェクタが加熱され高温のプラズマ状態になったものである。SNR の多くは電離過程が優勢なプラズマ (IP) 状態であり、時間経過とともに電離平衡状態 (CIE) になる。近年、いくつかの SNR で再結合過程が優勢なプラズマ(RP) 状態が発見された。3C 400.2 は先行研究で RP が存在すると報告されている。我々は高統計のすざくのデータを用いて、3C 400.2 のプラズマ状態を調査した。この際、同時フィットを行って SNR 領域からの漏れ込みを考慮し、先行研究よりも信頼性のあるバックグラウンド評価を行った。その結果、ISM 由来の低温の CIE プラズマと、イジェクタ由来の高温の IP の 2 成分で説明できることを見出した。さらに我々は、X線で特に明るい北西領域と、その周囲の比較的暗い領域に分けて解析を行った。各領域のプラズマは、ISM由来の低温の CIE プラズマとイジェクタ由来の高温の IP の 2 成分で説明できた。電子温度と元素量は北西領域の方が高い傾向にあった。加えて、3C 400.2 の西側に X 線未同定天体を検出した。そのスペクトルには中心エネルギーが 4.4 keV の輝線が付随していた (有意度 2.8σ)。この輝線を赤方偏移した鉄輝線と仮定し、X 線未同定天体が銀河団あるいは活動銀河核 (AGN) である可能性を議論する。

1

研究背景

の進化シナリオでは説明できない再結合優勢プラズ
マ (RP) をもつ SNR が発見された (Kawasaki et al.

超新星残骸とは、恒星が一生の最後に起こす超新(2003))。RP では、電子温度が電離温度よりも小さい (kTe < kTz ) 状態にある。RP に含まれるイオン星爆発後に残った天体である。超新星爆発直後のイジェクタはほとんど電離していない状態だが、衝撃は、周り自由電子を捕獲することで CIE プラズマに波によってエネルギーを得た電子が原子と衝突する

近づいていく。

ことで、原子が電離する。このような原子と電子の3C 400.2 は 銀 河 系 の SNR で あ り 、mixed-

衝突が多数発生し、電離優勢プラズマ (IP) 状態に

morphology remnant (MMR) に分類される。地なる。若い SNR の多くは IP を持つ。IP では、電球との距離は 2.8 ± 0.8 kpc である (Giacani et al.

子温度が電離温度よりも高い (kTe > kTz ) 状態にある。ここで電離温度 kTz はプラズマ中の異なる電離

1998)。また、年齢は ∼15,000 年である (Long et al.
1991)。Chandra 衛星 (Broersen et al. 2015) とす

状態のイオンの存在比から定められる。IP は数十万

ざく衛星 (Ergin et al. 2015) による先行研究では年かけて、電離過程と再結合過程がつり合う電離平

RP が見つかったと指摘している。Broersen et al.

衡 (CIE) になる。CIE プラズマでは、電子温度と電(2015) では ISM 由来の低温の RP とイジェクタ由

離温度が等しい (kTe ∼ kTz ) 状態にある。SNR のプ

来の高温の IP であると報告した。一方で、Ergin et

ラズマ進化の標準シナリオでは、衝撃波加熱で高温

al. (2015) は ISM 由来の低温の CIE プラズマとイになった電子がイオンを電離する IP 状態の後、時ジェクタ由来の高温の RP であると報告した。両者間の経過とともに電離過程と再結合過程がつり合うの違いはバックグラウンドの評価の違いが原因であCIE プラズマ状態に達すると考えられている。一般

ると考えられる。

に電離タイムスケール τ = ne t ∼ 1013 cm−3 s であ

我々はすざくのデータを用いて、3C 400.2 のプラ

れば CIE プラズマ状態である。ここで ne は電子密ズマ状態を調査した。この際、同時フィットを行っ

度、t は電離開始からの時間である。一方で、最近こて SNR 領域からの漏れ込みを考慮し、先行研究よ35

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
りも信頼性のあるバックグラウンド評価を行った。 天体を Suzaku J1937.4+1718 と命名する。
その結果、ISM 由来の低温の CIE プラズマと、イ

図 1(a) の明るい北西領域を bright 領域、周りの比較

ジェクタ由来の高温の IP の 2 成分で説明できるこ

的暗い領域を dim 領域、破線領域を bgd 領域とし、とを見出した。本研究では 3C 400.2 の詳しい X 線

それぞれの領域からスペクトルを抽出した。また図構造を調査するため、X 線で特に明るい北西領域と、 1(b) の白色円領域を srcA 領域、破線円領域を bgdA
その周囲の比較的暗い領域に分けて解析を行った。 領域とし、それぞれの領域からスペクトルを抽出しまた、3C 400.2 近傍の未同定 X 線天体を発見し、そた。XIS0, 3 のスペクトルは足し合わせた。

台のうち、XIS2 は 2006 年 11 月に不具合が生じて、観測が不可能となってしまった。また、XIS0 の一部のDeclination

Declination

おいて、4 視野の観測を行った (表 1)。XIS 検出器 4(b)

17:11:59.9

すざく衛星に搭載された XIS 検出器は 3C 400.2 に(a)

17:11:59.9

35:59.9

観測データ

2

35:59.9の解析も行なった。

領域も 2009 年 6 月に損傷を受け、観測が不可能な領域がある。また、バックグラウンドの評価には 3C 400.2

39:12.0

19:37:36.0

39:12.0

Right ascensionの付近に位置する視野 (観測 ID: 405028010) の観測
データを用いた。XIS の較正データベース (CALDB)

0

は 2018 年 6 月 11 日版を用いた。

0.0065

0.032

0.14

0.55

19:37:36.0

Right ascension
2.2

00.0065

0.032

0.14

0.55

2.2

図 1: 3C400.2 のイメージ。座標は赤経赤緯を表す。
カラースケールは任意単位。(a) 0.5–3.0 keV バンドのイメージ。図に示すように特に明るい北西領域を

表 1: 観測データログ
観測 ID
座標 l, b
観測日時509068010

53◦ .68−2◦ .00

2014/4/23

509069010

53◦ .49−2◦ .18

2014/4/14

509070010

53◦ .58−2◦ .41

2014/4/23

509071010

53◦ .76−2◦ .41

2014/4/23

405028010

54◦ .370◦ .06

2010/4/27

bright 領域とその周りの比較的暗い領域を dim 領域と定めた。また、破線で囲まれた領域を bgd 領域とした。(b) 3–5 keV バンドのイメージ。白色実線の円
は srcA 領域、周りの破線の円は bgdA 領域を示して
いる。

3.2

3

解析と結果

3.1

X 線イメージ

Bright/Dim 領域

バックグラウンドは SNR の周囲の領域と、SNR
領域全体を同時フィットすることで見積もった (小沼2022 若手夏の学校 星間 a03)。バックグラウンドのモデルは Uchiyama et al. (2013) に基づき、前景放射

図 1 にすざく衛星で観測した 3C 400.2 のイメージ(FE) 、銀河面 X 線放射 (GRXE)、宇宙 X 線背景放射

結果を示す。0.5–3.0 keV バンドの軟 X 線イメージ(CXB) で構成した。CXB のスペクトルパラメータはでは SNR の放射が見られるのに対して、3.0–5.0 keVKushino et al. (2002) に固定し、その他のパラメータ

バンドの硬 X 線イメージでは SNR の放射がほとん

は Uchiyama et al. (2013) に固定し、normalization

ど見られなかった。しかし、点源を発見し、その座のみをフリーにした。その結果、bright 領域と dim

標は、19′′ の位置不定性 (Uchiyama et al. (2008)) を伴って (α, δ)J2000 = (294◦ .40, 17◦ .31) だった。これまでどのカタログでも報告されていないため、この領域は、3 keV 以上のエネルギー帯域でバックグラ
ウンドモデルがデータを上回ってしまった。CXB のnormalization をフリーパラメータにしたところ、ﬂux

362023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
が 30%減少したが、これは CXB のポアソンゆらぎの

SNR からの漏れ込み成分があるため、srcA 領域ス

範囲内である (Kushino et al. 2002)。まずは、低温のペクトルから bgdA 領域スペクトルを差し引いた

CIE プラズマと高温の IP から構成される 2 温度プラ スペクトルを解析した。まずはスペクトルを星間吸
ズマモデルをそれぞれの領域スペクトルにフィット 収を受けたべき関数でフィットした。結果として、22した。Fe–L 輝線のガウス関数もモデルに追加した。 NH =2.9+1.5
cm−2 、Γ=2.2+0.6−1.0 × 10−0.5 、カイ二乗値

このフィットで bright 領域と dim 領域においてそれχ2 /d.o.f. は 1.78 となった。しかし、∼4.4 keV 付近

ぞれのカイ二乗値 χ2 /d.o.f. は 0.93、1.09 となり、ベに輝線状の残差があった。そのため、吸収を受けたべ

ストフィットモデルを得た。パラメータを表 2 に示

き関数にガウス関数を追加したモデル (モデル A) です。スペクトルは図 2 に示す。

フィットした。結果として、∼4.4 keV の輝線を有意度(a)に静止系の元素の輝線はないため、赤方偏移した輝線

counts s−1 keV−1

1

0.1
0.01
10−3

0.1

10−3

10−4
4

10−4
4

2

2

0
−2

の可能性がある。そこで X 線が熱的放射で、輝線が0.01

赤方偏移した Fe XXV Kα 線と仮定し、スペクトルに星間吸収を受けた電離平衡プラズマモデル (モデル0

χcounts s−1 keV−1χ2.8σ 、EW=341+557−273 eV で検出した (表 3)。∼4.4 keV

(b)

1

−2

−4

B) でフィットした。結果として、kTe =8.2+8.0−2.9 keV、−4
1

2
Energy (keV)

512Energy (keV)52
z=0.55+0.05−0.04 、カイ二乗値 χ /d.o.f. は 1.46 となり、

図 2: bright 領域のスペクトル (a) と dim 領域のスペスペクトルを電離平衡プラズマモデルで説明できた。

クトル (b)。XIS0,3(黒) と XIS1(赤) で同時フィットパラメータは表 3 に示す。スペクトルは図 3 に示す。

した。青、オレンジ、黒はそれぞれ低温 CIE プラズ
表 3: Suzaku J1937.4+1718 スペクトルの各モデルでのパラメータ一マ、高温 IP、Fe–L 輝線を示す。マゼンタ、青、緑は覧。誤差は 90%。

それぞれ前景放射 (FE)、銀河面 X 線放射 (GRXE)、

Component

宇宙背景 X 線放射 (CXB) を示す。

Parameter

Value
model A

Absorption

NH (×1022 cm−2 )†PowerlawΓ−6

Norm (×10
Gaussian

表 2: 各領域におけるベストフィット時の主なパラメータ一覧。誤差は 90%。

Component

Parameter

Absorption
ISM(vapec)

photons keV

−1

cm

−2 −1

s

2.2+0.6−0.5)

3.4+5.2−1.9

E (keV)

4.4 ± 0.1

width (keV)

0.0(ﬁxed)

Norm (×10−4 photons keV−1 cm−2 s−1 )4.3±2.5

EWgauss (eV)341+557−273

χ2 /d.o.f.

47.23/29

brightdim

NH (×1022 cm−2 )†kTe (keV)

0.52+0.05−0.04
0.21 ± 0.05

0.54 ± 0.03
0.23 ± 0.02

Z (solar)‡

1.00 (ﬁxed)

1.00 (ﬁxed)

Absorption

2.4+1.8
−1.1

12+3
−2

CIE plasmakTe (keV)

0.83 ± 0.05

0.73+0.07−0.03

8.2+8.0−2.9

kTe (keV)

Z (solar)‡

Ne (solar)

1.1+0.5−0.4

1.0+0.3−0.2

0.75+1.86
−0.47

z¶

Mg (solar)

2.9+1.1−0.5

1.3 ± 0.3

Norm(×10

Si (solar)

2.6+1.2−0.7

1.7+0.3−0.2

χ2 /d.o.f.

Norm (×10−3 cm−5 )Ejecta(vnei)

2.8+1.4−1.0

model B
NH (×1022 cm−2 )†

−3

cm

−5

2.1+1.0−0.7

0.55+0.05−0.04)

1.1+0.7−0.5
42.34/29

4.7+2.0−0.6

2.4+0.5−0.6†

Ar=Ca (solar)

linked to Fe

7.5+4.1−2.9

地球から X 線放射領域までの星間吸収の水素柱密度。

‡

Fe=Ni (solar)

3.1+2.0−1.1
1.5+0.4−0.3
6.7+1.8−2.0

2.5 ± 0.6

Z は He、C、N、O、Ne、Mg、Al、Si、S、Ar、Ca、Fe、Ni を含む。

¶

z は赤方偏移パラメータ。

390.86/421

439.72/403

S (solar)τ (×1011 cm−3 s)Norm (×10χ2 /d.o.f.

−4

cm

−5

)

1.7 ± 0.5
17+3
−4

†

地球から X 線放射領域までの星間吸収の水素柱密度。

‡

Z は He、C、N、O、Ne、Mg、Al、Si、S、Ar、Ca、Fe、Ni を
含む。

4

議論

4.1

3C 400.2 の X 線構造

bright 領域における放射は CIE である低温プラズ

3.3

未同定天体 Suzaku J1937.4+1718

図 1(b) に示す srcA 領域、bgdA 領域からスペクトルを抽出した。bgd 領域スペクトルに含まれる

マ (kTe =0.21 ± 0.05 keV) と IP である高温プラズマ
11(kTe =0.83 ± 0.05 keV、τ =1.5+0.4
s cm−3 ) か−0.3 × 10

ら成り立っていた。また、dim 領域における放射は37

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
関係 (Fukazawa et al. 2004) と矛盾しない。

counts s−1 keV−10.1

この点源が AGN だと考えた場合、∼4.4 keV の輝

0.01

10−3

線は赤方偏移した FeI Kα 線である。したがって、

10−4

赤方偏移パラメータ z=0.46 ± 0.03 であり、X 線
光度は 4.3×1044 h70 −2 erg s−1 となった。Suzaku

10−5
4
χ

2

J1937.4+1718 の電子温度と X 線光度は、AGN の電子

0−2

温度と X 線光度の関係 (Puchwein et al. 2008) と矛盾

−4
2

5

しないため、Suzaku J1937.4+1718 が AGN である可Energy (keV)

能性は否定できない。しかし、Suzaku J1937.4+1718
図 3: モデル B をフィットさせた srcA スペクトル。 の輝線の等価幅は典型的な AGN の等価幅 (50–
黒と赤のスペクトルはそれぞれ XIS0,3、XIS1 である。 200 eV: Ricci et al. 2014) よりも大きい。したがって、Suzaku J1937.4+1718 の起源は銀河団かもしれない。

CIE である低温プラズマ (kTe =0.23±0.02 keV) と IPである高温プラズマ (kTe =0.73+0.07−0.03 keV、τ =1.7 ±0.5 × 1011 s cm−3 ) から成り立っていた。bright 領

5域と dim 領域の低温プラズマの元素量は 1 solar で結論あるため ISM 起源プラズマであり、高温プラズマは本研究では、X 線天文衛星すざくのアーカイブデー

元素量が 1 solar 以上であったためイジェクタ起源のタを用いて、銀河系内の SNR 3C 400.2 の X 線スペプラズマであろう。高温プラズマの元素量を比較す

クトル解析を行なった。bright 領域、dim 領域におると、bright 領域が dim 領域よりも高い傾向があり、 ける放射は ISM 由来の低温 CIE プラズマとイジェ
イジェクタ由来の元素は bright 領域に多く分布して クタ由来の高温 IP から成り立っていた。

Suzaku J1937.4+1718 の ス ペ ク ト ル に お い て 、いると考えられる。

∼4.4 keV の輝線を 2.8σ の有意度で検出した。この輝線は赤方偏移した Fe XXV Kα 線である可能性が4.2ある。Suzaku J1937.4+1718 の起源は銀河団かもしSuzaku J1937.4+1718 の起源

れない。

X 線スペクトルにおいて、∼4.4 keV の輝線を 2.8σの有意度で検出した。このエネルギーで元素の輝線

Reference

はなく、5–7 keV で最も強い輝線は Fe I Kα 線であBroersen, S., & Vink, J. 2015, MNRAS, 446, 3885

るため、∼4.4 keV の輝線は赤方偏移した Fe I Kα 線

Ergin, T., et al., 2017, ApJ, 842, 22

か Fe XXV Kα 線であると考えるのが自然である。
すなわち、Suzaku J1937.4+1718 の起源の候補は銀Fukazawa, Y., et al. 2004, PASJ, 56, 965

河団か AGN である。

Giacani, E. B., et al. 1998, A&AS, 133, 61

こ の 点 源 が 銀 河 団 だ と 考 え た 場 合 、∼4.4 keV

Kawasaki, M. T., et al. 2003, ApJ, 572, 897の 輝 線 は 赤 方 偏 移 し た Fe

XXV

Kα 線 で あKushino, A., et al. 2002, PASJ, 54, 327
る 。解 析 で は X 線 ス ペ ク ト ル を z=0.55+0.05、−0.04
Long, K. S., et al. 1991, ApJ, 373, 567

kTe =8.2+8.0−2.9 keV の電離平衡プラズマモデルでフィットすることができた。エネルギーフラックスは 0.1–

Puchwein, E., et al. 2008, ApJ, 687, L53

1.0 keV バンドで 7.03×10−13 erg cm−2 s−1 であっ Ricci, C., et al. 2014, A&AR 567, 142
た。 H0 =70 h70 km s−1 Mpc−1 、ΩM =0.3、ΩΛ =0.7、 Uchiyama, H., et al., 2008, PASJ, 60, 35
z=0.55 を用いると、距離と X 線光度はそれぞれ、 Uchiyama, H., et al., 2013, PASJ, 65, 192714 h70 −1 Mpc、6.2×1044 h70 −2 erg s−1 となった。
これらの値は銀河団における電子温度と X 線光度の38

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星間 a08

太陽系内天体に含有される放射性同位体を用いたガン
マ線強度予想と銀河宇宙線の推定
藤原 立貴

39

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽系内天体に含有される放射性同位体を用いたガンマ線強度予想と銀河宇宙線の推定藤原 立貴 (大阪大学大学院 理学研究科)

Abstract
月の表層や、地球に飛来する小惑星由来の隕石に含有される半減期 70 万年の 26 Al は、太陽系内天体に広く分布し、微惑星形成の熱源とも考えられている。月隕石や隕石といった限られたサンプルでは 26 Al の含有量が測定されているが、太陽系内天体における 26 Al の真の存在量は不明のままである。ここで、26 Al が崩
壊時に放射する 1.8 MeV ガンマ線を太陽系内天体から捉えることができれば、そこから天体の 26 Al の含有量が推定できる。本研究では、月隕石・隕石での 26 Al 含有量を月・小惑星帯で仮定することでこれら天体から期待される 1.8 MeV ガンマ線強度を見積もった。この結果、The Compton Spectrometer and Imager(COSI) といった次世代 MeV ガンマ線計画であれば、月を計測可能と期待できる。
太陽系内天体における 26 Al などの同位体は、宇宙線が天体岩石中の安定核種と非弾性散乱を起こすことで生成されている。この事実から逆算することで、半減期分ほど過去の宇宙線量が推定できる。本研究では 26 Alと 10 Be（半減期 150 万年）といった、隕石中の宇宙線由来の同位体の含有量を用いて、1 GeV 以下の低エ
ネルギー銀河宇宙線量とそのスペクトル指数も見積もった。
本公演では、主にガンマ線量の見積もりについて紹介し、後半で宇宙線量の見積もりについて報告する。また、時間が許せば小惑星帯からのニュートリノ強度についても触れる。

た月表層のサンプルや、地球で採られた小惑星由来

始めに（注意）1の隕石に 26 Al が含有されていることが実験で確かめ
口頭発表には preliminary な情報が含まれている

られている (e.g., (3), (4))。本研究では、これらのサが、本収録ではそれらについて記載はしない。ここンプルから得られる現在の 26 Al の崩壊率をもとに、

では、太陽系内天体中の26

Al が崩壊時に放射する 1.8

1月や小惑星帯（メインベルト）からの期待される 1.8

MeV ガンマ線量についての見積もり方とその議論に MeV ガンマ線強度を推定した。
ついてのみ述べる。

3

導入

2

手法と結果

アポロ計画で採集された月表層試料と南極で採られ
Al は地球外に存在する放射性同位体の例のひと た小惑星由来のサンプルの 26 Al 崩壊率（26 Al contentつである。半減期は約 70 万年で、崩壊時に 1.8 MeV と呼ばれる）の分布を図 1 に示す（説明はキャプション
26

ガンマ線を放射する。（天の川）銀河中に存在する
26

Al の 1.8 MeV ガンマ線観測は Imaging Compton

を参照されたい）。サンプルの分布をそれぞれフィッ
ティングした結果 26 Al 崩壊率の期待値は、月表層サンTelescope (COMPTEL) (1) などの MeV ガンマ線衛 プル・南極隕石のサンプルで ϵ = 2.2×10−3 s−1 g−1・$星によってなされてきた (e.g., (2))。ここで、MeVガンマ線としてはまだ観測されていないが、太陽系

ϵMBA = 8.8 × 10−4 s−1 g−1 であった。本研究ではこれら 26 Al 崩壊率の期待値が、月表層・メインベルト

26

Al が存在す の小惑星（the main belt asteroids; MBAs）での典ることが知られている。銀河に存在する 26 Al は大質 型的な値であると仮定して以下に記す計算を行った。
量星による核融合反応で生成されるが、太陽系内天 また簡単のため、この崩壊率がそれぞれの天体表層
内の大気のない天体-月や小惑星-にも体の場合は天体表層に宇宙線が衝突すること-核破砕
反応-で 26 Al がつくられる。アポロ計画で採集され1 小惑星帯とは、火星と木星の間にある小惑星の集まりである。
直径 1 km 以上の小惑星は ∼ 106 個程度だとされる。(5)402023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
50

Lunar samples

表 1: 月表層のパラメータ
パラメータ
値

Number of samples

40

3.844 × 10

長軸半径 lEM

20

0

20

40
60
80
26Al content [×10 4 s 1g 1]

10

(9)

cm

(9)

∆r

33 cm

(10)(11)(12)(13)密度 ρ$

3.01 g/cm3(12)

1.8 MeV 光子の吸収係数 α0.14 cm1001.737 × 10 cm

半径 R$

30

文献
8

−1

(12)(8)100

た2 。これは sub-MeV から数 MeV の範囲の光と物(a)

れているからである (e.g., (8))。

Antarctic meteorites

150
Number of samples

質の相互作用が主に Compton 散乱によって占めら

MeV ガンマ線帯域の観測における角度分解能は数120度である。次世代 MeV ガンマ線衛星 Compton Spec-90

trometer and Imager（COSI）の場合、1.8 MeV での期待される角度分解能は 1.5◦ FWHM である (14)。

60

一方で月の角直径は約 0.5◦ なので、月は点源として300扱える。このことを考慮すると、月からの期待される
0

26

8
16
26Al content [×10 4 s 1g 1]

Al ガンマ線のフラックス F$ は表 1 の値を用いて
(
F$ =

(b)

R$
lEM

)2
∆r ρ$ ϵ$−6

≃ 4.5 × 10

図 1: 1(a)：月表層のサンプル、1(b)：小惑星由来の南

1 − exp (−α∆r)
α∆r

(1)

2

ph/cm /s

極隕石のサンプルによる 26 Al 崩壊率のヒストグラム。 と求められる3 。COSI の 1.8 MeV におけるライン感
図中の単位 [s−1 g−1 ] は、サンプル 1 g あたりの 26 Al

度は 1.7 × 10−6 ph/cm2 /s (14) なので、本研究の計崩壊率を表している。また図中の黒実線はそれぞれ算結果によれば、月からの 26 Al ガンマ線フラックス

1(a)：対数正規分布、1(b)：正規分布でフィッティン F は観測可能である。
$
グを行った結果である。これらのデータは、(6), (7)MBAs からの期待される 26 Al ガンマ線量につおよびその参考文献からとったものである。

いては、フラックスでなく強度（intensity；単位

ph/cm2 /s/sr）で求めるべきである。これは、MeV中で一様な値をとる-崩壊率には深さ方向の依存性がガンマ線帯域では個々の小惑星からのガンマ線を分ない-ことも仮定した。

解して観測することができないためである。MBAs
Al 崩壊率がサンプルの単位質量あたりの量で表 について用いたパラメータは、計算により ∆r =されているので、天体からの 1.8 MeV ガンマ線量を50 cm, α = 0.094 cm−1 となった。これは小惑星の26見積もるためには 26 Al が存在できる領域の質量を求組成が月と異なるためである (15)4 。小惑星の密度

めればよい。本研究では、宇宙線陽子が天体表層中を侵入できる深さ ∆r を見積もることで 26 Al の存在領域の質量を求めた。
月からの期待される 1.8 MeV ガンマ線量の計算において、必要となった或いは導出されたパラメータとその値、および関連する参考文献は表 1 の通り。ここで吸収過程 α は、1.8 MeV ガンマ線が月表層中の電子によって Compton 散乱される効果のみを考えについては (16) から引用した。また計算過程で、MBAs のメインベルトでの分布関数 Π (D, a, js , i) ∝Psize (D) Psp (a) Ptype (a; js ) Pinc (i) を考慮した。ここで、D は小惑星のサイズ（直径）、a は長軸半径、jsは小惑星のタイプ（分類）(16)、i は黄道面から測っ
2 本研究では 1.8 MeV のエネルギーにしか興味がないので、Compton 散乱された光子は考慮の対象外となることに注意。
3 ph は、photon(s) を表す。
4 厳密には、引用した組成比の情報は CI chondrite とよばれる隕石のものである。

41

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Size distribution [arbitrary unit]

Spatial distribution [arbitrary unit]となった。これは、将来の MeV ガンマ線計画でも観15Size [km]

40

120

332

測できないほどに小さな値である。

4
2.4
2.8
Semi-major axis [AU]2.0

地球外のサンプル中に含有される 26 Al の計測値に3.2基づいた計算によって、月からの期待される 26 Al ガ(b)
Fractional distribution for inclination

(a)

議論と結論

ンマ線フラックスはおよそ 4.5 × 10−6 ph/cm2 /s で、MBAs からの強度はおよそ 2 × 10−13 ph/cm2 /s/sr
であることがわかった。これらの結果は COMPTEL

0.018の 1.8 MeV における感度 ∼ 10−5 ph/cm2 /s (14) よ0.009

りも小さい。つまり、少なくとも過去に太陽系内か
0.000

0

10
20
Inclination angle [deg](c)らの 26 Al ガンマ線は観測されていないという事実と30は整合性がある。
月に関する計算結果からは、COSI といった次世代(d)

図 2: メインベルトの分布関数 Π の具体形。本収録では紙面の都合上詳細は述べられないが、観測においてバイアスの大きいサイズ D < 1 km の領域が影響しMeV ガンマ線計画によって月の 26 Al ガンマ線を捉えられるであろうこともわかった。またこの結果と、

sub-MeV から数 GeV における月からのガンマ線連続スペクトルのモデル (22) (See also (23)) を比較すないように規格化を MBAs の総質量で行った ((17),

ると、26 Al 線スペクトルは連続成分（1.8 MeV）の(18))。これにより特に 2(a) と 2(b) は取りうる値を任意としてよい。

約 20%になることがわかった。
本研究の結論として、現在の 26 Al に関する知識は2(a)：サイズ分布 Psize (D) は broken power law で表さ

主にアポロ計画によって得られたサンプルからの情れ、定義域と broken point は図中の通り。スペクトル報に限られているが、将来の MeV ガンマ線観測が月指数 s は D の小さい方から順に s = 2.3, 4.0, 2.5, 4.0

表層広域の 26 Al 含有量の理解に役立つことが期待さと変化する ((19), (5)).

2(b)：空間分布 Psp (a) は 2(c) の関数と同様の定義域・れる。

bin サイズで、(20) から得た。
2(c)：小惑星のタイプの割合分布 Ptype (a; js ) は、メ
インベルト 2.05 ≤ a ≤ 3.27 中で定義され、bin サイ

Reference

ズは 0.02 AU である (16)。図中の凡例が小惑星の分類を示す。図は (16) から引用。

2(d)：軌道傾斜角に関する MBAs の割合分布 Pinc (i)は、0 ≤ i ≤ 35.2 で定義され、bin サイズは 0.2◦ で[2] Roland Diehl and F. X. Timmes. Gamma-Ray Line
Emission from Radioactive Isotopes in Stars andGalaxies. , 110(748):637–659, June 1998.

ある (21)。
た軌道傾斜角である。分布関数 Π は変数分離型を仮定しており、それぞれの関数は観測に関する文献やデータベースから得た。関数の具体形とその説明は
図 2 とキャプションを見よ。
る 26 Al ガンマ線強度 IMBAs は、

IMBAs ∼ 2 × 10

2

ph/cm /s/sr[3] Lunar Sample Preliminary Examination Team 1.
Preliminary Examination of Lunar Samples from
Apollo 11. Science, 165(3899):1211–1227, September 1969.
[4] Kiyono Fuse and Edward Anders. Aluminum-26
in meteorites - VI. Achondrites. , 33(6):653–670,
June 1969.

以上すべての考慮により、MBAs からの期待され−13[1] V. Schoenfelder et al. Instrument Description
and Performance of the Imaging Gamma-Ray Telescope COMPTEL aboard the Compton GammaRay Observatory. , 86:657, June 1993.

[5] William F. Bottke et al. The fossilized size distribution of the main asteroid belt. , 175(1):111–140,
May 2005.

(2)

422023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校[6] Charles Meyer.
Lunar sample compedium.
https://curator.jsc.nasa.gov/lunar/lsc/index.cfm,
2012.

[22] Igor V. Moskalenko and Troy A. Porter. The
Gamma-Ray Albedo of the Moon. , 670(2):1467–
1472, December 2007.

[7] J. Wacker et al. Antarctic meteorite collection. [23] Igor V. Moskalenko, Troy A. Porter, Seth W. Dihttps://curator.jsc.nasa.gov/antmet/usc lctn.cf m, 2022. gel, Peter F. Michelson, and Jonathan F. Ormes.
A Celestial Gamma-Ray Foreground Due to the[8] Malcolm S. Longair. High Energy Astrophysics.
Albedo of Small Solar System Bodies and a Remote
2011.
Probe of the Interstellar Cosmic-Ray Spectrum. ,681(2):1708–1716, July 2008.
[9] David R. Williams.
Moon Fact Sheet.
https://nssdc.gsfc.nasa.gov/planetary/factsheet/moonfact.html,
2021.
[10] M. Ackermann et al. Measurement of the highenergy gamma-ray emission from the Moon with
the Fermi Large Area Telescope. , 93(8):082001,
April 2016.
[11] L. J. Gleeson and W. I. Axford. Solar Modulationof Galactic Cosmic Rays. , 154:1011, December
1968.
[12] Anthony L. Turkevich. Average Chemical Composition of the Lunar Surface. Moon, 8(3):365–367,
September 1973.
[13] Arjan J Koning et al. Talys-1.0. In International
Conference on Nuclear Data for Science and Technology, pages 211–214. EDP Sciences, 2007.
[14] John Tomsick et al. The Compton Spectrometerand Imager. In Bulletin of the American Astronomical Society, volume 51, page 98, September
2019.
[15] M. Asplund et al. The chemical make-up of theSun: A 2020 vision. , 653:A141, September 2021.
[16] F. E. DeMeo and B. Carry. The taxonomic distribution of asteroids from multi-ﬁlter all-sky photometric surveys. , 226(1):723–741, September 2013.
[17] E. V. Pitjeva and N. P. Pitjev. Masses of the Main
Asteroid Belt and the Kuiper Belt from the Motions of Planets and Spacecraft. Astronomy Letters, 44(8-9):554–566, August 2018.
[18] P. Vernazza et al. VLT/SPHERE imaging surveyof the largest main-belt asteroids: Final results andsynthesis. , 654:A56, October 2021.
[19] Željko Ivezić et al. Solar System Objects Observedin the Sloan Digital Sky Survey Commissioning
Data. , 122(5):2749–2784, November 2001.
[20] Jet
Propulsion
Laboratory.
Small-Body
Database
Query.
https://ssd.jpl.nasa.gov/tools/sbdbq uery.html, 2023.
[21] IAU Minor Planet Center. MPC Database Search.
https://minorplanetcenter.net/dbs earch, 2023.

43

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星間 a09Comparison study: the newly developed GDISPH andexisting SPH methods
湯浅 拓宏

44

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Comparison study: the newly developed GDISPH
and existing SPH methods
湯浅 拓宏 (筑波大学大学院 数理物質科学研究群)

Abstract
SPH 法は粒子法を用いて圧縮性流体の時間発展を解くための数値計算手法であり、宇宙物理分野で広く用いられている。しかし、SPH 法にはいくつかのデメリットが存在する。例えば、一つ目は衝撃波を捉えるために必要な人工粘性項に人間が手で決めなければならない任意パラメータが存在すること、二つ目は SPH 法
導出の際に密度が空間微分可能であることを仮定しているために、物理的に密度不連続となる接触不連続面を正しく扱えず、非物理的な表面張力を発生させることである。これら二つのデメリットへの対処法として、粒子同士の相互作用計算の際に Riemann Solver(RS) を用いることで、任意パラメータなしで衝撃波を扱え、
接触不連続面での非物理的表面張力を抑えることができるとされている GSPH 法 (Inutsuka 2002) が挙げられる。二つ目のみのデメリットへの対処法として、PHANTOM (Price 2018) で採用されている、SPH に人
工熱伝導項を入れる方法や GASOLINE2 (Wadsley 2017) で採用されている SPH GDF 法、また密度の代
わりに圧力が空間微分可能であることを仮定している DISPH 法 (Saitoh & Makino 2013) が挙げられるが、これらは依然として人工粘性項を必要とする。本研究ではこれまで挙げてきた計算手法に加え、我々が考案した、DISPH 法に RS を組み込んだ GDISPH 法を用いて、いくつかのテスト問題を解きその性能を比較した。結果、DISPH 法と GDISPH 法が他の手法と比べて接触不連続面の扱いが優れていたことと、RS を組
み込んだ手法が通常の人工粘性に比べて強い衝撃波に対して優位な結果を示すことがわかった。

力で行わなければならない。Inutsuka (2002) によって開発された Godunov SPH(GSPH) 法は、この問題を解
SPH 法は、粒子法の一種で、圧縮性流体の時間発展を 決する手法である。GSPH では粒子間に働く圧力勾配解くための数値計算手法である。Lucy (1977) と Gingold 力の計算の際に RS を利用して Riemann 問題 (RP) の& Monaghan (1977) によって開発されたこの手法は現 解を用いることで、人工粘性項やパラメータ調整なし
在においてもシミュレーション天文学の分野で広く用い で衝撃波領域に適切な粘性を与えることができる。
接触不連続面で SPH は非物理的な表面張力を生じさられている。しかし SPH 法誕生から現在にかけて、いくつかの問題が SPH 法に存在することが発見されてき せ、流体不安定性や圧力平衡を壊すことが様々な論文でた。本研究ではそのうちの 2 つの問題に焦点を当てて議 指摘されている。この問題の解決手法としては大きく分論する。1 つ目は衝撃波を捉えるためには人工粘性項が けて 3 つ存在する。1 つ目は Price (2008) の提案した人必要であり、粘性の強さを調節するためのパラメータが 工熱伝導項の導入である。接触不連続面上での内部エネ
存在すること。2 つ目は接触不連続面をうまく扱えず、 ルギーを、密度と同程度に滑らかにする手法である。し接触不連続面上で非物理的な表面張力を発生させるこ かし非物理的な散逸項を入れており、調整の必要なパラメータが存在する。2 つ目は GASOLIN2 で用いられてとである。
いる
SPH with Geometric Density Average Force(SPH
数値計算において、物理的には不連続である衝撃波
GDF)である。SPH よりも接触不連続面の扱いに優れを捉えるために、衝撃波領域に粘性を加えて滑らかにする必要がある。この目的のために、これまで様々な形 ていることが発見された。Saitoh & Makino (2013) にの人工粘性項が提案されてきた。その中でも Monaghan よって開発された Density-Independent SPH(DISPH) が& Gingold (1983) と Monaghan (1997) の人工粘性項が 3 つ目である。SPH では密度が空間微分可能であるとSPH において広く用いられている。人工粘性が弱すぎ いう、物理的には接触不連続面で成り立たない仮定の下ると衝撃波後面に数値振動が発生し、強すぎると不連 導出されていることが、接触不連続面での問題を引き続面である衝撃波面を過剰に滑らかにしてしまう。どの 起こしている。一方で、DISPH はこの仮定を必要としようなパラメータ値が最も適しているかは、どのよう ないため、追加の散逸項を必要とせずに非物理的な表な問題を解くのかに依存し、パラメータ値の調整は人 面張力を取り除くことに成功している。

1

Introduction45

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校本研究では、これまで挙げてきたスキームに加え、我々が開発した Godunov DISPH(GDISPH) 法を用いて様々なテスト問題を解き、その性能を比較する。GDISPHは DISPH に RS を組み込むことで SPH の接触不連続面の問題と人工粘性項の問題を同時に解決するスキームである。本稿の構成は以下のとおりである。Section2
では GDISPH の導出法について説明する。Section3 では各スキームを用いてテスト問題を解き、その結果を比較する。Section4 では議論を行い、Section5 で結論を示す。

2

Derivation

し、二次の微小量を無視することにより成立する。一方で我々は Pix を、i 粒子を中心としたあらゆる方向か
ら i 粒子に dt の間に働く圧力の時間空間平均量であるとして、
WiV olumn = −Pix dVi ,(6)と定義する。ここで、どのように時間空間平均量を取るかについては任意性がある。ただし、N を粒子数、h を任意の粒子の smoothing length とし、N → ∞、 dt → 0、
及び h → 0 の極限で、式 (5) と式 (6) は等価となるはずである。その場合、式 (6) を離散化する際においても適合性が満たされることは自明である。D を空間の次元、 q を内部エネルギー密度、 Wij (h) = W (|ri − rj |、h) をカーネル関数とし、 多少の数式変形の後にエネ
ルギー方程式は、∑ Pix Ui Uj
dUi= figradvij · ∇i Wij (hi ),
dt
qi2
N

(7)

j



−1

h ∑ ∂Wij (hi ) figrad = 1 + i
Uj
Dqi
∂hi
N

,

(8)

j

図 1: 粒子 i と粒子 j の相互作用計算の際の考え方の概略図。粒子 i の表面に、粒子 j が与える圧力の時間平均量を求めたい。そこで、粒子 i と粒子 j を互いに触れ合う流体要素であるとみなす。RP の初期条件と全く同じ状況となる (図の真ん中のパネル)。そのため、解析解が存在する(図の右側のパネル)。流体要素 i と j の物理的な境界である接触不連続面が必ずでき、そこに働く圧力を、求めたい
圧力として用いる。

本研究では、ρ を密度、v を速度、u を単位質量当たりの内部エネルギー、γ を比熱比、そして P を圧力として以下のような圧縮性非粘性理想流体の方程式
dv(r)
1
=−
∇P (r),
dt
ρ(r)

Pix

N
∑
Ui Uj

qi2

j

vij ·∇i Wij (hi ) =

N
∗
∑
Ui Uj
Pij
j

qi2

vij ·∇i Wij (hi ),(9)のように定義する。空間平均量の取り方には任意性があるが、上記のように定義する事により事前に平均量を取るための計算が不必要となる。その結果エネルギー
方程式は、

(1)

∑ Pij Ui Uj
dUi= figradvij · ∇i Wij (hi ),
dt
qi2
N

∗

(10)

j

du(r)
P (r)
=−
∇ · v(r),
dt
ρ(r)

(2)

P (r) = (γ − 1)ρ(r)u(r),(3)となる。運動方程式は、作用反作用とエネルギー保存を
満たさなければならないという条件から、
N [
∗
∑
Pij
Ui Uj
dv
mi i = −figrad∇i Wij (hi )dtqi2j] (11)
∗
P
U
U
i
j
ij
∇i Wij (hj ) ,+fjgradqj2を考える。そして、GDISPH 法の導出は熱力学第一法
則を起点にして行う。微小時間 dt の間の粒子 i の持つ内部エネルギーの微小変化量 dUi を、粒子 i が自身の体積変化を通じて受け取る仕事と等しいとして、
dUi = WiV olumn ,で与えられる (Saitoh & Makino 2013, 参照)。ここで、
粒子 i と j の物理量を入力値とした際の Riemann Solver∗の出力値の、接触不連続面上での圧力の値である Pijを∗導入する。Pij を dt の間に i 粒子が j 粒子から受ける
圧力の時間平均量であるとみなし、Pix を

(4)

となる。

と定義する。SPH と DISPH、そして式 (2) の導出の際
でも、WiV olumn = −Pi dVi ,(5)3と定義される。上記の式は暗黙的に、i 粒子に dt の間に働く圧力は、ϵ を一次の微小量であるとして Pi + ϵ と以下では、様々なスキームの性能比較テストをおこなう。テストスキームは、Springel (2010) の Standad SPH

46

Results

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
法 (単に SPH と書く)、SPH に Price (2008) の人工熱伝導項を加えた SPH ArtCond 法、 Wadsley (2017) で用いられている SPH GDF 法、Saitoh & Makino (2013) のDISPH 法、Section 2 で導出した GDISPH 法、GSPH
に関しては Cha & Whitworth (2003) で用いられている Case3 の GSPH 法を用いる。GSPH Case 3 は、通常の GSPH に近似を加えて簡略化したもので (Iwasaki &Inutsuka 2011)、Inutsuka (2002) の GSPH と違い、コンパクトサポートではないガウシアンカーネルを使う必要がなく、計算コストも小さくなっている。GSPH 法
以外で必要となる人工粘性項は (Monaghan 1997) のものを用い、パラメータは特に指定がない場合は 1 を、人
工熱伝導パラメータは Price (2018) で推奨値とされている 1 を用いる。
数値積分法はリープフロッグ法を用い、タイムステッ
プは
dt = mini dti , where dti = CCF L

2hi
sig
maxj vij,(12)で与えられ、CCF L = 0.3 を採用する。カーネル関数
W (r, h) は、r > 2h で 0 となるようにした Wendland
C 4 kernel を用いる。任意の粒子の smoothing length hi
は、その粒子を中心として半径 2hi 内の領域に Nngb 個の粒子が存在するように設定する。ここで Nngb は任意
パラメータとなる。

3.1

図 2: 圧力平衡問題を各スキームで解かせた際の密度のカ
ラーマップ。縦方向には各時点でのスナップショットを、横方向には各スキームの結果を載せている。

3.2

Point-like Explosioin

計算領域は 0 ≤ x, y, z < 1 で、周期境界条件を適用する。1283 個の、1/1283 の質量を持つ粒子を格子状に置き、密度を 1 とする。中心から半径 0.05 の領域にある粒子に、合計 1 の熱エネルギーを割り振る。その際に、中心に近い粒子ほどエネルギーを大きくするために、cubic spline カーネルを使い重み付けをした。結果
として、1098 個の粒子にエネルギーが与えられる。それ以外の粒子に関しては、最大の熱エネルギーを持つ
粒子の 10−6 倍の熱エネルギーを与える。粒子の初期速度は 0 で、γ = 5/3、 Nngb = 228 とした。 図 3 は SPH

Pressure Equilibrium

計算領域は 0 ≤ x, y < 1 で、周期境界条件を適用する。
γ = 5/3、 Nngb = 50 を用いる。密度は ρ = 4(if 0.25 ≤x ≤ 0.75 and 0.25 ≤ y ≤ 0.75)、ρ = 1( otherewise )、P = 2.5、v = 0 であり、全粒子は同一質量とし、粒子の個数密度によって密度を調整する。その結果、高密度領域の粒子数は 3969 個、低密度領域は 3008 個となった。高密度領域と低密度領域の境界が接触不連続面となっており、この系の初期条件は圧力平衡の状態にあることから、解析解はどの時間でも初期条件と一致している。結果を図 2 に示す。計算領域の中では高密度領域
図 3: 点源爆発を SPH で解かせた際の t = 0.05 の結果。
が最も音速が遅く、その値は Cs = 1.02 である。この音 紫の線は解析解を示す。横軸は中心からの距離を示してい
速で計算領域を横切る時間約 1.0 の 2 倍である t = 2.0 る。横方向には人工粘性係数 α を様々な値に変えた際の結で、DISPH と GDISPH 以外のスキームは初期条件か 果を、縦方向には圧力と速度を載せている。
ら大きく形が変化したことが分かる。SPH は非物理的な表面張力の効果でその形を丸くしてしまう。一方でSPH ArtCond や GSPH は形を丸くするだけでなく、境界部分を鈍らせてしまっている。SPH GDF は角が丸まってしまっているが、DISPH と GDISPH はうまく解を表現できていることがわかる一方、t = 8.0 で境界部
分に波のようなものが発生している。

を用い、様々な人工粘性パラメータを用いて点源爆発を解かせた際の結果を示している。この問題は強い衝撃波が発生する問題であるため、α=0.5 の時のように、粘性が弱すぎると大きなノイズを発生させてしまう。一方でこの問題の場合、粘性を大きくしていっても速度において衝撃波後面の振動が残ったまま、解全体は大きく鈍ってしまっている。図 4 は様々なスキームを用いた場合の結果を示している。DISPH も SPH と同様、衝撃波後47

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
点源爆発の問題において、Monaghan の人工粘性では最適なパラメータ (解析解を再現し、衝撃波後面の振動を抑えられる) は存在しないと考えられる。図 3 において、α=0.5 から 1.0、3.0 と変化するにあたり、振動は振幅が減少する方向に変化していっている。一方で α=3と 6 を比べた際に、振幅という意味で大きな変化は見えないが解自体は鈍っている。今回我々は 6 以上の大
きさのパラメータは使用していないものの、この結果からこれ以上パラメータを大きくしても衝撃波後面の振動は一切変わらないと考えられる一方で、解自体は鈍り続けるはずで、最適なパラメータは存在しないはずだ。これは、Monaghan の人工粘性そのものの限界を示しており、一方で GSPH、GDISPH では振動のない、適した解を出力できていると考えられる。

図 4: 図 3 とほぼ同じだが、横方向には各スキームの結果を並べている。人工粘性係数は全て 3 を用いている。

面での速度の振動は残ったままである。一方 SPH GDFの場合、DISPH と SPH に比べて速度の衝撃波後面の振動が大きく、新たに圧力でも無視できない大きさの振動が発生していることがわかる。GSPH と GDISPHの場合、他のスキームで見られたような振動は無くなっ
5 Conclusionている。一方で中心に近い所では、どのスキームも振動が大きくなったり、解析解との大きなずれといった現象
DISPH と今回我々が開発した GDISPH が他の手法とが起きている。この問題は、中心はかなりの低密度領 比べて接触不連続面のパフォーマンスが良いこと、また域となっており、即ち低粒子数密度領域となっている。 GDISPH や GSPH といった RS を組み込んだ手法が、今回使用したスキームは、一般にはすべて低密度領域 一切のパラメータ調整なしで通常の人工粘性に比べてでは大きく精度が落ちるものであるため、こういったこ 強い衝撃波に対して優位な結果を示した。GDISPH でとが起きてしまう。
は、smoothing length の空間微分を考慮することによっ4て現れる f grad の係数を残すことに成功し、smoothinglength の時間的空間的変化に無矛盾に対応できるようになった。今後は過去に SPH を用いて行われた実計算を GDISPH でも解かせ結果を比較することで、より現実的な計算における性能を比較したいと考えている。

Discussion

人工熱伝導を入れた SPH は、接触不連続面の問題を完全には解決できておらず、接触不連続面をぼやけさせてしまう問題がある。GSPH でも同様な現象が起きている一方、GDISPH ではそういった問題は起きていReference
ない。これは GSPH では粒子同士の相互作用計算の際、RP の圧力と速度の解を用いている一方、GDISPH では Inutsuka, JCP, 179, 2002
圧力のみを用いていることから、RP の速度の解を通しPrice, Daniel, JCP, 227, 2008て熱伝導的な効果が与えられ、 圧力からは粘性の効果が与えられていると考えられる。
Price, et al., PASA, 35, 2018
圧力平衡の問題において、DISPH も GDISPH も接触不連続面において波が立っている。Saitoh & Makino Wadsley, et al., MNRAS, 471, 2357, 2017(2013) でも見られるこの現象は、DISPH そのもののが Saitoh, Makino, ApJ, 768, 44, 2013
引き起こしている現象であるとも考えられるが、我々は主に一般の SPH 法そのものが持つ空間ゼロ次誤差の Lucy, AJ, 82, 1013, 1977
影響によるものであると考えている。高密度領域と低 Gingold, Monaghan, MNRAS, 181, 375, 1977
密度領域の差を、粒子数密度の差によって表現しているため、境界付近の粒子の値は粒子ごとに微妙に異な Monaghan, Gingold, JCP, 52, 374, 1983
る。非物理的表面張力を抑制できる DISPH 系のスキー
Monaghan, JCP, 136, 298, 1997
ムでは、接触不連続面の扱いが優れている反面、粒子分
布による摂動的効果の影響を受けている可能性がある。 Springel, Annu. Rev. Astron. Astrophys., 48, 391, 2010
DISPH と GDISPH 共に、波の波長は同じであるように見えるが、この波長が何に依存した値なのか理解する
ことが、現象の理解を進める鍵となるかもしれない。

Iwasaki, Inutsuka, MNRAS, 418, 1668, 2011
Cha, Whitworth, MNRAS, 348, 73, 2003

48

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星間 a10QSO を背景とした銀河系内吸収線で探る、分子雲の化学的・物理的条件と詳細構造
成田 佳奈香49

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

QSO を背景とした銀河系内吸収線で探る、分子雲の化学的・物理的条件と詳細構造
成田 佳奈香 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
分子雲構造、物理状態、化学組成を変化させながら進化する。その進化初期段階に相当する拡散雲や分子雲の外縁部は、分子雲の破壊と形成の主たる場にも関わらず水素の数密度が 102 –103 cm− 3 程度の希薄領域
では分子輝線が十分に励起されず、観測的な理解は乏しい。明るい天体を背景光源とする分子吸収線系により、定量が可能である。QSO J1851+0035 (l=33.498 °, b=+0.194 °) の ALMA 校正データを用いて、銀河系分子ガスによる吸収線を探査し、CO を含む合計 14 種が検出された。13 CO の J=1-0 と J=2-1 吸収線の同時マルチガウスフィッティングにより、これらは「線幅が広く励起温度の低い連続成分」と「線幅の狭い分離成分」で構成されていることがわかった。高い N (HCN)/N (HNC) 比 (≳4) から推定される運動温度
は 40K に達し、それに対応する熱幅が狭い成分の線幅を説明する。CO/HCO+ の柱密度比は、3 桁もの大きなばらつきを示した。いくつかの速度成分は、シングルディッシュの CO 輝線と ALMA の HCO+ 吸収で検出されるが、対応する ALMA の CO 吸収は検出されてない。これは、シングルディッシュビームで分解されない塊状の CO 輝線（∼1 pc）と、CO/HCO+ 存在比が非常に低い広がった成分（すなわち CO-ダー
クガス）の混合によって説明できる。また野辺山 45m 鏡のフォローアップ観測の結果も報告し、母体となる分子雲の物理状態についても論じる。

1

はじめに

観測

2

本 研 究 で は 、QSO J1851+0035 (l=33.498 °,銀河は暗黒物質を除き、星と星間物質からなる系
であり、星間物質は低温で高密度な分子雲を経て、そb=+0.194 °) の前景の吸収線系に着目し、ALMAの一部が星に転化する。そして星はその初期質量にの較正データを中心とするアーカイブデータを用い応じて進化しやがて星間空間へと物質を還元する。して詳細な解析を進めてきた。さらに野辺山 45 m 鏡

たがって分子雲の形成と進化を理解することは、星でフォローアップ観測を行い、フォレスト受信機での形成率や初期質量の決定要因やそれが司どる銀河

HCO+ 、HCN、HNC、C2 H の輝線観測を行った。

の活動性や進化を探る上で極めて重要である。
分子雲構造、物理状態、化学組成を変化させながら進化する。分子雲進化の初期段階や分子雲の外縁部
は雲の形成と破壊の主たる現場で、分子雲の進化過程を研究をするのに重要である。しかしながら希薄
故に衝突励起が卓越せず輝線観測は難しいという問題があった。明るい電波源を背景とした分子吸収線観測を行えば進化の初期の希薄雲や雲の外縁部など

結果

3

図 1 は、ALMA 望遠鏡における吸収線観測によって得られた結果（CS、HNC、c-C3 H2 、HCO+ 、13 CO、CO）と野辺山 45 m 鏡の輝線観測のアーカイブデー
タ (13 CO、CO) である。

の励起が進まず輝線観測の難しいガスを観測可能で
ある。

3.1

HCN/HNC

分子構造のよく似た HCN と HNC の存在量比は比較的正確に定量可能であり、それが運動温度 と強い相関を持つことが知られている (Graninger et al.

(2014))。このため X (HCN)/X (HNC) から運 動

502023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: HCN と HNC の柱密度の相関を先行研究と本研究の結果を合わせてプロットした図である。
分子のトレーサーである。両者の柱密度に関して今
図 1: ALMA の吸収線探査で検出された主な吸収線回の結果はと先行研究の結果を図 3 にまとめた。先系と当該領域を野辺山 45 m 鏡で輝線観測した結果

行研究 (Liszt and Lucas. 1998, Luo et al.2020) よりである。

も CO が最大で 3 桁ほど枯渇したガスが本研究で観測された。

温度を推定することができる。今回の結果はと先行研究の結果を図 2 にまとめた。X (HCN)/X (HNC)
比が大きかった (≳ 4) ため、暖かい原子ガス (∼ 100

K) と冷たい分子ガス (∼ 10 K) の 中間的な温度 (∼40 K) であることが分かった。

3.2
13

内部運動
CO、CO の J=1-0/2-1 の各ラインに対して、連立

して、中心と線幅を固定してマルチガウシアンフィッ
ティングを行った。吸収線で観測される成分が細い
線幅 (1σ = 0.2 km −1 程度) を持つ個別のクランプと線幅の広い成分 (1σ = 1.0 km −1 程度) に速度的に分離されことか分かった。

3.3

CO の欠乏したガス+

図 3: HCO+ と CO の柱密度の相関を先行研究と本+CO と HCO の柱密度の相関を調べた。HCO は研究の結果を合わせてプロットした図である。

Diﬀuse cloud で H2 分子の良いトレーサーとして考えられている。CO は輝線観測における伝統的な H251

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.4

ビーム内での空間の非一様性

学生枠でフォローアップの観測提案を行い、採択さ図 1 でハイライトされている領域に注目されたい。

CO(J=1-0) の吸収線では検出されなかったが CO の輝線が観測がされている。吸収線が検出できなかった理由の一つは励起温度が高い可能性があるが、回転機で HCO+ 、HCN、HNC、C2 H の輝線データを取得し、既存の CO の輝線データと比較した。QSO 方向では上記の 4 分子種でいずれも有意な輝線を検出しなかったばかりか、柱密度の高い速度成分に対し遷移の高い準位においても吸収線が未検出であったためにこのシナリオは否定される。野辺山 45 m 鏡でのビームの大きさ（30 秒角程度）と ALMA で QSO
背景の観測でのビームの大きさ（1 秒角程度）の違いを鑑みると、野辺山程度の大きなビーム内での化学て吸収線を検出し、励起温度が極めて低い (∼2.8 K)
ことを確認した。また QSO 方向を外したビームを用いて HCO+ /CO と HNC/CO の輝線強度比を求めたところ、1 例を除き最も柱密度の大きな速度成分(N (H2 ) ∼ 4 × 1021 cm−2 ) でも 1σ 上限値は ∼0.01

組成の非一様性を表していると考えられる。

3.5

れて観測を行った。野辺山 45m 鏡の FOREST 受信で、密度は高くない (< 103 cm−3 ) ことが分かった。

PDR-like な環境

光解離領域のトレーサーである、HCO と H13 CO+の分子種も検出されている。HCO と H13 CO+ の形
成には C+ の存在と紫外光が密接に関わっており、両者の比は PDR 環境の良い指標となっている。両者の柱密度に関して、今回の結果はと先行研究の典型的な PDR 環境の結果を図 4 にまとめた。今回の結果
は HCO/H13 CO+ 比が 20 程度と典型的な PDR 環境に近い値を示しており、PDR-like な環境であることが示唆される。

図 5: 野辺山での QSO J1851+0035 方向の分子雲のHCO+ 、HCN、HNC、C2 H の輝線データと CO と
13

CO の輝線観測のアーカイブ観測のデータである。

図 4: HCO と H13 CO+ の柱密度の相関を先行研究と本研究の結果を合わせてプロットした図である。

4

議論
以上の結果を踏まえて考察を行う。離散的で線幅の3.6

狭い成分の存在やビーム内の空間の非一様性や C が野辺山のフォローアップ観測入り混んだような環境は、雲の中に Clumpy Struc-ture が存在しないと説明できない。雲の運動温度は40K 程度で離散的で線幅の狭い成分は 40 K での熱吸収線で見出されたガスがどういう環境下にあるのかを探るためには、通常の輝線強度比を用いた物
理状態の診断も大変重要である。成田 PI で野辺山の52

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校• 温度の指標である X(HCN)/X(HNC) 比 (≳4)

的な線幅と一致するということより、Clumpy Struc-が示す運動温度は 40 K 程度である。

ture は熱的な幅を持ち、比較的静かに存在しているとも考えられる。またフィッティングの結果を踏ま• N (CO)/N (HCO+) は 3 桁の大きなばらつきがえると、Clumpy Structure とは別に広がった成分の見られた。

存在を要請する。また化学組成の観点からは、CO-poor(N (CO)/N (HCO+ ) が通常より 2 − 3 桁低い)

• 暗黒雲での高い N (HCO)/N (H13CO+ ) 比から、ガスの存在示唆される。

PDR 的な環境であることが示唆される。C+ の多い環境を示し、原子ガスと分子ガスが混在し4.1ていることからクランピー構造を要請する。

2 つの相と微細な空間構造を持つ分子雲モデル• 野辺山のフォローアップ観測により、HCO+ 、
HCN、HNC、C2 H ガスは極めて低励起 (∼ 2.8

以上の結果より、輝線、吸収線のプロファイルをK) であることが確認された。

精査することで、我々は図 6 に示すような構造を持• 以上の結果からクランプと広がったガスからな

つ分子雲のモデルを提案する。

る雲のモデルを考えることができる。
今回の研究で予想される微細な空間構造は、質量が小さく、自己重力によって安定化することはない。このような希薄かつ乱流的な相と微細かつ冷たい相を生成する機構として有力視されるのは熱的不安定性であると考えられる。今後はこの２相ガスの生成メ
カニズムについても観測的な研究を行なっていきた
いと考えている。

Acknowledgement
図 6: 今回の観測結果から予想される雲のモデル

今回の野辺山観測の立案から実際の観測に至るまで東京大学の前田郁弥氏に大変お世話になりました。
具体的には CO や HCO+ の広がったガスの中に、 この場を借りて御礼申し上げます。

CO や HCO+ ガスからなる Clumpy Structure が浮かんでいる描像である。Clumpy Structure の充填率
は雲の中心方向ほど高く、外縁部ではやや充填率が下Reference

がるとも考えている。また CO-poor な領域においてGraninger et al. 2014 The Astrophysical Journal, Volume 787, Issue 1, article id. 74, 11 pp.

は、広がったガス成分や Clumpy Structure として存在する CO が希薄であると考えられる。この分子雲

Liszt and Lucas. 1998 Astronomy and Astrophysics,
v.339, p.561-574のモデルでは内部構造が非一様であるために、QSO
方向の視線が分子雲のどこの部分を通るかによって

Luo et al. 2020 The Astrophysical Journal Letters, Volume 889, Issue 1, id.L4, 7 pp.

検出される速度成分や組成が異なると考えられる。

4.2

結論と今後の展望• CO、HCO+ 、H13 CO+ 、HCO、HCN、HNC、
CN、C2 H、c-C3 H2 、CS、SO、SiO 等を検出。

53

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星間 a11星間衝撃波により形成される圧縮層の化学進化
小道 雄斗

54

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

星間衝撃波により形成される圧縮層の化学進化
小道 雄斗 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
有力な分子雲形成理論の 1 つに、星間衝撃波による星間ガスの圧縮が挙げられる。これにより形成された圧縮層は diﬀuse cloud として観測され得る。diﬀuse cloud には桁に渡る化学組成の多様性が見られており、これはガスの物理進化を反映していると考えられる。
本研究では、衝撃波と磁場の成す角をパラメータとして複数行った、分子雲形成の 3 次元磁気流体計算の結果を元に化学反応ネットワーク計算を行うことで、圧縮層の化学進化過程を求めた。その結果、衝撃波と磁場の角度に応じて変化する圧縮層の密度構造に応じて、炭素鎖分子の柱密度が有意に変化することが分かった。また、diﬀuse cloud の観測とも比較した結果、圧縮が効率的に起こる磁場の角度での結果は、観測で得られている分子柱密度と整合的であった。このことは、diﬀuse cloud は過去に強い圧縮を経験したことを示唆する。

1Introduction
分子雲の物理化学進化過程を理解することは、後の星・惑星形成の初期条件を与える点で非常に重要である。近年注目される分子雲形成の有力なシナリ
オとして、超新星残骸や HII 領域といった星間衝撃波による、星間ガスの複数回にわたる圧縮が挙げられる (Inutsuka et al. 2015)。原子ガスが圧縮を受けることで圧縮層が形成し、やがてフィラメント状分
子雲に至ると考えられている。本研究では、特に分子雲形成初期に相当する圧縮層形成に着目する。
圧 縮 層 の 典 型 的 な 密 度 及 び 可 視 減 光 (AV ) は1000 cm−3 , 1 mag であり、これは diﬀuse cloud とし複数の背景光を用いて得られた HCO+ とて観測され得る。diﬀuse cloud は、銀河系内の恒星

図 1:や星形成領域、系外のクエーサーなどを背景光とし

c-C3 H2 の柱密度の統計。(Riquelme et al. 2018) よた分子吸収線により観測が進められている。近年は、 り引用。

HCO+ や c-C3 H2 などの分子柱密度について統計がとられつつある (Riquelme et al. 2018)。これによるで完了し、CO 形成は AV ∼ 1 mag で急速に進むとと、化学組成比には桁に渡る多様性が見られている。 いった基本的な分子雲の化学進化を明らかにした。し化学組成は、ガス雲の密度や温度、AV といった物理

かし、当モデルでは、分子雲の 1 次元構造及び磁場量に依存することから、diﬀuse cloud の化学組成をに沿った圧縮を仮定しており、現実的な多次元のダ理論的に解明することは、diﬀuse cloud の物理状態

イナミクスや磁場と衝撃波のなす角度については考やその形成過程を理解することに繋がる。

慮されていない。

衝撃波による分子雲形成を考慮した化学組成進化

一方、これらの効果は分子雲の物理進化においてに関する先行研究として、1 次元の定常衝撃波モデル

本質的である。近年、衝撃波による分子雲形成過程

を用いて各物理量を時間発展させながら化学反応ネッ については 3 次元の磁気流体計算により研究が進め
トワーク計算を行ったものがある (e.g., Bergin et al.

られてきた。その結果、磁場と衝撃波の成す角度に(2004))。先行研究は、水素分子形成は AV < 1 mag

応じて圧縮層の物理構造や圧縮効率が決まることが55

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

atomic gas

図 2: 磁気流体計算の初期条件の概念図。
分かっている (Iwasaki et al. 2019)。よって、磁場の角度に応じ変化する圧縮層の進化過程を考慮した化
学進化のモデルを構築する必要があるが、3 次元の磁気流体計算と、実際に diﬀuse cloud で観測されている比較的複雑な分子を考慮した詳細な化学反応ネッ
トワーク計算を同時に行うことは、計算コスト上非現実的である。
そこで、本研究では 2 段階に分けた数値計算により、磁場の角度を含めた圧縮層の化学進化過程を調べた。まず、3 次元の磁気流体計算により、圧縮層の形成過程を求めた。今回は圧縮層の平均構造に着目
し、圧縮層内における 1 次元の平均流の物理量進化を求めた。その後、磁気流体計算のポストプロセス
として、平均流に沿って化学反応ネットワーク計算を行い、圧縮層における化学進化過程を求め、diﬀuse

cloud の観測と比較を行った。
図 3: 解析手法の概念図。

2

Physical models
本研究では、圧縮層の平均構造に着目する。そこ

星間衝撃波による分子雲形成を再現するため、3 次

で、まずは図 2 中の x 座標の各点において yz 方向に元の衝突流計算を行った。図 2 のように、計算領域

密度、温度、そして x 軸方向の速度場それぞれの平の中心面で衝突が起こるように初速度を与え、ある均値を各時刻で計算した。その結果のうち密度と速角度 θ だけ傾けて初期磁場を配置した。初期の平均度場について図 2 の半分より左側について図示した

密度と衝突の相対速度はそれぞれ 10 cm−3 , 20 km/s

ものを図 3 に示す。次に、x 軸方向の平均速度場に応とし、初期に 1% ほどの初期密度擾乱を与えた。磁

じて運動する流体素片の軌跡を計算した (図 3 白線)。

場強度は 2 µG とした。加熱冷却過程は Koyama &Inutsuka (2002) に基づき近似関数により導入した。
境界条件は、衝突方向には初期条件と同様の物理量が初速度と同じ速度で流入するように与え、その垂直方向には周期境界条件を与えた。分解能は ∆x =0.016 pc とした。初期パラメータとして、磁場の角度を sin θ = 0.05 − 1.0 まで変化させた。計算には公開コードである Athena++(Stone et al. 2020) を用いた。

これに沿って各物理量の時間変化を求めた。その結果のうち、角度 sin θ = 0.5, 0.2, 0.5 について図示した結果を図 4 に示す。ダスト温度は、G0 = 1 とした上で、Hocuk et al. (2017) の式 (8) を用いた。圧縮
層の密度は、sin θ = 0.2 の時に最も大きくなっており、これは Iwasaki et al. (2019) の結果と整合的であり、磁場の角度により圧縮層の密度構造が変わる
ことを示している。

56

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

number density [/cc]

104

103

102

101

100 4
10

N10V10sin005
N10V10sin020
N10V10sin050
105

106
time [yr]

107

108

105

106
time [yr]

107

108

gas temperature [K]

104

103

102

101 4
10
16

dust temperature [K]

14
12
10

図 5: 各分子柱密度の計算結果 (曲線) と観測値 (プ8ロット)。観測値は Riquelme et al. (2018) より。黒丸
6 4
10

10

5

6

10
time [yr]

10

7

10

8

と黒三角はそれぞれ AV = 1, 3 mag での結果を示す。

101

visual extinction [mag]3Chemical models
化学計算には、Furuya et al. (2017) のコードを用100いた。気相、ダスト上の氷表層及びマントルの計 3 相を考慮し、更に PAH との化学反応も考慮した。初期10−1

条件は原子ガスとし、元素組成は Wakelam & Herbst(2008) の EA2 を採用した。紫外線強度と宇宙線電離10−2 4
10

率はそれぞれ G0 = 1, ζ = 10−6 s−1 とする。前節で
10

5

6

10
time [yr]

10

7

10

8

求めた物理モデルを用いて、ガス密度、ガス/ダスト
温度、AV を時間の関数として与え、化学組成の時間
進化を出力した。

図 4: sin θ = 0.5, 0.2, 0.5 における物理モデル

57

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校成に使われにくくなる。このような条件下では、炭素鎖分子の生成が加速すると考えられる。

CN については、炭素鎖分子ほど密度に敏感な反応では生成されないため、物理モデル依存性は限定的になったと考えられる。

6

Conclusionsin θ = 0.2 で c-C3 H2 の柱密度が最も高くなり、観測と整合的になる結果となった。このことは、観測されているような diﬀuse cloud は、過去に強い圧縮を経験した可能性を示唆する結果と言える。一方で、
図 6: AV の関数としたときの、CO, H2 O 氷 , c-C3 H2

CN についてはモデル依存性が少ない結果となり、観の化学組成の進化。実線と点線はそれぞれ sin θ =測で得られているような桁での柱密度の分散の大き0.2, 0.5 での結果を表す。

さを再現できなかった。詳しい原因については今後の課題である。

4

Results
Reference

化学反応ネットワーク計算の結果得られた化学組
成の時間進化と、図 4 の AV の時間進化から、各分

Inutsuka, S-i., Inoue, T., Iwasaki, K., & et al. 2015,
A&A, 580, A49

子の柱密度を計算した。その結果を観測で得られている各 diﬀuse cloud での分子柱密度の結果と比較したものを図 5 に示す。HCO+ と c-C3 H2 については、各磁場の角度での違いが見られる。最も効率よい圧縮の起こる sin θ = 0.2 の結果が最も観測と整合的になっている。一方で、CN についてはモデル間での違Riquelme, D., Bronfman, L., Mauersberger, R., & et al.
2018, A&A, 610, A43
Bergin, E. A., Hartmann, L.W., Raymond, J. C., & etal. 2004, ApJ, 612, 921
Iwasaki, K., Tomida, K., Inoue, T., & et al. 2019, ApJ,
873, 6

いは限定的となった。

Koyama, H., Inutsuka, S-i. 2002, ApJ, 564, L97

5

Stone, J. M., Tomida, K., White, C. J., & et al. 2020,
ApJS, 249, 4

Discussion

c-C3 H2 のような炭素鎖分子について、モデル間で Hocuk, S., Szücs, L., Caselli, P., & et al. 2017, A&A,の違いが顕著だった理由は主に 2 つあると考えられ

604, A58

る。まず、衝撃波後面の密度が高い場合、単位体積当たりの C+ , C の数も増加する。炭素分子は複数のFuruya, K., Drozdovskaya, M. N., Visser, R., & et al.
2017, A&A, 599, A40

炭素からなるため、C+ , C の量が気相中に多いほど、 Wakelam, V., & Herbst, E. ApJ, 680, 371
該当の分子の生成は早く進む。

2 つ目の理由として、ダスト表面での氷生成が挙げられる。密度が高い場合、酸素原子のダスト表面への吸着も進みやすい。酸素がダスト表面に凍結すると、水素付加反応により、ダスト表面に水氷が形成される (図 6)。このとき、気相中における C/O 比が減少する。C/O 比が低い場合、C が一酸化炭素の生58

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星間 a12高温真空昇温脱離法 (TPD) を用いた模擬星間有機物
ダストの化学構造の分析
妹尾 梨子

59

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

高温真空昇温脱離法 (TPD) を用いた模擬星間有機物ダストの化学構造の分析
妹尾 梨子 (東京大学), 左近 樹 (東京大学), 吉井 丈晴 (東北大学), 羽馬 哲也 (東京大学),
清水 俊介 (東北大学), 川口 遼 (東北大学), 尾中 敬 (東京大学)

Abstract
未同定赤外 (UIR) バンドというブロードな赤外放射スペクトルの観測から、有機物の分子や塵が宇宙に普遍的に存在することが示唆されている。しかし UIR バンドの担い手である有機物の化学構造や性質はよくわ
かっていない。近年、窒素を含んだ QNCC という、新星に見られる UIR バンドの特徴をよく再現する実験
模擬物質が作られた。QNCC の分析から、新星の UIR バンドに特徴的な 8 µm バンドはアミンの含有に起因すると解釈されているが、その詳細な化学構造の理解には至っていない。そこで、炭素材料分野で用いられる「高温真空 TPD」と「X 線光電子分光法 (XPS)」を用いて、QNCC と、QNCC の材料となる ﬁlmy QCC の分析を行った。「高温真空 TPD」とは、高真空下で一定温度で試料を加熱し、脱離ガスの種類と量を連続的に計測することで、脱離ガス種と脱離温度から試料の化学構造を調べる手法である。その結果、ﬁlmy QCC
は、(1) アルキル基 (Cn H2n+1 -) が少なく H で終端された構造を多く持つこと、(2)sp3 炭素 (ダイヤモンドのような構造) が多い構造を持つことがわかった。QNCC は、(1)H で終端された構造が多いこと、(2)ﬁlmy

QCC よりも sp2 炭素が多いこと、(3) 大半の窒素が sp3 炭素と結合して存在している可能性があることがわかった。なお、本内容は Senoo et al. in preparation の一部に基づくものである。

1

et al. 2021)。宇宙でひろく UIR バンドが観測されてIntroduction
未同定赤外 (unidentiﬁed infrared: UIR) バンドとは、芳香族や脂肪族の C-C 結合や C-H 結合に起因すいることから、UIR バンドの担い手である有機物は
銀河系の中で主要な物質であると考えられるが、その詳細な化学構造は解明されていない。

ると考えられている赤外放射フィーチャーのことであり、宇宙でひろく観測されている (Tielens 2008)。
天体によって UIR バンドのピーク位置やピーク形状が異なっており、主に Class A, B, C に分類されている (Peeters et al. 2002)。Class A は HII 領域、反射星雲、ISM に見られ、Class B は惑星状星雲や

post-AGB 天体、ハービッグ Ae/Be 星に見られている。これらの UIR バンドは、気相の多環式芳香族炭化水素 (polycyclic aromatic hydrocarbon: PAH) 分子と、あるいは、PAH を含んだ物質が、紫外線により励起して赤外線の蛍光を放つことに起因するもの

post-AGB 星や古典新星、かんむり座 R 型変光星、ウォルフ・ライエ星で観測されている。これらの天体衡に達し、熱放射プロセスを通じて放たれる赤外線が UIR バンドの起源であると考えられている (Endoことは困難なため、実験で UIR バンドを再現する
ような模擬物質を実験で生成する研究が行われている。特に近年、古典新星の周りに見られる UIR バ
ンドのピーク位置と形状をよく再現する模擬物質（quenched nitrogen-included carbonaceous compos-

ite: QNCC）が作られた (Endo et al. 2021)（図 1）。
同研究により、QNCC は窒素を 3-5 %含み、アミン（例：芳香族化合物に-NH2 や-NH-が置換した化合物）
が古典新星周りの UIR バンドに特徴的な 8 µm 付近の幅の広いスペクトルを発するのに重要であることと考えられている。一方で Class C は炭素に富んだでは加熱源の近くにある炭素質粒子がエネルギー平

UIR バンドの担い手となる有機物を直接手にするが示唆された。しかしながら、観測される 8 µm バ
ンドの中心波長位置は新星の観測時刻や天体間で異なり、また実験室で合成する QNCC の 8 µm のバンドの波長位置も実験条件によって同規模に変化するが、その原因は明らかではない。そのため、UIR バ
ンドを再現するために必要な化学構造についてより

60

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校入した。そこに 300 W、2.45 GHz のマイクロ波を適用して、ガス化した ﬁlmy QCC と窒素ガスからなる
プラズマガスを急冷凝縮することで、QNCC を作成
した。

2.2

Sample analysis

Japan Spectroscopic Company (JASCO) IRT5200 FT-IR Microscope を用いて赤外スペクトルを
図 1: 古典新星周りの赤外線スペクトルと QNCC の取得した。光源は AlKa (1486.6 eV) を用いた。C1s

赤外線スペクトルの比較 (Endo et al. 2021 より)は 294–274 eV、N1s は 412–386 eV のエネルギー範囲で測定した。

詳細な理解が必要である。

ﬁlmy QCC, QNCC のエッジサイトの量や種類を知

炭素材料分野では、炭素材料の詳細な化学構造をるため、東北大学材料科学高等研究所 東北大学多元知るために、高温真空昇温脱離法（temperature pro-

物質科学研究所 西原研究室が所持する高温真空 TPD

grammed desorption: TPD）と X 線光電子分光法を用いた (Ishii et al. 2014)。ﬁlmy QCC / QNCC を（X-ray photoelectron spectroscopy: XPS）が用い

Si 基板から剥がして高温真空 TPD の試料ホルダにられている。高温真空 TPD とは、近年、東北大学多セットし、˜10−5 Pa の高真空中で、100-1600 ℃の

元物質科学研究所の吉井丈晴助教らが開発した改良

温度範囲で 10 ℃/min で昇温し、脱離ガスを四重極型昇温脱離分析装置であり、高真空下で一定温度で型質量分析計 (Transpector MPH100M, INFICON)
昇温し脱離ガスの種類と量を測定することで、エッ を用いて測定した。
ジサイトの種類と量がわかる装置である (Ishii et al.
試料表面の化学結合状態を知るため、JPS-9200

2014)。高温真空 TPD は炭素材料に含まれる窒素の (JEOL) を用いて X-ray photoelectron spectroscopy
存在形態を明らかにすることもでき、試料全体の分 (XPS) を行った。
析ができる高温真空 TPD と、光電効果により試料表面の化学結合状態を知ることができる XPS を組み合わせて用いることで、詳細な化学構造を調べられる。 3
そこで本研究では、高温真空 TPD と XPS を用いて、模擬星間有機物ダストである QNCC と、QNCC の材
料として用いる ﬁlmy QCC(quenched carbonaceouscomposite; メタンガスプラズマの凝縮により生成される炭化水素の模擬ダスト)(Sakata et al. 1984) を分析し、詳細な化学構造を調べた。

Results
赤外線スペクトルについて、QNCC は材料である

ﬁlmy QCC とは異なり、古典新星に見られる特徴的な 8 µm 付近のスペクトルを示した (図 1 参照)。
高温真空 TPD の結果について、ﬁlmy QCC もQNCC も、H2 の脱離が多く (1350 µmol/g 程度)CH4
や C2 H4 の脱離ガスが少なかった (25-148 µmol/g 程度)。このことから、ﬁlmy QCC も QNCC も、H で

2

Methods

2.1

Sample preparation

終端された構造を多く持ち、アルキル基 (Cn H2n+1 -)が少ない構造を持つことがわかった。また主に sp2 炭素からなる炭素材料の水素の脱離ガススペクトルと異なり低温で脱離していることから、主に sp2 炭素か

まず、QNCC の材料となる ﬁlmy QCC を合成した。先行研究 (Sakata et al. 1984) に倣い、メタンガ
スに 300 W、2.45 GHz を適用して作ったプラズマガ
スを急冷凝縮して作成した。続いて Endo et al. 2021に倣って QNCC を作成した。ﬁlmy QCC を石英管にセットし、窒素ガスを 4 torr で一定となるように導らなる構造ではないことが考えられる。QNCC の結果について、窒素を含む脱離ガス (NH3 、HCN、N2 )に着目すると、図 2 に示された窒素含有形態とその量比がわかる。NH3 はほとんど検出できていないことからアミノ基 (-NH2 ) はほとんど存在しないものと考61

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
えられる。HCN の脱離ガススペクトルを Nishikawa

4

in prep. に倣って pyrrolic-N 由来と pyridinic-N 由来の２つのガウシアンでフィットすると、pyrrolic-N がDiscussionﬁlmy QCC は、高温真空 TPD の結果からアルキル基 (Cn H2n+1 -) が少なく H で終端された構造が多pyidinic-N の 7-8 倍ほど多いことがわかった。高温

いこと、高温真空 TPD の脱離温度と XPS の結果かで N2 の脱離が確認できたことから、graphitic-N がら sp3 炭素が多いことがわかった。このことから、ダ存在していることもわかった。

イヤモンドライクカーボンや水素化ダイヤモンドのPyrrolic-N

HN

ような化学構造を持っていると考えられる。
Pyridinic-N

QNCC は、高温真空 TPD の結果からアルキル基

Nが少なく H で終端された構造が多いこと、XPS の結果から ﬁlmy QCC よりも sp2 炭素が多いことがわ
かった。

N
+
Graphitic-N

QNCC の窒素の含有形態について、本研究では、
高温真空 TPD で検出できた N/C 比が XPS で検出できた値の 1/10 倍程度となった。高温真空 TPD は

図 2: 高温真空 TPD からわかる窒素含有形態

sp2 炭素に含まれる窒素種は XPS と矛盾なく検出でXPS の結果について、ﬁlmy QCC の C1s は 284.5

きる（Nishikawa in prep.）ことから、QNCC にはeV が sp2 炭素 (グラファイト的な構造)、285.3 eV

高温真空 TPD で検出できることが確認されていなが sp3 炭素 (ダイヤモンド的な構造)、286.5、287.5

い sp3 炭素と結合した窒素種が多く存在することがeV が CO を含んだコンタミネーション由来であるとして (Roy et al. 2005, Zhou et al. 2015)、ガウ

窒素種のピーク位置が pyrydinic-N のピーク位置とスローレンツ関数でフィッティングを行なった。そ重複する可能性がある (Kusunoki et al. 2001)。XPS考えられる。また XPS において sp3 炭素と結合するの結果、ﬁlmy QCC は主に sp3 炭素からなっているで pyrydinic-N だと割り振っていたピークのうちのことがわかった。QNCC の C1s についても同様に、 大半が、高温真空 TPD では検出できない sp3 炭素

284.5 eV が sp2、285.3 eV が sp3、287.5 eV が COと結合する窒素に由来するものであるとしたら、高を含んだコンタミネーション由来であるとし、さら温真空 TPD では pyridinic-N が pyrrolic-N より少なに、窒素を含んだサンプルであるため、285.8 eV がいのに対し XPS では pyridinic-N が pyrrolic-N より

C=N、286.9 eV が C-N 由来であるとして (Yan et al.

多いという矛盾を解決できる。つまり、QNCC の窒2004) フィッティングを行なった。その結果、QNCC

素存在形態は sp3 炭素と結合した窒素が大半で、次は ﬁlmy QCC よりも sp2 炭素が多いことがわかった。 いで pyrrolic-N が多いという可能性が考えられる。

QNCC の N1s については 398.5 eV が pyridinic-N、
400.1 eV が pyrrolic-N、401.1 eV が graphitic-N 由来であるとして (Guo et al. 2023) フィッティングを5行なった。その結果、QNCC は pyridinic-N 由来の

UIR バンドの担い手のより詳細な化学構造を知る

ピークが最も強く、次いで pyrrolic-N が多いというため、その模擬物質である QNCC とその材料であ結果になった。これは、高温真空 TPD で得られた

る ﬁlmy QCC の化学構造を調べた。その結果、ﬁlmy

pyrrolic-N が pyidinic-N の 7-8 倍ほど多いという結果と矛盾する。また QNCC の N/C 比について、高温真空 TPD から得られる値の 10 倍ほどの N/C 値が検出された。

Conclusion

QCC はアルキル基が少なく H で終端された構造を多く持ち、sp3 炭素が多いこと、QNCC はアルキル基が少なく H で終端された構造が多く、ﬁlmy QCC よ
りも sp2 炭素が多いこと、大半の窒素が sp3 の炭素と結合して存在している可能性があることがわかった。
今後、分析を進めて UIR バンドと化学構造の対応を明らかにし、TAO/MIMIZUKU を用いた新星の観測へと繋げたい。

62

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Acknowledgement
東北大学の西原研究室の皆様、研究内容へのコメントをくださった宮田隆志先生、上塚貴史先生に大変お世話になりました。心より感謝申し上げます。

Reference
Tielens, A.G.G.M., 2008, ARA&A, 46, 289
Endo, I., Sakon, I., Onaka, T., Kimura, Y., Kimura, S.,
Wada, S., Helton, L.A., Lau, R.M., Kebukawa, Y.,
Muramatsu, Y., Ogawa, N.O., Ohkouchi, N., Nakamura, M., Kwok, S., 2021, ApJ. 917, 103
Ishii, T., Kashihara, S., Hoshikawa, Y., Ozaki, J., Kannari, N., Takai, K., Enoki, T., Kyotani, T., 2014,
Carbon, 80, 135
Sakata, A., Wada, S., Tanabe T., Onaka T., 1984, ApJ,
287, 51L
Nishikawa, G., et al. in preparation
Roy, S.S., McCann, R., et al. 2005, Thin Solid Films,
482, 145
Zhou, K., Ke, P., Li, X., Zou, Y., Wang, A., 2015, Applied Surface Science, 329, 281
Yan, X., Xu, T., Chen, G., Yang, S., Liu, H., 2004,
Applied Surface Science, 236, 328
Guo, D., Shibuya, R., Akiba, C., Saji, S., Kondo, T.,
Nakamura, J., 2023, Science, 351, 361
Kusunoki, I., Sakai, M., Igari, Y., Ishidzuka, S., Takami,T., Takaoka, T., Nishitani-Gamo, M., Ando, T.,
2001, Surface Science, 492, 315

63

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星間 a13

恒星風を考慮した星間物質（ISM）の降着現象
倉田 昂季

64

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

恒星風を考慮した星間物質（ISM）の降着現象
倉田 昂季 (甲南大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
初代星と呼ばれる宇宙最初期に生まれた星は、現在まで発見されていない。初代星が未発見の理由について
は、現在まで生き残れるほど長寿命（小質量）の初代星が生まれかなったと考える説と、小質量初代星は誕生したものの、その後星間物質を降着して表面対流層が重元素に汚染され、金属欠乏星として現在観測されているという説がある。恒星への星間物質の降着は、星風によって阻害されうるためその効果を詳細に調べる必要がある。これまでの研究では星風・降着流ともに電離し、磁場との結合によって流体近似によって降着の可否が議論されてきた。それらの研究では星風と降着流のラム圧の大小関係から降着条件を求め、結論として初代星を金属欠乏星程度まで星間物質の重元素で汚染することはできないことがわかった。しかしながら、例えば太陽に降着する降着流でも電離度はそれほど高くはない。さらに高密度の星間ガスは平均的により低い電離度をもつ。中性成分は平均自由行程が十分長いために星風のラム圧を受けず星風をすり抜けてずっと星の近傍まで到達する。ただしこの中性粒子の流れは星に極めて接近すると、星の紫外線によって電離される。するとイオンとなって磁場と結合し、星風の運動量を受け取る。結果として星間ガスの中性降着流は星のより近くで星風と押し合うことになる。この研究では与えられた星間降着流の条件（ガス密度、電離度）で上記の中性流を考慮した場合、定常的なパーカー風の解が構成できるかを調べた。その結果、確かに太陽風のパラメーターでは中性流の効果は非常に小さいが、星間ガスの密度がそれよりも数倍大きくなるだけで、定常解が存在しなくなることが明らかとなった。この結果は中性降着流を考慮することによって比較的容易に星風が押しつぶされ、これまで考えられてきたよりも、より低密度の星間ガスが降着できることを示唆している。

1まで生き残っている初代星がないという説と小質量Introduction

初代星は生まれたが、その後の星間物質の降着によ
宇宙初期はビックバン元素合成によって水素 (1 H)、

り表面対流層が重元素に汚染され、極めて金属量の重水素 (2 H)、三重水素 (3 H)、ヘリウム (3 He、4 He)

少ない星（金属欠乏星）として観測されている説がと微量のリチウム (7 Li) とベリリウム (7 Be) が作らある。

れるが、ビックバン元素合成の後に残る安定元素は恒星への星間物質の降着は、星風によって阻害されH, 2 H, 3 He, 4 He, 7 Li となる。これらをまとめて軽元素といい、これら以外の元素を重元素や金属という。
恒星や星間物質の元素組成のうち、金属が占める割うる。星間物質の電離成分と中性成分で流れが変わる。星間物質の電離成分は恒星風の磁場にとらわれるため流体近似することができ、星風との超音速の合を金属量という。金属は恒星の内部で核融合反応

２流体として考える。それらの研究では星風と降着が起きることで生成される。金属を含んだ恒星が超流のラム圧の大小関係から降着条件を求め、星に降

新星爆発を起こすことで、宇宙の金属量は増加して着するにはするには分子雲以上（nISM > 104 cm−3 ）いく。宇宙初期に誕生した第一世代の星は初代星との星間物質である必要で、星間物質の分布から分子呼ばれる。初代星は軽元素のみで作られるため、金属雲以上の数密度を持つものは非常に少なく、結論と量 0 の星となる。0.8M⊙ 程度の星の寿命は、現在のして初代星を金属欠乏星程度まで星間物質の重元素

宇宙年齢を超える。このため、0.8M⊙ 程度の小質量で汚染することはできないことがわかった。[??] 星間

初代星は現在まで生き残っていると考えられる。しかし、金属量 0 の星は現在まで 1 例も発見されていない。

物質の中性成分は恒星の磁場に影響されず平均自由行程が大きいため、星風をすり抜けて星に近づき降着できる。ただし、中性成分は恒星の紫外線によってこの原因として、小質量初代星が生まれず、現在

65

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
電離されると、星風の磁場にとらわれ衝突するためここである位置での電離レート β(r) は恒星表面全体降着できない。その研究では、重元素が中性のまま小が一様で等方的な放射とし、恒星表面での電離レー

質量初代星に到達できないため、初代星を金属欠乏

ト β(∗) とすると星程度まで星間物質の重元素で汚染することはでき

β(r) = (ないことがわかった。
（光電離した星間物質（pickupion）の運動量の受け渡しについては考えられていな
い。）この研究では、星の近くまで到達した pickup

ion の運動量の受け渡しを考慮した星風に定常的な解R∗ 2) β(∗)rr
ある位置での ISM の電離割合 X(r) は dX
dt = βr (1 −Xr ) よりR 2 β∗
X(r) = 1−(1−X∞ ) exp(− ∗ (GM∗があるかを調べた。

(2)

√
2 −
v∞

2GM∗
2GM∗
+
−|v∞ |))r∞r(3)となる。これらより流体力学の基礎方程式（連続の式、運動方程式）は次式となる。

∇ · (ρs vs ) =dρISM (r)
dt

(4)

dρISM
dt
(5)
式 (4)(5) を同時に積分することで星風の速度にvs ∇ · (ρs vs )+(ρs vs ·∇)vs = −∇Ps −ρs K+vISM

Parker wind のような定常解があるかを調べた。

3

Results
まず太陽風の値を用いて計算し、式が妥当であるかを確認した。観測などにより太陽近傍で十分上流
図 1: 降着流のとんち絵の星間物質の電離割合は X∞ = 24 40% で、数密度は nISM = 0.2cm−3 より 24%と 40%、星間物質がない場合をそれぞれ計算した。

2

Methods/Instruments
and Observations
星間物質はほぼ水素であることから近似してすべて水素であると考える。中性水素は星近くで光電離され pickup ion となると星風と衝突し負の運動量をあたえ、星風の一部となる。このため、定常的に流れる星風に突如として現れる pickup ion を流体力学の湧き出し項のように考える。我々は湧き出し項を

図 2: 太陽風の定常解。緑:ISM の影響をがない時の太追加した流体力学の基礎方程式を解くことで pickup

陽風の定常解 (Parker wind)。青:ISM の電離度 24%

ion の影響を受けた星風が定常解を持つかを１次元で考えた。pickup ion の湧き出し項はある位置でのとした時の太陽風の定常解。赤:ISM の電離度 40%とした時の太陽風の定常解

ISM の電離割合 X(r) 、ある位置での電離レート β(r)を用いて次式のように書ける。

dρISM (r)= mnISM (r) β(r) (1 − X(r) )dt

図 (2) より太陽風では pickup ion の効果を加えても影響がほぼない結果となった。これは太陽風の観(1)

測結果と比べ的外れではないため、同様に小質量初代星について計算する。

66

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
小質量初代星のモデルは Shuta J. Tanaka et al.

(2017) より 0.7M⊙ とした。小質量初代星近傍の星間物質は電離割合をほぼ中性 X∞ = 10−4 とし、数密度を nISM = 0, 1, 5, 10cm−3 とそれぞれ計算した。

図 3: 小質量初代星から出る星風の定常解。緑:ISM の影響をがない時の星風の定常解 (Parker wind) 青:ISMの数密度 nISM = 1cm−3 とした時の星風の定常解。
赤:ISM の数密度 nISM = 5cm−3 とした時の星風の解
図 (3) より数密度 nISM = 1cm−3 では Parker windと比べ、ゆっくりではあるが遷音速点を通り加速される定常解が見つかった。数密度 nISM = 5cm−3 では遷音速点を通り超音速まで加速されるが、その後減速する解が見つかった。数密度 nISM = 10cm−3では遷音速点を通るような解が見つからなかった。

4

Discussion ＆ Conclusion
図 (3) から分かるように pickup ion の効果は星間物質によっては無視できないほど大きいことがわかった。数密度 nISM = 10cm−3 で遷音速点を通るような解が見つからなかったことから、星風が星間物質に押しつぶされていると考えられる。この結果から数密度が nISM > 10cm−3 の星間物質であれば小質量初代星の表面に降着できる可能性が出てきた。先行研究では分子雲程度となっていたため、金属欠乏星と同等の金属降着は厳しいとされてきたが、nISM > 10cm−3の星間物質は分子雲に比べ非常に多く分布するため、金属降着は非常に容易になったと想定される。さらに、降着流と星風のラム圧のつり合いを調べること
で、数密度が nISM < 10cm−3 の星間物質でも降着できる可能性がある。これについて詳しく降着でき
る金属量の目安を計算する必要がある。

67

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星間 a14

乱流中での分子雲コアの形成・進化過程
野﨑信吾

68

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

乱流中での分子雲コアの形成・進化過程
野崎 信吾 (九州大学大学院 理学府地球惑星科学専攻)

Abstract
星間分子雲で特に高密度な領域は分子雲コアと呼ばれ、そのガス塊が自己重力によって収縮することで星が誕生する。そのため、分子雲コアの進化過程を理解することは、様々な質量の星がどのように形成され進化するのかを解明することに繋がる。実際に分子雲コアスケールの数値計算では、分子雲コア周辺の密度分布の違いが星質量の決定に大きく寄与することが分かっている。分子雲コアの多様性を詳細に理解することは、
星形成過程を分子雲から原始星まで連続的に解明する上で重要となる。本研究では、分子雲での様々な分子雲コアの形成・進化過程を詳細に調べるために、3 次元輻射磁気流体力学数値計算コード SFUMATO-M1 を用いて分子雲スケールでの星形成に関する計算を行った。計算領域で形成した原始星に対して、原始星間距
離を導出することで、孤立領域の原始星と密接領域の原始星に分類した。各領域の原始星や付随する星形成コアを解析した結果、密接領域では、分子雲コアの動径方向の密度分布の半径ごとの密度分散が大きくなる傾向にあることが分かった。また密接領域での各時間の原始星への質量降着率も同様に分散が大きく、原始星が高密度ガスを競合的に獲得していると考えられる。これは星形成領域によって形成される分子雲コアの性質が大きく異なることを示唆している。

1を考慮したコアスケールの星形成に関する数値計算

Introduction
近年の観測では、星形成領域でのさまざまなスケー

ルで、外部からの質量降着の様子が確認されている。
特に観測では、Class I や Class II の天体でストリー
マーと呼ばれるエンベロープから円盤に向かう質量的高い場合、コア外部からの質量流入は原始星質量に大きく寄与することが分かった。また、分子雲コ
ア周辺の密度が高い場合の外部から質量流入は、原始星アウトフローにも影響を及ぼす可能性があること

降着が見つかっている (e.g. Yen et al. 2019)。エンを指摘している (2023 年春季年会 P118a)。つまり、ベロープからストリーマーを通じて円盤にガスが落下していることが示唆されており、このストリーマーが原始星や円盤の進化に影響するかどうかについて

実際の星形成では、分子雲コア周辺の密度分布が原始星進化を大きく左右することを示唆している。

Nozaki & Machida (2023) の結果を踏まえると、分理論的研究も盛んになされている (e.g. Kuﬀmeier et

子雲コア周辺の環境と原始星の関係を調べることがal. 2019)。また、分子雲コアやその周辺のガス運動

星形成過程を理解する上で重要であると考えられる。

に関する観測では、周囲のガスが分子雲コアに流入

しかし、観測では必ずしも星が形成される最小単位

している様子 (Redaelli et al. 2022) や星なしコアにとしての分子雲コアが同定されるとは限らない。な向かうガスの落下運動の様子 (Campbell et al. 2016)

ぜなら観測では、連続波と CO などの単一分子輝線について調べられている。このようにエンベロープの放射強度を用いて分子雲コアを同定することが多など外部からのガス流入は星形成過程の様々な段階

く (e.g. Takemura et al. 2021)、分子雲コアの大きさで見つかっており、星質量に影響がある可能性が示は観測する輝線ごとに異なるからである。そのため、唆されている。
これまでのコアスケールの星形成に関する理論研究
では、分子雲コアを初期条件とした数値計算により、星形成過程が詳細に調べられている (e.g. Machida etal. 2008)。そこで近年の分子雲コア観測を踏まえ、これまでの自身の研究 (Nozaki & Machida 2023) では、
初期条件の分子雲コアに対してその周囲の密度分布を行った。その結果、分子雲コア周辺の密度が比較より大きなスケールの数値計算を用いて、様々な分子雲コアの進化過程とその中で形成する原始星の進化過程を関連付けて理解する必要がある。そこで本研究では、形成した原始星の周辺環境が原始星進化や分子雲コアの性質に及ぼす影響を調べることを目
的として数値計算を行った。

692023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

い距離 L を求めた。そして導出した原始星間距離 L

Methodsを用いて (i) L ≥ 0.1pc の場合を孤立領域、(ii) 0.01

本研究では、3 次元輻射磁気流体数値計算コード≤ L < 0.1pc の場合を中間領域、(iii) L < 0.01pc のSFUMATO-M1 (Matsumoto 2007; Matsumoto et

場合を密接領域と定義する。

al. 2015; Fukushima & Yajima 2021) を用いて、乱流下での 200 万年間の pc スケールの星形成に関する

3 次元流体計算を行った。

3.1

星形成コアの動径方向密度分布

初期条件として、計算領域は 1 辺 4pc の一様密度の立方体 (図 1) で、初期数密度は 1.5 × 103 cm−3 としている。本計算コードは適合格子細分化法 (AMR 法)
を用いており、最小セルサイズは 194au に設定した。
境界条件として、x、y、z 全ての方向で周期境界条件を課している。また、本計算ではシンクを導入している。今回、シンク粒子は中心数密度が 9 × 106 cm−3を超えたときに生成されるように設定している。臨
界数密度は ncri = 9 × 106 cm−3 、シンク降着半径はrcri ∼ 2000au とした。

図 1: 初期の計算領域 (左) と 200 万年経過後 (右) の密度分布の様子。カラーは x,y,z 面での柱密度を表している。

Matsumoto et al. (2015) に記されているように、P (k) ∝ k −4 のパワースペクトルを持つ、ラーソンのスケーリング則 (Larson 1981) に一致するような乱流を初期速度場としている。また、パラメータである乱流強度は、初期速度場の音速の平均二乗平方根
であり、2、5、10 の場合を計算した。今回はそのう
ちの RMS Mach number = 5 のモデルの計算結果を示す。

3

Results
乱流下での 200 万年間の pc スケールの星形成に関する 3 次元流体計算を行い、計算領域内で 160 個の原始星が形成した。計算結果に対して、200 万年経過後の時刻での各原始星に対して他の原始星と最も近図 2: 孤立領域の星形成コア (上) と密接領域の星形
成コア (下) の計算開始後 180 万年経過時の動径方向密度分布。カラーはデータ点の密集度合いを表しており、実線 (青緑色) は半径ごとの平均密度分布を示
している。

70

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: 孤立領域の原始星 (左) と密接領域の原始星 (右) への質量降着率の時間進化。カラーはデータ点の密集度合いを表しており、実線 (青緑色) は各時間での平均質量降着率を示している。
形成した原始星の周囲の密度環境の違いを調べる

らは、領域に関わらず、原始星への平均質量降着率

ために、孤立領域と密接領域それぞれの星形成コアはおおよそ 10−5 Msun yr−1 程度であることが読み取の半径ごとの密度分布 (図 2) を見積もった。図 2 にれる。また、各時間での原始星の質量降着率のデーはそれぞれの領域で代表的な星形成コアの動径方向

タ点を孤立領域と密接領域で比較すると、特に密接密度分布を 1 例ずつ示しており、カラーはカーネル

領域での各時刻での質量降着率の分散が大きくなっ

密度推定を用いて求めたデータ点の密集度合いを表ていることがわかった。

している。孤立領域の星形成コア (図 2 上) は、各半径での数密度の分散が比較的小さいことがわかった。
の数密度の分散が大きくなる傾向にあった。これは孤立領域の星形成コアの各時間での重力不安定性

他の原始星が非常に近くに存在するためであり、密図 4 から、孤立領域の原始星周辺の動径方向密度

接領域の原始星周辺は比較的高密度なガスが多く存

分布は、半径ごとの分散が小さく、平均密度分布 (青在している。またどちら領域の星形成コアでも半径

緑色実線) が ρ ∝ r−2 に近いことが分かった。では孤一方、密接領域の星形成コア (図 2 下) は、各半径で3.3

0.1pc 付近ではデータ点が密集している密度領域が複 立領域の原始星の周辺ガスは重力的に束縛している数箇所あることから、星形成コアの密度分布は方位 のだろうか。孤立領域の原始星周辺の重力的束縛度
角方向に異方性があることが示唆される。
合いを調べるために、原始星を囲む半径 0.05pc の球状領域の各時刻でのビリアルパラメータを Pelkonen

3.2

原始星への質量降着率

et al. (2021) と同様の式 (1)-(4) を用いて見積もった。

計算結果のうちシンクセルの情報を解析すること
で、孤立領域と密接領域それぞれの原始星への質量降着率の時間進化を導出した。図 3 には、それぞれの領域で形成した原始星への各時間での質量降着率を点で表しており、カラーは図 2 と同様の手法で求めたデータ点の密集度合いを表している。この図か

71

Eg

=

Et

=

Ek

=

α

=

3GM 2
,
5R
5
nH kB T,2 2N∑1
mi (vi − v)2 ,2i=1
E k + Et
.
Eg

(1)
(2)
(3)
(4)

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
質量 M は原始星の質量を考慮した半径 0.05pc の球5で囲まれる領域内の質量を表している。また R =Conclusion
様々な周囲の密度環境で形成する原始星と付随す0.05pc として、T = 10K とした。

る星形成コアの形成・進化過程を調べるため、乱流

その結果、ビリアルパラメータ α はほとんどの場
合、常に 1 より小さい値となった。つまり孤立領域の原始星を中心とする半径 0.05pc の球で囲まれる領域
は常に重力的に束縛していることが明らかになった。
また原始星形成後、時間と共にビリアルパラメータ下での 200 万年間の pc スケールの星形成に関する 3次元流体計算を行った。その結果、0.1pc 内で 1 つの原始星が誕生する孤立領域と、複数の原始星が誕生
する密接領域では、原始星周囲の密度分布は大きく異なり、原始星への質量降着率に大きな影響を与え

α の値は小さくなる傾向にあることがわかった。

ることが明らかになった。
今後は、乱流強度の違いによる星形成コア・星未形成コアの進化過程を定量的に調べるとともに、アウトフローなどのフィードバックを考慮した原始星
進化とそれに付随するコアの性質をより詳細に調べ
る予定である。

Acknowledgement
本研究の数値計算は、国立天文台 天文シミュレー
ションプロジェクト (CfCA) の Cray XC50 を使用しました。

Reference
図 4: 各時間での孤立領域の原始星を中心とする半径Campbell, J., L., Friesen, R., K., Martin, P., G., et al.
2016, ApJ, 819,143

0.05pc の球で囲まれる領域のビリアルパラメータ α

Fukushima, H., Yajima, H., 2021, MNRAS, 506, 5512
Kuﬀmeier, M., Calcutt, H., & Kristensen, L. E. 2019,
A&A, 628, A112

4

Larson, R. B. 1981, MNRAS, 194, 809

Discussion

Machida, M., N., Inutsuka, S-i., & Matsumoto, T., 2008,
ApJ, 676, 1088

今回の計算結果から、孤立領域の原始星を含む星形成コアは、比較的分散の小さい動径方向密度分布

Matsumoto, T. 2007, ApJ, 801, 77を持ち、ほとんどの場合、常に重力的に束縛していることが分かった。さらに孤立領域の原始星の各時間での質量降着率の分散も比較的小さいことから、孤Matsumoto, T., Dobashi, K., & Shimoikura, T., 2015,
ApJ, 801, 77
Nozaki, S., Machida, M., N., 2023, MNRAS, 519, 5017

立領域の星形成コアはこれまでの数値計算の初期条件としていた Bonner-Ebert 密度分布の分子雲コアによく似ている可能性が示唆される。一方で、密接領

Redaelli E., Chacón-Tanarro A., Caselli P., 2022, ApJ,
941, 168

域の原始星周りの密度分布は、近くに存在する原始星の影響で半径ごとの分散が大きい傾向にある。原
始星への質量降着率も各時刻での分散が大きいため、密接領域では原始星が高密度ガスを競合的に獲得していると考えられる。

Pelkonen, V.-M., Padoan, P., Haugbølle, T., et al. 2021,
MNRAS, 504, 1219

Takemura, H., Nakamura, F., Kong, S., et al. 2021, ApJ,
910, L6
Yen, H.-W., Gu, P.-G., Hirano, N., et al. 2019, ApJ,
880, 69

72

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星間 a15星形成過程における外部放射の影響
松本 凜

73

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

原始惑星系円盤への外部輻射の影響
松本 凜 (筑波大学大学院 数理物質科学研究群 物理学専攻)

Abstract
原始惑星系円盤は惑星形成の現場である。原始惑星系円盤のガスは、通常 100 万年程度で中心星の輻射によって蒸発する。しかし惑星形成の環境下において、周囲の星の数や受ける紫外線の強度は多様性があることが知られている (1)。紫外線光度を上昇させる大質量星が近くにどれほど存在するかによって形成環境が変化する。外部から FUV・EUV 光子の放射を受けると、原始惑星系円盤のガスは光蒸発する。光蒸発において最初は FUV 光子のほうがよりガスの内部まで到達することができるため円盤のガス蒸発を主に担う。しかし、蒸発する円盤の半径がその重力半径よりも小さくなると EUV 光子の影響が大きくなる。以上をふまえて、外部から FUV・EUV 光子を放射した３次元輻射流体シミュレーションを行う。具体的には先行研究(1) での議論を３次元に拡張する。初期条件として (2) から引用した円盤の密度分布を用いて、円盤の様々な方向から光子を輻射した結果から与える影響について考える。

1

Introduction
原始惑星系円盤は惑星形成の現場である。原始惑星系円盤のガスは、通常 100 万年程度で中心星の輻射によって蒸発する。しかし惑星形成の環境下にお光子である。FUV 光子をガスに輻射するとガスは

102 ∼ 103 K に加熱され、PDR 領域を形成する。EUV
光子をガスに輻射するとガスは 104 K 程度に加熱され、電離領域を形成する。(図 2)

いて、周囲の星の数や受ける紫外線の強度は多様性があることが知られている。(図 1)

図 2: 原始惑星系円盤への紫外線放射の影響
最初はよりガスの内側まで到達できる FUV が円盤のガス蒸発において支配的だが、時間経過に伴い、ガスの温度上昇によって重力半径が変化し、EUV の影
図 1: 紫外線強度と星形成領域内星の数の関係 (1)

響が支配的となる。その結果 PDR 領域が薄くなっていく。また、原始惑星系円盤内にガスを留めることしたがって紫外線光度を上昇させる大質量星が原始が可能な重力半径は温度に応じて変化するため、紫惑星系円盤の近くに存在する場合、惑星形成より早

外線が原始惑星系円盤のガスに与える影響は、惑星いタイムスケールで原始惑星系円盤のガスが散逸す形成を考える上で重要な因子となる。
そこで本研究では、原始惑星系円盤の外部輻射にる可能性がある。
紫外線にはエネルギーの異なる 2 種類の光子が含よる光蒸発に着目し、その解明を目標とする。

まれる。6 eV< hν <13.6 eV のエネルギーを持つ

FUV 光子と、13.6eV 以上のエネルギーを持つ EUV

74

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2とし、光子は原始惑星系円盤に対して Z 軸正の方向

Methods/Instruments
and Observations

から Face-on で輻射する。

先行研究

るまでに 103 [yr] 程度かかるため、光子の輻射は円盤

2.1

なお円盤の密度分布が初期設定から平衡状態となが平衡状態となった後に開始する。

原始惑星系円盤の外部輻射の影響については先行研究において２次元流体シミュレーションを用いて調べられている。(図 3) この研究では原始惑星系円3

盤に Z 軸正の方向から Edge-on で光子が輻射されてResults
先述した円盤の初期設定と、103 [yr] 経過した際のいる。

密度分布と温度分布は以下の図 4、図 5 のようになった。

図 3: 輝線強度マップ (左：OIII、右：OI) (1)
本研究ではこの計算を 3 次元に拡張して行い、光子の輻射方向に自由度を持たせることで、ガス円盤の影響まで考慮することが可能となり、より現実的な計算を行うことが可能となる。また並行して外部輻
射の強度や、EUV/FUV の強度比の影響についても

図 4: 円盤の密度分布 (上段：xy 平面、下段：yz 平面)

調べていく。

2.2

計算手法

本研究で扱う計算コードには、流体の基礎方程式と輻射輸送方程式を解くことが可能な、適合格子細分
化 (AMR) 法による自己重力磁気流体コード「SFU-

MATO(Matsumoto 2007)」にさらに、非平衡化学・
熱進化・EUV/FUV に関する輻射計算が組み込まれている (3) (4)。
円盤の初期設定としては、(2) から引用した原始惑星系円盤の密度分布の式(
nH = n 0

R
1au

)−9/4

[

z2
exp − 22h](1)を用いる。円盤外部の密度は円盤の外側の 1/100 に設定する。また、中心星の質量を 1M⊙ 、半径は 30[au]

図 5: 円盤の温度分布 (上段：xy 平面、下段：yz 平面)75

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
円盤の形を再現し、103 [yr] 程度で平衡状態となるこ

Referenceとは確認できたものの、円盤内部からの激しいガス[1] Andrew J. Winter& Thomas J. Haworth 2013,

放射がみられた。また、今回再現した平衡状態の円

EPJP, 137, 1132

盤に対して FUV 光子を輻射したところ、ガスが蒸発するという予想に反し、円盤への影響が現れないと[2] Nakatani et al. 2018, Apj, 857, 57

いう結果となった。この点について以下の 4 節で議[3] Fukushima & Yajima 2021, MNRAS, 506,

論する。

5512-5539

4[4] Sugimura et al. 2020, ApJL, 892, L14

Discussion(1)

以上のような結果となった原因として考えられる計算上の問題点を挙げる。まず 1 つ目は、円盤外部の密度設定が低かったことである。その結果円盤内部からのガスの輻射に耐えられなかった可能性がある。今後は周囲のガス密度の与える影響について並行して調べることで、周囲の環境による原始惑星系
円盤の挙動を解明することが期待できる。

2 つ目は計算範囲の設定である。今回は初期設定において円盤の半径を計算範囲内の 1/4 となるよう設定したが、平衡状態となった円盤の広がりが大き
く、円盤外部の計算領域が十分に確保できていない状況となっている。この状況では円盤外部からの光子の輻射の影響を正確に調べることができない。そこで今後は計算領域に対する円盤半径を調整し、シミュレーションを行っていく。

5

Conclusion
本研究では、原始惑星系円盤に対して外部輻射が与える影響について調べた。今回は先行研究 (2) から引用した密度分布の式を用いて初期設定を行った原始惑星系円盤が平衡状態となるまで計算を行い、外部から FUV 光子を輻射した。結果として円盤内部からのガスの輻射が激しく、外部から与えた FUV 光子が円盤に与える影響を調べることはできなかった。
その原因としては円盤外部の密度設定と計算領域の不足が挙げられる。今後は激しいガスの輻射の原因を解明し、正確に原始惑星系円盤への外部輻射の影
響を調べていく予定である。

76

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星間 a16系外惑星 2 次食観測による熱放射の波長依存性と惑星
昼面温度の推定林 優哉

77

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

超高温ホットジュピター KELT-9 b の昼面温度推定
林 優哉 (東京大学大学院 総合文化研究科)

Abstract
太陽以外の恒星の周りを回る系外惑星のうち，トランジット惑星 (恒星面を惑星が横切る惑星) は，その軌道離心率が 0 であれば，恒星の背後に惑星が隠れる，2 次食 (Secondary Eclipse) が必ず起きる．2 次食はトラ
ンジット惑星の観測と同様に，一時的な星の明るさのわずかな減光として捉えられ，その減光の深さは惑星の昼面の明るさ (反射光+熱放射) に一致する．現在までに TESS や Spitzer，CHEOPS 等の宇宙からの測光観測によって得られた 2 次食深さから，多くのホットジュピターの昼面温度が求められているが，これらの観測はいずれも広い観測波長域で積分された値であり，2 次食深さの波長依存性にほとんど言及できていな
い．本研究では，現在見つかっている系外惑星の中で最も高温な惑星である KELT-9 b の惑星 2 次食を地上から可視から近赤外にかけての複数バンドで同時に観測し，i-band で 367 ppm, z-band で 574 ppm の 2 次
食を検出した．観測された 2 次食深さが全て熱放射由来だと仮定すると，惑星昼面温度は ∼4000 K 程度と求められた．先行研究の TESS や CHEOPS の結果 (∼4600 K) と比べて低い温度となったが，これは惑星大気中の i-band と z-band に相当する光学的深さの領域に何らかの吸収源が存在する可能性を示唆している．

1

できる．

Introduction

TESS や CHEOPS の精密な測光観測によって，多系外惑星の表面温度を知る方法として，2 次食のくのホットジュピターについて，昼面温度が正確に観測がある．2 次食観測とは，惑星が恒星の背後に隠れることで起きる僅かな減光を観測する手法である．

(モデル依存が含まれるが) 求められてきた．ただし，

TESS や CHEOPS は観測バンド幅が非常に広く，観
この時の減光幅 ∆F は，式 (??) のように表される．
測される食の深さは幅広い波長域で積分された値で∫ある．そのため惑星熱放射の波長依存性を求めるこFp (λ)τ (λ)dλ∆F = Ag (Rp /a)2 + ∫(1)とはできない．
Fs (λ)τ (λ)dλ
一方，ハッブル宇宙望遠鏡 (HST) に搭載された広視式 (??) において，Ag は惑星の幾何アルベド，Rp は
惑星半径，a は軌道長半径，Fp , Fs はそれぞれ惑星と主星の放射，τ は観測装置のスループットである．

ターには大気の温度逆転構造 (上空にいくほど高温

惑星の熱放射成分を示しているが，TESS による複となる大気構造) があることが確認された (Changeat

数のホットジュピターの観測 (Wong et al. 2021) や& Edwards et al. 2022)．本研究のターゲットとした

CHEOPS による観測 (Krenn et al. 2023) では，一KELT-9 b(Gaudi et al. 2017) は，現在発見された惑

般的にホットジュピターの Ag は非常に小さい (<0.1)星の中で最も高温と考えられているホットジュピターと分かっている．そのため反射光成分をしばしば無で，その表面温度は 4600 K 程度と見積もられてい視することもある．

る．KELT-9 b においても HST/WFC3 において温ここで，惑星熱放射の波長依存性を知ることは，惑

度逆転構造が判明しているが (Changeat & Edwards

星大気の温度構造を知る手がかりとなる．惑星大気

2021, Jacobs et al. 2022)，この温度逆転構造を引き中の分子によるレイリー散乱のために，一般的に長波長の光の方が惑星の光球面 (τ = 1 面) は深くなる．
になる．波長を変えて観測を行うことで，観測波長に応じた光学的深さにおける温度を推測することが観測を行い，多くのホットジュピターの大気の熱放
射は黒体放射でないこと，いくつかのホットジュピ

式 (??) の第 1 項が惑星の反射光成分に，第 2 項がそのため，長波長側の方がより深部を見ていること

野カメラ 3(WFC3) では近赤外域において分光測光

起こしていると考えられる TiO 分子や VO 分子は発見されていない (Kasper et al. 2021)．そこで本研究では，KELT-9b について，HST/WFC3 より短い可視から近赤外の波長域において，地上から複数バン

78

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ドで 2 次食観測を行い，惑星熱放射の温度依存性をb は主星に近接しており，潮汐的な相互作用により調べることを目標とした．

円軌道化していると考えられることから，軌道離心率 e を 0 に，近点引数 ω を 90 度に固定した．その他の変数の事前分布としてはガウス分布をかけたり，事前分布を置かなかったりした (後述の各バンドの減2

Observation and reduction

光幅を除く)．

我々は KELT-9 b の惑星 2 次食をカナリア諸島にある TCS 1.52 m 望遠鏡に搭載された多色撮像装置

2 次食は非常に浅く，光度曲線を目視で見ただけでは検出非検出を判別することはできない．そこで，検出の確からしさを評価するために，BIC(ベイズ情報
MuSCAT2(Narita et al. 2019a) を用いて観測した．
量基準) による評価を行なった．その結果として，iMuSCAT2 は 7.4’×7.4’ の視野を持ち，可視から近赤
band と z-band で 2 次食を detect し，それぞれの減外のバンド帯 (g, r, i, z) を同時に撮像することがで+157
光幅は 367+55−56 ppm, 574−160 ppm であった (図??,きる装置である．
図??)．
観測は 2018 年 8 月 9 日に 7 時間程度行い，2 時食
全体と食の前後をカバーした．観測時のエアマスは

1.14-1.02-1.82 のように変化した．KELT-9 b は可視光で非常に明るく (V=7.5)，in-focus で測光した場
合，検出器が頻繁に飽和してしまい，duty cycle が悪化する．これを避けるため，大きく defocus した状態で撮像を行なった．

1 次処理と開口測光は専用パイプラインを用いて行
ない，視野内の参照星との相対測光を行なって光度曲線を作成した (Fukui et al. 2011)．

3

図 1: i-band の ﬁt 結果

Analysis and Results
作成した光度曲線をモデルとフィットするために，

Juliet(Espinoza et al. 2019) を一部改良したコードを用いた．Juliet はモデルとなるトランジット光度曲線を batman(Kreidberg, 2015) によって作成し，MCMC によって自動的にモデルフィットを行うプロ
グラムである．
ここで，Juliet は複数の装置で撮られたデータ (今回は同時に撮像した複数バンドの測光データ) を同時にフィッティングすることができるが，その際装置ごとにトランジット深さを変えて別々に探索させることはできない．今回の 2 次食の観測データは複数バン

図 2: z-band の ﬁt 結果ドで取得したものであり，各バンドごとで減光幅が異なることが予想されるため，各バンドごとの減光幅を別々に探索できるようにプログラムを改良した．
モデルフィットの際の事前分布として，惑星の公転周4Discussion

期 P は先行研究で判明している値に固定し，2 時食の図??に得られた減光幅をモデルと比較した図を光度曲線が恒星の周辺減光に影響を受けないことか示す．モデルは先行研究で求められた恒星の表面温ら周辺減光係数 q1 を 0 に固定した．また，KELT-9度，表面重力，金属量と最も近い恒星のスペクトル79

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
を Phoenix から引用し，惑星のスペクトルは鉛直・

5Conclusion

水平方向に一様な黒体放射を仮定して作成した．
我々は超高温のホットジュピターである KELT-9

本研究で導かれた KELT-9 b の昼面表面温度は ∼4000

b の 2 次食を地上から観測し，i-band で 367+55−56 ppm

K であり，TESS や CHEOPS の観測結果 (∼4500 K)の減光を，z-band で 574+157−160 ppm の減光をそれぞれとは 1σ の範囲では一致しない．また，HST/WFC3観測した．観測された値を全て熱放射由来の値と考えとの結果 (Changeat & Edwards 2021) とも整合的ではない．ただし，HST の観測では望遠鏡の姿勢制御に伴うシステマティクスが乗っており，その補正の方法によって全体的なスペクトルの Depth が数百

ppm 程度上下することがある．実際，Changeat &ると，昼面温度は 4000 K 程度と推定された．TESSや CHEOPS による観測に比べ，低い昼面温度を示唆しているが，これは惑星昼面大気の放射特徴を反映している可能性がある．

Edwards 2021 と同じデータを使用した Jacobs et al.
2022 では昼面温度を ∼4000 K と見積もっている．

Acknowledgement
普段の研究について，指導教官の成田憲保先生と
福井暁彦先生には多くのアドバイスをいただきました．この場を借りて御礼致します．加えて，MuSCAT
チームの方々には観測を行なって頂いたり，データ解析に関してアドバイスをいただきました．重ねて御礼申し上げます．

Reference
Chageat & Edwards 2021 ApJL 907 L22
Changeat & Edwards et al. 2022 ApJS 260:3
Espinoza, Kossakowski, &Brahm 2019 MNRAS 490,
2262

図 3: モデルと先行研究との比較
これらを踏まえて本研究の観測結果は以下のよう

Fukui et al. 2011 PASJ 63, 287-300に解釈される．TESS や CHEOPS に比べて狭い波

Gaudi et al. Nature 2017 546, 514-518

長幅での測光を行なったため，惑星大気の温度構造

Jacobs et al. 2022 A&A 668, L1を捉えることができ，結果として i から z-band では

TESS の観測結果よりも低い昼面温度を示すことにKasper et al 2021 ApJL 921 L18なったと考えられる．この仮説を検証するために，現Kreidberg 2015 PASP 127 1161

在 z-band よりも長い Y-band での観測を行なっていKrenn et al. 2023 A&A 672, A24

る．

Narita et al. 2019a JATIS 5, 1

一方，CHEOPS は青側の波長帯まで捉えることができるため，MuSCAT で捉えられない波長帯において，Wong. et al 2021 AJ 162 127

KELT-9 b 大気に放射特徴がある可能性がある．この場合，惑星昼面大気中層において，惑星深部 (τ = 1面) からの熱放射が吸収されることで，該当の波長域の熱放射の値が小さくなる．
反射光がある可能性も否定はできないが，ほとんどのホットジュピターの幾何アルベドは低く，反射光
成分は非常に小さいと考えられる．

80

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星間 a17M 型矮星周りを短周期で公転する高離心率サブネプ
チューン TOI-782b の質量推定
福田 生鵬

81

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

M 型矮星周りを短周期で公転する
高離心率サブネプチューン TOI-782b の質量推定福田 生鵬 (東京大学大学院 総合文化研究科)

Abstract
ケプラー宇宙望遠鏡やトランジット探査衛星（TESS）により、数多くの太陽系外惑星が発見され、その多様性が明らかになってきている。その一つに、M 型星周りを短周期で公転する海王星よりも小さな半径（1.7〜4.0 地球半径）で高離心率な惑星（サブネプチューン）の発見が挙げられる。
離心率の大きな (〜0.1 ＜ e) 短周期惑星はこれまで主に太陽型星周りで発見されてきた。これは金測量の豊富な太陽型周りで見られる傾向であり、実際に理論モデルによっても説明がされている。しかし近年、金属量の少ない M 型矮星周りで短周期の高離心率な惑星が発見されており、その形成過程は未だに解明されていない。
本研究では、TOI-782b の質量を推定することで、その形成過程を解明することが目的である。
質量が推定できると惑星の内部構造を予測でき、原始惑星系円盤に含まれる金属量がわかること
で、離心率をもつ原因を解明することができる。当該惑星の質量は 8 地球質量程度 (2023 年 6 月

11 日現在) であることがわかっており、今後の観測および統計的解析から、より高い精度の質量推定をしていく。

1星-惑星散乱や古在機構などの惑星間相互作用にIntroduction

より公転軌道が歪み、高離心率の惑星が誕生す
ケプラー宇宙望遠鏡やトランジット探査衛星る。しかし近年、金属量の少ない M 型矮星周り（TESS）により、これまでに数多くの太陽系外惑

で短周期の高離心率な惑星が発見されており、そ星が発見され、その分布から多様性が明らかにの形成過程は未だに解明されていない。

なってきている [??]。例えば、惑星の公転周期

本研究では、TOI-782b の質量を推定すること

が 1 日も満たない表面温度が 3000 度を超える惑

で、その形成過程を解明することが目的である。

星や、離心率が 0.9 の非常に歪んだ公転軌道をも質量が推定できると惑星の内部構造を予測でき、つ惑星の存在などである。その一つに、M 型星

原始惑星系円盤に含まれる金属量がわかること

周りを短周期で公転する海王星よりも小さな半で、離心率をもつ原因を解明することができる。

径（1.7〜4.0 地球半径）で高離心率な惑星（サブ

当該惑星の質量は 8 地球質量程度 (6/11 現在) でネプチューン）の発見が挙げられる。

あることがわかっており、今後の観測および統離心率の大きな (〜0.1 ＜ e) 短周期惑星はこれ計的解析からより高い精度の質量推定をしていまで主に金属量の豊富な太陽型星周りで発見さく予定である。

れてきた。これは次のようなシナリオで形成されたと考えられている。1）まずコア降着と円盤

2内の移動により短周期惑星が形成する。2）原始Methods

惑星系円盤の金属量が豊富だと、惑星形成に必要なダストが多いため、コア降着により複数の

ここでは本研究で用いた観測手法の物理的解

巨大惑星が形成されやすくなる。3）その後、惑

釈と、観測で使用した装置について説明する。

822023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.1

データ点数は IRD は h バンドが 31 点、YJ バ

Radial Velocity

ンドが 27 点の合計 58 点、MAROON-X は Red

観測は、視線速度法により行った。惑星が恒バンドが 20 点、Blue バンドが 20 点の合計 40

星の周りを公転するとき、恒星は惑星との共通点、計 98 点である。ただし、天候不順や観測機

重心の周りを運動する。視線速度法は、この運器の統計誤差が大きく影響したデータは、外れ動を観測者の視線方向から観測することで、間値として取り除いた。

接的に惑星の質量を求める手法である。観測量である恒星の視線速度を V 、近点引数を ω、真近点離角を f 、軌道離心率を e、系全体の視線速

2.3

度を v0 、惑星の公転周期を P、恒星軌道の軌道
長半径を a∗ 、軌道傾斜角を i、恒星質量を m∗ 、惑Analysis解 析 で は 、マ ル コ フ 連 鎖 モ ン テ カ ル ロ 法星質量を m p とすると、視線速度は次のような方（MCMC）による最尤推定を行った。ここで、正程式で表すことができる。

規分布の対数尤度関数として、次の式を用いた。

V = K(cos( f + ω ) + e cos ω ) + v0
2π a∗ sin ı√=K=P 1 − e2

(

2Gπ
P

)1
3

√

1

m p sin ı

1 − e2(m∗ + m p ) 32()
1 n (ymodel − yobs )22
2+log2π (σerr + σ jit )log Ł = − ∑2 i=1 σe rr2 + σ j it 2

ただし、m∗ >> m p である。

2.2

Instrument and Observation

観測装置には、すばる望遠鏡（8.2m 口径）の

ただし、ymodel は視線速度関数のモデル、yobs は

近赤外高分散分光装置（IRD）およびジェミニ北

実際の観測値、σerr は観測誤差、σ jit は装置や恒望遠鏡（8.0m 口径）の M 型矮星周辺視線速度装星活動（＋他惑星）による誤差である。フリーパ

置（MAROON-X）を用いた。

ラメータは視線速度 V 、近点引数 ω、軌道離心IRD の観測は 2019 年 6 月 17 日から 2022

率 e、系全体の視線速度 v0 、装置や恒星活動（＋年 10 月 10 日までの Subaru-IRD TESS inten-

他惑星）による誤差 σ jit の 5 つとし、全て一様

sive follow-up program にて行った。IRD は 930分布とし、その他の値は固定した。

nm-1740 nm の近赤外領域をカバーし、分解能は 70000 である。露光時間は 600-1200 s とし、3恒星の輝度や観測条件によって誤差がある。

Results

MAROON-X の観測は 2022 年 3 月 25 日から
以下に恒星、惑星パラメータ、および解析結果

同年 5 月 27 日までの Subaru-IRD の観測夜時を示す。

間交換にて行った。観測波長は 500 nm-920 nm
で、中晩期の M 型矮星の観測で要求される 700

nm-920 nm をカバーし、分解能は 80000 である。

83

表 1：恒星と惑星パラメータ2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

TOI-782（恒星）半径 [太陽半径]0.406 ± 0.012

質量 [太陽質量]0.398 ± 0.020

有効温度 [K]3320 ± 157

V 等級 [mag]14.83 ± 0.024

J 等級 [mag]10.68 ± 0.021

H 等級 [mag]10.11 ± 0.024

K 等級 [mag]9.860 ± 0.024

金属量0.44 ± 0.067

スペクトル型

M

Discussion
表 3 の結果から、解析結果は収束しているように見られるが、MCMC の確率事後分布より

esin ω と ecos ω は決まっていない。したがって、離心率を考慮した質量決定の精度は現状 2σ程度であるが、その結果の信頼度は低い。また、IRD の観測データにおいて、モデルと実測値の残差に打ち消せないシグナルがあり、これが恒星活動によるものなのが、第 2 の惑星候補のシグナルなのかは、今後さらに検討していく

TOI-782b（惑星）必要がある。

半径 [地球半径]2.679 ± 0.572

公転周期 [日]8.024

5Conclusion
本研究では、M 型星周りを公転する短周期サ

表 2：解析結果
視線速度振幅 K[m/s]2.50 ± 1.17

ブネプチューン TOI-782b の質量を決定し、そesin ω

-0.02 ± 0.38

こから金属量の少ない M 型矮星周辺で、離心率

ecos ω

0.00 ± 0.40をもつ原因となる形成プロセスを解明すること

系全体の視線速度 v0r ed [m/s]-0.74 ± 0.91が目的である。解析から、惑星質量 m p [地球質系全体の視線速度 v0b lue [m/s]-1.19 ± 1.31

量] は 4.11 ± 1.86、近点引数ω [rad/s] は 0.44 ±系全体の視線速度 v0h [m/s]-0.26 ± 2.43

0.71、軌道離心率 e は 0.23 ± 0.16 という結果を系全体の視線速度 v0y j [m/s]1.33 ± 3.10得た。しかし、これらの値の信頼性は低く、形成

誤差 σ jitr ed

4.00 ± 0.79

プロセスを解明できるまでには至らない。また、

誤差 σ jitb lue

4.90 ± 1.19恒星のシグナルか第 2 の惑星由来のシグナルか

誤差 σ jith

11.8 ± 2.28の判別も今後の解析で行う必要がある。

誤差 σ jity j

10.47 ± 3.30

6

この結果から、惑星質量 m p 、近点引数ω、軌道離心率 e を求めた結果が次のとおりである。

Reference

NASA Exoplanet Archive
Fulton & Petigura, AJ, 156, 15, 2018
Pollack et al, AA, 590, 12, 1996

表 3：解析結果

Wu and Murray, ApJ, 589, 11, 2003

惑星質量 m p [地球質量]4.11 ± 1.86

近点引数ω [rad/s]

0.44 ± 0.71

軌道離心率 e0.23 ± 0.16

Kozai, AJ, 67, 8, 196284

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星間 a18X 線天文衛星「すざく」を用いた Tuttle 彗星のコマの
化学組成
森本 大輝

85

未提出

86

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星間 a19Tomo-e Gozen NEO 探査の 4 年と今後の展望
和田 空大

87

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Tomo-e Gozen NEO 探査の４年と今後の展望
和田 空大 (東京大学大学院 理学系研究科 天文学専攻)

Abstract
小惑星の観測的研究は生命の起源に迫るという科学的意義があり、特に地球接近小天体 (Near-Earth Object,NEO) に対してはより微小な天体を観測できる。2019 年より東京大学木曽観測所 105cm シュミット望遠鏡に搭載されている Tomo-e Gozen カメラを用いた NEO 探査が行われてきたが、探査のプロセスや発見の効率化を図るため現状を振り返り、課題とその解決策を整理した。
この結果、追跡候補の抽出が特に課題であり、この改善により追跡の自動化に大きく近づくことが示唆された。さらに来年完成する東京大学アタカマ天文台 (TAO) との連携計画の準備の上でもこの自動化は要請され、連携機構が整えば TAO での追跡観測は運用可能だという見込みが立てられた。以下では Tomo-e Gozen

NEO 探査の振り返りと TAO 連携計画についてより具体的に述べる。

1

加えて、来年完成予定の東京大学アタカマ天文台

Introduction（TAO）との連携計画についても紹介する。赤外線観

小惑星による物質輸送は地球の水や生命の起源に測が可能な TAO と Tomo-e Gozen の可視光観測を関する有力な説の一つであり、その観測的研究は生組み合わせた多バンド観測により、従来の微小 NEO命の起源に迫るという科学的意義を持つ。小惑星は観測に比べ多くの物理量を得ることができ、表面構

火星-木星間に存在するメインベルト小惑星がその多造の推定に大きく寄与できることが期待される。本数を占めるが、これらメインベルト小惑星が太陽輻

発表では現時点でのこの計画についても紹介する。

射の天体表面での反射、再放射の非等方性に起因する軌道変化 (ヤルコフスキ効果) を受け軌道進化し、地球に近づく軌道をもつ場合がある。[1] これら地球

2接近軌道をもつ天体を地球接近小天体 (Near-Earth

Object, NEO) と呼ぶ。

Methods/Instruments
and Observations

特に NEO はメインベルト小惑星とは異なり近く

本研究では、東京大学木曽観測所 105cm シュミッで観測できるため、微小な小惑星の観測が可能であト望遠鏡に搭載されている Tomo-e Gozen カメラでる。[2] しかし微小小惑星はその小ささゆえ地球近傍

取得されたデータを使用した。本望遠鏡は毎晩の初でのみ観測できるため、地球から見た移動速度が速めに 3 時間程度かけて全天サーベイを行い、ここか

い状態の観測が余儀なくされる。つまり、微小 NEO

ら検出された天体の情報を記録している。

の観測には高時間分解能の装置が特に有用である。

これらのデータの中でも、本研究では NEO 探査

以上の背景を踏まえ我々Tomo-e チームでは、東京計画が始まった 2019 年 9 月 6 日から 2023 年 5 月 15

大学木曽観測所 105cm シュミット望遠鏡に搭載され日までに Tomo-e Gozen NEO データベースに残さている Tomo-e Gozen カメラを用いた NEO 探査をれたデータを用いて解析を行った（N=11,706,962）。

2019 年から開始した。Tomo-e Gozen カメラは 2fps

このデータベースには Tomo-e Gozen カメラで取得という高時間分解能で全天サーベイを行う高視野高されたデータのうち移動天体と判断されたものが記

時間分解能撮像装置であり、この特徴を活かした微録されている。各データに対し、位置、速度、明る小 NEO の発見を目指し日々観測を続けてきた。

さ、S/N 比、機械学習のスコア、追跡回数、人工天探査開始からおよそ 4 年が経過した今、探査のプ体のデータベースとの照合結果などの情報が格納さロセスや発見の効率化を図るためこの 4 年の観測をれており、本研究では主にデータ数自体と各データ

振り返ることとした。その結果、判明したいくつか

における機械学習のスコアなどを用いて解析を行っの課題に対する内容とその解決方針を以下に示す。

た。具体的には、NEO 検出の各プロセスでどの程度

882023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の数の振り分けがなされており、そこに改善すべき

追跡観測を受けて軌道決定され小惑星か否かの判断点がないか確認した。

を受けるのだが、この候補となるものが毎日 100 程度存在し、そのうち実際に追跡しているものが 10 以

後半の TAO 連携計画においては、典型的な Tomo-e Gozen 発見 NEO が TAO でも観測可能かどうか判 下ということである。
定するため、典型的な Tomo-e Gozen 発見 NEO の

これはつまり、追跡の候補に挙がったものの中で物理量からの感度計算と過去の Tomo-e Gozen 発見

実際に追跡された天体は一部だったということだ。こNEO の場合の TAO での Elevation の確認をした。 の実態を確認すると、人間の目では明らかに天体ではないと判断できるが機械学習では高いスコアをつ

感度計算には TAO のファクトシートを参照した。

けてしまっているものが大半だと判明した。具体的には、検出器の端など特定の列のピクセルのみが誤った検出をしている場合や複数の静止天体の大気揺らぎを 1 つの移動天体と判断してしまっている場合などがあった。上記の実態を確認し、探査フロー中の候補天体抽出の精度改善が課題だと判断した。
また TAO 連携計画については、典型的な Tomo-e
発見天体は TAO 望遠鏡搭載観測装置 MIMIZUKU

図 1: 105cm シュミット望遠鏡 © 東京大学

（11.5um) にて全て検出可能だと判明した。加えてElevation の確認では、過去の Tomo-e 発見天体の場
合はその約 4 割 (20/49 天体) が TAO でも 1.5 日後までに観測可能であった。このことから、Tomo-e Gozenで発見した天体は 4 割程度が TAO でも観測できる見込みがあると結論づけられた。

4

図 2: Tomo-e Gozen カメラ © 東京大学

Discussion
NEO 探査フローにおいて、上記の結果から候補天体抽出の精度改善が課題だと判明した。これは機械学習の特徴的な誤検出を取り除くことでその大部分が実現できる見込みであり、精度が改善されれば人間の手を介すことなく追跡候補をそのまま追跡することも実現しうる。
これは TAO 連携計画の準備という点でも非常に重

図 3: TAO 望遠鏡 © 東京大学

要な内容である。TAO 連携計画では即日の追跡を必要とするため発見当初から素早くデータを集めておく必要がある。現状は人間が手で追跡を行っている

3

Results

ためマンパワーでの制限が生まれているが、自動化

まず、NEO 探査フローにおける各段階で抽出されたデータについて、1 日あたりの典型的なデータ数を調べた。その結果、移動天体と判断された数は 10,000程度、そのうち追跡する候補に挙がったものが 100程度、さらにそのうち実際に追跡した天体数は 10 以下という状況であった。追跡というのは、全天サーベイで検出された中で NEO らしき天体は複数回のが可能になれば追跡観測も効率化できる。現状は機械学習の精度の問題で自動化は叶っていないが、上記の精度改善により大幅に近づけることができると期待される。
そして、Tomo-e Gozen 発見天体のうちおよそ 4 割
は TAO でも観測できるという点から、TAO 連携計
画自体も運用可能だという見込みが立てられた。今892023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校後は具体的な連携機構の構築とデータ処理の準備を行い、TAO の観測開始とともに運用を開始させたいと考えている。

5Conclusion
Tomo-e Gozen NEO 探査は約 4 年間行われており、本研究では発見の精度向上のため現場を把握した。ここから主な課題として追跡候補の抽出精度の向上が挙げられた。
また、TAO 連携計画の事前準備段階として Tomo-e Gozen 発見天体の追跡の自動化に取り組む必要性も浮かび上がった。これらの課題を解決しつつ計算などの準備も整えていき、TAO の観測開始と同時に連携体制を運用していきたい。

Reference
Bottke et al., 2000, Science 288, 2190
Pravec & Harris, 2000, Icarus 148, 12
著者 D, 著者 E, & 著者 F 2015, 発行元 390

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星間 a20分子雲と相互作用する超新星残骸の流体シミュレー
ション:体積占有率と衝撃波速度の関係
辰己 賢太

91

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

分子雲と相互作用する超新星残骸の流体シミュレーション: 体積占有率と衝撃波速度の関係
辰己 賢太 (甲南大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
超新星残骸 (SNR) と分子雲との相互作用は、乱流磁場増幅による粒子加速の促進や X 線やガンマ線放射の促進等の効果を通して、SNR の性質に大きな影響を及ぼすことが知られている (Inoue et al. 2012)。ガンマ線で明るい SNR 周辺の分子雲観測の結果から (Fukui et al. 2012) では RXJ1713.7-3946 の宇宙線陽子の全エネルギーを約 1048 erg と見積もっている。この値は SNR が銀河系内の宇宙線エネルギー密度を説明する
ため加速しなければならない値に比べて 1 桁小さい。しかしながら、この見積もりは分子雲の体積占有率が100% 近くであることを仮定した時の値であり、体積占有率が低ければ、宇宙線のエネルギーは大きくなり得る。
重力崩壊型超新星の場合、爆発前に発生する恒星風や HII 領域の膨張によって分子雲内部の低密度部分が吹き飛ばされ、密度の濃いクランプ状の分子雲構造が残る。そのような高密度ガス体積占有率が低い分子雲で超新星が発生する場合、衝撃波面はガスクランプの間を通り抜け、球対称を保ったまま広がっていく。我々は高密度ガス体積占有率が異なる複数の状況下で SNR 形成のシミュレーションを行うことで、体積占有率がSNR の進化に与える影響を調べた。その結果、体積占有率が一定以上大きくなると、衝撃波の伝搬速度が観測されるものよりも優位に小さくなってしまうことを発見した。この効果を考慮したときに RXJ1713.7-3946の宇宙線加速効率がどのような値を取り得るのかについて議論する。

1

小さい。しかし、この見積もりは体積占有率がほぼ

Introduction

100% で計算されている。宇宙線プロトンの全エネ

超新星残骸と分子雲が相互作用している可能性のルギーは体積占有率の逆数に依存するため、体積占ある天体が存在する。図１は RXJ1713.7-3946 を観測したものである。灰色の等高線は γ 線であり、マ

有率が 0.1 の場合 Wtot ∼ 1049 erg となるため、宇宙線エネルギー密度を説明することができる。シミュ

ゼンタの等高線が CO 輝線で観測されたものである。

レーションでは、最初に一様な分子雲に乱流を加え

SNR が分子雲とぶつかっても高い球対称性を保ってて分子雲の環境を再現する。次に爆発前に発生する

おり、これは分子雲が密度の濃いクランプ状であり、SNR の衝撃波面がクランプの間を通り抜けるためだ

恒星風や HII 領域の膨張で低密度領域が吹き飛ばされたと仮定して、閾値以下の数密度を持つグリッドと我々は考えている。

を置き換える。そのあとに超新星残骸をぶつけて衝RXJ1713.7-3946 のの宇宙線プロトンの全エネル

撃波面の平均速度とぶつける前の分子雲の体積占有

ギー Wtot は観測から見積もられており、(Y.Fukui

率の関係を求める。

et al. 12) から、
Wtot ∼ (1 − 3) × 1050

d 2 n −1(erg)
1kpc 1cm−3(1)

2

RXJ1713.7-3946 は (Fukui et al. 2003; Wang et al.

Methods
本研究で用いた方程式とシミュレーションを示す。

1997) から 1kpc で半径が 9pc、年齢が 1600yr である。d = 1kpc 、n は星間ガスの平均数密度であり、

100cm

−3

とすると、式１は Wtot ∼ 10 erg となり、48

これは SNR が銀河系内の宇宙線エネルギー密度を説明するため加速しなければならない値に比べて 1 桁92∂ρ+ ∇ · (ρu) = 0∂t∂(ρui )∂+
(pδij + ρui uj ) = 0
∂t
∂xj

(2)
(3)

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
∂
∂t

{

}
{ (
)}
1
1
2
2
ρ |u| + ϵ + ∇ · u
ρ |u| + p + ϵ
=0
2
2
(4)

使用する方程式は上記の完全流体の基礎方程式である。今回のシミュレーションは Athena++(Stone etal. 20) のコードを用いた。解像度は 2563 の 3 次元
流体計算である。
最初に超新星残骸をぶつけるための超音速乱流状態の分子雲を作成するシミュレーションを行う。図 2 のように計算領域の中心に半径 3pc、密度が 103 cm−3 、温度は 24K の球を置く。球の外側の領域は温度が8000K、密度は 3cm−3 とした。そこに k を波数とす

図 2: 分子雲に超新星残骸を相互作用させるときの初期状態

ると、初期乱流速度のスペクトルが v ∝ k −4 、乱流速度が 10Cs になるように乱流を加えた。計算時間
は分子雲の横断時間の 3 倍であり、約 5Myr である。
境界条件はすべての軸で周期境界条件である。

図 3: 密度の閾値が 1000cm−3 のとき

3Results and Discussion
超音速乱流状態の分子雲を生成するシミュレーシ

図 1: 乱流を加える前の初期状態

ョンの累計ヒストグラムが図５である。中央値は約次に超新星残骸をぶつけるシミュレーションを行う。

100cm−3 であり、最大値は 9020cm−3 である。

超新星残骸をぶつける前に分子雲が恒星風や HII 領域の膨張を仮定して閾値以下の密度を 0.05cm−3 に置き換える。密度の閾値は 100, 250, 500, 750, 1000cm−3とした。超新星残骸の物理量は質量は 8M⊙ 、初期速
度は 104 km としている。計算時間は 103 yr である。
計算精度をよくするために爆発させる恒星の 1/8 を計算領域の端に置くため、境界条件は SNR の衝撃波
面の形に影響を及ぼさないように初期の恒星に接している x,y,z 軸の境界条件を反射境界条件、そのほか

図 4: 分子雲の累積ヒストグラム

を流出境界にしている。下図は閾値以下の密度を取
超新星残骸をぶつけるシミュレーションは閾値の密り除いた後の初期条件であり、図３と図４はそれぞ
3

れ 0, 10 cm
態である。

−3

以下の密度のセルを置き換えた後の状度と衝撃波面の速度の図が図６であり、体積占有率と衝撃波面の速度の図が図７である。図６から閾値密度
が 500cm−3 以下は衝撃波面速度が 1000km/s 以下になるのに対して 500cm−3 以上は 3000km/s 以上の値をとる。図７から体積占有率は閾値密度が 500cm−3932023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の時は体積占有率が 0.1 以下となり、これは式 (1) のプロトンの全エネルギーを 10 倍にするため、10 erg[6] ukui, Y., Moriguchi, Y., Tamura, K., et al. 2003,
PASJ, 55, 61となり、銀河系内の宇宙線エネルギー密度を説明す[7] ang Z.R., Qu Q.-Y., Chen Y. 1997, AA 318, L59

49

るために加速しなければならない値となる。

図 5: 閾値密度と衝撃波面の平均速度の関係

図 6: 体積占有率と衝撃波面の平均速度の関係

Acknowledgement
本研究にあたって丁寧に指導して下さった井上剛
志教授に感謝します。

Reference[1] noue et al., The Astrophysical Journal, 744:71-85,
2012 January 1[2] ukui et al., The Astrophysical Journal, 746, 82-99,
2012 February 10[3] osokawa Inutsuka 2006, The Astrophysical Journal, 646, 240-257[4] ano et al. 2010, The Astrophysical Journal, 724,
59-68, 2010
[5] tone et al. 2012, The Astrophysical Journal, 249:4,
2020 July94

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星間 a21

NuSTAR を用いた RCW86 北東部の広帯域観測
加藤 辰明

95

未提出

96

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星間 a22超新星残骸 G304.6+0.1 と G346.6-0.2 からの中性鉄輝線
放射の起源
森川 朋美

97

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

超新星残骸 G304.6+0.1 と G346.6−0.2 からの中性鉄輝線放射の起源
森川 朋美 (近畿大学大学院 総合理工学研究科)

Abstract
低エネルギー宇宙線は、宇宙線加速や星形成過程を理解する上で重要であるが、太陽磁場の影響のため太陽系内での直接観測は困難である。星間物質中の鉄原子が低エネルギー宇宙線によって電離され放射する中性
鉄輝線は、低エネルギー宇宙線の新たな観測方法である。我々は、低エネルギー宇宙線起源の中性鉄輝線を系統的に調査するため、すざく衛星のアーカイブデータを用い、銀河面上かつ銀河中心の西側領域に位置す
る 8 つの超新星残骸の解析を行なった。その結果、G304.6+0.1 と G346.6−0.2 からおよそ 3 σ の有意度で中性鉄輝線を検出した 。本論文では、G304.6+0.1 と G346.6−0.2 の中性鉄輝線の起源を議論する。

1

研究背景

くなる。Dogiel et al. 2011 によると、陽子起源の場
合の等価幅はおよそ 1 keV 程度になるが、電子起源

宇宙線とは、絶えず宇宙から降り注いでいる放射の場合は高々0.4 keV 程度である。

線で、主に陽子や電子でできており、109 − 1020 eV

先行研究において 10 天体の超新星残骸から低エと幅広いエネルギーを持つ。天の川銀河から届く宇

ネルギー宇宙線起源の中性鉄輝線が見つかっている
宙線の多くは、超新星残骸が起源と考えられている。 (Saji et al. 2018; Nobukawa et al. 2018)。先行研究
宇宙線の中でも、エネルギーが 106 − 108 eV と低いで中性鉄輝線が見つかっている超新星残骸は、主に銀宇宙線を、低エネルギー宇宙線と呼ぶ。衝撃波加速

河中心に対して東側に位置しており、西側の領域にの理論によると、宇宙線は低いエネルギーから徐々 ある超新星残骸はこれまであまり調査されていない。
に加速されるので、低エネルギー宇宙線の情報は、宇宙線加速を解明するのに重要である。また、低エネルギー宇宙線は分子雲を電離することで星形成に2

解析影響していると考えられているため、星形成過程を本研究の目的は、中性鉄輝線を測定することで、超理解するためにも低エネルギー宇宙線は重要である。

新星残骸で系統的に低エネルギー宇宙線を探査する

しかし、低エネルギー宇宙線は太陽磁場の影響を受ことである。本研究では、調査があまりされていな

けるため太陽磁気圏内での観測は困難である。そのい西側の領域にある超新星残骸に注目し、表 1 にあため、太陽磁気圏を脱出したボイジャー 1 号 (Stoneet al. 2013) の観測を除くと、低エネルギー宇宙線の る 8 つの超新星残骸について解析を行った。
解析した天体は天の川銀河内にあるので、主なバッ
直接観測の例はなく、観測的情報は非常に限られて
クグラウンドは銀河面 X 線放射と呼ばれる銀河面にいる。
低エネルギー宇宙線を間接測定する方法として、中沿って広がる淡い放射である。スペクトル解析を行うと、3 つの輝線が見られる。6.40 keV 輝線が中性の性鉄輝線を用いる方法がある (Tatischeﬀ 2003)。中性の鉄原子の K 殻の電子に低エネルギー宇宙線が衝突すると、内殻電離によって電子が外に飛ばされる。
その後、L 殻の電子が K 殻に落ち、その際にエネル
ギーが 6.40 keV の特性 X 線 (中性鉄輝線) が生じる。
低エネルギー宇宙線が分子雲に衝突すると、中性鉄

鉄の Kα 線、6.68 keV 輝線がヘリウム状の鉄の Kα線、6.97 keV 輝線が水素状の鉄の Kα 線である。つまり、超新星残骸以外のバックグラウンド自体が中性鉄輝線を付随している。よって、バックグラウン
ドを正しく評価する必要がある。解析には、淡い鉄輝線放射に対して高いエネルギー分光性能、高い検輝線に加えて連続 X 線 (電子の場合は制動放射、陽子の場合は逆制動放射) も放射される。陽子は電子よりも連続 X 線が放射されにくいため、陽子起源の場

出感度、低い非 X 線バックグラウンドを持つすざく衛星を用いた。

合は電子起源の場合より中性鉄輝線の等価幅が大き982023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

SNR name
G290.1−0.8
G298.6−0.0

表 1: 本研究で用いた SNR の観測ログ
Obs.ID
Pointing direction (l, b) Exposure time (ks)506061010
507037010
507037020

110.6

◦

◦

17.2

◦

◦

39.7

◦

◦

(298. 5950,-0. 0841)(298. 5919,-0. 0714)

G304.6+0.1

505074010(304. 5764,+0. 1308)

99.6

G330.2+1.0

504083010(330.◦ 1401,+0.◦ 9841)

127.8

504083020(330.◦ 1401,+0.◦ 9843)

30.9

504083030
G346.6−0.2

3(290.◦ 1195,-0.◦ 7436)

504096010

◦

◦

92.5

◦

◦

56.8

◦

◦

(330. 1835,+1. 0299)(346. 6290, -0. 2222)

G348.5+0.1

504097010(348. 4422,+0. 0965)

53.8

G348.7+0.3

501007010(348.◦ 6456,+0.◦ 3768)

82.9

G355.6−0.0

504098010(355.◦ 6910,-0.◦ 0379)

52.5

結果

が見られるが、バックグラウンド領域ではほとん
ど見られない。この結果からそれぞれの表面輝度

ここでは中性鉄輝線の放射が見られた G304.6+0.1を求めた結果、およそ 3 σ の有意度で中性鉄輝線と G346.6−0.2 の解析結果を示す。図 1 は、左からを発見した (表 2)。また、超過の中性鉄輝線の等

2–5 keV、5–8 keV、6.3–6.5 keV のエネルギーバン

価幅を測定した。まず、ソース領域とバックグラドで切ったイメージである。2–5 keV で顕著な放射

ウンド領域の有効面積が違うため補正した。そのが超新星残骸である。5–8 keV では超新星残骸から後、ソース領域 − バックグラウンド領域をして、の放射は見られないが、6.3–6.5 keV のエネルギーバ
ンドで切ると、放射が見られた。ここで、破線の内星間吸収 × (制動放射 + ガウス関数 (6.40 keV)

+ ガウス関数 (7.05 keV)) でスペクトルフィットし側をソース領域、ソース領域と点源を抜いた領域をた (図 3)。その結果、6.40 keV の eqwidth(keV) は
バックグラウンド領域とし、スペクトルを抽出した。 0.97+6.41 (G304.6+0.1) , 0.81+4.51 (G346.6−0.2) と−0.84

スペクトル解析の結果が図 2 である。縦軸は X 線

−0.72

求まった。

の強度、横軸はエネルギーを示している。XIS0, 3のスペクトルを足し合わせ、フィッティングを行った。モデルは星間吸収 × (制動放射 + ガウス関数

4+ ガウス関数 + ガウス関数 + ガウス関数 + べき議論

G304.6+0.1 と G346.6−0.2 の中性鉄輝線の起源を議論する。超過の起源として 2 つの可能性がある。

関数) である。星間吸収の水素柱密度は G304.6+0.1と G346.6−0.2 それぞれについて 3.7 × 1022 cm−2

(Washinol et al. 2016)、2.0 × 1022 cm−2 (Yamauchi ひとつが、SNR プラズマからの熱的な 6.4 keV 放射
et al. 2013) に固定した 。制動放射は主に銀河面 X である。それぞれの電子温度は 0.8 keV(Washinol etal. 2016) , 0.4 keV(Yamauchi et al. 2013) とわかっ
線放射の熱的放射を表す。4 つのガウス関数の中心エている。電子温度が 1 keV 以下だと、検出できるほネルギーは 6.40 keV, 6.68 keV, 6.97 keV, 7.05 keV

どの鉄 K 輝線は放射されないので、熱的放射は棄却に固定し、7.05 keV の強度は 6.40 keV の 0.125 倍にした (Kaastra & Mewe 1993)。それぞれ中性鉄輝される。
もうひとつの可能性が、分子雲からの放射である。

線 (Kα 線)、He 状鉄輝線、H 状鉄輝線、中性鉄輝線(Kβ 線) を表す。またガウス関数の幅は 0 eV に固定 中性鉄輝線が分子雲から放射されているなら、その起源は 2 通り考えられる。1 つは、他の天体からのした。べき関数は宇宙背景 X 線放射を表し、そのパラメーターは Kushino et al. 2002 に固定した。
中性鉄輝線に注目すると、ソース領域では輝線

X 線による電離、もう 1 つが低エネルギー宇宙線による電離である。

99

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: G304.6+0.1(上) と G346.6−0.2(下) のイメージ解析 (カラーバーは任意単位)
ま ず、他 の 天 体 か ら の X 線 に よ る 電 離 説 を
検 証 す る 。付 随 す る 分 子 雲 が 観 測 さ れ て い るG346.6−0.2(Sano et al. 2021) について、観測されReferences
Stone et al. 2013, Science, 341, 150

た中性鉄輝線を説明するのに必要な光度を計算する

Tatischeﬀ, EAS, vol7, 79, 2003と少なくとも 2 × 1036 erg/s と求まる。しかし、こDogiel et al. 2011, PASJ, 63, 535のような明るい天体は周囲にないため、他の天体かSaji et al. 2018, PASJ, vol70, 23, 2018

らの X 線による電離説は棄却される。低エネルギー
宇宙線による電離の可能性が残る。

Nobukawa et al. 2018, AJ, vol854, 87, 2018

低エネルギー宇宙線による電離の場合、等価幅かWashino et al. 2016, PASJ, 68, 4

ら陽子起源か電子起源か区別できる。G304.6+0.1 とYamauchi et al. 2013, PASJ, 65, 6

G346.6−0.2 において、超過した中性鉄輝線の等価幅 Kaastra & Mewe 1993, A&AS, 97, 443+4.51はそれぞれ、0.97+6.41−0.84 keV , 0.81−0.72 keV だった。
誤差を考慮すると、この等価幅は陽子起源でも電子

Kushino et al. 2002, PASJ, 54, 327

起源でも説明できる。したがって、粒子を区別する

Sano et al. 2021, ApJ, vol923, 15, 2021

ことはできなかった。

Nobukawa et al. 2019, ASJ, 71, 115

G346.6−0.2 について、低エネルギー宇宙線のエネ
ルギー密度を計算すると、陽子の場合 50 eV/cm3 、電子の場合 0.1 eV/cm3 と求まり、これらのエネル
ギー密度は、先行研究 (Nobukawa et al. 2019) で推測された値と矛盾しない。

100

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 2: G304.6+0.1, G346.6−0.2 の src 領域と bgd 領域における Best-ﬁt parameters
SNR name
Parameter
Best–ﬁt value

G304.6+0.1

NH (×1022 cm−2 )制動放射の温度 (keV)
中性鉄輝線の表面輝度 (×10

−8
−8

−2

s

−1
−1

arcmin−2)−2

bgd 領域3.7

3.7

1.2 ± 0.1

2.0 ± 0.2

3.5 ± 1.0

0.7 ± 0.3

2.3 ± 0.9

1.9 ± 0.3

4–10 keV の ﬂux(ergs cm−2 s−1 arcmin−2 )7.97 × 10−15

6.44 × 10−15

NH (×1022 cm−2 )制動放射の温度 (keV)

2.0
1.8 ± 0.2

2.0
3.7 ± 0.8

中性鉄輝線の表面輝度 (×10−8 photons cm−2 s−1 arcmin−2 )4.2 ± 1.2

0.8 ± 0.6

He 状鉄輝線の表面輝度 (×10−8 photons cm−2 s−1 arcmin−2 )8.0 ± 1.2

5.4 ± 0.8

4–10 keV の ﬂux(ergs cm−2 s−1 arcmin−2 )1.22 × 10−14

1.01 × 10−14

He 状鉄輝線の表面輝度 (×10G346.6−0.2

photons cm−2

src 領域

photons cm

sarcmin)

図 2: src 領域と bgd 領域の空の大きさと検出器の有効面積の違いを補正したスペクトル。モデルは星間吸収 ×(制動放射 + ガウス関数 + ガウス関数 + ガウス関数 + ガウス関数 + べき関数) である。G304.6+0.1(左)、G346.6−0.2(右)図 3: ソース領域とバックグラウンド領域の空の有効面積の違いを補正して、ソース領域 − バックグラウン
ド領域のスペクトルをモデルでフィットした。G304.6+0.1(左)、G346.6−0.2(右)101

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星間 a23

マイクロクエーサー SS433 によるジェットと星間ダストの相互作用
石川 竜巳

102

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

マイクロクエーサー SS433 によるジェットと星間ダストの相互作用石川竜巳（名古屋大学大学院

理学研究科）

Abstract
W50/SS433 は超新星残骸とマイクロクエーサーの複合天体である. 西側領域のダストの物理状態について議論した. この領域の分子雲は SS433 から放出されているジェットと相互作用していることが示唆されている (Liu et al. 2020, Yamamoto et al. 2022). 星間ダストを含めた星間物質の物理状態を調べるために

NRO と JCMT による CO 観測データと WISE と AKARI による中間赤外線・遠赤外線ダストの観測デー
タの比較を行った. データ処理では中間赤外線の観測データに映っている恒星による点源を除去するために，点源検出ソフトウェア SEP と測光手法を用いて広がったダストの成分のみを取り出すことができた. 12 CO(J =1–0), 12 CO (J =3–2), 12 CO 強度比 (J = 3–2/J =1–0) と中間赤外線, 遠赤外線によるチャネルマッ
プを作成したところ，その空間分布は一致しない領域が多数存在することがわかった. （本集録では代表して 12 CO (J =1–0) のチャネルマップを示す.）一方, 一部の速度範囲では空間分布の一致を見せる領域も存在した. 同じ領域内でも分子雲やダストに対するジェットの当たり方が異なっていることが示唆される. 今後
は AKARI による温度の推定などを加味しながらこの領域で起こっている物理現象を考察していく.

1

算から太陽系までの距離が 5.5 kpc だとされている

Introduction
本研究で取り扱う天体はマイクロクエーサーと呼ばれる天体である．マイクロクエーサーは銀河進化を研究するにあたって非常に重要であるクエーサーをス
ケールダウンしたような天体 (Mirabel & Rodorı́guez1998) であり，主に銀河系内に分布することから，高空間分解能な観測が用意であり，その構造や物理状態を詳に議論することができるという特徴を持つ．そのためクエーサーの詳細を調べるための足がかりとして期待されている．マイクロクエーサーは，太陽(Blundell et al. 2004)．ジェットの速度は光速の 26%程度と非常に高速である (Margon et al. 1983)．この天体の特徴として W50/SS433 ともに多波長での観測が多く行われていることが挙げられる．SS433
は X 線連星系であることが知られている (Marshallet al. 2002)．W50 は 1.45 GHz 電波連続波での観測が行われ (Dubner et al. 1998)，一般に超新星残骸は球形であるが W50 は SS433 からのジェットにより 2 方向に突き出た形状をしていることが知られている．

質量程度のブラックホールを中心に持ち，伴星からの質量降着によって形成される降着円盤を持つ．降
着円盤では重力がブラックホールからの距離に応じて大きく変化するため，円盤の内側と外側で回転速度の違いが生じる．回転速度による摩擦は円盤を加熱し，円盤が X 線で明るくなる．加えて，相対論的な非常に高速なジェットを吹き出していることも知られているが，その原因は定かではない．このように，マイクロクエーサーは銀河系内でも非常に高エネルギーな天体である．
本研究では超新星残骸 W50 とその中心星のマイクロクエーサー SS433(併せて W50/SS433) に注目する．W50/SS433 はこれまでにも多波長での観測が行われ，天体そのものや周辺環境に関する研究が進

今回本研究では W50/SS433 周辺の星間物質 (Inter

Stellar Mediam, 以下 ISM) の物理状態について議論する．ISM の主成分はガスとダストである．先行研究では星間ガスである HI ガスが Dubner et al.

(1998), Sakemi et al. (2021) にて，水素分子ガスがYamamoto et al. 2008, Yamamoto et al. 2022 他で既に行われており，SS433 が放つジェットを相互作用していることが明らかになっている．一方で星間ダストについてはいまだに研究が進められていない．星間ダストは十数 µm から数百 µm までの中間赤外線から遠赤外線までの放射を出す．これらの放射は衝撃波や外部からの加熱など星間ダストが受けている
物理的相互作用を非常によく反映する．光速数十%のという高いエネルギーの衝撃波を受け続けている

められている．SS433 はジェットの運動力学的な計103

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ISM を調べることは, 極限状態に晒される ISM に関 ケージにラップした SEP (Barbary 2016) を利用しする研究に於いては非常に重要である. この領域でた. このソフトウェアに天文画像を与え, いくつかの起こっている物理現象を明らかにする上では星間ガパラメーターを設定することで, 画像中の点源を検出

スのみならず，星間ダストの観測・分析による分布

することができる. 画像にはダストによる放射もあやその物理的性質を明らかにすることは必要不可欠

り検出からは除く必要があるため, 恒星はほとんど点である．本研究では星間ダストを破壊することで生源であるという仮定をし, 検出時の扁平率が一定以上成されるとされるショック領域のトレーサーであるのものを除外することで対策した. 表 1 にその一覧

多環芳香族炭化水素 (PAH) と小さなダストをトレーを示す. 検出した点源は検出したサイズの 3–4.5 倍のスする中間赤外線、大きなダストをトレースする遠円環領域の範囲で測光を行い, その中央値が点源に重赤外線データを CO のデータと比較することで, こなる広がった放射の強度だとして内挿した. この時,の領域で発生している物理現象を詳細に調査した.

円環領域に隣接する星が入ってしまい放射が高めに推定されてしまうことを避けるため, 3σ でクリッピ
ングを施した. その結果の一部を図 1, 2 に示す. 恒2

Observation andData processing

2.1星からの放射は概ね除去することができた. 一部強い放射が残っている部分があるが, これらの放射源は該当する天体が近傍に存在しないことを確認した.

Observation

本 研 究 で は, CO の デ ー タ と し て 野 辺 山 45m
望 遠 鏡 で 観 測 さ れ た 12 CO (J

0.1 km s−1=1–0) (∆V∼

, ∆θ ∼ 15 arcsec, Yamamoto et al.

2022), JCMT15m 望遠鏡で観測されたアーカイブ
データ (Proposal ID: M18BP027) 12 CO (J =3–2)(∆V ∼ 0.05 km s−1 , ∆θ ∼ 15 arcsec) を利用した. 12 CO (J =3–2) のデータについて 12 CO (J =1–0) のデータでリグリッドし, さらに 20 arcsec でス

図 1: 処理前の WISE Band3 の画像.

ムージングをかけている. 最終的な TRMS はそれぞれ 1.9 K ch−1 と 1.6 K ch−1 である (Yamamoto etal. 2022).
赤外線のデータは, 中間赤外線は WISE (Wrightet al. 2010) の Band3 (12 µm, ∆θ ∼ 6.5 arcsec)
を PAH トレーサーとして, Band4 (22 µm, ∆θ ∼12.0 arcsec) を小さなダストのトレーサーとして利用した. 遠赤外線のデータは AKARI (Doi et al. 2015)の WIDE-S (90 µm) と N160 (160 µm) (共に ∆θ ∼1–1.5 arcmin) を大きなダストのトレーサーとして利
用した.

2.2

Data processing

図 2: 処理後の WISE Band3 の画像.

3

WISE 中間赤外線データにはダストからの薄く広がった放射以外にも恒星からの点源の放射が存在す
る. これらを取り除くために点源検出ソフトウェア

SExtractor (Bartin & Arnout 1996) を Python パッ

Results and Discussion
まず図 3, 4, 5, 6 に各赤外線データと, 代表として

12

CO (J =1–0) の積分強度図の比較を示す. 積分強度図は W50/SS433 と相互作用していると認められる 45 – 60km s−1 の範囲を積分した結果である. 分

104

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 中間赤外線画像処理に利用したパラメーター．
値
パラメーター名補足
Band3 Band4

thresh6.0

6.0

deblend nthresh

16

32

deblend cont

0.003

0.003

cleam param

1.0

0.25

扁平率

1.35

1.3

σ で指定．

図 5: Image: AKARI WIDE-S と Contour: 12 CO(J =1–0) の積分強度図. Contour level は図 3 と子雲と赤外線放射の空間分布は約 2 arcmin のスケー同様.

ルで一致する傾向を示していることから, この空間に存在する星間ダストは分子雲と同じように相互作用を受けていると考えられる. 但しそのピーク同士を比較するとその位置は合わない. この傾向は 12 CO(J =3–2) でも見られる傾向である.

図 6: Image: AKARI N160 と Contour:

12

CO(J =1–0) の積分強度図. Contour level は図 3 と同様.
との放射強度を比較しても顕になる傾向である. そ図 3:Imgae: WISE Band3 と Contour:

12

CO(J =1–0) の積分強度図. Contour level は 12, 24,
36, 48 K km s−1の相関係数は 0.33 程度となり, 相関しているとは言えない結果となった. 但し, 分子雲自体は赤外線の放射と位置が一致を見せているため, 分子雲の場所によって衝撃の当たり方が異なっていることが示唆される.
さらに AKARI について, ダストがほとんど黒体
放射していると仮定をすると, N160/WIDE-S 比は以下の式で表され, 温度の簡易的な推定を行うことがで
きる.

[ ]
70
BN160 (T )∝ exp
BWIDE−S (T )T

(1)

この式から, N160/WIDE-S 比が小さいほど温度が図 4: Image: WISE Band4 と Contour: CO (J =1–高い領域と推定することができる. 図 8 にその結果を0) の積分強度図. Contour level は図 3 と同様.

示す. 領域中央, 前述の N3 分子雲付近に極端に比率
この傾向はチャネルマップを見ても同様である. 代が小さい領域が存在する. この領域は他のカタログな表として図 7 に図 3 らの中央に存在する N3 分子雲

どを調べても該当天体が存在しないため, W50/SS433(命名は Yamamoto et al. 2008 による) の WISE

からのジェットにより生まれた高温領域だと考えら

Band3 と12

CO (J =1–0) のチャネルマップを示す.

れる.

領域中央の赤外線ピークに該当する分子雲がどの速

今回の発表では定量的な議論や, 実際にどのような度にも存在しないことがわかる. これはピクセルご相互作用が起こっているかを議論することができな

105

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 7: Image: WISE Band3 と Contour: 12 CO (J =1–0) のチャネルマップ. Contour level は 4, 8, 12, 16,

20, 24, 28 K km s−1
Yamamoto et al., PASJ, 74, 3, 493, 2022
Mirabel & Rodorı́guez, Nature, 392, 6677, 673, 1998
Blundell & Bowler, ApJL, 616, 2, 159, 2004
Margon et al., ApJ, 281, 313, 1983
Marshall et al., ApJ, 564, 2, 941, 2002
Dubner et al., AJ, 116, 4, 1842, 1998

図 8: Image: AKARI N160/WIDE-S の強度比とSakemi et al., PASJ, 73, 3, 530, 2021

Contour: VLA による 1.45 GHz 電波連続波 (Dubner

Yamamoto et al., PASJ, 60, 715, 2008

et al. 1998) の積分強度図. Contour level は 1, 5, 10,
15, 20, 25 mJy str−1

Wright et al., AJ, 140, 6, 1868, 2010
Doi et al., 2015, PASJ, 67, 50

かったが, 今後の展望としていきたい.

Bartin & Arnout, A& AS, 117, 393, 1996
Barbary, Journal of Open Source Software, 1, 6, 58,
20164Conclusion
我々は W50/SS433 西側領域の赤外線データから

星間ダストの空間分布を調べた. 各分子雲とダストからの放射の空間分布は約 2 arcmin 程度で一致する
ことから, ダストも分子雲と同様の相互作用をジェッ
トから受けていると考えられる. 但し, 分子雲の積分
強度と赤外線放射の強度ピークは一致しない部分が多い. AKARI による温度推定の結果と分子雲の積分強度を比較すると明らかに温度が高い部分が存在す
るがやはり積分強度のピークとは一致しない. 今後
は星間ダストの成分ごとの差の分析と AKARI による温度推定の結果も加味しながらダストがどのような状態にあるのかを定量的に議論していく.

Reference
Lui et al., ApJ, 892, 2, 143, 14, 2020

106

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星間 a24

銀河系円盤部における星形成史の包括的解明：ハローから円盤へのガス供給機構の理論的研究
瀬野 泉美

107

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系円盤部における星形成史の包括的解明：
ハローから円盤へのガス供給機構の理論的研究
瀬野 泉美（名古屋大学）

Abstract

ARI

19 Ju

銀河系円盤領域に存在する星の材料となるガスの総質量は ∼ 109 M⊙ である．一方，現在の星形成率は∼ 1M⊙ /yr であることが観測的に分かっている．これらの観測事実から，銀河系内で星形成は ∼1 Gyr も持続することができない．しかし，銀河系内の星形成は ∼10 Gyr もの間，現在と同程度の値で持続している
ことが観測的に分かっており，なぜ星形成が長期間持続したのか，その理由が未解明であるため，銀河系の時間進化が十分に理解されていない．近年の観測によって銀河円盤領域の周りの ∼100 kpc の広がりのある
銀河ハローに，1010 M⊙ 以上もの金属汚染されたガスの存在が明らかになった．このことから，銀河円盤領域と銀河ハローの間でガスの輸送・供給が起こり，銀河円盤領域でガスが枯渇せず星形成が長期的に持続する，と考えられる．これまでの研究によって銀河円盤領域から銀河ハローへガスを輸送する機構については，

L

理論計算が成されており，宇宙線によるガスの加熱が冷却を妨げ，ガスが冷え固まる前に銀河円盤領域から
数百 kpc もの高さまで輸送されることが示された．対して，銀河ハローでガスが冷え固まり，銀河円盤領域
360º
360
へ供給される機構については十分に検討されていない．本講演では，熱力学・流体力学的観点から高温プラLA

ついて考察した成果について発表する．

ため，銀河系の時間進化が十分に理解されていない．
ARI

19 July 2012

13:54

Haywood 2014

270º
270

WD

15
10

A

5

C

180º
180
H

0º

0

0

AC

S

M31
M33

GCN

LMC
– 45º

SMC

Si II, Si III

+175

+175

90º
90

AC shell

WE
O VI

+350

+350

+45º

WB

LA

Annu. Rev. Astron. Astrophys. 2012.50:491-529. Downloaded from www.annualreviews.org
Access provided by Nagoya University on 07/08/23. For personal use only.

SFR [ M⊙ yr−1 ]

360º
360

MS
MS

IHVCs
HI CHVCs

Figure 1

WE

LMCvLSR [km s−1]

VLSR (km s –1)

K

C
WA

L

Annu. Rev. Astron. Astrophys. 2012.50:491-529. Downloaded from www.annualreviews.org
Access provided by Nagoya University on 07/08/23. For personal use only.

AA50CH12-Putman-Video

M

20

270º
270

WD

ズマ状態の銀河ハローにおける熱不安定性を考えることによって，銀河ハローから円盤領域へのガス供給に

ywood: Galactic chemical
evolution revisited
1 Introduction

-175

-175

-350

OVI
VI
Si IIII,,SiSi
IIIIII
Si
IHVCs
IHVCs
HII CHVCs
CHVCs

SMC

–350

The distribution of HI (shaded clouds and plus symbols) and ionized high-velocity gas (circles and diamonds) on the sky with color denoting
the local-standard-of-rest (LSR) velocity of the detection. The HI map was created with LAB data by Westmeier (2007) by removing
the HI model of the Milky Way from Kalberla & Kerp (2009). The plus symbols represent the small HI compact high-velocity clouds(CHVCs) detected with other datasets (de Heij, Braun & Burton 2002; Putman et al. 2002), open circles are the OVI absorption line
detections (Sembach et al. 2003), solid circles are the Si absorption line detections (Shull et al. 2009), and diamonds are the ionized
HVCs (IHVCS) at !15 kpc (Lehner & Howk 2011). Multiple colors for a symbol indicate multiple absorbers along the line of sight.
The positions of the major HI HVC complexes (with S to indicate the Smith cloud) and the Large Magellanic Cloud (LMC), Small
Magellanic Cloud (SMC), M31, and M33 galaxies are noted. The AC Shell appears in this map, but is considered an intermediate
velocity cloud.

総質量は ∼ 109 M⊙ である．一方，近年の星形成率

Figure 1
図 2: HI（斜線雲とプラス記号）と電離した高速ガス（○と菱形）の天球上の分布で，色は検出された
TheLSR(localdistribution of HI (shaded clo
standard-of-rest) 速度を示す．プラス記号は小さなHI コ
the local-standard-of-rest(LSR)
ンパクト高速度雲 (CHVCs)，開いた丸はthe
OVI
吸収線検HI model of the Milky Way
出，実線は Si 吸収線検出，菱形は ≤15 kpc の電離 HVC(CHVCs) detected with other da(IHVCs) である．一つの記号に複数の色があるものは、視detections (Sembach et al. 2003)
線方向に複数の吸収体があることを示す [Putman et al.
HVCs (IHVCS) at !15 kpc (Leh(2012) 引用，一部改変]．
The positions of the major HI H
Magellanic Cloud (SMC), M31,
· ·近年の観測によって銀河円盤領域から∼100kpc
離velocity
cloud.
10
れた銀河ハローに，10 M⊙ 以上もの金属汚染さは数 M⊙ yr−1 であることが観測的に分かっている.

れたガスの存在が明らかになった [図 2; e.g, Miller

これらの観測事実から，銀河系内で星形成は 1 Gyr& Bregman (2013, 2015); Bregman & Lloyd-Daviesも持続することができない．しかし，銀河系内の星(2007); Nakashima et al. (2018)]．これらの観測結

0
0

5

10

14

Lookback Time [ Gyr ]図 1: 銀河系における星形成率（SFR）の時間変化．縦軸が SFR[M⊙ yr−1 ] を表し，横軸が現在からの遡り時間[Gyr] を表している [Haywood (2014) 引用，一部改変]．

銀河系円盤領域に存在する星の材料となるガスの(2014) Panel (a): [Si/Fe] vs age relation (black curve) as determined by
形成は ∼10Gyr もの間，現在と同程度の値で持続しer disc) data from Adibekyan
et al (2012)and Haywood et al. (2013; green
mation history deduced
from the fit in (a). Panel (c): Cumulativeていることが観測的に分かっており[図 1]stellar，なぜ星形
r the MW from (b) compared to that of Milky Way-analog galaxies from
成が長期間持続したのか，その理由が未解明である
curve). Panel (d): [Si/Fe]-[Fe/H]
chemical evolution track deduced frommarks indicate the age of the model. See Snaith et al. (2014) for details.

ned by Sellwoodent (lack of) evin Haywood et
mmarizing them

AA50CH12-Putman-Videoare massively present at just 2 kpc from the solar orbit. If radial mixing was e↵ective acrossthe solar orbit, we would expect to see thesestars in important number, while they repre-

Clouds of all sizes can be grouped into complexes of most likely related clouds on the basis of
their spatial and kinematic proximity as labeled in Figures 1 and 2. In the Southern Hemisphere,
the HVCs that dominate in sky coverage and mass are associated with the Magellanic System.
In particular, the complexes labeled MS and LA are the trailing Magellanic Stream and Leading
Arm, respectively (recent references include Putman et al. 1998, 2003b; Stanimirović et al. 2002,
2008; Putman 2004; Brüns et al. 2005; Westmeier & Koribalski 2008; Nidever et al. 2010). These
complexes were created from the interaction of the Large and Small Magellanic Clouds (LMCand SMC) with each other and with the Milky Way. The MS is a long, continuous structurewith a well-defined velocity and column density gradient, whereas the LA is a collection of clouds
throughout the region leading the Magellanic Clouds. In the Northern Hemisphere there are anumber of complexes of similar spatial size, but Complex C is the largest. The best way to viewthe HI component of the complexes at their approximate distances (see Section 2.2) is throughthe three-dimensional Figure 3. In both hemispheres there are a number of small clouds called
compact HVCs (CHVCs), which have been claimed to be at large distance due to their size (<2◦ indiameter) and relative isolation (Braun & Burton 1999; de Heij, Braun & Burton 2002). CHVCs
can largely be associated with known HVC complexes in position-velocity space as shown by
the plus symbols in Figures 1 and 2 and therefore unlikely to be at greater distance. Even theultracompact HVCs (!20 arcmin) have been shown to be related to HVC complexes (Saul et al.
2012). None of the CHVCs or HVC complexes have a clear association with stellar features in494

Putman

Peek

Joung

果から，銀河円盤領域と銀河ハローの間でガスの輸送・供給が起こり，銀河円盤領域でガスが枯渇せず星形成が長期的に持続する，という SIN（Shimoda

108

Cl
their
the H
In pa
Arm,
2008;
comp
and S
with athrou
numb2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校- Inutsuka - Nagashima）モデルが期待される [図 3]. （Γ0 ）と Ly-α，CII の輝線放射（Λdisk (T )）を考慮す
これまでの研究によって銀河円盤領域から銀河ハロー

ると，熱不安定性が Warm Neutral Medium (WNM)

へガスを輸送する機構については，理論計算が成されと Cold Neutral Medium (CNM) からなる星間ガスており，宇宙線によるガスの加熱が冷却を妨げ， ガの 2 相構造やそれらの動的な進化を決定する重要なスが冷え固まる前に銀河円盤領域から ∼100 kpc も性質であることが明らかになっている [e.g., Koyamaの高さまで輸送されることが示された [Shimoda && Inutsuka (2000)]．

Inutsuka (2022)]．対して，ガスが凝縮する機構及び

Γ0 =2 × 10−26 erg s−1 ,(1)()
118, 400
Λdisk (T )=1.0 × 107 exp −Γ0
T + 1, 000()√ condensation”
92
Focusing
on“thermal−2+ 1.4 × 10
T exp −
cm3 . on the galactic
T
Thermal Equilibrium Curve
Cooling / Heating(Cooling = Heating)Cooling: collisio

銀河ハローから銀河円盤領域へガスを供給する機構

Thermal Equilibrium in theについては十分に検討されていない．
②ガスの凝集現場
Circum Galactic Medium（CGM）
ビリアル半径： ∼ 300 kpc

ガスの総質量：Mgas > 1010 M⊙③供給される凝縮
したガス

log T [K], log P/kB [K cm-3]①輸送される金属
元素を含むガス銀河系円盤
半径： ∼ 10 kpc

ガスの総質量：Mgas ∼ 109 M⊙
銀河ハロー

1 超新星爆発により銀河円盤
図 3: SIN モデルの概略図．○

7
6
5
4

▶︎ Ly-αPressure▶︎ CII

WNM
4( ∼ 10 K)
CNM( ∼ 10 K)

3
2

for
for

Heating: backgr▶︎ photoelec

Two Stable Phas

1
Temperature
領域から銀河ハローへ輸送されたガスは，放射冷却によっWarm Neutral M
0て冷え固まる前に宇宙線加熱によって ∼100 kpc もの高-2 -1 0123456
▶︎ low-density
2 熱不さまで輸送される [Shimoda & Inutsuka (2022)]．○log n [cm-3]
Cold Neutral M
安定性によって CGM に存在する高温ガスが冷え固まる．
3 冷え固まったガスが銀河円盤領域に落下・供給される．
○
n:Numberdensity,:
Temperature,:
PressurePT▶︎ high-density
図 4: 星間空間で支配的なダストの光電加熱と Lyα と CII[Shimoda et al. (2023) 参照]の輝線放射を考慮した場合の熱平衡曲線．
<latexit sha1_base64="YDH6V4w+Kt+IcO9qcKrBvEd0ZBM=">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</latexit><latexit sha1_base64="tFxg1TYTPC7r9Z7qoieVJbDc+yQ=">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</latexit><latexit sha1_base64="fMsPqHmAjuEUx05nwPDUtEGCfUQ=">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</latexit>

そこで本研究では，銀河ハローに存在する完全電以降の節では，これらの熱不安定が銀河ハローで離した高温ガスに対する加熱・冷却機構についてモ起こる可能性について，加熱源・冷却源を再考察し，デル化を行い，銀河ハロー中の熱不安定について議

熱平衡曲線を描画することによって議論する．

論を行う．§2 では凝縮過程のヒントとして銀河円盤
における HI ガスの熱凝縮について触れ，§3, 4 では，それをもとに銀河ハローにおける熱平衡曲線につい3Results

3.1

Cooling functionて議論する．§5 では本項を総括し，§6 では今後の方
針について紹介する．
本研究はガスが凝縮する機構及び銀河ハローから本研究で用いる冷却関数について図 5 に示す．本

銀河円盤領域へガスを供給する機構を解明し，宇宙

項では，ﬁtting した冷却関数 [Kakiuchi et al. (2023)]

年齢に匹敵する時間スケールでの銀河進化・星形成を用いる．

史を理解することが最終目的である．

3.2

2

Thermal instability

Heating source

銀河ハローは銀河円盤に比べて非常に低密度かつ熱不安定は過熱や冷却の作用する流体に現れる不高温な状態にあるため，銀河円盤と同程度の光子や安定性であり，基本的な熱不安定の性質について多ダストが存在しているとは考え難い．そこで簡単のたくの解析が行われてきた [e.g., Field (1965)]．そのめ，ダストの光電加熱は無視し，先行研究 [Shimoda

結果，星間空間において支配的なダストの光電加熱& Inutsuka (2022)] で考慮された宇宙線によるガス

109

ThermalEquilibriumwith CR He
Heating: Cosmic-Ray
heating

Cooling: Radiative cooling

10−20

2.2. The gravitational
potential
8

Kakiuchi+ 2023

We perform our MHD
7 simulations under timeindependent and axisymmetric Galactic gravitational
6 consists of four components
potential. This potentialof gravitational sources,5 the super-massive black hole
(SMBH) at the Galactic center, the stellar bulge, the4stellar disk, and the dark matter halo;

Sutherland & Dopita 1993

10−21
10−22
10−23

Pressure
3(8)⇤,disk + halo .
2
1 as a point mass of 4.4 ⇥We assume that the SMBH
Temperature
106 M (Genzel et al. 2010).
0 The gravitational potentialof the stellar bulge (i = 1) andadopted 0-3 disk (i-2= 2) is -1
1
2
from Miyamoto & Nagai (1975);
log n [cm-3]

10−24

=

10−25
10−26
10−27
103

log T [K] , log P/kB [K cm-3]

Cooling Function [erg s−1 cm3]

Ly-α, CII
for T < 104 K
for 104 K < T ⪅ 107 K
C,2023O, Si,
etc.
年度Fe,
第 53
回 天文・天体物理若手夏の学校
Thermal Equilibrium CurveT ⪆ 10in7 theK inner Galaxy with thermal
for simulation
bremsstrahlung MHD(Cooling
processes = CR Heating
3)

104

105

T [K]

106

107

BH +

=

2
X

⇤,bulge +

GMi

q

,

(9)

n : Number density,
T : Temperature, P : Pressurep
図⇤ 6:i=1銀河円盤において放射冷却と宇宙線による加熱の釣R2 + (ai + z 2 + b2i )2<latexit sha1_base64="fMsPqHmAjuEUx05nwPDUtEGCfUQ=">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</latexit><latexit sha1_base64="tFxg1TYTPC7r9Z7qoieVJbDc+yQ=">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</latexit><latexit sha1_base64="YDH6V4w+Kt+IcO9qcKrBvEd0ZBM=">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</latexit>

り合う熱平衡曲線．
We図 usethe fitting function. [Kakiuchi+where
2023G] is the gravitational constant. The fit pa5: 冷却関数の温度プロファイル．黒点は各放射素過
rameters are set to be M1 = 2.05 ⇥ 1010 M , M2 =程を考慮し足し合わせた冷却関数 [Sutherland & Dopita
2.57 ⇥ 1011 M , a1 = 0.0, a2 = 7.258, b1 = 0.495 andb2 = 0.52, respectively.
(1993)] で，実線はそれらを ﬁtting した冷却関数 [Kakiuchi
For the dark matter halo, we adopt the NFW model
et al. (2023)]．本研究では，実線を用いる．
Figure 1. (a) The cooling and heating rates against tem-

4

perature. The solid black line denotes the cooling rate forn = 1.0 cm 3 and the dash black lines denote the heating
function with G(R) = 103 G0 (in the GB region R < 1.0 kpc)
and G0 (at the solor neighborhood) in our simulation. The
black dots plot raw data by Sutherland & Dopita (1993) andthe gray dotted line plots the fitting function by Koyama &Inutsuka (2002). (b) The mean molecular weight adopted inour simulation.

Discussion: Extending the(Navarro et al. 1996;
Sofue 2013): Halo Region
Whole
halo =

4⇡G⇢h,0 rh3

1 + r/rh

,

(10)

r
§3.3 より銀河円盤において，n ∼ 10−3 cm−3 のガの加熱を考える．宇宙線の拡散によって生じるアル

p

2

2

where r = R + z is the spherical radius. We assume
フベン波の散逸によってガスを加熱する効果を以下
スは安定に存在できない，という平衡曲線が得られ
r = 10.7 kpc and ⇢ = 1.82 ⇥ 10 2 M pc 3 .

の表式で与える [e.g., Dewar (1970)]：hh,0たが，銀河ハローにおいて同様な平衡曲線が得られ2.3. Cooling and heating

るとは考え難い．そこで，先行研究を模擬し，宇宙We adopt
the radiative cooling of the solar-metallicity
gas(2)for simplicity, whereas the metallicity gradually in線による加熱に関するパラメータに空間依存性を仮
creases toward
the center to give a few times greater
value in the GB region than in the solar neighborhood
B
0.342µ(T ) =
定する：
√ K .T < 10000 K) ,VA =1 (6000(Shields &Ferland 1994; Maeda et al. 2002). We cover
1 4289.4T>>:
4πρ
of 103 K < T < 7 ⇥ 107 K. (the temperature range
For)
0.6 (T 10000 K)z
the non/weakly ionizedgas with T < 104 K, we adopt

(6)

P
=
P
exp
−
,

cr,diskmedium by
the cooling function ⇤l for cr
the interstellar
ここで，VA はアルフベン速度，Pcr は宇宙線による which is shown by the gray Hcr
Koyama & Inutsuka (2002),
in order to take into account the e↵ect of the ionization,−3dashed line in Figure 1(a). For the (almost) fully
which is presented in Figure 1(b).
equation
圧力であり，銀河宇宙線は
Pcr = 1in eV
cm(2)
である
(4)
[ ion)2 ]−1ized gas with T > 
104 K, we prescribe the cooling(is the gravitational potential, which will be describedz
ことが知られている．
function ⇤h for opticallythin plasma by Sutherland &in Section 2.2. L in equation (4) represents the net
B= ⇤Bdisk.
1+

cgm for formula
Dopita (1993). A fitting
cooling rate [erg s 1 ] as a function of number density
h is presented in z
0
Appendix A. We smoothly connect ⇤l and ⇤h via
n = ⇢/µmH and temperature T :µ, that depends on temperature,Γcr = VA · ∇Pcr ,8>><1.2 (T < 6000 K)

3.3

Thermal equilibrium with CR ここで，簡単のため z は銀河円盤面からの高さで軸with対称とし，先行研究に習い z0 = 15 kpc とする．こ
✓◆heatinglog T log T
L = n⇤(T )

(T ),

(7)

⇤ = 0.5 [⇤l (1f ) + ⇤h (1 + f )] ,(11)

where ⇤ [erg s 1 cm3 ] is cooling efficiency and [erg s 1 ]is heating rate. Figure 1(a) shows the cooling and heating functions for temperature, which will be describedin Section 2.3.

1010 b
f = tanh,(12)の空間構造を仮定した場合の，各半径での平衡曲線
log ( T )§3.1, 3.2 で考慮した冷却と加熱が釣り合う位置でを図 7 に示す．結果から，銀河ハローの高い位置にの銀河円盤における平衡曲線を図 6 に示す．銀河円おける平衡曲線は，低密度側に移動することがわか盤における宇宙線による加熱については，以下のパる．これは，高い位置ほど宇宙線の加熱が小さくな

ラメータとして各温度に対する平衡密度を求める：
 Bdisk = 3 µG,(3)Pcr,disk = 1 eV cm−3 ,
Hcr = 30 kpc.

ることが由来している．

10

5

b

Summary
本研究は，銀河系円盤において ∼ 10 Gyr も星形成

ここで Hcr は宇宙線の拡散スケールハイトであり，先が同程度の値で持続しているメカニズムとして，銀行研究で用いられた Hcr = 30 kpc を用いる．このス

河円盤と銀河ハローでのガスの輸送・供給機構を解明

ケールハイトを用いて，宇宙線の圧力勾配をすることを目的にしている．ガスの輸送機構につい∇Pcr ≈ Pcr /Hcrと簡単に扱う．

ては，先行研究で既に理論計算が行われており，宇宙線の加熱によってガスが ∼ 100 kpc まで輸送されることが明らかになった．対して，まだ詳細に議論がな
されていないガスの凝縮機構と供給機構を解明する

110log T [K]Extending the Whole Halo Region

8
7
6
5
4
3
2
1
0
-6

い，このような研究発表の機会を設けてくださった

0 kpc
100 kpc
200 kpc
300 kpc

夏の学校事務局の皆様，そして星間現象・星惑星形
成分科会の座長団の皆様に感謝申し上げます．

Reference
-5

-4

-3
-2
-1
log n [cm-3]0

Bregman, J. N., & Lloyd-Davies, E. J. 2007, The

1

Astrophysical Journal

図 7: 銀河ハローにおいて放射冷却と宇宙線による加熱のDewar, J. 1970, in Astronomy: Volume 2, ed.

釣り合う密度-温度空間における熱平衡曲線．カラーは銀河中心からの距離を表しており，z = 0 kpc では円盤での値を用いる．

S. Lovell, Bernard, Vol. 2, 280

10

Field, G. B. 1965, ApJ, 142, 531

ために，本項では銀河ハローにおける宇宙線によるHaywood, M. 2014, Memorie della Societa Astro-

加熱と放射冷却の熱平衡状態を考察した．その結果，銀河円盤では n ∼ 10−3 cm−3 の高温ガスは安定に存

nomica Italiana
Kakiuchi, K., Suzuki, T. K., Inutsuka, S.-i., Inoue,

在できないことが明らかになった．加えて，銀河中

T., & Shimoda, J. 2023, arXiv e-prints

心（円盤）から離れるほど宇宙線による加熱が小さくなっていくことを考慮すると，低密度側に平衡曲線がKoyama, H., & Inutsuka, S.-I. 2000, ApJ

移動するため，銀河ハローにおいて n < 10−3 cm−3

Miller, M. J., & Bregman, J. N. 2013, The Astro-のガスは存在できることも示された．

physical Journal—. 2015, The Astrophysical Journal

6

Future Works
Nakashima, S., Inoue, Y., Yamasaki, N., et al. 2018,
今後は，銀河ハローの密度分布を過程し，熱不安

The Astrophysical Journal定が起こる領域を特定し，質量供給率（Ṁ ）を見積
もることを予定している．また，銀河ハローに存在

Putman, M. E., Peek, J. E. G., & Joung, M. R.

するガスは完全電離しているため，光電離による加2012, Annual Review of Astronomy and Astro-

熱を考えることで銀河ハローにおいて実現する熱平

physics

衡状態をより詳細に議論する．種々のモデル化を行っ Seno, I., & Inutsuka, S.-I. 2023, Submitted to Jourた後，我々の開発した Volume-based SPH 法 [Senonal of Computational Physics& Inutsuka (2023)] を用いて，銀河円盤から銀河ハ
Shimoda, J., & Inutsuka, S.-i. 2022, ApJ

ローまでの統一的シミュレーションを行い，モデルを検証する．以上のような我々の研究を通して宇宙

Shimoda, J., Inutsuka, S.-i., & Nagashima, M. 2023,

年齢に匹敵する時間スケールでの銀河進化・星形成

arXiv e-prints

史を理解することを目指す．

Sutherland, R. S., & Dopita, M. A. 1993, ApJ, 88,253

Acknowledgement
本講演を行うにあたり，共同研究者である犬塚修一郎教授，霜田治朗特任助教をはじめ，多くの方に助言をいただき，大変お世話になりました．また，4年ぶりの現地開催ということからゼロから企画を行

4
111

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星間 a25

HI 雲の相分離による分子雲進化の研究
松月 大和

112

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

H I 雲の相分離による分子雲進化の研究
松月 大和 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
分子雲の主成分である水素分子は中性水素原子雲 (H i 雲) から形成される。H i 雲には温度や密度の異なる相が存在し、 熱的不安定性により高温低密度の Warm Neutral Medium (WNM) 相から不安定な Lukewarm

Neutral Medium (LNM) 相を経て、低温高密度の Cold Neutral Medium (CNM) 相へ進化し、CNM 内で水素分子になると考えられている。しかし、H i 相の物理状態や空間的な分布などは未だ謎に包まれている。
本研究では H i 輝線をマルチガウシアン分解アルゴリズム ROHSA を用いてスペクトルのフィッティングを行
い、H i の相分離に成功した。各相の空間分布を見ると、CNM の周りを LNM が取り囲むように分布していることが分かった。HLCG92–35 領域では CNM45%, LNM43%, WNM12% と CNM と LNM の質量分率が大きく、Cold H i ガスが豊富であることが明らかになった。また、CNM クランプを同定し物理量を求めた。CNM クランプの質量分布は分子雲と似ており、CNM が分子雲の質量を決定する可能性がある。

1

されると考えられている。WNM には温度や密度のIntroduction

揺らぎが存在する。それらが熱的に不安定になるこ
我々の根源である恒星は、主に水素分子ガス (H2 )でできた分子雲から誕生する。分子雲がどのように恒星へ進化するのかについては今まで多くの研究がとにより WNM は LNM を経由して CNM へと進化する。水素分子は温度の低い CNM 内で形成され、その水素分子は分子雲を構成する。

なされ、比較的詳細まで明らかになっている。一方、星間ガスの基本成分である中性水素原子ガス (H i) がどのようなメカニズムで分子雲に進化していくのかについては観測的な証拠が少なく未だ明らかになっていない。
水素原子雲については密度や温度の異なる”相”が存

水素原子雲の相、特に分子雲形成の場であると考えられている CNM がどのような物理状態でどのように分布しているかを観測的に明らかにすることが分子雲形成の理解には必要である。本研究では観測されたスペクトルから H i 雲の相分離を行い、各相の性質について調べた。

在することが分かっている。1 つ目の相が Warm Neu-

tral Medium(WNM) と呼ばれる相で、T ∼ 10000 K
程度と暖かく、密度が n = 0.1–1 cm−3 程度と低い。 2

Observations and Methods

観測されるスペクトルは温度が高いので幅が広く、光学的に薄いので強度が小さい形をしている。2 つ目の2.1

相が Cold Neutral Medium(CNM) と呼ばれる相で、T ∼ 100 K と冷たく、n ∼ 100 cm−3 程度と比較的高い密度である。観測スペクトルは、温度が低いので線幅が狭く、WNM より光学的に厚いので強い強度を持つ。また、これらの中間に熱的に不安定な相が無視できない量存在することが理論的な数値計算によって示されている (Saury et al.2014 など)。この
相は Lukewarm Neutral Medium(LNM) または Un-

stable Neutral Medium(UNM) と呼ばれる。LNM 相は WNM と CNM の中間の温度や密度を示すと考えられているが、詳しい性質はよく分かっていない。
分子雲の主成分である水素分子は CNM 内で形成

高銀緯雲 HLCG92-35

本研究では高銀緯雲 HLCG92-35 を目標天体とした。地球からの距離は約 250 pc である。HLCG92-35
は高銀緯にあるため、他の速度成分がなく解析に適した領域である。この雲は過去の超新星爆発の影響
で円弧状の分子雲が形成された領域内にあり、これらの分子雲は MBM53, 54, 55 と呼ばれる。また、解析領域の西側に分子雲が存在することが分かっている (図 1)。
本研究ではアレシボ 305 m 望遠鏡で観測された

GALFA-HI (The Galactic Arecibo L-band Feed Array HI ) サーベイの H i データを使用した。このデー

113

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
タの角分解能は ∼ 4′ (この領域では 0.3 pc に相当)
で、速度分解能は ∼ 0.184 km s

−1

1

である。

2

3

1 2 3

データキューブ

MBM 53スペクトルデータ

HLCG92-35

図 2: 空間的に連続したスペクトルの例。隣接した視
解

20

40

析

領

域

線方向では各成分のスペクトルは連続的に変化する。

60
MBM 54

MBM 55HI

12CO(J=1-0)

解像度

低

高

12

図 1: (上図) CO(J = 1–0) の積分強度図。HLCG92-

35 は円弧状に分布する分子雲の一部。これらの分子 図 3: 多重解像度プロセスのイメージ。低解像度で大雲は過去の超新星爆発により形成された。(下図) 今 きな構造をフィッティングし、徐々に解像度を上げて回解析を行った HLCG92-35 領域における H i 積分強小さな構造をフィッティングする。

度図。西側に分子雲が存在する。

2.2

ガウシアン分解アルゴリズム ROHSA

H i 各相はスペクトルの形が異なるが、実際に観測されるスペクトルはそれらが足し合わされたものである。したがって、相の分離にはスペクトルを分離する必要がある。本研究ではスペクトルの分離にマ

3Results

3.1

フィッティングモデルの相分離

ROHSA によるフィッティングの結果を示す。フィッティングに用いるガウシアンの数は 8 本とした。図 4はフィッティングに使われた全てのガウシアンのピー
ク強度と σ の散布図である。

ルチガウシアン分解アルゴリズムである ROHSA を使用した。ROHSA は”連続性を考慮した最適化”と”多重な相の分離をすることができる。
連続性を考慮した最適化とは、スペクトルの空間的な妥当性を考慮して相の分離を行うことである。図

CNM
ピーク強度 [K]

解像度アルゴリズム”という手法を用いることで適切

LNM

2 のように各相は空間的に連続的な分布をしている

WNM

はずであり、分解される個々のスペクトル (ガウス関数) は隣接する点では似た形をとるはずである。したσ[km s-1]

がってガウス関数のパラメータが近傍の点では似た値を取るようにフィッティングを行えばいい。これに

図 4: フィッティングに用いたガウシアンの全領域でより、空間的に連続的な解を得ることができる。

多重解像度アルゴリズムはデータの解像度を徐々 のピーク強度および σ の分布。σ によって成分が分に上げながらフィッティングを行う手法である。この 離している。σ が小さい方から CNM、LNM、WNM
アルゴリズムでは、初めに低解像度のフィットを行うと分類した。

ことで、全体の大まかな形状を把握し、その結果を次の高解像度データの初期値として利用する。これにより、大きい構造と小さい構造の両者の特徴を考慮したフィッティングが可能になる (図 3)。

図 4 によると、8 つのガウシアン成分は σ によって分離していることがわかる。この結果から、σ ∼2.5 km s−1 付近の成分を CNM、σ ∼ 6.0 km s−1付近の成分を LNM、σ ∼ 13.0 km s−1 と σ ∼114

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
16.0 km s−1 付近の成分を WNM と分類した。

図 6(c) は CNM クランプ内部の水素原子の平均密度分布である。平均値が 80 個/cm−3 と、CNM の典

3.2

型的な値と矛盾のない結果である。

各相の質量分率

図 6(d) は CNM クランプの質量分布であり、平均

H i 雲全体に対する各相の質量分率の空間分布を

値は 2 太陽質量程度である。検出したクランプの総図 5 に示す。CNM はクランプ状の構造があり、その質量は約 1300 太陽質量で、CNM 全体の 14%程度で周囲を LNM が取り囲むように分布している。CNMある。

と LNM の空間分布は反相関を示している。一方、

(a)

(b)

AVE: 0.62
MEDIAN : 0.54

AVE: 3.14
MEDIAN : 2.91

WNM は他の相との相関は分からない。
また、各相の質量分率は CNM : LNM : WNM ∼Counts45 : 43 : 12 であると求められた。HLCG92-35 領
域では WNM よりも CNM や LNM が多いことが分かった。

線幅 linewidth [km s-1]

半径 radius [pc](d)

AVE : 80.5
MEDIAN : 70.9

AVE : 2.12
MEDIAN : 1.07

Counts(c)

図 5: 全体に対する各相の質量分率の空間分布。CNMの多いところでは LNM が少ないなど両者の分布には反相関が見られる。
数密度 number density [cm-1]

3.3

質量 mass [M◉]

図 6: CNM クランプの物理量分布。(a) クランプの

CNM クランプの物理量

半径 (b) 線幅 (c) 数密度 (d) 質量

CNM 相のより濃い場所 (CNM クランプ) の物理量を求めた。CNM クランプの同定には astrodendro を使用した。HLCG92-35 領域において 614 個の CNM
クランプが同定された。図 6 は、CNM クランプの物
理量分布のヒストグラムである。
図 6(a) は CNM クランプの半径の分布であり、平4Discussion

4.1

各相の相関関係

均値は 0.62 pc で、1 pc 未満のクランプが 9 割近い。

図 7 は異なる相の質量分率の頻度を 2 次元カラー

ただし、データの分解能により小さいクランプは検マップにした図である。CNM と LNM の質量分率の出できていない可能性があり、さらに多くの小さい

相関 (図 7 左) を見ると、斜めに分布している。これ

クランプが存在する可能性がある。

より、CNM と LNM の空間的な質量分率は反相関し

図 6(b) は CNM クランプのスペクトルの平均線幅分布である。平均値は 3.14 km s−1である。線幅を全て熱的線幅と仮定してガスの温度を見積もるとていると分かる。CNM と WNM の質量分率の相関(図 7 右) では傾きの小さい分布をしていることから、
あまり相関がないと分かる。
図 8 は Kalberla & Haud (2018) で示された全天のT ∼ 239 K と吸収線観測で明らかになっている温度(∼ 100 K) より大きくなる。これは、CNM クランプ H i とフィラメント構造 (cold H i ガスが豊富) に限定には乱流が存在し、熱的線幅に加えて乱流による線 した場合の各相の相関関係である。今回 HLCG92-35
幅拡大が生じていると考えられる。

領域で求めた相関関係は Kalberla & Haud (2018) の115

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
フィラメント構造の結果とよく似ている。したがっ 量スペクトルを求めた。12 CO(J = 1–0) で検出されて、HLCG92-35 領域には分子雲が存在しているたた分子雲に対して、dN/dM = M −1.73±0.08 (質量範

め、一般的な HI 雲と比べて密度が高く冷たい H i ガ

囲 M12 CO ≥ 0.4 M⊙ ) であった。

スが豊富に存在している領域であることがわかる。

この比較により、CNM と分子雲は類似した質量分布を持つことが示唆される。CNM は分子雲の質量を4.2決定する可能性がある。

CNM クランプの質量スペクトル

図 9 は HLCG92-35 領域における CNM クランプの<latexit sha1_base64="uETDTw3/V+ewpptRE2+KobYLLyU=">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</latexit>

N /M

累積質量関数である。MCNM より大きな質量のクラン
コア累積数 N

プの数 N (≥ MCNM ) を MCNM に対してプロットする

0.71±0.01と、MCNM ≥ 1.0 M⊙ の質量範囲で単位質量間隔あたりのクランプ数 dN/dM が dN/dM = M −1.71±0.01のような冪乗則で表せることが分かった。Yamamoto

et al. (2003) は HLCG92-35 領域を含む MBM53 から MBM55 にわたる領域において分子雲における質質量 MCNM (太陽質量)

図 9: HLCG92-35 領域における CNM クランプの累積質量関数。MCNM より大きな質量のクランプの数 N (≥ MCNM ) を MCNM に対してプロットすると、MCNM ≥ 1.0 M⊙ の質量範囲で N ∝ M −0.71±0.01 の冪乗則を示す。

図 7: 異なる相の相分率の頻度が互いにどのように関係しているかを表す 2 次元分布。(左)fCNM と fLNM

5(右)fCNM と fWNM の関係を示す。

ガウシアン分解アルゴリズム ROHSA による H i 相
分離の結果、CNM と LNM の空間分布が反相関してフィラメント構造

全天HI

(a)

いること、HLCG92-35 領域は cold HI ガスが豊富な(c)領域であることを明らかにした。また、CNM クラン

LNM fraction

LNM fraction

Conclusion

プの物理量を導出し、CNM クランプの質量分布関数は MBM 分子雲と類似した形をしていることが分

CNM fraction

今後、CO データ (分子雲) や赤外線データ (ダス(d)WNM fraction

WNM fraction

かった。
(b)

ト) との比較を行う。

Reference

CNM fraction

Kalberla & Haud 2012, A&A, 619, 58

図 8: Kalberla & Haud (2018) が示した (a) 全天における fCNM と fLNM (b) 全天における fCNM と fWNM

Marchal et al. 2019, A&A, 626, 101(c) フィラメント構造における fCNM と fLNM (d) フィ

Peek et al. 2019, ApJS, 194, 20

ラメント構造における fCNM と fWNM

Saury et al. 2014, A&A, 567, 16(c),(d) の分布が本研究の結果と類似している

Yamamoto et al. 2003, ApJ, 592, 217

116

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星間 a26

高密度ガストレーサーを用いた分子雲高密度領域の
N-PDF(柱密度頻度分布関数) の特徴
柴田 洋佑

117

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

高密度ガストレーサーを用いた分子雲高密度領域の N-PDF(柱密度頻度
分布関数) の特徴
柴田 洋佑 (鹿児島大学大学院 理工学研究科)

Abstract
分子雲の密度構造の特徴を調べる方法として、近年、N-PDF(柱密度頻度分布関数) が注目されている。密度構造が乱流などランダムな過程で作られている場合、その形状は対数正規分布 (Log-normal=LN) になるとされ、重力収縮など不可逆的な過程が卓越してくると高密度側にべき乗 (Power-law=PL) の裾を引くとされている。一方、CO など低密度分子ガストレーサーを用いた解析では、複数の LN の組み合わせだけで

N-PDF がよく説明出来ることがわかってきた 。では、自己重力の影響がより強いと予想される、高密度ガ
ストレーサー (NH3 , N2 H+ , C18 O) ではどうなるのだろうか？そこで、これらを用いた N-PDF を調査した。本研究では、GBT、NRO45m で観測された Aquila Rift のデータを使用した。画素データの空間分解
能 0.1pc 程度で 分子雲１個ごとの N-PDF を作成した。その結果、全ての N-PDF が LN 分布のみを示す
ことが分かった。一方で、ダスト連続波による N-PDF は同じ雲に対して、PL の存在が報告されている。この食い違いを調べるために、NH3 , N2 H+ が十分に強く検出された領域でダスト連続波から N-PDF を描くと、低密度側の成分が抜け落ち、高密度側の LN のみが残ることがわかった。これは、ダスト連続波で捉えた 雲 が複数の密度構造の複合体であり、PL は見かけ上の構造であることを示唆する。

1

るメリットから、ダスト連続波から得られた水素柱

Introduction
星間分子雲は n(H2 ) > 102∼3 のガスで構成されている 10 ∼ 100pc 程度の構造で乱流運動が卓越している。分子雲内部でガスが集まり星の誕生する直前の段階である n(H2 ) ∼ 105 の領域を分子雲コアと呼び、大きさは 0.1pc 程度である。分子雲コアでは自己重力収縮が起きており、内部では原始星が誕生する。そのため、分子雲コアの形成過程は星形成に密接に関連する。しかしながら、分子雲コアの形成過程はいまだに詳しく理解されていない。
分子雲コアの形成過程の理解のために、柱密度のヒストグラムである N-PDF(柱密度頻度分布関数) を用いて密度構造に着目したアプローチを行った。N-PDF は対数正規分布 (=LN) を示すと乱流が卓越していることを示す。そこからべき乗 (=PL) に則る直線状の分布は重力収縮を示しているとしていると考えられている (e.g. (J. Kainulainen et al.

2009))。

このように、分子雲の密度構造に影響を与える物理過程を調べるのに効果的なツールである。また、解析の際には単一の分子雲のみが含まれているマップ
での解析が必要である。

N-PDF を用いた解析は、広い密度範囲で解析でき

密度マップでよく描かれている (e.g. (N.Schneider

et al. 2022))。一方、近年では分子輝線での解析も行われるようになっている (e.g. (N.Schneider et al.

2016))。分子輝線では、視線速度方向の分離が出来ることや、ダスト連続波を用いた場合より狭い密度
範囲に限定した解析を行うことが可能である。近年の N-PDF 解析において (n(H2 )∼103 ) 程度の低密度
ガストレーサーを用いると、複数の LN のみで PL を使わずに説明可能であることが分かってきた。(e.g.

(T.Murase et al. 2023))。
今回は、n(H2 )=104∼5 をトレースするような複数の高密度トレーサー、C18 O,NH3 ,N2 H+ を用いた N-

PDF 解析を行った。これらの輝線は、分子雲高密度
領域 ∼ 分子雲コアをトレースすると考えられている。複数の臨界密度の異なる 3 つの分子輝線から、十分な強度を示した領域を分子輝線ごとに作成する。
このそれぞれの領域は、分子輝線の臨界密度以上の体積密度を持ったガスが存在する領域と考えることができる。このように複数分子輝線を用いることで、臨界密度以上のガスが存在する領域の範囲を複数作成する。このそれぞれの領域に対して N-PDF の形状の変化を調べることで、分子雲において自己重力1182023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: NH3 (1,1) 輝線と N2 H+ (J=1-0) 輝線のプロファイル。ここではそれぞれの中央の強い成分,N2 H+ (J=1-0) の二番目に強い成分を main line, その他の成分を satellite line と呼ぶ。

がどの程度の範囲から卓越するかの調査を行った。

波数帯に複数の輝線を持つ分子は輝線間の理論強度比 a を用いて光学的厚みを以下の式で導出すること
ができる。

2

Data
本研究では、Greenbank Telescope 100m で観測

T (main)
1 − exp−τ=T (other)
1 − exp−aτ

された NH3 (1,1),NH3 (2,2) データ ((R. K. Friesen

Main line 以外の成分の輝線強度を求めるには、理(1)2016))、野辺山 45m 望遠鏡で観測された論的な速度差とその速度に対して一定の幅を持たせ

N2 H+ ,C18 O の (J=1-0) データ ((F. Nakamura et al.

ることで各 hyperﬁne 成分の周波数帯域の推定をする

2019))、Herschel Gould Belt Survey ((Ph.André et

ことができる。そこからピーク温度を求めた。また、

2010)) の柱密度マップそれぞれのアーカイブ

ピーク温度に対する SN 比では強い noise 成分との区データを使用している。領域は、Aquila Rift 分子雲別がつけられない。そのため線幅による評価も行っ

内の Serpens South 領域を使用している。この領域

た。評価方法は SN>3 のチャンネルがあるチャンネル

は、若い星形成領域であり、使用したマップサイズは数以上各成分の周波数帯域で検出できれば解析に使用

おおよそ 4.25×4.25pc であり、単一の分子雲となっしている。NH3 (1,1) では 3 チャンネル,N2 H+ (J=1-ている。NH3 データは空間分解能 32 秒、速度分解
能 0.15km s−1 、N2 H+ ,C18 O データはそれぞれ空間0) では 5 チャンネルとしている。このチャンネル
数はどちらも 0.5km s−1 に合わせたものになって分解能 24.1 秒,22.1 秒、速度分解能 0.1km s−1 、柱密いる (典型値よりも狭い線幅として引用 in (R. K.

度マップは分解能 18.2 秒となっている。また、解析

Friesen et al. 2016))。また、線幅がより狭い輝線に

時 NH3 の空間分解能に合わせるため、すべてのデー

対しても NH3 (1,1): SN(main)>10, SN(satellite)>5,

タを 32 秒に平滑化しており、ピクセルサイズは 10.6

N2 H+ (J=1-0): SN(main)>10, SN(satellite)>7 の十秒となっている。

分な強度を示した場合、解析に使用している。また、

et al.

al.

C18 O(J=1-0) の解析の際に、Tex に下限値を設定し3ている。これは、(T. Shimoikura et al. 2019) でもAnalysis & Results

同様に行われており、12 CO の自己吸収が起こっておNH3 ,N2 H+ は超微細構造を持ち、同じ周波数帯に り、ピーク温度が過小評価されてしまうことから行っ
複数の輝線を持つ。ラインプロファイルを図 1 で示 ている。今回、下限値は 15K とし、それ以下の値をす。このような輝線から柱密度を求める際には、最取った領域をすべて Tex = 15K として解析した。

も強度の強い main line のみではなく、その他の成分

これらの検出条件を用いると、各輝線の検出領域はの輝線に対しても十分な強度が必要になる。同じ周

図 2 のようになり、同じ領域から作成した分子輝線とダストの N-PDF は図 3 になる。ここで、分子輝線の1192023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 各輝線が検出された領域の積分強度マップ。左から右へ向かうにつれて臨界密度が高くなる。

図 3: 各輝線が検出された領域より作成した N-PDF。塗り潰したマーカーで示されているのが分子輝線より作成した N-PDF。×のマーカーで示されているのが同じ領域のダスト連続波より求めた H2 柱密度マッ
プから作成した N-PDF。横軸は H2 柱密度。

柱密度は変換係数を用いて H2 柱密度へ変換しており、 4

X(C18 O)=106.30 , X(NH3 )=107.35 , X(N2 H+ )=109.1となっている。この値はそれぞれ N-PDF の形がダストの PDF に合致するように決定している。この値は、他の論文で得られた値と大差ないものになっている。
ダストと分子輝線から得られた N-PDF について
見ると、どちらも折れ曲がりを持った LN のような形状であり、明らかな PL は出現していないことが分かる。今回使用した輝線は分子雲高密度領域から
分子雲コアのような重力収縮の影響を受けると考えられるような領域をトレースするような分子輝線でDiscussion
分子輝線の結果と領域全体のダスト N-PDF を重ねたものを図 4 で示す。この図より、ダスト N-PDF
では PL が見えてる密度と同程度の密度で LN のよ
うな折れ曲がりがある構造が存在していることが分かる。この結果より、ダストで見えている PL は複数の密度構造が重なることで生じる見かけ上の構造であることが示唆される。このような結果は、(R. L.

Ward et al. 2014) でも示唆されており、星形成が起こるような分子雲では、見かけ上の PL が見えるとしている。

あるため、PL の検出が期待されたが、そのような結果にはならなかった。

5

Conclusion
本研究で行ったこと、わかったことを以下にまと

める。

120

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 領域全体のダスト N-PDF とそれぞれの分子輝線の N-PDF を重ねた図。黒線がダスト N-PDF。赤線
より右側は従来のダスト N-PDF の研究で PL が検出していると予想される範囲。緑線より左側は今回の結果より LN 構造が発見された限界の密度とする。

1. 複数分子輝線を用いた N-PDF 解析を臨界密度で区切った複数の領域に対して行った。また、超微細構造を持つ分子輝線に対して、satellite line
強度まで考慮した解析を行った。

2. PL の検出が予想される高密度ガストレーサーを用いた N-PDF は PL 形状を示さず折れ曲がりを持った LN のような形状であることが分かり、分子雲内における乱流構造が予想されているよ
りも高密度まで続いていることを示唆する。

3. 従来予想されていた PL の形状は、見かけ上のものであることを示唆する。より細かい構造はシミュレーションとの比較や様々な臨界密度を

Alves J., Lombardi M., Lada C., 2017, A&A, 606, 2
Schneider N., Ossenkopf-Okada V., Clarke S., et al.,2022, A&A, 666, 165
Schneider N., Bontemps S., Motte F., et al., 2016, A&A,
587, 74
Murase T., Handa T., Matsusaka R., et al., 2023,MNRAS, 523, 1373
Friesen R. K., Bourke T. L., Di Francesco J., et al.,2016, ApJ, 833, 204
Nakamura F., Shun I., Dobashi K., et al., 2019, PASJ,71, 3André Ph., Men’shchikov A. Bontemps S., et al., 2010,
A&A, 518, 102持つ分子輝線での解析をすることが必要になる。 Shimoikura T., Dobashi K., Nakamura F., et al., 2019,
PASJ, 71, 4
Ward Rachel L., Wadsley J., Sills A., 2014, MNRAS,
445, 1575

Reference
Kainulainen J., Beuther H., Henning T., et al., 2009,
A&A, 508, 35

121

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星間 a27ファラデートモグラフィを用いた複合超新星残骸
MSH15-56 の偏波解析
田村 一稀

122

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

ファラデートモグラフィを用いた複合超新星残骸 MSH15-56 の偏波解析
田村

一稀 (熊本大学大学院 自然科学教育部)

Abstract
宇宙に存在する磁場は天体やガスの運動に強く関わりを持ち、これまでの宇宙の変遷の歴史に大きく関わってきた。そのため、宇宙磁場を解明することは宇宙を理解する上で有効な手段の一つである。
磁場の観測に用いる現象にシンクロトロン放射とファラデー回転がある。この 2 種の現象を偏波で観測することで磁場の視線に垂直な成分、並行な成分を得ることができる。しかし、これらの情報からは視線方向に積分された値を知ることはできるが、視線方向をも含めた三次元的な構造を読み解くことはできない。そこ
でファラデートモグラフィという手法を用いると、ファラデー深度空間における偏波強度、別名ファラデー
分散関数 (FDF) を得ることができる (Takahashi K 2023)。ファラデー深度とは熱的電子密度と視線に平行な磁場の視線積分を視線方向座標を変数として表す関数であり、FDF は三次元空間の情報を含んでいる。
本研究では複合超新星残骸 MSH15-56 を対象としている (Tea Temin et al. 2013)。ASKAP にて観測された
偏波強度データに対してスクリプトの RM-Tools を使ってファラデートモグラフィを実行し、偏波の振る舞
いを解析・描画ツールの CARTA 等で調査した。その際、不完全なフーリエ変換により現れるアーティファ
クトを軽減し、真の FDF を再現する操作、RM CLEAN、QU ﬁt を利用している。それぞれの操作で得たFDF の分析を行い、その結果を報告する。

1のフーリエ共役な 2 式で表される。ここで F (ϕ) をIntroduction
宇宙磁場は天体・銀河の形成に影響を与える。すなわち、磁場の構造は宇宙の歴史を解明する上で大きな手がかりと言える。本研究では星の成長の終焉である超新星残骸の磁場を観測することで、星の成Faraday dispersion function（FDF）と呼び、ϕ にある偏波源の単位 ϕ あたりの偏波強度を示している。
このとき視線方向 x の積分値としてファラデー深度

ϕ(x) を長と磁場の関係を紐解くことを目的としている。

ϕ(x) ≡

磁場の観測には偏波の観測が有効である。電子がe328π ε0 me 2 c3

∫ x
0

ne B∥ dx′(3)

磁力線の周りに巻き付くことによって放出するシンと定義している。ここで、ε0 は真空の誘電率、me はクロトロン放射、電磁波が磁化したプラズマ中を通電子質量、ne は熱的な電子密度、B∥ は視線に平行過する際に偏波面が回転する現象、ファラデー回転な磁場成分である。

の 2 種の観測である。それぞれ視線に垂直な磁場、先行研究 (Ideguchi S et al. 2022) では、外部の乱流

平行な磁場の情報を与えてくれる。しかし、これら磁場を考慮しない理想的な 3 次元超新星残骸の MHD

は我々が観測する際には視線方向に足し合わされた

シュミレーションを行っており、解析的かつ数値的数値にて得られる。したがって 3 次元的な磁場の構に考えられた FDF が示されている。また、論文内で造は得られない。この問題を解消する手法にファラFDF の形状と磁場の向きの関係性が明らかにされてデートモグラフィを用いる (M. A. Brentjens, & A.

いる。

G. de Bruyn 2005)。視線方向にファラデー回転が異本研究では超新星残骸 MSH15-56 の偏波観測デー

なる強度で発生することを考慮して偏波強度 P (λ) をタに対し、ファラデートモグラフィを実行し、対象天記述すると、体の普遍的な傾向を探った。また、不完全なフーリ∫ ∞2

P (λ2 ) =F (ϕ)e2iϕλ dϕ
−∞
∫
2
1 ∞
F (ϕ) =P (λ2 )e−2iϕλ dλ2
π −∞

(1)
(2)

エ変換を実行するときに現れるアーティファクトを軽減する目的で行う 2 種の操作、RM CLEAN、QU

ﬁt の結果の類似点、相違点を報告する。

1232023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

ここで RMSF(ϕ) は観測する波長が a ≤ λ ≤ b であAnalysis Methods andObservation

2.1

るとき、

RMSF(ϕ) =Analysis Methods

ファラデートモグラフィには重要な問題が 2 つ存在する。

1π(b2 − a2 )∫ b2e−2iϕλ dλ2
2

(4)

a2

√

であり、幅は半値全幅 b22−a32 となる。必要な計算量が少なく、ファラデートモグラフィの解析手法とし• フーリエ共役な 2 式を示した時に FDF の λ の積 て広く用いられる。しかし、半値全幅が基本の幅と分範囲が −∞〜∞ となっている。この時、λ2 < 0 なるので、この幅よりも小さい構造が存在するとき
2は現実的ではなく、加えて λ の観測可能な範囲に RM CLEAN では見逃す可能性がある点、大きくには限界がある。よって FDF の式は不完全な

広がった構造では強度が大幅に減少してしまう点等

フーリエ変換から得られることとなる。

の欠点も見られる。

• ϕ は視線方向 x の積分から得られると先程述べた。すなわち、視線上の磁場の向きが反転すれ

2.1.2

ば ϕ の増減も反転し、異なる x が同じ ϕ を示す
可能性がある。したがって ϕ は実際の座標と 1:1で対応しておらず、FDF から物理的な意味を抽出することは非常に困難である。

QU ﬁt

QU ﬁt は FDF のモデルを仮定し、モデルの FDF
から偏波強度 P を求める。求められた P を観測デー
タの P にフィットすることでパラメータを定め、FDFを推定する手法である。今回用いたモデルはデルタ

このような要因で不完全に生成される FDF のことを関数とガウス関数であり、dirty FDF という。本研究では前者の影響を緩和さ

F (ϕ) = f0 e2iχ0 δ(ϕ − ϕ0 )せる操作、RM CLEAN、QU ﬁt を使用している。

f0e
F (ϕ) = √
2πσ
2.1.1

−(ϕ−ϕ0 )2
+2iχ0
2σ 2

(5)
(6)

RM CLEANが、用いた数式である。ここで、強度 f0 、偏波角 χ0 、
RM CLEAN は FDF がデルタ関数の集合と考え、 ファラデー深度 ϕ0 、ガウス関数の幅 σ をパラメータ
大きなピークを持つ ϕ の特徴を掴みやすくなるよう郡 η としている。モデルのフィットの具合は以下のに再構築する手法である。具体的なアルゴリズムは式で考えている。

以下である。

χ2 (η) =1. dirty FDF の最大値をとる ϕ を ϕpeak とする。
2. CLEAN component と い う 格 納 場 所 に(ϕpeak , γFDF(ϕpeak )δ(ϕ − ϕpeak )) の デ ル
タ関数を加える。(γ = 0.1)

σi 2

i

(7)
σi は観測データ Pobservation の誤差、i は λ2 のチャンネルを示しており、χ2 (η) が最小となるパラメータ郡

3. dirty FDF から γFDF(ϕpeak )RMSF(ϕ − ϕpeak )η が最もフィットするパラメータと考えられる。
フィットさせる関数は複数用いることで χ2 (η) は下を差し引く。

4. 残差に対して 1.〜3. を繰り返し、最大値を小さくしていく。残差が全ての ϕ で基準値 ε を下回っ

がっていくが、モデルに過適応してしまう。今回はモデル選択の際に情報量基準の中で AIC を利用した。
χ2

AIC = −2 ln(e− 2 ) + 2k = χ2 + 2kた時に終了する。

5. CLEAN component に格納された複数のデルタ関数に対して、それぞれ RMSF(ϕ) と同じ幅のガウス関数をかけ、足し合わせる。これに残差を加えたものが cleaned FDF と呼ばれる。

∑ (Pmodel (λi 2 , η) − Pobservation (λi 2 ))2(8)

ここで k はパラメータの数である。AIC が最小になるモデルを選択することで過適応を起こさない最適と考えられる FDF のパラメータを得ることができる。

124

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.2

FDF の偏波強度が高い位置は一致していることが分

Observation

本研究では対象として赤経 15:52:00、赤緯-56:15:00に位置する、中心部に電波パルサー風星雲を持つ複合超新星残骸、MSH15-56 を選択している。
今 回 用 い る デ ー タ は Square Kilometre Array（SKA）の先行機である Australian Square Kilome-

tre Array Pathﬁnder（ASKAP）にて 2021 年の 8 月に観測されたデータである。周波数域は 800MHz〜

1087MHz であり、288 チャンネル、チャンネル幅が1MHz のデータである。

かる。また、シェルの縁と考えられる位置に FDF が
何もない空間と比較して、高い強度を示していることが分かる。
次に FDF に特徴が表れる、SNR の中心の 1 点とシェルの 2 点、合計 3 点で RM CLEAN,QU ﬁt を行った（図 3）。どの点でも FDF のピークを持つ ϕが 2 種の解析手法で近い値となっていることが分かる。また中心部と左上部のシェルの FDF の形が右上部のシェルの FDF と比べて似ており、2 点間に連続的な変化が見られる可能性がある。
そこで、この 2 点を通る直線の座標を横軸、ϕ を縦軸、カラーマップを FDF の強度として図 4 に示す。
横軸 0 が左上端、500 が右下端、125,375 が先ほどの2 点、左上部と中心部の座標である。375 付近に連続の構造は見られるがその構造が 125 まで続いてるとは考え難い。

4

Discussion&Future Work得られた FDF から多くの磁場（偏波源）の情報が示唆される。今回注目した点等は FDF に複数のピー

図 1: 周波数 843MHz における電波強度（左図）、

クを持っていることから視線上に複数の偏波源が存

偏波強度（右図）のカラーマップ

在することが示唆される。特に中心部には連続的なFDF の構造が見られたので、強力な偏波源が考えられる。また RM CLEAN では 1,2 個のピークがみら3れたことに対し、QU ﬁt では 2 個以上のピークが見Results

られたことより、QU ﬁt は細かい磁場の構造を再現

RM CLEAN を実行し ϕ = 0 における FDF のカすることが確認できた。加えて、先行研究 (Ideguchi

ラープロットが図 2 である。電波強度が高い位置とS et al. 2022) では視線方向に磁場が存在するとき、シェル付近の FDF は ϕ = 0 と |ϕ| = 30〜60 にピークがあった。これは今回対象とした SNR の特徴に類似しており、視線方向の磁場が存在している可能性が考えられる。
今後、対象天体が持つ偏波源の数、強度、位置を上記の解析結果から抽出することが必要となる。また、
今回は複合 SNR を研究の対象としており、SNR のみの研究として最適の対象であるとは言えない。今後は、他の超新星残骸に対しても同様の解析を行う
ことで体系的な SNR の FDF における構造の探索も行っていく。

図 2: RM CLEAN によって得られた cleaned FDFの ϕ = 0 における偏波強度カラーマップ

125

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 下図は上図にて示している直線を横軸、ϕ を縦軸、色を偏波強度で示した図である。座標は直線の左上端が 0、右下端が 500 に対応している。

Reference
Keitaro Takahashi, 2023, PASJ, 75, Special Issue Supplement 1, S50, doi:10.1093/pasj/psac111
Tea Temim, Patrick Slane, Daniel Castro, Paul P. Plucinsky, Joseph Gelfand,& John R. Dickel, 2013, ApJ,
768, 61, doi:10.1088/0004- 637X/768/1/61
M. A. Brentjens, A. G. de Bruyn, 2005, A&A, 441, 1217,
doi:10.1051/0004-6361:20052990
Shinsuke Ideguchi, Tsuyoshi Inoue, Takuya Akahori, Keitaro Takahashi, 2022, MNRAS, 513, 3289,
図 3: 最上図にて示している 3 点（赤丸、緑三角、白四
doi:10.1093/mnras/stac1086角）でそれぞれ RM CLEAN,QU ﬁt を実行した。横軸はファラデー深度 ϕ、縦軸は偏波強度を示している。
上から順に SNR 中心部（赤丸）、シェル左上部（白四角）、シェル右上部（緑三角）の 1 ピクセルにおけるFDF である。

126

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星間 a28再結合優勢プラズマを持つ超新星残骸 G346.6-0.2 のスペクトル解析と形成過程について
古瀬 愛実

127

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

再結合優勢プラズマを持つ超新星残骸 G346.6−0.2 のスペクトル解析と形成過程について
古瀬 愛実 (奈良女大学大学院 人間文化総合科学研究科)

Abstract
一般的な超新星残骸 (Supernova Remnant: SNR) のプラズマは電離が再結合よりも支配的である電離進行
プラズマ状態 (Ionizing Plasma: IP) から、時間経過と共に電離と再結合が平衡の電離平衡状態 (Collisional

Ionization Equilibrium: CIE) となる。しかし近年、再結合が電離より支配的な再結合優勢プラズマ (Recombining Plasma: RP) を持つ SNR が発見されている。この RP の形成過程や起源は未だ議論が続いており、熱伝導や断熱膨張により電子温度が下がる電子冷却説や、近傍光源からの X 線放射や低エネルギーにより電離が進行する電離促進説などがある。G346.6−0.2 は放射性再結合連続放射を持つことから、初期電離温度が 5keV の RP モデルでスペクトルを再現できることが Yamauchi et al. (2013) で報告されている 。
本解析では、すざく衛星の X 線データを使用し、銀河面 X 線放射を考慮したモデルを用いてバックグラウ
ンドの寄与を見積もり、元素ごとに初期電離温度が異なるモデルを導入して解析を行った。その結果、元素ごとに初期電離温度が異なっており、初期状態は CIE 状態でなくてもよいことがわかった。また原子番号との関係は、Hirayama et al. (2019) で確認された傾向と無矛盾である結果が得られた。複数の IP−SNR、RP−SNR を用いた Yamauchi et al. (2021) では同様のモデルを適用して系統的な調査を行い、この傾向
は IP−SNR でも見られること、IP−SNR よりも RP−SNR の電離温度の方が高いことから電離促進によりIP から RP へ変化したシナリオを提案している。さらに先行研究 (Saji, S. 2018, Ph.D.thesis) では G346.6−0.2 から低エネルギー宇宙線陽子起源と考えられる中性鉄輝線が発見されている。解析結果から、低エネ
ルギー宇宙線陽子による電離促進によって RP へ変化したシナリオが説明可能かをエネルギーの観点で検討する。

1

シェル型の電波放射を持つ複合形態型 (MM; Mixed-

Introduction星は進化過程の最後に超新星爆発という爆発を起こし、その後に残された星雲状の天体を超新星残骸(Supernova Remnant; SNR) という。衝撃波のエネ

morphology)SNR であるなどの共通点がある。形成
過程や起源は未だ議論が続いており、電子温度が下降する電子冷却説や電離温度が上昇する電離促進説などが提案されている。

ルギーにより SNR 内部は高温プラズマ状態となり、加熱されたプラズマ内部の原子や電子には質量に比例したエネルギーが与えられる。SNR のプラズマは
電子温度 kTe と電離温度 kTz の２つの温度で表される。通常の SNR はプラズマ内部の電離が再結合よ
りも優勢的な電離優勢プラズマ (IP; kTe ＞ kTz) 状
態であり、やがて数十万年を経て電離と再結合が釣り合った電離平衡状態 (CIE; kTe=kTz) に収束する。
しかし近年の観測により、電離よりも再結合が優勢
的な再結合プラズマ (RP; kTe ＜ kTz) をもつ SNR

RP−SNR の形成過程の解明には詳細なスペクト
ル解析が必要である。Hirayama et al. (2019) は、

RP−SNR 解析において, 元素依存の初期電離温度kTz0 を持つことを発見した。また本研究対象である G346.6−0.2 は初期電離温度が 5keV の RP モデ
ルでスペクトルを再現できることが Yamauchi et al.

(2013) で報告されている。したがって本研究では RP−SNR の形成過程の解明を目的として、G346.6−0.2に Hirayama et al. (2019) と同様のモデルを使用して元素毎の電離温度の調査を行った。

が発見されている。

RP−SNR は再結合の頻度が高いときに現れる放射性再結合連続線の存在や、中心集中した X 線放射と128

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

kTz0 は 5keV に固定し、全ての元素で CIE とな

Methods and Observations

りその後 RP に遷移することを仮定した。フリー

G346.6−0.2(ObsID=504096010) は銀河円盤上にパラメーターは NH 、kTe、Mg、Si、S、Ar、Ca、

位置しているため、銀河面 X 線放射 (GRXE; Galactic

Fe、Ni、再結合タイムスケール ne T、normaliza-

Ridge X-ray Emission) を考慮したモデルを用いて

tion とした。スペクトル図とパラメータの一部はバックグラウンド (BGD) の評価を行った。見積もっ図２と表 1 に示す。Yamauchi et al. (2013) とパ

た BGD のパラメータを用いて、G346.6−0.2 のソーラメータの結果が一致したことが確認されスペス (SRC) 領域の解析を行い元素ごとに初期電離温度

クトルを再現できた。次の Model B では、RP−が異なるモデルを導入した。解析には X 線天文衛星

SNR である IC 443 において, 元素依存の kTz0

「すざく」に搭載された XIS のうち高エネルギー側でを持つことを発見した Hirayama et al. (2019)

感度の良い表面照射型の XIS0 と 3 で取得したデーを参照し、元素毎に kTz0 が異なるモデルを用タを使用した。

Resultsnormalized counts s−1 keV−1

3

いて kTz0 の詳細な調査を行う。

G346.6−0.2 の SRC 領域は図 1 の様に楕円状にくり抜き、BGD 領域は検出器からとれる最大の領域(ソース領域、点源領域は除外) を指定した。BGD の評価に用いたモデルは Uchiyama et al. (2013) を参(data−model)/error

照した。

0.1

0.01

10−3

10−4
4
2
0
−2
−4
1

2
Energy (keV)510

図 2: Model A での 0.7−10keV band のスペクトル図。赤の実線は SRC モデル、青の実線は BGD モデル, 薄灰色の点線は詳細な BGD モデルを示す。水色の実線は gaussian を示す。
0

0.72

1.4

2.2

2.9

3.6

4.3

5

5.8

6.5

7.2

図 1: G346.6−0.2 の XIS0 0.8−8keV の X 線イメージ。 緑色、白色の領域がそれぞれ SRC、BGD 領域。

• Model B
Model B は元素毎に異なる初期電離温度 kTz0 をもつ RP モデルであり、Hirayama et al. (2019)と同様のモデルを導入した。元素毎に異なる

3.1

kTz0 を持つ RP を再現するために複数の RP モ

Model

デルを組み合わせ解析を行った。 さらに 6.4keV付近の Fe Kα 輝線の残差の補正として gaussian• Model A
Model A は Yamauchi et al. (2013) と同様のを入れている。フリーパラメーターは NH 、kTe、

RP モデルを導入し、全ての元素が共通の初期

kTz0、Mg、Si、S、Ar、Ca、Fe、Ni、再結合タ

電離温度 kTz0 をもつと仮定したモデルである。

イムス ケール ne T、normalization とした。元さらに 6.4keV 付近の Fe Kα 輝線の残差の補正

素のグルーピングは Mg、Si をグループ A、S をとして gaussian を入れている。

グループ B、Ar−Ni をグループ C と分けた。

1292023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
グループ C の kTz0 が制限がつかなかったため、

表 1: 各モデルの best ﬁt パラメータ

グループ C の kTz0 の上限値を 5keV に固定しParameter

Model A

Model B

表 1 に示す。χ2 /dof.=211.06/189 (1.12) とス

kT e (keV)

0.27+0.03−0.02

ペクトルをよく再現しており、初期状態は CIEn e t†

でなくても良いことが確認された。Hirayama etnorm† †

0.27+0.01−0.02
4.69+0.21−0.33
0.076+0.003−0.0020.060+0.090−0.017al. (2019) では原子番号の増加に伴って kTz0

kTz0 (A)(keV)

5(ﬁxed)1.57+0.16−0.14も増加する傾向を報告しており、本解析でもそkTz0 (B)(keV)−

1.72+0.16−0.14の傾向に無矛盾の結果が得られた。また Model

kTz0 (C)(keV)

−

5<0
−4.36

A と同様に 6.4keV 付近の Fe Kα 輝線が確認さ

H−Ne(solar)1(ﬁxed)1(ﬁxed)れた。

Mg(solar)

0.24+0.06−0.16

0.20+0.12−0.14

Si(solar)

0.47+0.05−0.04

0.54+0.10−0.10

S(solar)

0.55+0.08−0.04

0.81+0.39−0.25

Ar=Ca(solar)

0.75+0.14−0.13

0.55+0.65−0.15

Fe=N(solar)

0.026+0.010−0.026

0.038+0..92−0.038Other(solar)0(ﬁxed)0(ﬁxed)Redshift0(ﬁxed)0(ﬁxed)217.79/192

211.06/189(1.13)(1.12)(data−model)/error

normalized counts s−1 keV−1

た。スペクトル図とパラメータの一部は図３と

0.1

0.01

2

χ (d.o.f.)
10−3

3.34+0.95
−3.34

10−4
4

† 単 位 は × 1011 cm−3 s で あ る 。ne は 電 子 密 度

2(cm−3 )、t は RP 形成時から現在までの経過時間0である再結合タイ ムスケール (s) を表す。
∫††(10−16 /(4 π D2 )) ne nH dV で定義される。

−2
−4
1

2
Energy (keV)

510(2018), Ph.D.thesis では G346.6−0.2 から低エネル
図 3: Model B での 0.7−10keV band のスペクトル図。赤の実線は SRC モデル、青の実線は BGD モデルを表す。マゼンタ、緑、灰色の実線はそれぞれ RPのグループ A、B、C のモデルを表す。薄灰色の点線
は詳細な BGD モデルを示す。水色の実線は gaussianを示す。

ギー宇宙線陽子起源と考えられる中性鉄輝線が発見されている。したがってこの低エネルギー宇宙線陽子がプラズマを電離したことによって IP から RP へ変化したシナリオが説明可能かを検討する。
本研究では Model B での解析で求めた初期電離温度を用いて、RP に至る電離に必要なエネルギーを求める。仮定として SNR の衝撃波加熱で 0.3keV まで上昇した電離温度が、低エネルギー宇宙線陽子の電離促進によって Model B での初期電離温度を示すのに4必要なエネルギーを Hirayama et al. (2019) を参照

Discussion
Hirayama et al.

(2019) では RP−SNR である

IC443 の解析において、原子番号が大きいほど電離温度が大きい傾向を報告しており、本研究でもそし計算した。計算方法は以下の式であり、イオン化
エネルギーは Verner et al. (1996)、Ion fraction はMazzotta et al. (1998) を参照した。

の傾向に無矛盾な初期電離温度が確認できた。Ya-

イオン化エネルギー × 各元素の個数 × Ion fraction

mauchi et al. (2021) では, 5 つの IP−SNR と 4 つのRP−SNR の低エネルギーバンドのスペクトル解析により、IP−SNR と RP−SNR で同様の傾向の初期電離温度を持つことを報告している。さらに、Saji, S.

まず解析結果のアバンダンス、Normalization 値を用いてプラズマ内部のイオンの個数密度を求め、

1302023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
G346.6−0.2 を半径 3 の球体と仮定しイオンの個数 観点では、低いエネルギー宇宙線陽子の粒子衝突起を元素毎に計算した。

因の電離促進によって IP から RP に至ったシナリオ

次に宇宙線による電離前後でどのような Ion fraction

が説明可能であると言える。今後の課題としては電に遷移したかを考える。例えば Si の場合 0.3keV か子冷却シナリオでの RP 形成の可能性を検討するこら解析結果の 1.6keV までの遷移をするため、この時とに加え、他の RP−SNR での電離温度の解析を行の Ion fraction は表 2 のようになる。

う必要がある。

表 2: 電離が行われる前後の Ion fraction の変化
電離前 (0.3keV) 電離後 (1.6keV)

SiX

0.01

0.00

SiXI

0.05

0.00

SiXII

0.16

0.00

SiXIII

0.78

0.05

SiXIV

0.00

0.27

SiXV

0.00

0.68

Reference
Yamauchi, S., Nobukawa, K., Nobukawa, M., Koyama,
K., & Manami, Yonemori., 2013, PASJ, 65, 6
Hirayama, A., Yamauchi, S., Nobukawa, K., Nobukawa,M., and Koyama, K. 2019, PASJ, 71, 37
Yamauchi, S., Nobukawa, M., & Koyama, K. 2021,
PASJ, 73, 728
Saji, S. 2018, Ph.D.thesis

この遷移の Ion fraction にイオン化エネルギーと Si
イオンの個数との積を全ての電離状態の遷移で行うと、Si の RP に至る電離に必要なエネルギーとなる。
これらの値を用いてエネルギー計算を行うと Si の RPに至る電離に必要なエネルギーは 1.84E+48[erg] となる。この計算を全ての元素で行い、計算結果を表

Uchiyama et al., & Koyama , K., 2013, PASJ, 65, 19
Verner, D. A., Ferland, G. J., Korista, K. T., &Yakovlev, D. G. 1996, ApJ, 465, 487
Mazzotta, P., Mazzitelli, G., Vittorio, N. 1998, A&A,
133, 403

3 に示す。
表 3: 初期の電離状態に必要なエネルギーの計算結果
Elements Energy[erg]C

7.79E+46

N

1.64E+47

O

7.30E+48

Mg

6.08E+47

Si

1.84E+48

S

1.12E+48

Ar

4.74E+47

CaFe

3.45E+47
2.55E+48

Ni

1.42E+47

合計

1.46E+49

全ての元素の和をとると 1.46E+49[erg] となり、超新星爆発時のエネルギーを〜1E+51[erg] とすると超新星爆発時の 10 ％未満をプラズマ内の電離に使用す
れば初期状態の解析結果を説明できることが分かった。
したがって RP に至る電離に必要なエネルギーの131

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星間 a29X 線天文衛星すざくによる超新星残骸 G82.2+5.3 の
観測
正嶋 大和

132

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

X 線天文衛星すざくによる超新星残骸 G82.2+5.3 の観測
正嶋 大和 (近畿大学大学院 総合理工学研究科)

Abstract
恒星はその寿命が尽きる時に超新星爆発を起こし、その後には超新星残骸が残る。超新星爆発は白色矮星の爆発による Ia 型と大質量星の爆発による重力崩壊型の２つに大別される。これらは、X 線スペクトル解析により得られるプラズマの元素組成量や温度などにより調べられる。また、宇宙のプラズマの多くは電離非平
衡状態 (NEI) にある。G82.2+5.3 では ROSAT と ASCA によりその中心に熱的 X 線プラズマが見つかった。このプラズマの密度の見積りは ∼ 0.05 cm−3 であり、Mg、Si、Fe の組成比は太陽の 3–4 倍程度と大きく、爆発噴出物が主であると考えられている。しかし、親星は明らかになっておらず、プラズマ状態の制限ができていないため元素組成量の不定性が大きい。本研究では、スペクトルの質が良い X 線天文衛星すざくのデータを用いて、G82.2+5.3 のプラズマ状態の解析を行なった。バックグラウンドは、近傍の視野のデー
タから作成した現象論的モデルを用いた。G82.2+5.3 の北部から抽出したスペクトルでは、既に確認されていた Mg、Si、Fe に加え、Ne や S の輝線を検出した。また、電離平衡プラズマモデル（CIE）と NEI の 2
成分のモデルが再現でき、爆発噴出物と星間物質が混合しているプラズマであると推定した。

1

研究背景

DEC
46:20
46:20

恒星の寿命が尽きる時に起こる超新星爆発の後に超

46:00
46:00

新星残骸 (Supernova Remnant;SNR) ができる。その際天体の内部は高温・高圧になり、さまざまな重元

45:40
45:40
DEC

素が合成される。そのため、超新星爆発は宇宙空間

45:20
45:20

にエネルギーや元素を還元するイベントであり、超新星残骸の原理と過程を解明することは宇宙の歴史

45:00
45:00

を知る上で重要な情報を得ることになる。

G82.2+5.3(W63) ははくちょう座にある視直径が

44:40
44:40

約 1 度の超新星残骸である。これまでの研究で、電0.5°=15 pc
20h24m20h24m20h20m20h22m20h22m20h20m波観測ではシェル状放射が発見され [1]、ROSAT と

20h18m20h16m20h18m20h14m20h16m 20h14m

RA
RA

ASCA の X 線観測によりその中心に熱的 X 線プラ

図 1: ROSAT の観測による G82.2+5.3 の X 線画像

ズマが見つかった [2]。X 線イメージを図 1 に示す。

[2]。電波領域をコントアで示す。赤（四角）はすざ

このプラズマの密度は ∼ 0.05 cm−3と見積もられくの視野。

た。典型的な星間物質の値 (∼ 1 cm−3 ) と比較して 1
桁小さく、希薄な環境で起こったと主張されている。 最も良い X 線天文衛星「すざく」[3] の観測アーカイ
また、重元素の組成比が太陽の 3–4 倍程度と大きく、 ブデータを用いて G82.2+5.3 の解析を行い、重元素
爆発噴出物が主であると考えられている。スペクトの元素組成量を正確に決定し G82.2+5.3 の親星を制

ルを図２に示す。

限することを試みた。

しかし、明確に検出されたのは Si 輝線のみであり、データの統計量と質のいずれも不足していた。また宇宙の希薄なプラズマは電離非平衡状態にあるがその制限ができておらず、元素組成量の測定には不定性が大きい。そこで本研究では、スペクトルの質が133

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

1

2

5

1

Energy(keV)

2

5Energy(keV)-2e-07

図 2: ASCA の観測による G82.2+5.3 のスペクトル-2e-07-2e-07

0.3

0.3

0.6

0.6

0.3

0.5

0.9

0.9

0.6

0.9

1.0

1.2

1.2

1.2

1.5
1.5

1.5

1.8

1.5 -5.6e-07

2.0

2.1

2.4

2.5

1.8

1.8 0.039

2.1

2.7

3

-5.6e-07

2.4

2.1 0.078

0.039

2.7

2.4 0.12

0.078

0.1

0.12

3

2.70.16

0.16

0.2

0.2

0.23

30.2

[2]
図 3: すざくの観測による G82.2+5.3 の X 線イメー

2

解析

ジ。
（左：3 keV 以下、右：3 keV 以上）。3 keV 以下

本研究では、「すざく」の X 線分光撮像装置

XIS[4] のデータを用いた。このデータは G82.2+5.3の北部に向けたもので、2015 年 6 月 29-30 日に観測された。4 台の XIS 検出器のうち XIS2 は 2006 年 11
月に観測不能になり、また XIS0 は 2009 年 6 月に損のイメージの明るい領域 (右多角形)、暗い領域 (左長方形) をそれぞれ領域 A、B とする

Database）で提供されているピクセルマップを使用し、それらのピクセル（Noisypixel）は除去する。

傷を受けたことにより一部領域が観測不可能となっている。バックグラウンドの見積りには近傍の視野

3.2.1(領域：BD+43 3654) を用いた。

エネルギー較正の不定性「すざく」では、観測データのエネルギースケールの較正は精度良く行われているが、実際には 10 eV

3結果

程度の不定性があることがわかっている [5]。そこ

3.1

イメージ解析

（E=5895 eV）を用いてエネルギースケールの調査で、較正線源スペクトルに含まれる Mn Kα 輝線

Vignetting 補正を行うことにより、X 線イメー
ジを作成した。図 3 に作成した X 線イメージを示す。
先行研究で調べられた輝線の存在するエネルギー帯のために、3 keV 以下と 3 keV 以上のイメージとなっている。3 keV 以下で X 線の構造は見られた一方、

3 keV 以上のイメージではそのような構造は見られを行なった。その結果、XIS 0、1、3 でそれぞれ−4±11 eV、+12±9 eV、−20±9 eV のエネルギーのずれが確かめられた。したがって、エネルギー較
正の不定性によりデータとモデルにずれが生じると考えられるため、以下のスペクトル解析ではこのずれを考慮しながら進める。

なかった。

3.2.2

3.2

バックグラウンドスペクトルモデル

G82.2+5.3 のスペクトル解析のためバックグラ

スペクトル解析

ウンドスペクトルを見積もった。取得される X 線ス
スペクトル解析に際し、3.1 で作成した X 線イ

ペクトルには、天体由来の X 線以外にも他天体から
メージから図 3 で示した領域 A、B を用いた。ただし、 の X 線が含まれている。それらの X 線を引き算す
観測時期 (2015 年）が「すざく」のミッションの後半

ることで天体由来の X 線を調べるが、単純に X 線にあたるため、正常に作動していないピクセルが無視

スペクトルで差し引こうとすると、大きな統計誤差できない。そのため、NASA の CALDB（Calibration

を持ってしまう。そこで、先行研究 [6] を踏まえバッ
クグラウンドスペクトルを物理的な現象に基づいて

134

0.27

0.3

0.31

0.35

0.39

（カラースケールの単位は任意）
0.23

0.27

0.31

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
モデルを作成し、それを用いて天体由来の X 線を1

調べる。モデルは前景放射（銀河面よりも手前にあcounts sï1 keVï1

0.1

るプラズマか、天体からの放射）FE、銀河リッジ X
線放射（銀河面に沿って広がった放射）GRXE、宇

0.01

10ï3

10ï4
4
(dataïmodel)/error

宙 X 線背景放射（遠方に存在する多数の銀河の重ね合わせ）CXB である。GRXE と FE には低温成
分 (Low Temperature plasma;LP) と高温成分 (High

2
0
ï2
ï4

Temperature plasma;HP) の 2 成分がある。見積もったバックグラウンドモデルを図 4 に示す。G82.2+5.3

1

2
Energy (keV)

512Energy (keV)

5

1のスペクトル解析ではこのバックグラウンドモデル
counts s keV

0.1

を用いる。

0.01
10ï3

0.1

(data model)/error

10ï44counts s keV

0.01

10

ï3

0
ï2
ï4

10ï4

10ï5
4

(data model)/error2

図 5: 2 成分のモデルフィッティング。(上：領域 A、

2

下：領域 B)

0

黒：XIS 0、3

ï2
ï4

1

2
Energy (keV)

5

赤：XIS 110

質による吸収柱密度 (NH cm−3 ) はそれぞれ 0.32(±

図 4: バックグラウンド領域のスペクトルフィット
赤 、緑 、青 、水 色 、ピ ン ク の 順 に 、GRXE(LP)、

GREX(HP)、FE(LP)、FE(HP)、CXB

0.01)×1022 、0.19(± 0.01)×1022 であった。星間物質の量が領域 A、B 間のわずかな方向の違いで大きく異なるような状況は考えにくい。また、超新星残骸
は爆発噴出物と星間物質の 2 成分からなることが自然である。そこで、爆発噴出物と星間物質が混ざっ3.2.3

G82.2+5.3 のスペクトル解析ているプラズマを仮定する。2 成分（CIE、NEI）でいずれのスペクトルも電離平衡（CIE）プラズマでは再現できず、電離非平衡 (NEI) プラズマにより概ね再現できることがわかった。A と B における星間物のモデルフィッティングを行った結果を図 5、表 1 に示す。スペクトルは高温 (kT ∼ 0.6 keV) の電離進行
プラズマ (nt ∼ 1011 s cm−3 ) と低温 (kT ∼ 0.2 keV)の電離平衡プラズマの２成分で再現することができた。

表 1: ２成分モデルのベストフィットパラメータ
Parameter22−2

NH (10 cm )kT (keV)O (solar)
Ne (solar)
Mg (solar)
Si (solar)
S (solar)
Zother (solar)nt( s cm−3 )norm
χ2 /d.o.f.

regA/CIE

regA/NEI

0.312+0.001−0.0070.303+0.007−0.0050.581+0.007−0.0020.24±0.04
1.0(ﬁxed)
1.0(ﬁxed)
1.0(ﬁxed)
1.0(ﬁxed)
1.0(ﬁxed)
1.0(ﬁxed)—(1.2±0.1)×10−3
251.17/226

regB/CIE

1.4±0.2
1.4+0.5−0.1
1.9±0.1
4.5+0.3−0.2
1.6±0.1
1.0(ﬁxed)(1.4±0.1)×1011(7.2±0.9)×10−4
196.99/147

135

regB/NEI
=A
=A
=A
=A
=A
=A
=A
=A
=A

(1.97±0.01)×10−3
132.98/101−4(2.0+0.8−0.7 )×10
91.16/63

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
爆発噴出物成分の nt は 1011 s cm−3 であり、 1011 s cm−3 ) と低温 (kT ∼ 0.2 keV) の電離平衡プ
電離平衡に達するとされている 1013 s cm−3 と比ラズマの２成分で再現することができた。これらは較して十分に短く、電離進行プラズマであると考え

爆発噴出物成分と星間物質成分である。領域を分けられる。プラズマ密度は EM(Emission Measure) か

た解析の結果、2 成分のフラックスから、一様な星ら推定される。天体までの距離 D cm、天体の体積

間物質の中に爆発噴出物が不均質に広がっていると−3

V cm 、プラズマ密度 n cm には n=4πD ×10 × 考えられる。G82.2+5.3 は、Si、Fe の組成比が大き√EM ×1/V の関係がある。等方的に大きさを持つと いことや銀河面から離れた領域に位置していること、
3

2

14

仮定し、視野方向に体積が 5.3×1058 cm3 、天体まで21の距離は 1.6 kpc=4.9×10

2.7×10

4

−2

cm

−3

希薄な環境下で大質量星が形成されにくいことから、

cm であると定めると、 G82.2+5.3 の爆発の型は白色矮星を親星とする Ia 型と見積もった。

である可能性が高いと考えられる。

議論

Reference

今回、「すざく」のデータを用いて新たに結果[1] Velusamy, T., &Kundu, M., R., 1974, A&A, 32,375を得た。密度はその結果を用いたが、先行研究 [2]と同様に超新星爆発は希薄なプラズマ環境下で起こったと考えられる。X 線イメージにおいて、領[2] Mavromatakis, F., et al., 2003, A&A, 415, 1051–
1063

域 A に X 線の構造が見られた。そこで、星間物[3] Mitsuda, K., et al., 2007, PASJ, 59, S1

質成分、爆発噴出物成分のフラックスを領域 A、[4] Koyama, K., et al., 2007, PASJ, 59, S23

B でそれぞれ調べた。星間物質成分は領域 A で
B で (4.1±0.2)×10−6 photon s−1 cm−2 arcmin−2 。

[5] The Suzaku Technical Description
http://www.astro.isas.jaxa.jp/suzaku/doc/suzaku td/(2023-07-28)

また、爆発噴出物成分のフラックスは領域 A で[6] Uchiyama, H., et al., 2013, PASJ, 65, 19(5.4±0.3)×10−6 photon s−1 cm−2 arcmin−2 、領域−6(5.0±0.3)×10

photon s

−1

cm

−2

arcmin−2、領域

B で (2.2±0.2)×10−6 photon s−1 cm−2 arcmin−2 であった。星間物質のフラックスが近い値をとっている一方、爆発噴出物では 2 倍近くの差があり、領域

A には領域 B に比べて多くの爆発噴出物が存在しているということができる。これらのことから、一様な星間物質に爆発噴出物が不均質に広がっていると考えられる。G82.2+5.3 は、Si、Fe の組成比が大きいことや銀河面から離れた領域に位置していること、希薄な環境下で大質量星が形成されにくいことから、

G82.2+5.3 の爆発の型は白色矮星を親星とする Ia 型である可能性が高いと考えられる。

5

結論
本研究では、「すざく」のデータを用いて解析を行った。近傍の視野のデータからバックグラウンドを評価した。新たに Ne と S の輝線を検出した。スペクトルは電離平衡プラズマモデルでは再現できず、
高温 (kT ∼ 0.6 keV) の電離進行プラズマ (nt ∼136

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星間 a30伴星解明に向けた Ia 型超新星残骸 Kepler の X 線分
光解析
穴澤 萌衣

137

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

伴星解明に向けた Ia 型超新星残骸 Kepler の X 線分光解析
穴澤 萌衣 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
Ia 型超新星爆発は白色矮星がチャンドラセカール質量を超えることで起こるが、爆発機構の詳細は明らかになっていない。Ia 型超新星残骸 (Supernova Remnant;SNR)Kepler’s SNR より X 線によって星周物質起源の放射が観測されたことから、白色矮星と連星系をなす伴星の外層が星周物質として質量降着し、チャンド
ラセカール質量を超えたと考えられている (Katsuda et al. 2015)。しかし、爆発後も残るはずの伴星が見つかっておらず、確実な証拠はない。そこで、伴星の起源を推定するために、伴星の質量に依存する星周物質の元素組成 (N,O) に着目した。N,O の輝線を検出するために、エネルギー分解能が高い XMM-Newton 衛星の反射回折分光器の観測データを使用し、X 線スペクトルの解析を行った。その結果、N/O 比から伴星の質量を制限することができた。

1

分が観測者方向に大きく青方偏移していることが観

Introduction
Ia 型超新星爆発は、白色矮星がチャンドラセカー

ル質量を超えると縮退圧で支えきれずに収縮し、核融合を起こすことで起こる。しかし、質量を増加させる形成モデルは未だ確立されていない。形成モデ
ルは主に 2 つの説があり、1 つ目は白色矮星と伴星の連星系において伴星の外層が星周物質 (Circumstel-lar Material;CSM) として白色矮星に質量降着する

測され、それが AGB 星が進行方向に 発生する Bow

shock の運動に従うため、同様に AGB 星が示唆された。

CSM が爆発の衝撃波によって加熱されて X 線で光るので、SNR の X 線観測によって輝度やプラズマの電子温度、元素アバンダンスを知ることができる。
本研究では N,O の相対比率に着目し、Kepler’s SNRの起源天体の伴星について探った。

single-degenerate(SD) モデル、2 つ目は白色矮星連星が融合する double-degenerate(DD) モデルである。

Kepler’s SNR は 1604 年に起こった Ia 型超新星爆発の痕跡であるが、CSM 起源の放射が X 線で観測

2

Observations

されたことから、その起源は SD モデルであると考X 線天文衛星 XMM-Newton の公開データを解析しえられている (Katsuda et al. 2015)。しかし、爆発た。XMM-Newton には CCD 検出器 MOS 1/MOS2

後も残るはずの伴星が見つかっていないなど、確実と反射回折分光器 (Reﬂection Grating Spectrome-

な証拠は得られていない。

ter;RGS)RGS1/RGS2 が搭載されている。RGS は点

CSM には N,O などの元素が含まれるが、これは光源や角直径 1’ 程度の輝度分布がコンパクトな天体

CNO サイクルによって伴星の内部で作られた元素が に対し、高い分解能を持つ。
XMM-Newton による Kepler’s SNR の観測は 2001
対流で伴星の表面に運ばれ、星風として撒き散らさ年と2020 年に行われているが、Katsuda et al. 2015
れて白色矮星に質量降着したからである。CNO サイ
クルで生成される物質の割合は星の質量に依存するとの比較検討を行うため、今回は 2001 年の観測 (Obs

ので、CSM の元素アバンダンスを求めることで伴星

ID. 0084100101) のスペクトル解析を行った。今回を推定することができる。Katsuda et al.(2015) での解析には MOS1,2 と RGS1,2 の観測データを使用

は、CSM の質量から求めた質量損失率が漸近巨星分した。

枝 (Asymptotic Giant Branch;AGB) 星とほとんど同じであるため、伴星が AGB 星であると示唆された。加えて Kasuga et al.(2021) では CSM の北西部

138

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 0.5-10.0keV の MOS1 検出器の X 線イメージ。
カラースケールは輝度、直線で挟まれた領域が RGSの視野

3

図 2: MOS1(黒),2(赤)、RGS1(緑),2(青) のスペクト
ル。

Analysis and Results

data and folded model100

データの再プロセスには解析ソフトウェア Science

10
counts s−1 keV−1

Analysis System(SAS) version 19.1.0 を使用した。
RGS の観測領域を図 1 に示す。本研究では RGS の観測領域全てを解析に使用した。バックグラウンドと

1

0.1

0.01

して blank-sky のスペクトル (Obs ID. 0051940401)

10−3(data−model)/errorを使用した。MOS1,2 並びに RGS1,2 のスペクトルをそれぞれ黒、赤、緑、青で図 2 に示す。MOS に比べ、RGS の方がエネルギー分解能が良く、N,O の輝線が分離できていることがわかる。

5
0
−5
−10
0.5

フィッティングには Xspec version12.13.0c を用い

1
Energy (keV)

2

た。RGS1,2 のベストフィットの結果を図 3 に示す。
フィッティングモデルは先行研究 (Katsuda et al.

図 3: RGS1(黒),2(赤) のフィットの例

2015) を参考にし、吸収のかかった衝撃波プラズマ
モデル (plane-parallel shocked plasma;vpshock)、3成分の衝突電離非平衡モデル (Non-equilibrium ion-れる。RGS1 の N/O 比〜2.01(N/O)⊙ は星間ガスとして予想される RGS1 では N/O〜1.0(N/O)⊙ とずれ
ization;vnei)、べき関数、ガウシアンの和のモデルをがあることから、起源が CSM であると考えられる。
採用した。ベストフィットのパラメータを表 1 に示
Geneva Code で赤色巨星以降の全ての星風を集めたす。星周物質起源の低温成分は RGS1 では N/O〜
場合の N/O 比と初期質量の比を図 4 に示す。赤は初2.30(N/O)⊙ 、RGS2 では N/O〜1.61(N/O)⊙ と測定
期回転速度が 0、黒は初期回転速度が星が崩壊するされた。
スピードの 40%。RGS1 の N/O 比〜2.30(N/O)⊙ を青線で表した。図 4 から、伴星の初期質量は 1.4M⊙ -4

2.1M⊙ と分かった。先行研究 (Katsuda et al.2015)

Discussion

では N/H 比に言及していたが、H のアバンダンスは

低温成分 (CSM) の N/O 比に着目すると、RGS1

白色矮星起源も CSM 起源も含まれるため、場所にと 2 では 2 倍ずれている。これは RGS2 の有効面積がよってばらつきが出て、CSM 起源のみの N/H 比を0.5-0.9keV 付近で 0 であることによるものだと考えら 抽出できない。N/O 比は同じ伴星からくる物質を見139

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: フィットバラメータ(組成比は太陽組成比に対する値)
モデル

パラメータ

RGS1

RGS2

Tbabs

NH (1022 cm−2 )0.495(±7.64e-3)

0.463(±6.52e-3)

vpshockkT(keV)

0.567(±4.82e-3)

0.441(±9.13e-3)

H,He,C,Ne,Mg,Si,S,Ar,Ca,Fe,Ni1(ﬁxed)1(ﬁxed)N

2.07(±0.300)

0.871(±0.162)

O

0.902(±0.0812)

0.541(±0.0327)

ne t(1011 cm−3 s)9.63(±1.38)

10.3(±1.56)

Redshift(10−3 )2.32(±0.0447)

2.32(±0.0447)

kT(keV)

0.37(ﬁxed)

0.37(ﬁxed)

H,He,Ni1(ﬁxed)1(ﬁxed)C

0.54(ﬁxed)

0.54(ﬁxed)

N0(ﬁxed)0(ﬁxed)O0(ﬁxed)0(ﬁxed)Ne378(±354)

4.72e-17(±1.00)

Mg

9.98e-17(±1.00)

2.97e-16(±1.00)

Si(102 )73.7(±70.1)

9.28(±1.29)

S

15.5(ﬁxed)

15.5(ﬁxed)

Ar

19.0(ﬁxed)

19.0(ﬁxed)

Ca

36.4(ﬁxed)

36.4(ﬁxed)Fe

13.7(ﬁxed)

13.7(ﬁxed)

ne t(1010 cm−3 s)1(ﬁxed)1(ﬁxed)Redshift(10−3 )-2.94(ﬁxed)-2.94(ﬁxed)

kT(keV)

2.08(ﬁxed)

2.08(ﬁxed)

H,He,C,N,O,Ne,Mg,Si,S,Ar,Ca,Ni1(ﬁxed)1(ﬁxed)Fe3.58(ﬁxed)

3.58(ﬁxed)

ne t(1010 cm−3 s)1(ﬁxed)1(ﬁxed)Redshift(10−3 )-2.94(ﬁxed)-2.94(ﬁxed)

kT(keV)

2.59(ﬁxed)

2.59(ﬁxed)

H,He,C,N,O,Ne,Mg,Si,S,Ni1(ﬁxed)1(ﬁxed)ArCa0(ﬁxed)1.43(ﬁxed)

0(ﬁxed)1.43(ﬁxed)

Fe

10(ﬁxed)10(ﬁxed)ne t(109 cm−3 s)1(ﬁxed)1(ﬁxed)Redshift(10−3 )-5.73(ﬁxed)-5.73(ﬁxed)

powerlaw

PhotoIndex

1.63(±1.00)-2.12(±1.63)

Norm

1.50e-21(±1.00)

2.10(±2.04)

gaussian

LineE(keV)

0.708(ﬁxed)

0.708(ﬁxed)

Sigma(10−2 keV)

1.07(±0.0695)

0.749(±0.0623)

Norm(10−2 )1.57(±0.0884)

1.16(±0.0722)

LineE(keV)

1.227(ﬁxed)

1.227(ﬁxed)

Sigma(10−2 keV)

18.9e+2(±1.00)

1.68(±0.334)

Norm(10−2 )4.39e-19(±1.00)

0.131(±0.0110)

vnei

vnei

vnei

図 4: N/O 比と初期質量の比。、赤は初期回転速度
が 0、黒は初期回転速度が星が崩壊するスピードの40%。青は N/O〜2.30(N/O)⊙ 。

Reference
Katsuda et al., ApJ, vol808, 14, 2015
Narita et al., Accepted for publication in ApJ
Kasuga et al., ApJ, vol915, 11, 2021ているのでばらつきがなく、伴星の質量に制限を課すことができた。伴星の質量を決めるために、別の観測データの解析を行って統計量を増やし、検証を行う必要がある。

5

Conclusion
本研究では、XMM-Newton 衛星搭載の RGS で観測された Kepler’s SNR の X 線スペクトルを解析した。解析の結果、有効面積が十分ある RGS1 で N/O〜2.30(N/O)⊙ と分かり、Kepler’s SNR の起源天体の伴星の質量が 1.4-2.1M⊙ と制限できた。今後は解析する観測データを増やし、質量の決定、並びにどの時期の星が伴星になるのかを検討していきたい。

140

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星間 a31X 線天文衛星「すざく」を用いた超新星残骸白鳥座
ループ「西の破れ」領域と「南の破れ」領域の観測
佐藤 愛

141

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超新星残骸
白鳥座ループの「西の破れ」と「南の破れ」領域の観測佐藤 愛 (埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract
白鳥座ループは、距離約 725 pc、視直径 3◦ 程度の円形で、爆発後 1 万年ほど経過したシェル型の超新星残骸である。白鳥座ループには、「西の破れ」領域と「南の破れ」領域があり、それぞれ、白鳥座ループの西側、南側のシェルを突き破って飛び出したような半円形（視直径 0.5◦ , 1◦ ）の構造を持つ領域である。破れの原因は、爆発前に恒星風が形成した空洞の壁 (cavity wall) に穴が空いていたためか、爆発噴出物が突き破ってできたのか、議論が続いている。
「すざく」は 2005 年から 2014 年にかけ、白鳥座ループ全域の観測を完遂した。我々は、「西の破れ」とその根本のシェル、「南の破れ」をカバーする観測に着目し、「すざく」に搭載されていた X-ray Imaging

Spectrometers(XIS; 0.2 keV - 12 keV のエネルギー帯域で撮像・分光が可能) が取得した X 線スペクトルを解析した。その結果、「西の破れ」と「南の破れ」で異なる結果を得た。
「西の破れ」とその根本のシェル部分については、高温成分 (∼ 0.3 keV) と低温成分 (∼ 0.1 keV) の 2 成分の非平衡電離衝突プラズマモデルで再現でき、重元素間の相対組成比はファクター 2 で太陽組成比と一致していた。したがって、「西の破れ」は星間物質が支配的と考えられる。一方、「南の破れ」については、Si や Fe が多い 0.4 keV 程度の成分と、0.1 keV程度の低温成分の 2 成分の非平衡電離衝突プラズマモデルで再現できた。この重元素が多い成分は、白鳥座
ループの中心に向かうにつれて組成比が高くなっていき、「南の破れ」のうち最も白鳥座ループの中心に近い領域では Si/Mg ∼ 23 solar という結果を得た。これは、この成分が爆発噴出物であることを示している。
今回の観測結果から、「西の破れ」は、爆発噴出物が cavity wall を突き破ってできたのではなく、衝撃
波が cavity wall の穴を通り抜けてできた構造と考えられる。「南の破れ」の形成シナリオも統一的に解釈す
ると、「南の破れ」の方が cavity wall の穴が大きく、爆発噴出物が比較的多く流れ込んだために、その影響がより強く観測されると考えられる。

1

超新星残骸「白鳥座ループ」

新星爆発の衝撃波が cavity wall に衝突し、高温プラ

ズマの球殻を形成している。この球殻が白鳥座ルー8M⊙ 以上の大質量星は、その一生の最期に重力崩 プとして観測されている。この球殻は完璧な球では壊をして大爆発を起こすことが知られており、この なく、直径 0.5 °の「西の破れ」領域と、直径 1 °の爆発のことを超新星爆発という。超新星爆発によっ 「南の破れ」領域があることが知られている (図 1)。
て生じる衝撃波が作った高温プラズマのことを超新

これらの破れの原因として、以下の 2 つの仮説が立星残骸といい、宇宙空間で長年明るく輝く。

てられる。

超新星残骸「白鳥座ループ」は、白鳥座の方向に位置する重力崩壊型の超新残骸である。距離約 725（仮説 A）cavity wall に元々穴があり、そこから出た衝撃波が周辺の星間物質を加熱している。

pc(1) に位置し、直径約 3 °(2) で、1 万年ほど前に超（仮説 B）cavity wall には穴はなかったが、非等新星爆発を起こした (3) と考えられており、現在は放方的な爆発によって、爆発噴出物が cavity wall を突

射冷却期に差し掛かった超新星残骸である。白鳥座

き破り、 前進衝撃波と逆行衝撃波がそれぞれ星間物

ループは、親星の恒星風が周囲のガスを外へ押し出

質と爆発噴出物を加熱している。

すことで形成された空洞 (cavity) の中で爆発したと

本発表では、元素組成比を測定することで、仮説考えられている。cavity の先端には恒星風が掃き集A と仮説 B のどちらが妥当であるかの議論を行う。

めた密度の濃い壁 (cavity wall) ができ、現在は、超142

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 白鳥座ループの西の破れと南の破れ（ROSAT

図 2: すざくによる白鳥座ループの観測（西の破れ、

衛星、0.1 keV 以下。）

南の破れ、バックグラウンド領域）

X 線天文衛星「すざく」による
観測2

表 2: すざくによる南の破れの観測データ
領域 (Obs.ID)

観測日

観測時間 (ks)region A (505056010)

2010/06/14

52

すざくは、日本で 5 番目となる X 線天文衛星であregion B (505055010)

2010/06/13

52

り、2005 年から 2015 年まで運用されていた。搭載機

region C (506011010)

2011/05/05

49

region D (506013010)

2011/05/07

60

region E (506012010)2011/05/06

36

光器（XRS）、X 線 CCD カメラ（XIS）、硬 X 線検region F (506015010)

2011/05/27

37

出器（HXD）がある。このうちの X 線 CCD カメラ

region G (506016010)

2011/05/10

36（XIS）は、低エネルギーで感度がよく（エネルギー

region H (506014010)

2011/05/26

26

器としては、X 線望遠鏡（XRT）、高分解能 X 線分

帯域は 0.2 – 12 keV）、高いエネルギー分解能（130eV at 6 keV）を持っている (4) ため、XIS による白鳥座ループの観測データを用いてデータ解析を行った。本研究では、西の破れとその根本の球殻領域 5

表 3: すざくによるバックグラウンドの観測データ

つ、南の破れ領域 8 つの観測データを用いた (図 2、

領域 (Obs.ID)

観測日

観測時間 (ks)

バックグラウンド (100049020)

2006/05/29

8

表 1、表 2)。また、バックグラウンド領域として、図2 のバックグラウンド領域の観測データを用いた (表3)。

3
表 1: すざくによる西の破れの観測データ

解析結果

領域 (Obs.ID)

観測日

観測時間 (ks)

まず、バックグラウンド領域の球殻の外側部分を用いて、バックグラウンドをモデル化した。バック

region 1 (506008010)

2011/05/12

57

region 2 (506007010)

2011/05/11

46

グラウンド成分として、Local Hot Bubble や Trans-

region 3 (501020010)

2007/11/13

17

region 4 (504009010)

2009/11/20

16absorption Emission を考慮した vapec と、Cosmic

region 5 (504008010)

2009/11/20

12

X-ray Background を考慮した broken power law の２成分でモデルフィッティングを行い、バックグラウ

1432023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ンド成分を決定した。この成分を、西の破れ、南のregion B, C, D, E, G, H については、図 4 のように破れそれぞれの領域のバックグラウンドとして用い

Si や Fe などの重元素が多く、爆発噴出物が存在してて解析を行った。

いることがわかった。南の破れの南端の region A, F

西の破れ、南の破れ領域ともに、非平衡電離衝突
プラズマによる放射を仮定し、X 線スペクトルは 2については、西の破れ領域と同様に、相対組成比が太陽組成比とファクター 2 以内で一致した。

温度の vnei モデルにより再現できた。西の破れ領域のスペクトルとベストフィットパラメータの値を、図3 と表 4 に示す。西の破れ領域とその根本の球殻領域については、全て同様のフィッティング結果となり、相対組成比が太陽組成比とファクター 2 以内で一致した。

図 4: 南の破れ regionE のスペクトルフィット

表 5: 南の破れ regionE の 2 温度放射モデルでのベ
ストフィットパラメータの値
図 3: 西の破れ region2 のスペクトルフィット

モデル

パラメータ

値

TBabs

NH (×1022 atoms cm−2 )0.03(Fix)kT (keV)

0.41 ± 0.01

(C/H)/(C/H)⊙

10(Fix)10(Fix)

表 4: 西の破れ region2 の 2 温度放射モデルでのベス(N/H)/(N/H)⊙(O/H)/(O/H)⊙

50 ± 5

トフィットパラメータの値(Ne/H)/(Ne/H)⊙

48 ± 5値(Mg/H)/(Mg/H)⊙

10(Fix)(Si/H)/(Si/H)⊙(Fe/H)/(Fe/H)⊙

225 ± 30
156+13
−11

vnei1

モデル

パラメータ

TBabs

NH (×1022 atoms cm−2 )0.03(ﬁx)vnei1

kT (keV)

0.27+0.12−0.02(C/H)/(C/H)⊙

0.13+0.05−0.06(N/H)/(N/H)⊙(O/H)/(O/H)⊙(Ne/H)/(Ne/H)⊙

0.50+0.06−0.07
0.33+0.01−0.02
0.43+0.04−0.03(Mg/H)/(Mg/H)⊙

2.0

Norm(×10−4 )0.89 ± 0.02

kT (keV)

0.15 ± 0.01

(C/H)/(C/H)⊙

1.0(Fix)< 0.14(N/H)/(N/H)⊙

1.0(Fix)(Si/H)/(Si/H)⊙

0.95+0.21−0.16(O/H)/(O/H)⊙

1.0(Fix)(Fe/H)/(Fe/H)⊙

0.76+0.11−0.09(Ne/H)/(Ne/H)⊙

1.0(Fix)(Mg/H)/(Mg/H)⊙

1.0(Fix)

Norm(×10−3 )3.3+1.2−0.4
5.8 ± 0.3

(Si/H)/(Si/H)⊙

1.0(Fix)kT (keV)

0.14 ± 0.01

(Fe/H)/(Fe/H)⊙

1.0(Fix)

Norm(×10−2 )5.6+0.1−0.2

τ (×1011 cm−3 s)

3.0

χ2 /d.o.f.

1.1(2096/1935)

Norm(×10−2 )3.7 ± 0.1

χ2 /d.o.f.

1.1(1986/1738)

τ (×1011 cm−3 s)vnei2

τ (×1011 cm−3 s)vnei2

また、南の破れ領域のスペクトルとベストフィット
パラメータの値を、図 4、表 5 に示す。南の破れの144

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

議論
西の破れ領域とその根本の球殻領域については、相対組成比が太陽組成比と一致したことから、星間物質が支配的であることがわかった。よって、西の破れは、爆発噴出物が cavity wall を突き破ってできたのではなく、衝撃波が cavity wall の穴を通り抜けてできた構造と考えられる。一方、南の破れ領域については、Si や Fe の重元素が多く存在し、爆発噴出物が存在していることがわかった。よって、南の破れは、爆発噴出物が突き破ってできた構造と考えるのが妥当である。しかし、南の破れの方が西の破れよりも

cavity wall に空いた穴が大きく、その穴から爆発噴
出物が比較的多く流れ込んだために、その影響がより強く観測されたと考えることも可能である。2 つの破れが別々の原因で生じたと考えるより、両者ともに cavity wall の穴に起因すると考えた方が妥当である。南の破れのみで爆発噴出物が検出された原因は、西の破れに比べて南の破れの方が cavity wall に空いた穴が大きかったためと考えるのが自然である。

5

まとめ
本研究では、超新星残骸白鳥座ループの西の破れと南の破れ領域について、その起源を解明するために、X 線天文衛星すざくの X 線 CCD カメラ（XIS）
による観測データを用いて、X 線スペクトルを解析した。解析の結果、西の破れ領域とその根本の球殻
領域の重元素同士の相対組成比は太陽組成比にファクター 2 以内で一致した。南の破れ領域のうち北側

6 つの領域では Si や Fe の重元素が多く観測され、南側 2 つの領域では重元素同士の相対組成比は太陽組
成比にファクター 2 以内で一致した。これらの結果から、2 つの破れは、爆発前に恒星風が形成した cavity

wall に穴が空いていたためにできたという説を支持する。

Reference[1] Fesen et al. 2021, MNRAS, 507, 244[2] Levenson,N.A. et al. 1997, ApJ,484,30[3] Katsuda & Tsunemi 2008, Adv. Space Res., 41, 383[4] すざくファーストステップガイド第 4.0.2 版

145

——–index へ戻る

星間 b01

OB アソシエーションにおける連鎖的なサブグループ
形成
富井 耀

146

未提出

147

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星間 b02

N 体シミュレーションにおける連星計算の困難
岩倉 龍太郎148

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

球状星団の N 体シミュレーションにおける 3 重連星の取り扱いについて
岩倉 龍太郎 (神戸大学大学院理学部惑星学研究科)

Abstract
球状星団のような衝突系の N 体シミュレーションでは，連星の内部運動の時間積分に非常に時間がかかる．
連星を直接計算すると，必要なタイムステップ数が莫大なものになってしまうため，周囲から受ける摂動が小さいなどの条件を満たすものについては，近似的な手法を用いることで，計算時間を減らす努力がなされている．連星や hyperbolic encounter などの近接遭遇作用を効率的に計算する手法の一つに，Slow-downalgorithmic regularization (SDAR; Wang et al. 2020a) がある．SDAR は，Mikkola & Aarseth (1996)
による Slow-down treatment と，Mikkola & Tanikawa (1999) による Algorithmic regularization を組み合わせた手法であり，これを N 体計算コードに組み込むことで，連星計算を大幅に効率化することができる．しかし，安定・不安定境界にある階層的三体系に対しては，内側の連星の受ける摂動が比較的大きいので slow-down を適用できないにも関わらず，計算途中において比較的長い時間存在してしまうため，計算速度が大幅に低下してしまう．このような都合の悪い階層的三体系は，N ∼ 10000 ほどの粒子数の少ない等質量計算でも普遍的に形成されることが確認されている．
本研究では，Mylläri et al. (2018) を参考に，三体系の内側の連星と，外側の連星の軌道長半径の比を変えながらシミュレーションし，境界において系が安定に保持される条件を探った．結果，境界にある三体系が比較的長い時間保持される場合について，外側の連星の軌道長半径が桁で大きく変わり，離心率が 1 に近づくパターンがあることが確認された．境界にある三体系がこのようなパターンで比較的長い時間保持されるのであれば，軌道長半径が大きくなったところで積分方法を切り替えることで，計算速度の向上が見込める可能性がある．

1

イントロダクション

counter などの小数体系問題を効率的に解くための手法である．Mikkola & Aarseth (1996) の Slow-down

球状星団は，105 から 107 個ほどの恒星から構成

treatment によって，連星の受ける摂動が小さい場合

される，自己重力多体系である．コアと呼ばれる中は，連星の周期を人工的に遅らせる事によって，計心部分は，非常に高密度になっており，恒星同士の算に必要なタイムステップ数を大幅に減らすことが重力相互作用によって連星が形成される．近年では， できる．しかし，任意の連星系についてこの手法をブラックホール連星や中性子星連星なども存在する

適用することは不可能であり，系に安定・不安定境事がわかっており，重力波源天体として注目されて界にある階層的三体系が存在する場合は，それを直いる．

接計算するしかなく，計算速度が著しく低下すると典型的な球状星団は，星団年齢が宇宙年齢に近く， いう問題が報告されている．

100 億年ほどである．そのため，その力学進化はシ本研究では，安定・不安定境界にある階層的三体

ミュレーションを用いて研究されることがほとんど

系の数値計算上の取り扱いを効率化させることを目である．球状星団は二体緩和が効いてくる衝突系で標に，将来的な計算コードの改善の糸口をつかむたあるので，シミュレーションする際には，連星の軌め，三体系の安定条件について再考した．

道計算も正確に行う必要がある．しかし，連星の周期は，短いものでは数日程度しか無いため，星団年
齢と大きな差があり，必要なタイムステップ数が莫大になるという問題点がある．

Slow-down algorithmic regularization (SDAR;
Wang et al. 2020a) は，連星系や hyperbolic en-1492023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

研究方法

2.1

計算コード

階層的三体系を示すパラメータとして，内側の連星の軌道長半径と，外側の連星の近点距離の比を取ったパラメータ Q がある：

本研究で用いる星団向け N 体シミュレーション
コードは，PeTar (Wang et al.

Q=

2020b) である．

qout
aout (1 − eout )
=
.
ain
ain

(1)

PeTar は，Hamiltonian splitting によって，遠距離

Mylläri et al. (2018) では，安定な Q の最小値 Qstと近距離での計算手法を分ける P3 T 法 (図 1 が長距が次のように示されることが主張されている：

離相互作用の Particle-Tree，図 2 が近距離の直接積(

分 Particle-Particle) と，近距離作用のなかでも，特Qst = 101/3 Aに連星や hyperbolic encounter などを効率的に計算(f g)2
1 − eout

)1/6
.

(2)

する SDAR を組み合わせたものである．SDAR は， 但し，

[
]
[
2
1 2
f (ein , cos i) = 1 − ein 1 − ein − 0.3 cos i 1
3
2
(
)]
5 3/2
1
(3)
− ein + 2 cos i 1 − ein − cos i ,22m3
f (m1 , m2 , m3 ) = 1 +(4)
m1 + m2

Mikkola & Aarseth (1996) による Slow-down treatment と，Mikkola & Tanikawa (1999) による Algorithmic regularization を組み合わせた手法である．
slow-down は，弱い摂動を受ける連星について，周期を人工的に遅らせることで，計算に必要なタイムス
テップ数を減らすアルゴリズムで，Algorithmic reg-ularization(AR 法) は，時間変換により，重力相互作用の式から特異点を排除し，Kepler 軌道の長期的な計算を，非常に精度良く行うことのできるアルゴリ
ズムである．また，並列化には FDPS (Iwasawa et

al. 2016; 2020) を使っている．

である．A は係数，添字の in と out は，それぞれ三体系の内側，外側の要素を表し，a，e，i，はそれぞれ
軌道長半径，離心率，軌道傾斜角である．また，m1と m2 は内側の連星の質量で，m3 は外側の連星の質
量である．

結果

3

boundary,m1 = m2 = m3 = 1, ein = eout = 0.5543

図 2: Particle-Particle

Q

図 1: Particle-Tree

2

行ったシミュレーションとパタメータ

1

安定・不安定境界にある階層的三体系が，どのよ02.2

うな軌道変化のプロセスを経て，保持または破壊されるかを調べた．階層的三体系について，数値計算

1.0

0.5

0.0
cos i

0.5

1.0

図 3: 安定・不安定境界を表すのデータから境界を定めた Mylläri et al. (2018) を参考に，slow-down はせず，AR 法のみを用いて計算した．

stableunstable
A=1.75
A=1.52(SDAR)
A=1.45A=1.15

図 3 は，外側の連星の周期の 10000 倍の時間計算
して，系が安定・不安定のどちらになるかを分類する図である．4 つの曲線は，式 (2) の 4 種類の A につ150

time-semiout, Q=3.5, cosI=-0.25

0.00102023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
0.0008

いてそれぞれプロットしたものである．初期条件は，側どちらも 0.5 になるようにしてある．近点引数 ω ，
昇交点経度 Ω，離心近点角 f は乱数で与えているたa [pc]

Q の値と傾斜角の cos を変化させ，離心率は内側外0.00060.00040.0002め，A = 1.75 の線と A = 1.15 の線で囲まれた部分
0.00000.00が幅を持った安定・不安定の境界となっている．
数値計算の上で問題になるのは，不安定とみなさ

0.02

0.04

0.06

0.08

0.10

t[Myr]0.12

図 5: outer の軌道長半径れている，すなわち直接積分するにも書かわらず，比較的長い時間三体系が保持されてしまうものである．

time-eccin, Q=3.5 cosI=-0.25

1.0

SDAR では，A = 1.52 という値が採用されており，
これよりも上部に来るものは安定とみなし，摂動が0.8

小さければ slow-down することで計算速度を向上さ
0.6には系はすぐに壊れるので，直接積分しても問題なe

せることができる．不安定なものについては，一般的

0.4い場合が多いが，図 3 の緑色の線よりも下部にあり0.2ながら安定とみなされているものが存在すれば，長い時間直接積分しなくてはならなくなるので，計算

0.0
0.00

速度を向上させるためには，そのような系の取り扱

0.02

0.04

0.06

0.08

0.10

t[Myr]

0.12

図 6: inner の離心率いを改良する必要がある．
図 4 から図 7 に，Q=3.5，cos i = −0.25 の場合の軌道長半径と離心率の変化を示した．また，図 8 かtime-eccout, Q=3.5, cosI=-0.25

1.0ら図 11 に，Q = 3.75，cos i = 0.5 の場合の軌道長0.8半径と離心率の変化を示した．両者に共通して見られる特徴の 1 つ目に，内側の軌道長半径の変化は小から急激に大きくなって，桁で変動する点がある．2
つ目には，内側の離心率が振動するのに対し，外側

0.6

e

さいのに対し，外側の軌道長半径の変化が，ある点

0.4
0.2

の離心率はほとんど 1 に近い値に変化する点がある．
1e 6

0.0
0.00

time-semiin, Q=3.5, cosI=-0.25

0.02

4

0.08

0.10

t[Myr]

0.12

1e 6

time-semiin, Q=3.75, cosI=0.5

5

3

4

2

a [pc]

a [pc]

0.06

図 7: outer の離心率

5

1
0
0.00

0.04

0.02

0.04

0.06

0.08

t[Myr]

0.10

3
2

0.12
1

図 4: inner の軌道長半径

0
0.00

0.02

0.04

0.06

0.08

t[Myr]

0.10

0.12

図 8: inner の軌道長半径

151

0.14

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

0.0010いることを意味する．境界にある三体系が，このよ

time-semiout, Q=3.75, cosI=0.5

うなプロセスで安定が保持されるとすれば，軌道長半径が大きくなったところで積分を切り替えること

0.0008で，計算速度を上げることのできる可能性がある．

a [pc]

0.0006

今後の研究では，境界にある連星の軌道要素変化をさらにたくさんの場合で確認し，他に安定が保持

0.0004

されるパターンがないかを調べる必要がある．また，
不安定になるものについても，どのようなプロセス

0.00020.00000.00

で連星が壊れるのかを調べ，安定・不安定境界の階
0.02

0.04

0.06

0.08

t[Myr]

0.10

0.12

0.14

層的三体の保持・破壊のプロセスについてまとめる
必要がある．今回の実験では，初期の離心率は 0.5 で

図 9: outer の軌道長半径固定されていたが，他の値の場合についても検証す1.0

time-eccin, Q=3.75 cosI=0.5

る必要がある．最終的には，安定・不安定境界の三体系の振る舞いをまとめ，見つかったパターンについて適用できる可能性のある近似的計算手法を開発

0.8

する．

e

0.6
0.4

Reference

0.2[1] Wang et al. (2020a)
0.0
0.00

0.02

0.04

0.06

0.08

t[Myr]

0.10

0.12[2] Wang et al. (2020b)

0.14[3] Mikkola & Aarseth (1996)

図 10: inner の離心率1.0[4] Mikkola & Tanikawa (1999)[5] Iwasawa et al. (2016)

time-eccout, Q=3.75, cosI=0.5[6] Iwasawa et al. (2020)[7] Mylläri et al. (2018)

0.8

e

0.6
0.4
0.2
0.0
0.00

0.02

0.04

0.06

0.08

t[Myr]

0.10

0.12

0.14

図 11: outer の離心率4

考察とまとめ
結果の軌道要素変化のグラフより，安定・不安定境界にある三体系の軌道要素の変化のパターンの 1
つとして，外側粒子の軌道長半径が桁で大きく変化
するとともに，離心率がほとんど 1 に近い軌道を運動する場合があることがわかった．これは，最初はある程度安定だった系が，外側の星が近点を通過する際に加速され，離心率の大きい軌道へと変化して152

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星間 b03

ALMA を用いたマゼラン雲におけるホットコア化学組成の多様性の調査
渡邊 ひかり153

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA を用いたマゼラン雲におけるホットコア化学組成の多様性の調査
渡邊

ひかり (新潟大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
低金属量環境下の星形成領域での有機分子形成過程は、近年のアストロケミストリー分野における重要な問題の一つである。その理解を進めるために重要な天体がホットコアである。ホットコアは大質量星の形成過程の一つで、大型有機分子を含むさまざまな分子輝線が電波領域で顕著に検出されるため、星形成によって引き起こされる化学プロセスを理解する上で重要である。近年の Atacama Large Millimeter/submillimeter

Array (ALMA) を用いた高い感度と分解能での観測により、低金属量環境下でのホットコアの化学組成が明らかになりつつある。しかし現時点ではサンプル数および周波数域が限られているため、ホットコアでの有機分子の形成過程は依然として未解明である。星間空間での分子形成過程を明らかにするために、さらなる
低金属量ホットコアの観測が必要である。Shimonishi et al. (2020) では大マゼラン雲の星形成領域 N119 の近くに位置する Young stellar Object(YSO) の ST16 を ALMA を用いて観測し、新しくホットコアを発見した。また自身の研究では ALMA アーカイブデータを用い、LMC の大質量原始星について複数の Band のデータを解析して化学組成を調べることで、大マゼラン雲の大質量原始星に付随する分子の多様性を調べる予定である。本講演では Shimonishi et al. (2020) のレビューと、自身の研究の紹介を行う。

1

ル数および周波数域が限られているため、ホットコ

Introduction

ア内での有機分子の形成過程は依然として未解明で現在と比べ金属量が大幅に低い過去の宇宙での星形成過程と物質進化過程を知るには、低金属量銀河

あり、さらなる低金属量ホットコアの観測が必要とされている。

での星形成領域を調べることが必要である。
大マゼラン雲 (Large Magellanic Cloud ; 以下LMC) は 1/2-1/3 solar metallicity と銀河系に比べて金属量が少ない環境を持ち、かつ 49.97 ± 1.11kpcという近い距離にあるため、過去の宇宙と近い環境を持つ観測対象として適した天体である。

本公演でレビューを行う Shimonishi et al. (2020)
では、LMC 内の星形成領域 N119 の近傍に位置する赤外線源 ST16 を ALMA を用いて観測した。回転解
析などにより、ST16 に付随する分子の存在量と温度を推定することで、ST16 が新たに発見されたホットコアであることが明らかになった。

またホットコアは大質量星の形成過程の一つであり、物理的にはコンパクト (0.1 pc)、高密度 (ガス/ダ
ストが高温 (100 K) と定義される。ホットコアは星のまた今後の自身の研究として、LMC 内の大質量原始星について ALMA アーカイブデータの解析を行う予定である。

放射や衝撃波によって氷の状態で存在していた分子が溶け、高温の分子ガスが星を包むように形成された領域である。ホットコア内ではメタノール (CH3 OH)やアンモニア (NH3) といった分子が複雑な有機分子

2

Observations(COMs) になり、またダスト表面での反応でも COMs

ターゲット天体は LMC 内の星形成領域 N119 の近が形成されるため、電波領域で豊富なスペクトルを傍に位置する大質量原始星 ST16 である。観測は Cy-示す。このようにホットコアは、星形成によって起

cle 4 (2016.1.00394.S) と Cycle 6 (2018.1.01366.S) にこる化学プロセスを理解する上で重要な天体である。 行われ、周波数域は Band 6 (241.25-260.48 GHz)、
近年の Atacama Large Millimeter / submillimeter Band 7 (336.97-352.53 GHz) である。速度分解能は−1−1Array (ALMA) を用いた高い感度と分解能での観測 Band6 で 1.2km s 、Band7 で 0.85km s である。

により、低金属量環境下でのホットコアの化学組成が明らかになりつつある。しかし現時点ではサンプ

154

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Results and Analysis
図 1 は ST16 から検出された分子輝線のうち、Band7 の一部を抜粋した図である。90 種の輝線が検出され、そのうち 30 本が CH3 OH、20 本が SO2 とその同位体置換体によるものであった。また、CH3 OH
より複雑な有機分子は検出されなかった。

図 1: 検出された輝線 (Band7 の一部抜粋)。CH3 OHと SO2 が多く検出されたほか、34 SO、H2 CS など様々な分子輝線が検出された。

図 2: CH3 OH と SO2 の積分強度分布。ビームサイズ
はグレーの丸で表され、コントアは ALMA870µm 連

33

3CH3 OH、SO2 、 CO、SO、 4SO、OCS、CH3 CNについては、異なる励起エネルギーの輝線が複数検

続光の分布、コントアレベルは 5σ 、10σ 、20σ 、40σ 、100σ を表している。

出されたため、回転解析が行われた。回転解析では、光学的に薄く、局所力学平衡 (LTE) の状態を仮定し励起成分ともにコンパクトな領域から検出されたこて次の式が用いられる。

とがわかる。また、SO2 も CH3 OH と同じピークで、かつコンパクトな領域から検出された。

(
log

ここで

Nu
gu

)

(
=−

loge
Trot

)(

Eu
k

)

(
+ log

N
Q(Trot ))4

Discussion
解析の結果は大きく次の 4 つにまとめられる。

∫
3k Tb dVNu=gu
8π 3 νSµ2

1. 回転解析の結果、CH3 OH、SO2 でトレースできる ≥ 100K のガスが存在する。

である。Nu は励起状態の分子の柱密度、gu は励起∫準位の縮退度、k はボルツマン定数、 Tb dV は観測

2. ダストの連続光から推定された水素密度は 3 ×から推定された積分強度、ν は遷移周波数、S は線強

106 cm−3 である。

度、µ は双極子モーメント、N は全柱密度、Q(Trot )3. 高温ガスからの放射がみられる領域が ∼ 0.1pc

は Trot での分配関数である。gu 、S、µ、Q(Trot ) のとコンパクトであった。

値は CDMS から引用されている。今回の観測では、光学的に薄い場合に推定される積分強度比と観測さ4. 大質量原始星に付随し、豊富な分子が存在する

れた積分強度比がおおよそ一致したため、仮定は妥天体である。

当であり、回転解析を行うことが可能である。
図 2 は CH3 OH と SO2 の積分強度の図である。回転
解析の結果、CH3 OH、SO2 は異なる温度の成分が検これらの結果より ST16 はホットコアの条件を満たすことがわかった。

出されたため、CH3 OH は高励起側の Eu < 50K と低

図 3 は LMC と銀河系のホットコアでの分子存在

励起側の Eu > 100K、SO2 は Eu < 50K と Eu = 36K

量の比較結果である。金属量の違いを補正するため、に分けて図が作成された。この図より、典型的なホッ LMC の金属量は３倍されている。この図からわかる
トコアトレーサーである CH3 OH は高励起成分、低 ように、H2 CO、CH3 OH、HNCO、CS、H2 CS、SiO

155

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図 3: LMC と銀河系のホットコアにおける分子の存在量の比較。ST11、ST16、N113 A1 が LMC ホット
コア、Orion、W3 が銀河系ホットコアである。金属量を補正するため、LMC のホットコアでは存在量が３倍されている。
は、銀河系と比べ LMC ホットコアでは存在量が低いにおけるホットコアのトレーサーとして有用である

傾向にある。しかし、N113 A1 の CH3 OH の存在量と考えられる。

は、ST11 や ST16 と同じ低金属環境のホットコアにも関わらず有機分子が豊富に存在することがわかった。これは、低金属環境下では有機分子の存在量に5ばらつきがあること、また ST11 や ST16 のような
ホットコアにおいて有機分子が少ないのが、金属量が少ないことによるものではないことを示唆している。

Shimonishi et al.(2016) では、ダストの温度が高いことで結果的にダスト表面で形成される有機分子の存
在量が少なくなるという仮説が立てられている。このように低金属環境下では、氷形成期で起こった化
学プロセスの違いによって、有機分子の存在量が決められている可能性がある。
図 2 の積分強度分布からわかるように、SO2 は

CH3 OH とピーク、強度分布がほぼ一致している。また回転解析によって得られた温度が ≥ 100K である
こと、さらに SO2 とその同位体置換体が限られた周
波数域のなかで多くの輝線を発することが、典型的なホットコアトレーサーである CH3 OH と SO2 の共通点である。CH3 OH と SO2 の違いは、CH3 OH は

Future Prospects
今後の自身の研究として、LMC ホットコアの化学的多様性をさらに探る目的で、LMC 内の大質量原始星について ALMA アーカイブデータの解析を行う予定である。現在、33 天体について、Band3、Band6、Band7 いずれかのデータを取得済みである。本公演
でレビューを行った論文からわかるように、Band6、Band7 の解析により典型的なホットコアトレーサー
である CH3 OH を含め様々な分子が検出され、その多様性が明らかになっている。それに加えて Band3のデータの解析を行うことで、Band6、Band7 では見られなかった分子を調べられるほか、回転解析による柱密度や回転温度といった物理状態の推定精度がより高くなることが期待される。
またホットコアで顕著に検出される分子の中でも、CH3 OH は存在量にばらつきがあり SO2 はどの大質量原始星もおおよそ同じくらいの存在量を示した。このようにホットコアを特徴づける分子をほかにも探LMC 内でも存在量にばらつきがあり、銀河系と比べし、その存在量を調べることで、どのような要因がて存在量が少なかったのに対し、SO2 は LMC ホッ
存在量の多少を左右するのかを調査していく予定で
トコアである ST11、ST16、N113 A1 の 3 つの天体ある。
間で存在量がほぼ同じであることと、銀河系のホットコアと比べてもほぼ同程度の存在量がみられたことである。これらの特徴から、SO2 は低金属環境下

156

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Reference
Shimonishi et al., ApJ, 891, 164, 2020
Shimonishi et al., ApJ, 827, 72, 2016

157

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星間 b04

低金属量銀河小マゼラン雲における大質量原始星の観測:原始星に付随するフィラメント状分子雲の性質
國年 悠里

158

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低金属量銀河小マゼラン雲における大質量原始星の観測:
原始星に付随するフィラメント状分子雲の性質

國年 悠里 (大阪公立大学大学院 電波天文学研究室 M1)

Abstract
小マゼラン雲は最も近い星形成銀河の 1 つで、金属量が太陽系の約 0.2 倍程度であることから、低金属量環境下における星間物質の性質や星形成を探る上で重要な天体である。これまでの銀河系や大マゼラン雲（金属量が太陽系の約 0.5 倍程度）における研究より、フィラメント状分子雲では活発な星形成が起こることが知られており、より金属量の低い小マゼラン雲でフィラメント状分子雲の構造の有無を明らかにするなど、分子雲の性質を調べることが星形成活動の金属量依存性を調べる上で一つの重要な課題であった。本講演では小マゼラン雲における 6 つの大質量原始星方向の ALMA データより、0.87 mm 帯の連続波及び 12 CO 輝

線の解析結果を紹介する。角度分解能は 0.!! 34(∼0.1 pc) であり、銀河系の研究で示されているようなフィラ
メント状分子雲の有無を判別することが十分可能である。0.87 mm 帯の連続波は原始星周辺の 0.4pc 程度のコンパクトな領域でのみ検出され、密度 ∼106 cm−3 の分子雲コア領域のみをトレースしている。解析結果

より、12 CO 輝線はそれら分子雲コアに接続するように長さ 1–8 pc 程度のフィラメント状の構造を示すことが分かった。12 CO 輝線強度より求めたそれぞれの総質量は ∼104 M# 程度で、個別のフィラメントの物理量に関しては、線質量が数 100 M# pc−1 と求まり、これは銀河系の大質量星形成領域で見られるものと同程
度である。

1

Introduction
太陽系近傍をはじめとする銀河系の分子雲や大マゼラン雲の分子雲はフィラメント状の形態をとっていることが知られており、星形成の主要な現場となっている (e.g., Mizuno et al. 1995)。また、近年 Herschel

宇宙望遠鏡の観測によって太陽系近傍の分子雲を網羅的に観測したことにより、フィラメント状の分子雲の半値幅は概ね 0.1 pc で揃っていることなどが示されるなど (Arzoumanian et al. 2011)、その具体的な性質の理解が深まりつつある。

しかし、金属量が少ない環境下では必ずしも分子雲の性質の観測的理解は進んでいない。金属量は星間物質の加熱冷却を担い、分子雲が重力不安定となる条件を変えうるため、星形成過程に影響を与える
重要なパラメータの１つである。例えば、金属量が太陽系の 10−3 倍以下という金属量が非常に少ない環境下では、ガス圧が卓越し、フィラメントが消失する可能性があるという理論的な可能性も提案されている (Chon et al. 2021)。一方で観測的研究ではフィラメント状分子雲を空間分解可能なターゲット

は、現状分子雲の観測で最高の解像度が達成できる

ALMA を以ってしても局所銀河群のターゲットに限られており、この中で可能な限り低金属量環境下の天体を研究することが重要である。局所銀河群中において ALMA を用いた分子ガスの観測で 0.1 pc 以下の空間解像度を達成可能な対象の中では最も低い金

属量 (∼0.2 Z" ) を持つ銀河である、小マゼラン雲内の N83C(Muraoka et al. 2017) では、分子雲はフィラメント状の形態は卓越しておらず、原始星を中心として非常にコンパクトなクランプ状の分布していることが明らかになった。そのため、小マゼラン雲
においては分子雲がフィラメント状であることが一般的であることは検証段階にあり、複数のサンプルに対する統計的な研究によりその一般性/多様性を探ることが、本研究の目的である。

2

Observations
本研究の観測対象天体である小マゼラン雲は金属

量が 0.2 Z" 程度であることに加えて、太陽系から約 62 kpc の距離に位置し、太陽系から最も近い星形
成銀河の１つであることから、望遠鏡による高感度
かつ高分解能な観測が可能な天体である。本研究の159

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
観測領域は小マゼラン雲内の 6 つの原始星で、各原始星の位置を図 1 に示す。6 つの原始星の明るさはスし、原始星周りの分子雲コア領域でのみ検出される。解析には、CASA(Common Astronomy Software

10 ∼10 L" 程度、YSO17, 18 はケイ酸塩の吸収線 Application) に実装されている “tclean” を用いて処
45と氷の吸収線の両方が検出されており、そのほかの原始星（YSO03, 13, 28, 33）におけるケイ酸塩・氷理を行った。

の吸収線の有無、および PAH(Polycyclic Aromatic

Hydrocarbons) emission の有無は表 1 の通りである。 3

Results and Discussion

3.1
YSO28

原始星周りのフィラメント構造

図 2 は 12 CO（3–2）輝線の積分強度図であり、各原始星の周りに 12 CO（3–2）輝線でトレースされた分子雲が付随していることが分かる。連続波の中心

YSO13

YSO33

付近における分子雲の分布について、YSO03, 33 は北東方向、または北西方向に細く広がった分布であ

YSO03
YSO18

るのに対し、YSO17, 18, 28 は分子雲全体が不規則

YSO17

な方向に広がった分布をしている。ほかの原始星と

図 1: 小マゼラン雲（Herschel 宇宙望遠鏡によって観測された 350 µm 連続波の画像に本研究の観測天体をプロットしている）

YSO

表 1: 原始星 6 つの特徴

天体の明るさ(104 L" )ケイ酸塩の吸収線の有無PAH emission

!

!

03

6.1

13

2.2

17

2.2

!

!

18

2.8

!

!

28
33

14.0
2.6

!
!

!

ることが分かる。

ここで、より詳細なフィラメント構造とフィラメン

2015) というアルゴリズムを適用してフィラメント

の有無

構造を同定した。同定されたフィラメント構造の分布を図 3 に示す。各図の背景は 12 CO（3–2）輝線の

!

!(弱い)

ピーク強度図であり、シアンはフィラメント構造、赤!(弱い)色のコントアは 0.87 mm 帯の連続波を描画した。こ!
!

たデータ (P.I. S. Zahorecz #2019.1.00534.S) を使用した。観測は ALMA 12 m array で行われ、本研究では原始星の周りでフィラメント状の構造が卓越していの積分強度に対し “FilFinder”(Koch & Rosolowsky

解析には ALMA Band7(275–373GHz) で観測され

12

パクトに分布している。図 2 より、YSO13 以外では

ト状分子雲の物理量を求めるために 12 CO（3–2）輝線

氷の吸収線の有無は異なり、YSO13 では分子雲が連続波の周りでコンCO（3–2）輝線と 0.87 mm 帯の連続波の 2 つを解析に用いた。各天体における観測視野の広さは 8× 8 pc2 、角度分解能は 0.## 34(∼0.1 pc) であり、銀河系の研究で示されているようなフィラメント状分子

こで、YSO28 に関して、0.87 mm 帯の連続波源が 2つあるため左側を 28a, 右側を 28b とした。6 つの原
始星のうち YSO03 ではフィラメント構造、YSO17,

18, 28a, 28b, 33 ではハブフィラメント構造が同定された。ハブフィラメント構造とは、複数のフィラメ
ントが合体した構造であり、大質量原始星が誕生する場であると考えられている。これより、小マゼラ
ン雲内の原始星周りにはフィラメント構造、および雲の有無を判別することが十分可能である。ここで、 ハブフィラメント構造が存在していることが明らか
小マゼラン雲における 12 CO（3–2）輝線の特徴とし となった。
て、トレースする分子雲の密度は 104 cm−3 程度であることが挙げられ (Muraoka et al. 2017; Tokuda et

フィラメントの物理量

al. 2021)、これは銀河系の典型的な環境と異なり小3.2をトレースすることを示す。また、0.87 mm 帯の連続出した結果を表 2 に示す。質量の算出には積分強マゼラン雲では 12 CO（3–2）輝線は高密度領域のみ

波は 12 CO（3–2）輝線よりも高密度な部分をトレー同定された各フィラメント状分子雲の物理量を算

度を用いて導出した。その際、本研究では Xco =160

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校b

Dec(J2000)a

RA(J2000)

図 2: 12 CO（3–2）輝線の積分強度図。黒色のコントアは 0.87 mm 帯の連続波を示す。YSO28 は連続波源

Dec(J2000)

が 2 箇所あるため、図の左側を a、右側を b とした。

RA(J2000)

図 3: 同定されたフィラメント構造の分布。背景は 12 CO（3–2）の積分強度図であり、シアンはフィラメン
ト構造、赤色のコントアは 0.87 mm 帯の連続波を示す。

7.5 × 1020 cm−2 (K km s−1 )−1 (Muraoka et al.

2017) を用いており、これは銀河系の典型的な値
Xco = 1.8 × 1020 cm−2 (K km s−1 )−1 (Dame et al.

ングし、その半値幅 (FWHM) を導出した。線質量はフィラメントの単位長さあたりの質量であり、ビリア
ル線質量は Mvir = 465σ 2 M" pc−1 (Fiege & Pudritz2001) の約 4 倍である。ここでの線幅とは、スペクト 2000) を用いて算出した。
算出した物理量より、フィラメント状分子雲の線
ルの半値幅 (FWHM) を指し、本研究では観測により得られたスペクトル線を gauss 関数でフィッティ 質量は単位 pc あたり数 100 M" 程度と求まり、銀河161

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

質量
3

長さ

表 2: フィラメントの物理量
幅
線幅
線質量

(pc)

(km s

03

0.40

2.6

0.17

3.1

1.6

8.3

17

0.76

6.4

0.32

1.7

1.2

2.4

18

0.69

7.8

0.21

2.1

0.9

3.7

28a

1.60

6.1

0.24

3.1

2.7

8.3

28b

0.30

1.2

0.16

3.1

2.7

8.0

33

0.38

2.7

0.18

1.8

1.4

2.8

YSO

(10 M" )

(pc)

−1

)

2

(10 M" pc−1)

ビリアル線質量(102 M" pc−1 )系の大質量形成領域におけるフィラメント状分子雲の解析を行った結果、YSO13 以外で銀河系や大マ

質量とビリアル線質量はオーダーが同じであり、やト構造やハブフィラメント構造が確認された。今回の線質量と同程度であることが分かった。また、線やビリアル線質量の方が大きいと求まった。

3.3

ゼラン雲で見られるような高密度ガスのフィラメン
フィラメント構造が同定されなかった YSO13 について、原始星周りに広がっている低密度な分子雲の分布を知ることが必要であり、そのためには中性炭フィラメントの物理量 他天体との比較 素輝線 [C i] や 12 CO（1–0）輝線の観測が重要にな

小マゼラン雲におけるフィラメント状分子雲の性質を知るために、銀河系や大マゼラン雲でのフィラメント状分子雲の物理量と比較する。

まず、銀河系にある白鳥座の DR21SF(South Fil-

ament) というフィラメント状分子雲において、物理量、およびトレーサーの輝線を比較する。DR21SFの幅は 0.13 pc、線質量は (0.8–2)× 102 M" pc−1 、観ると考えられる。また、CO 同位体の輝線や異なる準位の輝線の観測を行うことで小マゼラン雲の分子雲の温度や密度なども物理量も求めていきたい。

Reference

測輝線は NH3 である (Hu et al. 2021)。これより、小Mizuno et al, 1995, ApJ, 445, 161

測された DR21SF の性質と似ていると考えられる。

Muraoka et al, 2017, ApJ, 844, 98

マゼラン雲のフィラメント状分子雲は NH3 輝線で観
次に小マゼラン雲の隣に位置する銀河である大マ

Arzoumanian, D., et al., 2011, A&A, 529, L6

Chon et al, 2021, MNRAS, 508, 4175

ゼラン雲のフィラメント状分子雲において、物理量、 Tokuda et al, 2021, ApJ, 922, 171
およびトレーサーの輝線を比較する。大マゼラン

雲内の N159E–Papillon、N159W–South の２領域のフィラメント状分子雲の幅は 0.14 pc、線質量は (1–10)× 103 M" pc−1 、観測輝線は 13 CO（2–1) である

Dame et al, 2001, ApJ, 547, 792
Hu et al, 2021, ApJ, 908, 70
Fiege, & Pudritz , 2000, MNRAS, 311, 85(Fukui et al. 2019; Tokuda et al. 2019)。これより、 Fukui et al, 2019, ApJ, 886, 14
小マゼラン雲のフィラメント状分子雲は大マゼラン

Tokuda et al, 2019, ApJ, 886, 15

分子雲の性質と似ていると考えられる。

Koch, E. W., & Rosolowsky, E. W. 2015, MNRAS, 452,
3435

雲の 13 CO（2–1) 輝線で観測されたフィラメント状

4Conclusion
小マゼラン雲内の 6 つの原始星について“FilFinder” を 用 い て

12

CO（3–2）輝 線 デ ー タ

162

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星間 b05分子雲衝突による大質量星形成の数値シミュレー
ション
水野 勝広

163

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

分子雲衝突による大質量星形成の数値シミュレーション
水野 勝広 (北海道大学大学院 理学院宇宙理学専攻)

Abstract
大質量星の形成過程を理解することは宇宙物理学において非常に重要だが、その形成過程は未だ未解明である。大質量星形成のシナリオとして、分子雲衝突がある。分子雲衝突に関する研究は観測と理論の両面から盛んに行われており、Sakre et al.(2021) は電磁流体力学シミュレーションにより、衝突軸に垂直な強い磁場が大質量星形成に有利に働くことを示した。我々はより一般的な状況を考えるため、二つの分子雲の磁場の向きが異なる場合の分子雲衝突のシミュレーションを計画している。
本研究では 2 つの分子雲の磁場の向きが 90 °異なる場合のテスト計算を行い、磁場の向きが等しい場合の分子雲衝突と比較した。Takahira et al.(2014) や Sakre et al.(2021) と同様、衝突によって分子雲に円弧構造が形成されたり、衝突雲の確率分布関数 (PDF) に非対数正規分布の裾が現れたりすることが確認された。また、衝突軸方向の柱密度や累積コア質量分布 (CMD) から、2 つの分子雲の磁場の向きが異なる分子雲衝突が大質量星形成に有利に働く可能性が示唆された。磁場の向きの違いが大質量星形成に与える影響について
詳しく議論するためには、より空間分解能の高いシミュレーションや 2 つの分子雲の磁場のなす角にさまざ
まな値を用いたシミュレーションが必要である。

1

盛んに行われている。例えば、近年の観測によって、Introduction

様々な星形成領域において分子雲衝突による大質量星
大質量星は強い輻射によって周囲の星間ガスを加熱し、星形成を抑制する。また、超新星爆発によって重元素を生成し、宇宙全体の化学進化の中心的役
割を果たす。このため、大質量星の形成過程を理解することは宇宙物理学において非常に重要である。
近年、大質量星形成のシナリオとして分子雲衝突が有望視されている。2 つの分子雲が超音速で衝突すると、衝突面で衝撃波が発生する。衝撃波が発生した領域では、放射冷却によって密度が上昇し自己重力が増大し、高密度のクランプが形成される。分
子雲の大きさが異なると衝撃波領域で収束流が現れ、クランプの質量を増加させることができ、クランプの中で高密度コアが形成される。この高密度コアが十分な質量を持っていれば、その中で大質量星形成

形成の証拠が得られている (e.g., Fukui et al. 2021)。
また、Takahira et al.(2014) の数値シミュレーション
では、内部乱流をもつ分子雲同士の衝突によって、大質量星形成を引き起こすような大質量の分子雲コアが形成された。さらに Sakre et al.(2021) は、電磁流
体力学シミュレーションにより、衝突軸に垂直な強い磁場が大質量星形成に有利に働くことを示した。しかし、彼らのシミュレーションでは衝突する二つの分子雲の磁場の向きは等しいと仮定している。我々はより一般的な状況を考えるため、2 つの分子雲の磁場の向きが異なる場合の分子雲衝突のシミュレー
ションを計画している。本研究では、2 つの分子雲の磁場の向きが 90 °異なる場合のテスト計算を行い、磁場の向きが等しい場合の分子雲衝突と比較した。

が期待できる (Habe & Ohta 1992)。

2

Method2.1

Numerical method

本研究では、3 次元電磁流体力学 AMR(adaptive
図 1: 分子雲衝突の模式図

mesh reﬁnement) コード、Enzo(Bryan et al. 2014)を使用した。テスト計算のシミュレーションサイズ

分子雲衝突に関する研究は、観測と理論の両面から

164

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 分子雲衝突の様子（上：YY モデル

下：YZ モデル）は 30pc × 30pc × 30pc、格子数は 64 × 64 × 64、細突が始まると衝突面に高密度領域が形成された。そ分化は 2 回とした。これより空間分解能は約 0.12pcの後、分子雲 1 が分子雲 2 に侵入することにより、部である。この分解能では分子雲衝突によって形成さ分的な円弧構造が形成された。これらの構造は、これるコアを分解できないため、今後より分解能の高

れまでに行われた分子雲衝突のシミュレーション結いシミュレーションを実行する予定である。シミュ 果と一致している (e.g., Takahira et al. 2014)。
レーション時間は 3Myr とし、自己重力と放射冷却の影響を取り入れている。
表 1: 各分子雲のパラメータ（R：半径、M ：質量、

ρ0：密度、tﬀ ：自由落下時間、σv：速度分散、T ：温

2.2

Cloud models

各分子雲のパラメータは表 1 の通りである。分子度、B ：磁場の強さ）
分子雲 1

雲の初期密度は一定とし、衝突速度は 10km/s とした。各分子雲は 0.5Myr の間初期位置にとどめ、内部乱流を生成する。本研究では、表 2 のような 2 つのモデルを実行し、2 つの分子雲の磁場の向きが等しい場合と異なる場合とでどのような違いが生じるか
を調べた。

3

Results & Discussion
両モデルにおける t = 1Myr 〜 t = 2Myr までの衝突雲の進化を図 2 に示す。どちらのモデルでも、衝

165

R

3.5

M

972

ρ0

分子雲 2

単位

7

pc

7774
−22

3.67 × 10

M⊙

3.67 × 10−22g cm−3

tﬀ

3.5

3.5

Myr

σv

1.0

2.0

km s−1

T

300

800

K

B

4.0

4.0

µG

表 2: シミュレーションモデル (磁場)モデル名 分子雲 1 側 分子雲 2 側

YY

y 軸方向

y 軸方向

YZ

y 軸方向

z 軸方向

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: YZ モデルにおける確率分布関数
図 3: 衝突軸方向の柱密度（上：YY モデル 下：YZ
モデル）

磁場の向きの差を 90 °以外にしたシミュレーションを実行する必要がある。

2 つの分子雲の磁場の向きが異なることの影響は、

t = 0.5Myr 及び t = 2.5Myr での YZ モデルにお衝突軸方向の柱密度分布に現れている。両モデルにける確率分布関数 (PDF) を図 4 に示す。PDF は分

おける t = 2.5Myr での衝突軸方向の柱密度を図 3 に子雲 2 の中心から半径 7pc 以内に存在するガスにつ示す。図 3 からわかるように、YY モデルでは y 軸方

いて作成した。同時刻での YY モデルにおける PDF
向に垂直にフィラメントが形成されているのに対し、 は YZ モデルと同様であった。星形成が起こっていYZ モデルでは y 軸方向からおよそ 45 °の方向にフィ ない分子雲は、PDF において以下の式で表される対ラメントが形成されている。YZ モデルでは、分子雲 数正規分布を示す (Kainulainen et al. 2009)。
1 中で y 軸方向に垂直な方向に形成中であったフィ
1A −f (x; µ, σ) = √ e 2
σ 2π

ラメントが分子雲 2 に侵入し、z 軸方向に垂直な方向に成長することで図 3 のようなフィラメントが形

(

x−µ
σ

)2

, x = ln ρ/ρ

成されたと考えられる。これは、磁場の向きに垂直

図 4 からわかるように、衝突雲の PDF には密度がな方向にフィラメントが形成されるという Sakre et

10−20 g/cm3 以上の非対数正規分布の裾が存在する。

al.(2021) の結果に一致している。さらに図 3 より、 これは、磁場の向きに依らず、衝突雲内の高密度ガ
YZ モデルの方が分子雲中心の柱密度が大きくなって スが自己重力収縮していることを示している。
いることがわかる。これより、2 つの分子雲の磁場
t = 2.5Myr での各モデルにおける累積コア質量分の向きが異なる場合の分子雲衝突は大質量星形成に

布 (CMD) を図 5 に示す。ここで、密度が 10−21 g/cm3

より有利に働く可能性がある。このことを確かめる以上であり、最低 27 セルを含むものを分子雲コアとには、より空間分解能を高めたシミュレーションや、 した。本研究の空間分解能ではコアを十分に分解で166

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Reference
Bryan et al. 2014, ApJS, 211, 19
Fukui et al. 2021, PASJ, 73, S1
Habe, & Ohta 1992, PASJ, 44, 203
Kainulainen et al. 2009, A&A, 508, L35
Sakre et al. 2021, PASJ, 73, S385
Takahira, Tasker, & Habe 2014, ApJ, 792, 63

図 5: 累積コア質量分布（上：YY モデル

下：YZ

モデル）
きないため、YZ モデルにおける 1000M⊙ を超える
ようなコアは実際は複数のコアに分裂していると考えられるものの、図 5 より YY モデルよりも YZ モデルの方が質量の大きなコアを形成していることがわかる。これより、2 つの分子雲の磁場の向きが異なる場合の分子雲衝突は大質量星形成により有利に働く可能性がある。

4

Conclusion
本研究では、シミュレーションコード Enzo を用いて、2 つの分子雲の磁場の向きが異なる場合の分子雲衝突のテスト計算を行い、磁場の向きが等しい場
合と比較した。2 つのモデルにおける衝突雲の柱密度や CMD の比較から、2 つの分子雲の磁場の向きが異なると大質量星形成を促進する可能性が示唆された。磁場の向きの影響をより詳細に議論するためには、より高い空間分解能でのシミュレーションや、2つの分子雲の磁場のなす角にさまざまな値を用いてシミュレーションを実行する必要があり、今後それらのシミュレーションを実行予定である。

167

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星間 b06

かなた望遠鏡可視偏光サーベイ：高銀緯分子雲 MBM
37 領域の磁場構造
堀 友哉

168

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

かなた望遠鏡可視偏光サーベイ：高銀緯分子雲 MBM 37 領域の磁場構造
堀 友哉 (広島大学大学院 先進理工系科学研究科)

Abstract
星間ガスの一部は電離しており、磁場によるローレンツ力で運動が制御されることから、銀河磁場は銀河系の物質循環・進化に重要な役割を果たすと考えられている。しかし、銀河磁場の構造はまだよく判っていな
い。磁場構造を知る方法として、磁場によって整列した非球状ダストの選択吸収によって生じる、背景星の星間偏光の観測が挙げられる。最近では Gaia カタログから各背景星の距離が得られることから、距離分解した磁場構造の導出も期待されている。我々は全天偏光サーベイプロジェクト SGMAP の初期観測として広島大学かなた 1.5m 望遠鏡と可視赤外線同時カメラ HONIR を用いて、磁場構造に特徴ある領域の偏光サーベイを進めている。
本研究における観測対象は高密度の星無しコアを伴う高銀緯星間雲 MBM 37 である。このコアは、SCUBAによる遠赤外線偏光により、星間雲を貫くフィールド磁場とほぼ直交する向きの磁場を有することが先行研究により明らかとなっている。我々は、MBM 37 の中心付近でまだ可視偏光観測の報告がない領域の 5 視野

(1 視野は 9.3×9.0 分角) について、2023 年 5 月に観測を実施した。得られた可視偏光ベクトルマップは、4視野を通し概ね揃っており、その向きは先行研究 [1] による周辺の偏光マップとコンシステントかつ、各サンプル星の R バンドの偏光度は p=1-4% ほどであった。

1

Introduction
星間ガスはその一部が電離しており、磁場によるローレンツ力によってその運動が制限される。このことから銀河磁場は銀河系内の物質循環や進化に結び付いていると考えられているが、その詳細な構造は未だに不明である。磁場構造を知る方法として、可視光による星間偏光観測が挙げられる。星間偏光は非球状なダストが磁場によって整列することで、吸収による直線偏光二色性によって磁場の向きに生じる。しかし、偏光はベクトル的に加算するため、複数の距離が星間雲を通過すると、距離が不明の場合、
視線方向に積分された磁場構造しか知ることが出来ず、構造を分解するのが難しくなる。ここで、位置天文衛星 Gaia のカタログを用いることで、距離ごとに偏光パターンを導出し、背景となる恒星からの偏光を差し引くことによって、図 1 のように視線に垂直な方向の磁場の 3 次元構造を推測することが可能となる [2]。

図 1: 偏光ベクトルと吸収量の変化から距離が異なる
星間雲の同定に成功している例 [2]1692023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
我々広島大学宇宙科学センターが推進する全天偏光
サーベイプロジェクトに SGMAP プロジェクトがある。他の大学や研究機関と連携して、北天を中心とした偏光サーベイを行うことで、偏光データベースの構築を目指している。このプロジェクトの背景には既存の全天偏光カタログ [3] における星の数がわずか 1 万星にも及んでいないことがある。我々は広島大学かなた 1.5m 望遠鏡と可視赤外線同時カメラ

HONIR を用いて、偏光観測を実施している。

図 3: MBM 37 分子雲の可視赤外偏光マップ
図 2: 可視偏光カタログ [3]
本 研 究 の 対 象 と な る 天 体 MBM 37 は (l, b)

背景にあかり衛星 (160µm) の観測結果 [5]=

いない 5 視野 (図 3 における a,b,c,ct,d 領域) の偏光(5.70 , 36.62 ) を中心に広がった高銀緯分子雲であ撮像観測を HONIR の R バンドと H バンドを用いて◦◦り、距離は 121+10−16 pc [4] と比較的近傍にあり、高密9 点ディザーを行いながら実施した。偏光観測は半波度の星無しコア LDN 183 を伴っている天体である。 長板 (0◦ , 22.5◦ , 45◦ , 67.5◦ ) とウォラストンプリズム
また、近赤外域の観測でコア付近で磁場が回転してを用いて実施した。1 視野あたりの総露出時間は、R

いるような構造を持っていることがわかっている天バンドが 75 秒× 4 × 9 ディザ＝ 2700 秒、H バンド体である [1]。本集録では SGMAP プロジェクトの一が 60 秒× 4 × 9 ディザ＝ 2160 秒である。データリ端として、MBM 37 分子雲をかなた望遠鏡 HONIR

ダクションは専用のパイプライン（共同研究者の笹で偏光観測し、Gaia 衛星とのクロスマッチを行った

田真人氏、中村謙吾氏、森文樹氏が整備）を使用し、結果を記載する。

同一フレーム内の常光像と異常光像のカウント比をもとにストークスパラメータを計算し、偏光度・偏2光方位角を算出した。

Observations
本研究では、広島大学かなた 1.5m 望遠鏡を用いて観測を行った。かなた望遠鏡は、広島大学宇宙科学

3

Results & Discussion

センターが所有する口径 1.5m の光学赤外線望遠鏡

取得した各星のデータに対し Gaia DR3 カタログである。方位軸まわりが 6 度/秒、高度軸まわりが 3とのクロスマッチを行い、距離ごとに偏光度 (%)、赤度/秒という素早い駆動速度を誇り、アラートに即応

道座標系における偏光方位角 (degree)、吸収量 (mag)

した突発天体の観測でも活躍している。検出器にはについて領域ごとに色分けしてプロットした結果をカセグレン焦点に設置されている可視赤外線同時カ

図 4 に示す。なお今回示す結果は R バンドにおけるメラ HONIR を用いた。HONIR は可視光 (V,R,I バ

結果のみである。今回観測した星についてその多く

ンド) と近赤外 (J,H,Ks バンド) での同時観測が可能

が 1000pc 付近に位置し、MBM 37 分子雲が存在すであり、撮像・分光・偏光撮像・偏光分光の 4 つのる 121pc よりも遠い場所にある星を多く観測していモードがある。

たということがわかる。このことから今回の観測で観測は 2023 年 5 月に可視光での偏光観測が行われて170

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
は MBM 37 分子雲を見通して観測していたと推測さ

4

Conclusion

れる。偏光方位角に着目すると、全体的に向きは概
ね揃っており、その向きは先行研究 [1] における周囲の近赤外域の結果とコンシステントであることがわかった。また、1000pc 付近において、どの成分にも変化が見て取れる。このことから 1000pc 付近において構造の変化があるのではないかと推測する。

本研究では高銀緯分子雲 MBM 37 についてかなた
望遠鏡で偏光観測を行い、観測したほとんどの星が分子雲の背後に位置し、分子雲を見通すように観測を行っていたこと、偏光方位角は概ね揃っておりその向きは先行研究における近赤外域の結果とコンシ
ステントであるということがわかった。しかし、明瞭な変化パターンが見られなかったため、磁場がより回転している領域について追観測を行う必要がある。また、今回の解析結果は R バンドのみのものであるため H バンドの解析を進め、R,H の 2 バンドの偏光データから星間ダストの特性を導くことも課題の一つである。

Reference[1] Clemens D. P., 2012, ApJ, 748, 18[2] Doi et al. submitted[3] Heiles, C. 2000, AJ, 119, 923[4] Schlaﬂy et al., 2014, Apj, 786, 29[5] S. Neha et al., 2018, MNRAS 476, 4442–4458

図 4: 上から順に距離ごとの偏光度、赤道座標系における偏光方位角、吸収量についてプロットした結果
しかし、これまでの観測領域では偏光方位角の明瞭な変化パターンが見られなかったため、磁場の回転がわかっている領域に対しての追観測の実施を行うべきであると判断した。

171

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星間 b07

地球の水における非理想 MHD 効果の重要性につ いて
大山 航

172

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

地球の水における非理想 MHD 効果の重要性について
大山 航 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
地球の水の起源は未解明で，系外惑星のハビタビリティを考える上でも重要な課題である．地球の水の存在量を考える上で地球形成時の原始惑星系円盤の温度構造は重要である．特に円盤で水が凝固する，温度約 160から 170K となる位置 (スノーライン) の外側では円盤において水は氷の状態で多量にある．そのため形成時にスノーラインの外側にあれば氷が集積し，地球の水の存在量は多くなる．従来モデルでは電離度が十分高いとする理想 MHD(電磁流体力学) で考えてきた．円盤温度では主に MRI による粘性加熱と輻射冷却の釣り合いで決まると考えられてきた．円盤ガスの減少に伴って粘性加熱が弱まり，スノーラインは時間が経つにつれ内側に移動する．ただし地球形成時には 1au より外側にあると考えられ，氷の集積は起こらないとされてきた．しかし，これまで軽視されてきた非理想 MHD 効果を入れた数値シミュレーションの結果，電離度が低くガスと磁場の結合が弱いことが分かった．(Xue-Ning Bai 2013) この場合理想 MHD モデルに比べ粘性加熱の効率が悪く従来の想定より円盤全体が低温になることが分かった．(Shoji Mori et al. 2019)
本発表では (Shoji Mori et al. 2021) をレビューし，非理想 MHD 効果を取り入れた場合のスノーラインについて議論する．(Shoji Mori et al. 2019) では円盤の定常状態を扱い時間発展については考えなかった．

(Shoji Mori et al. 2021) では円盤垂直方向の電離度構造や非理想 MHD 効果を入れ準定常的動径方向の温度構造の時間発展を解いた．その結果，スノーラインが 1au に到達する時期が一般的に考えられている地球の形成時期より早くなった．この結果は地球形成時に氷の集積を示唆し，現実の地球と矛盾する．形成時期や位置などにおいて地球の形成シナリオの見直しを迫っている．

1の例としては海王星などが挙げられる. 一方スノーラ

Introduction
惑星の水は生命の起源であると同時に, 宇宙物理学と地球物理学の境界分野としても興味深い研究素材である. また, 系外惑星のハビタビリティを考える上インの内側では, 水は気体の状態で存在しており, この領域で形成される惑星の水を含む量は少なくなる.
太陽系での例としては火星や水星などが挙げられる.
スノーラインの時間発展を考えるには原始惑星系

でも水の有無は重要な要素である.
しかし, 地球の水に限ってみてもその起源は様々な説が存在しており, まだ完全に定まった定説は存在していない. 代表的な説としては, 地球形成領域のダストに吸着した水蒸気, 原始地球が獲得した水素大
気と岩石中の酸化物に含まれる酸素原子の化学反応,
原始惑星系円盤の温度が低い外縁部からの氷のペブ
ル, 彗星などからの供給などが挙げられる.(Meech, &図 1: スノーライン並びにその内側と外側で形成される惑星について

Raymond 2020)
今回は特に始惑星系円盤の温度が低い外縁部から円盤の温度構造を考える必要がある. 原始惑星系円盤の氷のペブルからの供給に関係があるスノーラインの温度構造は加熱と冷却のバランスで決まる. 加熱機の時間発展を考えた (Shoji Mori et al. 2021) のレ

構としては中心星からの放射による放射加熱と粘性

ビューを行う. スノーラインは原始惑星系円盤におい加熱がある. 冷却機構としては円盤からの放射冷却がて水が凝固する，温度約 160 から 170K となる位置である.

ある. スノーラインの外側では水が固体で大量にあり,

従来のモデルでは ideal MHD で考えられてきた.

この領域で形成される惑星は水を多く含む. 太陽系でこのモデルにおいては粘性加熱は乱流によってなさ173

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
れる. この乱流は, 磁場がプラズマによって引きずら

2

れることによって生じる磁気回転不安定 (magneto-

rotational instability, MRI) によって生じる.MRI に

Methods
原始惑星系円盤において加熱機構は粘性加熱と中よっておこる粘性加熱はプラズマの粒子数密度が高心星からの放射のみ, また冷却機構は放射冷却のみをい赤道面で大きくなる.

考えた. すなわち, 放射冷却率を (Λrad ), 中心星から

一方 ideal MHD で考えるためには原始惑星系円の放射による加熱率を (Γirr ), 粘性加熱率を (Γacc ) とすると式 1 と考える.

dE= Γirr + Γacc − Λraddt

(1)

よって, 温度 T は Γirr = Λrad から出てくる Tirr とΓacc = Λrad から出てくる Tacc を用いて, 式 2 とかけ

図 2: ideal MHD モデル

るとする.
盤において強電離であることが必要であるが, 実際の

( 4
) 41
4
T = Tirr+ Tacc円盤の地球形成領域では十分電離していない可能性が指摘されている. それはこの領域の温度が低く熱電離が起こらず, また粒子数密度が高く UV が赤道面に到達せず UV による電離も不十分であるためである.

ここで,Tirr は式 3 とかける.(Kusaka et al. 1970)(Chiang, & Goldreich 1997)

そのため, 実際の円盤を考えるためには低電離の場合

Tirr = 110

生じる non-ideal MHD Eﬀect を考える必要がある.

non-ideal MHD Eﬀect は, 両極性散逸, ホール効
果, オーム散逸の３つである. 両極性散逸は中性粒子
が磁力線をすり抜けて散逸する効果, ホール効果は電子とイオンの運動のズレに起因する効果, オーム散逸(2)( r )− 37 ( L ) 27 ( M )− 71
1au

L⊙

M⊙

K

(3)

なお, 中心からの距離を r, 中心星の質量を M , 中心星の光度とした L. ここで光度は図 4 と時間発展するとした.

は中性粒子との衝突の効果である.

non-ideal MHD Eﬀect を考えたモデルにおいては、両極性散逸とオーム散逸によって MRI が抑制され, 乱流は生じない. そのため従来とは異なる粘性加熱機構を考える必要がある. そこでジュール加熱によって加熱されると考える. 先行研究のオーム散逸によって赤道面のジュール加熱は抑制されるため, このモデルにおいては加熱層は上層になる. そのため, 加熱層が赤道面である従来の ideal MHD モデルに比べ,

図 4: L の時間発展. 横軸が年齢で単位が Myr, 縦軸

放射冷却が効率よくはたらき粘性加熱の寄与が小さが光度で単位が L⊙ .(Feiden 2016)(Shoji Mori et al.

くなると考えられる.

2021)
また,Tacc に関連して降着率 Ṁ は式 4 と表されるとした.(Hartmann et al. 2016)

Tirr = 4 × 10−8±0.5

図 3: non-ideal MHD モデル

(

t
1Myr

)−1.07M⊙ yr−1(4)

ideal MHD モデルにおける Tacc については standard
viscous model の Shakura-Sunyaev の α を用いて式5 と表される.

174

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

3((
Tacc =

9Ṁ Ω232πσ)(Results

)) 14

τmid
1
+√
2
3
(
) 14
3κR Ṁ 2 Ω3≃128π 2 σαCs2(5)

ここで,τmid = κR2 Σ で,σ はシュテファンボルツマン
定数,κR は rosseland mean opacity である.
一方,non-ideal MHD モデルにおける Tacc は式 6とかける.

図 5: 数値計算の結果. 左図が t=0.6Myr における結果で, 右図は t=10Myr における結果を表す. 横軸は((Tacc =

3Ṁ fheat
32πσ

)(

1
τheat + √3)) 14

中心からの距離で単位は au, 縦軸は赤道面の温度で(6)

単位は K である. 赤い実線が ideal MHD モデルにおける結果, 青い実線が non-ideal MHD モデルにおけここで τheat は加熱層からの光学的厚み, fheat は降る結果である. 紫の点線が中心星からの放射のみを考着エネルギーが円盤にため込まれる割合を表す.

えた場合における結果, 茶色の点線が ideal MHD モ

τheat は 加 熱 層 よ り 上 の 面 密 度 を Σheat と しデルにおいて粘性加熱のみを考えた結果, 緑色の点線て,τheat = κR Σheat とかける.Σheat については, 垂が non-ideal MHD モデルにおいて粘性加熱のみを考

直方向の電離度分布から決まる. 具体的には Am-

えた結果を表す.(Shoji Mori et al. 2021)

bipolar Elsasser number Am から決まる.

Am-

bipolar Elsasser number は両極性拡散の強さを表
v2
し,Am = ηAAΩ と表される.

図 5 は t=0.6Myr,10Myr における円盤の温度分布

なお,vA はアルベーン速を計算した結果を表す.ideal MHD モデルでは粘性加度,ηA は両極性拡散率である. 先行研究のシミュレー

熱が支配的になっている. これは ideal MHD モデル

ションから Am << 1 のとき電流が減衰する.(Shojiにおいては粘性加熱層が赤道面に存在するため, 与え

Mori et al. 2019) よって, 加熱層である電流層は Amられた熱が円盤の外へ放射冷却によって逃げにくいがある数字の臨界層の上に存在していると考えられためであると考えられる.

る. ここでは Am = 0.3 を臨界層とした. よって,Σheat

一方,non-ideal MHD モデルにおいては中心星からはファクター fdepth を用いて式 7 のように表される.

の放射が支配的になっている. これは non-ideal MHD

ただし ΣAm=0.3 は Am = 0.3 となる層より上の面密モデルにおいては粘性加熱層が上層に存在するため度である.

熱が放射冷却によって円盤の外へ逃げやすいため, 粘Σheat = fdepth ΣAm=0.3(7)性加熱の寄与が限定的になるためであると考えられここで垂直方向の数密度分布 ρ(z) を式 8 のように表る. また,ideal MHD モデルと比較すると non-ideal

されるとする.

MHD モデルにおける温度は低くなっていることも

)
(
z2
Σ
exp −
ρ(z) = √
2H 2
2πH

分かる.

(8)

ただし,H は円盤の厚さで音速 Cs と角速度 Ω を用いて H = CΩs と表される. このとき ΣAm=0.3 は式 9 とかける.

Σ
ΣAm=0.3 = erf c2(

zAm=0.3√
2H

図 6 は, スノーラインの時間発展を表す.ideal MHD
モデルにおいてはスノーラインの 1au 到達は 10Myrの時点になっている. 一方,non-ideal MHD モデルにおいては 1Myr 以内でスノーラインが 1au に到達し)(9)ている. これは non-ideal MHD モデルにおいては粘性加熱の寄与が小さく, 原始惑星系円盤の冷却がはや

ただし, 面密度 Σ はパラメータ α¯zϕ を用いて式 10 とく進行することを反映している.

かける.

Ṁ
Σ= √
2 2π α¯zϕ Cs r

(10)

175

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion
non-ideal MHD モデルにおいては, 加熱層が上層にあるため粘性加熱の寄与が限定的になり, 中心星からの放射が支配的になる. それに伴い, 加熱層が赤道面で粘性加熱の寄与が大きい ideal MHD モデルに比べ温度が低くなる.
その結果,ideal MHD モデルにおいては 10MYr であったスノーラインの 1au 到達が,non-ideal MHD モ
図 6: snowline の進化. 横軸が原始惑星系円盤の年齢

デルにおいては 1Myr 以内まではやまる. このスノーで単位は Myr, 縦軸がスノーラインの位置で単位はラインの 1au への到達の速さは惑星形成プロセスへ

au. 赤の点線が ideal MHD モデルにおける結果, 青の拘束を与える. 具体的には, 地球が内側で形成されの実線が non-deal MHD モデルにおける結果, 灰色

外側へ miglation するか, 地球への氷の粒子の供給をの点線が中心星からの放射のみを考えた場合におけブロックするメカニズムが必要になる.

る結果を表す.(Shoji Mori et al. 2021)

4

Discussion

Acknowledgement

non-ideal MHD モデルにおいて 1Myr 以内でス
ノーラインが 1au に到達している. この場合, 地球形成より前にスノーラインが 1au に到達し, 地球がス
ノーラインの外側で形成されることが考えられる. こ

本発表を行うに当たり, 指導してくださった天体核
研究室の先輩方並びに質問に答えてくださった森昇
志様に感謝申し上げます.

の場合地球獲得するの水の量が多くなり, 現在の地球に比べ水の量が多くなり海王星など外側の惑星と同程度になるはずである. そのため現在の水の量との整

Reference

合性をとるためには惑星形成ののシナリオを考え直Xue-Ning Bai, 2013, ApJ, 772, 96

す必要が出てくる.

Shoji Mori, Xue-Ning Bai, & Satoshi Okuzumi 2019,
ApJ, 872, 98

シナリオの修正は大まかに分けて二通り考えられる. 一つは地球の形成場所を 1au の地点ではなく, もっ Shoji Mori, Satoshi Okuzumi, Masanobu Kunitomo, &と内側であったと考え, その後外側へ miglation して

Xue-Ning Bai 2021, ApJ, 916, 72

現在の 1au に位置していると考えるシナリオである.

Feiden, G. A. 2016, A&A, 593, A99

実際に内側で形成された惑星の胚が disk wind の作用によって外側へ行くことは考えられる. ただし, 外側へ miglation するのはスノーラインの外側で氷の粒子が消えた後である必要があり, タイミングが重要である.
もう一方としては 1au に氷粒子が到達するのをブロックするメカニズムが存在するというものである.

Hartmann, L., Herczeg, G., & Calvet, N. 2016, ARA&A, 54, 135
Karen Meech, & Sean N. Raymond, 2020 Planetary
Astrobiology, Edited by V.S. Meadows, G.N. Arney,
B.E. Schmidt, and D.J. Des Marais.
Kusaka, T., Nakano, T., & Hayashi, C. 1970, PThPh,
44, 1580

これはスノーラインの外側で形成された上で, 現在のChiang, E. I., & Goldreich, P. 1997, ApJ, 490, 368

地球の保持する水の少なさを実現するシナリオであ柴田一成, 横山央明, & 工藤哲洋 著, 2023, シリーズ 宇宙
物理学の基礎 ２巻 宇宙電磁流体力学の基礎, 日本評論社

る. 具体的な氷粒子をブロックするメカニズムとしては, 木星のコアが地球形成より前に形成され, それがガスギャップを作ることでブロックするメカニズムなどが考えられている.

176

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星間 b08原始地球のマグマオーシャンの理論的研究
高橋 航

177

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

原始地球のマグマオーシャンの理論的研究
高橋 航 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
原始地球はマグマオーシャンと呼ばれるマグマで覆われた構造をしていた. マグマオーシャンの冷却は原始
地球の進化に深く関わっており, 表層環境の形成や組成分布に大きな影響を与える. また, マグマオーシャン
中には結晶が存在していたと考えられており, この結晶の含有量や沈降量によってマグマオーシャンの冷却時間が変化する. そのため, マグマオーシャンの冷却過程を考える際は粒子沈降も同時に考えなければならない.

Patoc̃ka et al. (2020) では熱対流を 2 次元 Rayleigh-Bénard 対流としてモデル化し, 終端速度の異なる粒子を配置して各粒子の沈降分布を見た. その結果, 終端速度の大きい粒子は上昇流の下に多く沈降し, 終端速度の小さい粒子は均一に沈降することが分かった.
本講演では Patoc̃ka et al. (2020) のレビューをする. そして, 現状の熱対流計算の問題点を提示し, 新しい熱対流計算法の可能性について発表する.

1

Introduction
原始地球は微惑星を集積後, マグマオーシャンを形成したと考えられている. これは微惑星の衝突による加熱のためで, 実際, 比較的軽い岩石が地表にあることからマグマオーシャンの存在が示唆されている.
原始地球の大気は原始惑星系円盤から集積した水素やヘリウムなどの原始大気の他に, 水蒸気や二酸化炭素を主成分とする二次的な大気がある. このような大気は隕石によって揮発性の元素が供給されたり,地球内部の揮発性物質が放出されることで形成されたと考えられている. この, 二次的な大気は温室効果ガスなので地表からの熱流束を妨げ, マグマーシャン

図 1: マグマオーシャンの温度勾配の冷却を遅らせた.
表層の温度が低下するとマグマオーシャンが固まaguchi & Kaneko (1999)]. しかしながら, 粒子を含むり, 地殻が形成される. 地殻が形成されると地球内部乱流の現象論は理想化された流れでのみ考えられての熱が断熱されることで地表が急速に冷え, 水蒸気がおり, 一般的な乱流中の粒子沈降は解かれていない.

凝縮し海が形成される.

そこで, Patoc̃ka et al. (2020) では対流を Rayleighマグマオーシャンの冷却のタイムスケールによっ Bénard 対流とし, 乱流中の粒子の運動方程式をて地球の大気組成が決まる. また Late Veneer のよう Mathai et al. (2016) からモデル化することで, 2 次
な天体衝突時に地表がマグマオーシャンか, 地殻か,

元対流中の粒子沈降を調べた.

海かによって衝突後の地表の環境が大きく異なる.
マグマオーシャンは表層は放射冷却によって冷やされ, 深部は内部の放射線源によって加熱される. その結果, 内部から地表にかけてエントロピー勾配が生じ, 対流が発生する.
また, マグマオーシャンは冷却に伴い結晶が析出し,結晶の含有量や沈殿量で冷却時間が変化する [Koy-1782023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods

2.1

Governing equations

2.2

Model parameters

マグマオーシャンの典型的なパラメータとして次の値を用いる.

非 圧 縮 性 粘 性 流 体 の Rayleigh-Bénard 対 流 はBoussinesq 近似によって記述される.

表 1: マグマオーシャンのパラメータ
パラメータ
値
単位

∂U
∇P
+ (U · ∇)U = −+ ν∇2 U − α (T − T0 ) g
∂τ
ρ0
(1)

マグマの深さ

H

2890

km

重力定数

g

9.8

m/s2

体積膨張率

α

2 × 10−4

K−1

熱拡散係数

κ

5 × 10

−7

m2 /s

動粘性係数

ν

[10, 50] × κ

ここで U は流体の速度, P は流体の圧力, ρ0 は温度

温度差

∆T

1000

K

T0 での流体の密度, ν は動粘性係数, α は体積膨張

粒子半径

rc

[1, 10]cm

率, g は重力加速度, κ は熱拡散係数である. この方

密度比

ρp /ρf[0, 2]-∇·U =0∂T+ (U · ∇)T = κ∇2 T
∂τ

(2)
(3)

m2 /s

程式で一定の温度差 ∆T で駆動する熱対流をモデル
計算領域は H × 2H として, 上下の境界は剛体境とする.
対流中の粒子の運動方程式は Mathai et al. (2016)[1, 10]cm, 流体との密度比 [0, 2] の範囲で 301 種類,
106 個用意し, 計算領域内に均等に配置し上下の境界

より次のようにモデル化する.

ρp V pDU
dV= ρf V p+ FAM + FD + FBdτDτ界, 左右の境界は周期境界である. 粒子は粒子半径(4)に到達した粒子をカウントする.

ここで V は粒子の速度, U は流体の速度, Vp は粒子の体積, ρp は粒子の密度, ρf は流体の密度である. 右辺の一項目は粒子が周囲の流体から受ける圧力勾配

3Results

力などの力, FAM は付加質量力, FD は抗力, FB は浮力でそれぞれ次のように書ける.
)
(
1
DU
dV
FAM = ρf Vp
−
2
Dτ
dτ

(5)

FD = 6πνrc (U − V )(6)

FB = Vp (ρp − ρf )g(7)

ただし粒子は半径 rc の球を仮定している. ここから粒子の運動方程式は

dV
DU
1
=β
+
(U − V ) + (1 − β)g
dτ
Dτ
τD

(8)

と書ける. なお β = 3ρf /(ρf + 2ρp ), τD = rc2 /(3νβ)
である.

図 2: 沈降粒子数の水平分布. a : 流体の垂直方向速(8) から静止流体中における粒子の終端速度を求め 度分布. 左端と右端に上昇流が確認できる. b : 沈降
ると, U = 0, τ → ∞ として粒子数の水平分布. カラーバーは粒子の終端速度を

Vt = (β − 1)gτD
となる.

表す.

(9)
図 2 は沈降粒子数の水平分布である. この結果か
ら終端速度が大きい粒子は上昇流の下に沈降しやす179

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
く, 終端速度の小さい粒子は均一に沈降している様子

動方程式によってモデル化し, 粒子沈降の水平分布が分かる.

を確認した. その結果, 終端速度の小さい粒子は対流によってまき散らされ, 流体中に常に均一に分布する
ことにより均一に沈降し, 一方で終端速度の大きい

4

Discussion

粒子は, 下降流から上昇流へと向かう水平方向の移終端速度の小さい粒子は沈降しにくく, 対流によってまき散らされる. その結果流体中に常に均一に分流によって上昇流の下により多く沈降することが分かった.

布する (図 3 参照).

6

Future works
現在の対流シミュレーションは主にオイラー的な流体方程式に基づくメッシュ法で行われている. メッ
シュ法では格子状に空間を離散化するため移流によって分布が均されてしまい, 数値計算によって生じる熱
拡散より小さな熱拡散で計算ができない (図 5 参照).
そのため, 現実的な熱拡散のパラメータでシミュレー
図 3: 終端速度が小さい粒子沈降の様子. 白い点が終ションを行うことは困難である.

端速度が小さい沈降粒子を表す. 緑色の領域は流体の低速度な領域.
一方, 終端速度が上昇流の下に沈降しやすいことが分かった. これは対流の水平方向の移流によるもの
図 5: メッシュ法によって生じる数値的な熱拡散で, 下降流によって沈降した粒子はその後, 下降流か
ら上昇流に向かう水平方向の移流によって運ばれる(図 4 参照). その結果, 下降流ではなく上昇流の下により多く沈降していると考えられる.

そこで, ラグランジュ的な流体方程式に基づく

Smoothed Particle Hydrodynamics (SPH) 法によって対流現象を調査したいと考えている. SPH 法では,流体を粒子で離散化することで移流による分布の平滑化を起こらず, 数値計算による熱拡散を非常に小さくすることができる. そのため, 現実的な小さい熱拡散を実現するシミュレーションが可能になる.

図 4: 沈降速度が大きい粒子の沈降過程. a : 初期状
態. b : 下降流によって下部へ移動. c : 下降流から

Acknowledgement

上昇流に向かう水平方向の移流によって移動.
本講演を行うにあたり, 共同研究者である小林浩准教授, 犬塚修一郎教授をはじめ, 理論宇宙物理学研究室の皆様には, 様々な助言とご指導をいただき, 大変

5Conclusion

お世話になりました. また, このような発表の場を設

マグマオーシャンの冷却は原始地球の進化過程と深いかかわりがあり, マグマは結晶の含有量や沈降量

けてくださった夏の学校事務局の皆様にも感謝申し上げます.

によって冷却時間が変化することが示唆されている.
そこで, Patoc̃ka et al. (2020) ではマグマオーシャンを 2 次元 Rayleigh-Bénard 対流, 粒子を対流中の運180

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Reference
Patoc̃ka V., Calzavarini E., Tosi N., Settling of inertial particles in turbulent Rayleigh-Bénard convection. Phys. Rev. Fluids 5, 114304 (2020).
Koyagushi T., & Kaneko K., A Two-stage Thermal Evolution Model of Magmas in Continental Crust. Journal of Petrology, 40, 241-254 (1999).
Mathai V., Calzavarini E., Brons J., Sun C., Lohse
D., Microbubbles and Microparticles are Not FaithfulTracers of Turbulent Acceleration, Phys. Rev. Letters
117 (2016).

181

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星間 b09潮汐固定された地球型系外惑星の気候およびハビタブ
ルゾーン外側境界に関する理論的研究
谷口 啓悟

182

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

潮汐固定された地球型系外惑星の気候およびハビタブルゾーン外側境界に関する理論的研究
谷口 啓悟 (東京工業大学 理学院 地球惑星科学系, 東京工業大学 地球生命研究所)

Abstract
惑星の気候およびハビタビリティを考えるにあたって、CO2 の温室効果は重要な要素である。一方で、系外惑星観測の観点から M 型星周辺の惑星が注目されているが、そのような惑星は中心星からの強い潮汐力に
よって潮汐固定されている可能性が高く、地球のような同期回転していない惑星とは異なる気候となる。このような惑星では夜側の半球は寒冷な環境となり、夜側の地表面温度が十分低い場合、大気中の CO2 などの分子種が凝結し大気中から地表面へと除去される、大気崩壊という現象が発生する。大気崩壊は CO2 による温室効果を減少させ、気候の寒冷化に寄与すると考えられているが、潮汐固定されている惑星では、昼側の恒常的な強い日射が局所的に温暖な環境を維持する可能性も考えられる。しかし、大気崩壊がハビタブル
な環境の形成・維持に与える影響については、これまで系統的に検証されていなかった。
そのため本研究では、惑星大気全体を 3 次元的に計算する全球気候モデルを使用し、大気量や組成、日射量を変化させながら、大気崩壊がハビタビリティに与える影響を検証した。その結果、大気崩壊によって CO2の温室効果が減少する一方で、大気の熱輸送も変化することで、大気崩壊後に局所的に液体の水が出現する場合があることがわかった。本研究の結果は、大気崩壊が寧ろハビタブルな環境の形成に寄与するという、
従来考えられてきた効果とは大きく異なるものであり、潮汐固定惑星のハビタビリティへの新たな制約を示
唆するものである。

1

く異なる気候となる。夜面の地表面温度が十分低い場

Introduction
地球上の生命は、体内で液体の水を溶媒としてエネルギーや栄養素の輸送を行っており、液体の水は
生命活動の基本的な条件のひとつとして考えられている (e.g. Cockell. 2020)。このことからハビタブル
な惑星とは、惑星表層に液体の水を維持可能な惑星として定義される (Kasting et al. 1993)。液体の水を保持するためには、惑星表層および気候が適度な
温度・圧力を有している必要がある。惑星の気候は大気組成や日射量、自転速度、熱輸送などさまざまな要素に依存するが、その中でも CO2 および CO2の温室効果は、惑星のハビタビリティを考えるにあたって重要な要素である。
一方で系外惑星観測の観点から、M 型星周辺の系外惑星が注目されている。M 型星周辺の惑星は中心星

合、大気中の CO2 が地表面でコールドトラップされ、大気中から地表面へと CO2 が除去される、大気崩壊と呼ばれる現象が発生する (Turbet et al., 2018)。大気崩壊は CO2 分圧を減少させるため CO2 の温室効
果は減少し、気候の寒冷化に寄与するが、潮汐固定された惑星では昼面の恒常的な日射によって、局所的に液体の水が保持される可能性が考えられる。先行研究である Turbet et al., (2018) では、Trappist-1
周辺の惑星に対し大気崩壊が発生する条件について検証されており、CO2 の温室効果と昼面から夜面への大気輸送が夜面の地表面温度および大気崩壊の発生に影響を与えるということがわかっていた。しかし、大気崩壊によって CO2 の温室効果が減少した後のハビタビリティや液体の水の分布については、議論されていなかった。

に近い軌道を公転するため、中心星からの潮汐力を強そのため本研究では、潮汐固定された地球型惑星

く受け、潮汐固定されている可能性が高い (Bolmontを対象とし、惑星大気を数値シミュレーションで計et al. 2015)。潮汐固定された惑星は常に同じ半球を算することで、大気崩壊が惑星のハビタビリティに中心星に向けているため、昼面は常に日射を受け温与える影響を、理論的・系統的に検証した。

度が高くなる一方で夜面は寒冷となり、地球とは大き183

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods
本研究では、全球気候モデルを用いて惑星大気全体

を 3 次元的に計算することで、大気崩壊の発生の有無
や、大気崩壊による CO2 の凝結が惑星のハビタビリ
ティに与える影響を、理論的・系統的に検証した。全
球気候モデル (Global Climate Model, GCM) とは、
大気の運動や放射、雲の形成などを考慮し、惑星大気
全体の時間発展を 3 次元的に計算する数値モデルで、本研究では Laboratoire de Météorologie Dynamique(LMD) が開発した全球気候モデル Generic PCM を 図 1: Sp = 40 %, pN2 = 1.0 bar, pCO2 = 1.0 bar の使用した。N 、CO の混合大気を有した地球サイズ 場合の、地表面温度の水平分布。中央の緯度・経度
22の仮想的な惑星を仮定し、モデルパラメータとしてが 0◦ の地点が恒星直下点に対応し、経度 −90◦ から惑星の受け取る日射量 (Sp )、 N2 分圧 (pN2 )、CO2

90◦ の領域が昼面に対応する。

分圧 (pCO2 ) を設定した (1)。その上で各ケース (各日射量・大気組成) における惑星の気候を計算した。 トした図である。大気崩壊が発生しているケースは青点、発生していないケースは赤点に対応し、黒のバツSp
太陽定数の 20 ∼ 70 %印は図 1 で示したケースに対応する。このケースでは

p N2
pCO2

10−2 ∼ 10 bar−610

大気崩壊が発生しているため、CO2 分圧は時間ととも∼ 10 barに減少し、大気組成は真下の pN2 = 1.0 bar, pCO2 =0.1 bar の点へと移行する。この大気組成のケースで

表 1: モデルパラメータ

は大気崩壊が発生しているため、CO2 分圧はさらに初期条件として、全球の地表面温度が 210 K で氷減少し、最終的に赤の領域との境界線まで移動する。

床に覆われた惑星を設定した。その後、GCM で大気が定常状態になるまで計算を行い (∼ 20 年)、得られた計算結果から大気崩壊の発生および液体の水分布を算出した。大気崩壊は、地表面の最低温度が CO2の凝結温度を下回っている場合に発生しているとみ
なし、CO2 の凝結温度は Fray et al. (2009) のデー
タと設定している CO2 分圧から計算した。また、今回の計算では、海洋の循環や地形の効果は考慮していない。

図 2: Sp = 40 % の場合の、各ケースにおける大気崩壊の発生の有無を示した図。横軸と縦軸はそれぞ3

れ pN2 、pCO2 で、各点はその惑星の大気に対応する。

Results
図 1 は Sp = 40 %, pN2 = 1.0 bar, pCO2 = 1.0 barのケースにおける、地表面温度の水平分布である。赤

青点のケースでは地表面の最低温度が CO2 の凝結温度を下回るため、大気崩壊が発生しており、赤点のケースでは大気崩壊は発生していない。

道域のジェットによって熱が輸送されるため、地表面の最低温度は経度 120◦ 付近の高緯度域で 166 K と大気崩壊の発生および CO2 のコールドトラップはなった。pCO2 = 1.0 bar の場合の凝結温度は 193 K

夜面の地表面の最低温度に依存するが、液体の水の有で、地表面の最低温度はこれを下回るため、このケー

無およびハビタビリティは昼面の地表面の最高温度
1 のケースでは最高温度が 273 Kに依存する。図 2 の○スでは大気崩壊が発生している。
図 2 は、Sp = 40 % の場合の、すべてのケースを下回っており、地表面の水はすべて氷として存在
2 のケースでは、CO の温室効果が小(pN2 , pCO2 ) における大気崩壊の発生の有無をプロッ する。一方で○
2

184

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
さいにもかかわらず地表面の最高温度が水の融点を超えており、恒星直下点付近に局所的に液体の水が発生することがわかった。
このメカニズムは、定性的には以下のように説明できる (図 3)。潮汐固定された惑星では、昼面で日射としてエネルギーが供給され、大気循環によって夜面へ熱が供給される。大気の量が多いほど熱容量も大きくなるため、より効率的に夜面へ熱が輸送される。大気崩壊が発生すると、CO2 分圧の減少とともに全圧も減少するため、夜面への熱輸送も減少す

Reference
Cockell., 2020, John Wiley & Sons.
Kasting et al., 1993, Icarus, 101(1), 108-128.
Turbet et al., 2018, Astronomy & Astrophysics, 612,
A86.
Bolmont et al., 2015, Astronomy & Astrophysics, 583,
A116.
Fray et al., 2009, Planetary and Space Science, 57(1415), 2053-2080.

る。これにより昼面の日射によるエネルギーが夜面へと分配されにくくなることで、昼面の地表面温度が上昇し、液体の水の領域が発生する。この結果は、温室効果を減少させることでハビタブルな環境を妨げるという、従来の大気崩壊の役割とは異なるものである。

図 3: 大気崩壊によって液体の水の領域が発生する場
合の過程を示した図。CO2 分圧の減少によって温室効果だけではなく昼面から夜面への大気の熱輸送も変化する。その結果、初めは全球凍結した状態だったが、大気崩壊後にハビタブルな環境が形成される。

4

Conclusion
本研究では、潮汐固定された惑星における、大気崩壊の発生およびハビタビリティへの影響を、GCMを使用し系統的に検証した。その結果、大気崩壊によって CO2 分圧が減少するのに伴い全圧も減少する
ことで、昼面から夜面への大気の熱輸送が減少し、日射によるエネルギーが夜面へ分配されにくくなることで、恒星直下点付近の温度が上昇する場合がある
ことが分かった。これまでは、大気崩壊は温暖な環境を妨げる要因とされていたが、潮汐固定された惑
星では寧ろ局所的にハビタブルな環境を維持させるという、従来とは異なる役割を示すことが分かった。
これらの結果は、潮汐固定された惑星のハビタブル
ゾーンにおいて、新たな制約を示唆するものである。

185

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星間 b10弱い磁化ディスクにおける磁気回転不安定性
中里 紘大

186

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

弱い磁化ディスクにおける磁気回転不安定性
中里

紘大 (新潟大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
磁気回転乱流の存在は原始惑星系円盤の進化、天体の形成、成長に大きな影響を与える。乱流は磁気回転不安定性により発生することが明らかになっている。乱流により角運動量が内から外へ輸送され、ガスが中心星に降着することにも寄与する。また、ALMA による観測では、多くの円盤にリングギャップ構造があることが明かになった。リングギャップ構造についても形成メカニズムとして磁気回転不安定性が考えられている。本講演では論文 [1] に基づき、磁気回転不安定性について議論する。この論文では垂直方向に有限の広がりをもつ軸対称円盤を仮定し、幅広い種類の降着円盤が弱い磁場の存在下では軸対称の擾乱に対して動的に不安定であることを示した。 磁場は遍在しているため、この結果は、ガスの差動回転系に一般的に当てはまる。磁場のエネルギー密度が熱エネルギー密度より小さい場合に限り、最大成長速度は回転角速度とほぼ同じであり、磁場の強さには依存しない。 軸対称の外乱にはポロイダル場成分の存在と角速度が外側に向かって減少していることが必要である。 不安定性に関連する流体運動は、ポロイダル磁場成分とトロイダル磁場成分の両方を直接生成する。

1

回転周期で摂動の振幅が 106 になるという驚くべきIntroduction
磁気回転不安定性とは円盤のガスと磁場がカップ

結果が示される。

ルしているときにガスの公転運動が不安定になる現象のことで、原始惑星系円盤の進化において大きな役割をはたしていると考えられている。例えば、不安定性による乱流の発生により角運動量が内から外へ輸2

Methods

2.1

仮定

送され、ガスの中心星への降着がおこると考えられている。また、ALMA 望遠鏡による高解像度サブミリ波観測により原始惑星系円盤にダストリング構造がよく見られることが明かになった。このダストリング構造の形成過程の１つとしても磁気回転不安定性が考えられている。
（e.g., A. Johansen, A. Youdin, and有限の厚さをもつ軸対称円盤を考える。円筒座標(R, ϕ, z) を設定し、円盤面に鉛直方向に z 軸をとる。
円盤は角速度 Ω(R) で回転するとし 、(ϕ, z) に依存しない。また、円盤内に十分弱い磁場 B = (BR , Bϕ , Bz )が存在し、BR = 0 とする。

H. Klahr, 2009; Leonardo Krapp, Oliver Gressel et2.2al., 2018)
本講演では、磁気回転不安定性の基礎について論

基礎方程式

基礎方程式は

文 (Steven A. Balbus and John F. Hawley, 1991) をもとに議論する。弱い磁場が内在する差動回転している安定円盤に摂動を加え、線形解析を実施し、分

Dlnρ
Dt + ∇ · v = 0

散関係を導くことで摂動の挙動を見ていく。また、分

Dv
1
B2
1
Dt + ρ ∇(P + 8π ) − 4πρ (B · ∇)B + ∇Φ = 0

散関係における摂動の周波数の二乗の正負をみるこ∂B∂t − ∇ × (v × B) = 0とで円盤の安定・不安定を議論する。最後に具体例として、分散関係を薄い等温ケプラー円盤に当てはめて不安定性の性質をみる。結果として、不安定性のΦ は外部重力ポテンシャルを表す。３つ目の誘導

必要条件は角速度が外側ほど小さくなることだと導方程式では電気伝導率 σ → ∞ の極限をとっている。

かれる。また、摂動の周波数は磁場に依存せず、３187

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.3

摂動

分散関係より磁場のポロイダル成分 Bz のみが分次に、上の３つの式に exp[i(kR R + kz z − ωt)] 依
存性を持つ軸対称な摂動を加える。ここで摂動によ

散関係に寄与し、トロイダル成分 Bϕ は入らないことがわかる。

る微小なずれを δρ, δP, δvR などと表す。摂動の 1 次までを考慮すると（2 次以上は微小のため無視）、

安定条件

2.5

次に分散関係から安定性の条件を調べる。ω は実

kR δvR + kz δvz = 0数（証明略) ならば ω 2 = 0 付近での解を調べること

ikR−iωδvR + ikρR δP − 2Ωδvϕ − ρδρ2 δP
δR + 4πρ (Bϕ δBϕ +で安定・不安定の切り替わりの点があるかどうか見

ikz
Bz δBz ) − 4πρ
Bz δBz = 0ikz−iωδvz + ikzρδP − ρδρ2 δP
δz + 4πρ Bϕ δBϕ = 02

ることができる。先ほどの分散関係より
2

dΩ
2
2
kR
(kz2 vAz+ Nz2 ) − 2kR kz NR Nz + kz2 ( dlnR
+ NR2 +
2kz2 vAz)=0δBκ− ikz Bz 4πρϕ = 0−iωδvϕ + δvR 2Ω
2d(R Ω)
κ2 ≡ 2ΩRdR

上式は kR の 2 次方程式とみなせる。安定であるた−iωδBR − ikz Bz δvR = 0

めには安定状態からの切り替わりの点があってはな−iωδBz − ikz Bz δvz = 0てはならないので、上式の判別式は負となる。

らない。つまり、ω 2 = 0 近傍で kR が実数解をもっ判別式

dΩ−iωδBϕ − dlnR
δBR − ikz Bz δvϕ = 0

2

κ

は

epicyclic frequency

2

dΩ
dΩ
2
4
(N 2 + dlnR
+ kz2 vAz
kz4 vAz) + Nz2 dlnR>0

で あ る 。摂 動の式の導出過程においてブシネスク近似(ρの時間及び空間変化<<

Nz2 > 0 の仮定のもとでは次の場合に判別式が満た

v の空間変化) を 仮定した。今分子は 500K より十分低温であるとし、 される単原子分子 (γ = 35 ) とみなす。また、断熱摂動を仮dΩ2dR ≥ 0定すると、iω 53 δρ
ρ + δvz

2.4

5
δln(P ρ− 3 )

δz

+ δvR

5
δln(P ρ− 3 )δR=0

したがって、不安定性の必要条件は
dΩ2dΩdR < 0 ⇒ 2Ω dR < 0

分散関係

以上の摂動の式を結合し分散関係を導出する。
2

kR
k
2 2
2 2 2
4
2
kz2 ω̃ − [κ + ( kz Nz − NR ) ]ω̃ − 4Ω kz vAz = 02ω̃ 2 ≡ ω 2 − kz2 vAz



 2
2


k = kz2 + kR
−5
3 δP lnP ρ 3
NR2 = − 5ρ
δR
δR


−5


3 δP lnP ρ 3Nz2 = − 5ρ

δz
δz



v 2 = Bz2
Az
4πρ

(安定)

(不安定)

よって、円盤外側へ向かって角速度減少で不安定になる可能性が示された。

3

Results
不安定性の条件から以下の不安定性のメカニズムが推察される。
摂動により流体要素が円盤の動径方向にずれると、磁力線と要素はカップルしているため磁力線も共にずれる。ずれた磁力線はずれる前の動径位置と繋がっているため磁力線はずれた流体要素をずれる前の動188

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
z

Ω(𝑅)

Ω(𝑅)

𝐵
𝑅

図 1: 不安定性機構のイメージ
径位置での角速度で回転させようとする。不安定条件が成り立つとき、流体要素の方が周りの角速度よ
り速く回転するため、遠心力過剰となる。このようにして流体要素は平衡位置から遠ざかり、角速度の大きい物質が外側へ輸送される。

4

図 2: 分散関係
で与えられる。ケプラー円盤の周期は 2πΩ であるかDiscussion

ら 3 周期での摂動の振幅は

今回の結果を等温で薄いケプラー円盤に当てはめて考える。鉛直方向の静水圧平衡の方程式 (e.g., Pringle

exp(iωt) ≈ 1.2 × 106

1981) より
つまり、３回転周期未満で摂動の振幅は 106 にな
GM z
2c2 δlnρδz = − R3 = −Ω (R)z

る。また、成長速度が磁場に依存しないこともわかる。

G は重力定数、M は中心質量である。また、c2 を定数と仮定すると222z
ρ = ρ(R)exp(− z2cΩ2 ) ≡ ρ(R)exp(− H2)

H はスケールハイトである。z = H の場合、Nz2 =−5
3

3 δP lnP ρ
− 5ρ
δz
δz

と鉛直方向の静水圧平衡の方程式から
図 3: 不安定性が最大の ω 2 の断面

Nz2 = 0.8Ω22
ケプラー円盤 κ2 = Ω2 と NR
= 0.01Nz2 での分散関係を図２に示す。

5

Conclusion

図 2 はグリッド線当たり 0.1Ω/vAz でスケールさ

今回は円盤の磁気回転不安定性を調べた。分散関れている。また、(kR , kz) 平面に垂直に −ω 2 をとっ 係には磁場のポロイダル成分 Bz が入り、トロイダルている。つまり図１の山の部分が不安定領域を表す。 成分 Bϕ は入らないことがわかった。磁気回転不安
不安定が最大となる領域を通る ω 2 の断面 (kR = 0 に

定性は磁場が流体要素を共回転させようとすること対応) をプロットしたものが図３である。図 3 より摂からおこることが示唆された。また、薄い等温ケプ

動が最大成長する ω は

ラー円盤における分散関係から最大成長速度で３回転周期未満で摂動の振幅が 106 になるという驚くべω2Ω2 = −0.56 ⇒ ω = 0.75Ωi

き成長速度が導かれた。また成長速度は磁場に依存
しない。

189

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Reference
A. Johansen, A. Youdin, H. Klahr, 2009, APJ, 697, 1269
Leonardo Krapp, Oliver Gressel., et al., 2018, APJ, 865,
105
Pringle, J. E. 1981, ARA&A, 19, 137190

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星間 b11

水素大気-マグマオーシャン相互作用に基づく岩石惑
星の形成シナリオ
前田 悠陽

191

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

原始大気 − マグマオーシャン相互作用に基づく岩石惑星の形成シナリオ
前田 悠陽 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
地球に海洋をもたらした水の起源は, 生命の起源にとどまらず, 惑星形成のシナリオを探るという点で, 惑星科学における重要な課題のひとつである. 岩石惑星の形成過程において, 液体の水は質量 0.1M⊕ 程度の原始惑星に成長した後にもたらされたと考えられている. このとき, 原始惑星は現在の惑星とは大きく異なる環境にあった. 特筆すべき点として, 第一に, 原始惑星の表面は溶融状態にあったこと (マグマオーシャン), 第二に, 原始惑星は原始惑星系円盤のガスを捕獲し, 水素に富む原始大気を持っていた.
本発表では, 特に岩石惑星の形成に注目し, 原始惑星の形成後, さらに成長し, 現在の姿に至るまでのシナリオを議論, 検討する. そのためにまず, 原始惑星の原始大気, マグマオーシャン, 内部のコアの間で化学平衡計
算を行うことで, 最終的に, 水の生成量やコアの密度減少率, 金属元素の酸化度合いといった化学的特徴量が,現在の地球をほぼ完璧に再現することを示した Young et al.(2023) のモデルを紹介する.
その後, このモデルを原始惑星系円盤の時間進化と, その下での原始惑星の軌道運動に組み込むことで, 実際に原始惑星が惑星までの成長過程でどのように自身の化学組成を決定してゆくかを検証する.

1

い. 統一的な形成モデルを構築するには, このモデル

Introduction
地球は, 質量にして 0.1M⊕ 程度の原始地球まで成長した後から現在までに, 生命の源となる海洋を形成したと考えられている. この海洋をもたらした水の起源は現在も様々な説が提案されている. 原始惑星の表層環境は, 現在とは大きく異なっている. 降着に伴う重力エネルギーの解放により, 表面は溶融状態にあったこと (マグマオーシャン) や, 原始惑星系円盤のガスを捕獲し, 水素に富む原始大気を獲得することがその代表である. これらは, それぞれマグマオー
シャンは 106 ∼ 108 yr で冷却, 固化し, 原始大気はその分子量の軽さから, 108 ∼ 109 yr で宇宙空間へ散逸する.

Young et al.(2023) は, この原始大気とマグマオー
シャン, さらに下部のコアの間の相互作用に注目し,原始地球をモデル化した系を用いて化学平衡を数値的に計算した. その結果, 原始大気中の水素とマグマ
オーシャン中の酸素が結びついて水を生成すること,同じく原始大気中の水素がコアに入り込み, コアの密度減少を引き起こすこと, マグマオーシャン中の酸素が金属元素を酸化することなどを明らかにした. さらに, これらの化学反応を特徴づける物理量が, 現在の地球の値とほぼ一致することを示した.
しかし, このモデルはあくまで岩石惑星の形成過程の一部分を切り取ってきて注目しているに過ぎなを岩石惑星の形成過程に組み込む必要がある.
まず, Young et al.(2023) のモデルは, 前提として
原始大気とマグマオーシャンが同時に存在していなければならない. しかし, 原始惑星の質量が小さいと, 重力が小さいので, マグマオーシャンが存在する
温度では, 熱運動による散逸が卓越し, 原始惑星は大気を保持できない. そのため, モデルの適用限界として, 原始惑星の質量が約 0.2M⊕ 以上という制約を得る. 実際, Young et al.(2023) では, 原始地球として0.5M⊕ の系を用いている.
原始惑星への成長を考えるとき, 微惑星の暴走成長では, 1AU 付近で 0.1M⊕ 程度までしか成長しな
いことが数値的に確かめられている (Kokubo & Ida,

2000). そのため, この時点では原始大気とマグマオー
シャン間の化学反応は起こらない. 原始惑星がさらに質量を増やすには, 原始惑星同士の巨大衝突が必要となる. そして, 巨大衝突後に獲得する原始大気がマ
グマオーシャンと反応を起こす. なお, 巨大衝突以前にマグマオーシャンが固化していたとしても, 巨大衝突のさいに解放される巨大なエネルギーにより, 原始
惑星は再び溶融状態となる.
以上のことから, Young et al.(2023) のモデルは,
巨大衝突開始後に適用されることが分かる. ところで, 原始惑星はケプラー運動を行う円盤ガスとの相対

192

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
速度に比例する抵抗力を受け (Ward, 1989), 軌道離2心率 e や軌道傾斜角 i を下げることで安定した軌道を周回している. この円盤ガスが時間とともに散逸することで, 原始惑星は周囲の原始惑星との重力相互Methods
原始惑星の初期配置として, 最小質量円盤における孤立質量作用によって, e, i を増加させ, やがて巨大衝突を起Miso =2πa∆a( a ) 43
M⊕∝
1 AU

こすことになる.
すなわち, 巨大衝突はガス円盤がある程度散逸してからでなければ起こらず, 原始惑星はこの散逸が進んだ円盤から大気を獲得することになる. Young etal.(2023) では, 原始惑星は, 自身の質量に応じた重力 を持つ原始惑星が, 自身の質量によって決まる Hillで束縛できる最大量の大気を初期条件として持つと 半径 rH について, 両端 5rH だけ手を伸ばしたとき,している. もし, 巨大衝突が起こる頃には既に円盤ガ

隣り合う原始惑星とちょうど手が触れ合うよう配置

スの大部分が散逸し, 原始惑星が十分な量の大気を獲する. また, 1AU での原始惑星の質量を 0.1M⊕ 程

得できないなら, Young et al.(2023) のモデルでは地度に調整する. そして最終的に, 水星軌道から火星球を再現できない, ということになる. また逆に, 巨軌道の間に, 総質量が現在の水星 (0.05527M⊕ ), 金星

大衝突時に円盤ガスがあまり散逸しておらず, 原始惑

(0.815M⊕ ), 地球 (M⊕ ), 火星 (0.1074M⊕ ) の質量の星が大気を獲得してもなお円盤ガスが濃く残ってい総和 (1.97767M⊕ ) と一致するように原始惑星の数をる場合も問題である. 原始大気, マグマオーシャン,

決定する. これは, 微惑星の暴走成長により, 0.1M⊕

コア間の反応が進めば, 原始大気の水素は水の生成やの原始惑星が, およそ 10rH の間隔で並ぶ (Kokubo &コアへの侵入により消費される. このとき, 円盤ガス

Ida, 2000) ことを考慮したものである.

が残っている場合は, 消費された水素を補うように,

軌道離心率 e, 軌道傾斜角 i は, 既にガス抵抗によ

円盤ガスから大気に水素が供給される可能性がある.

り damp されているものとし, 0 に設定した. 軌道面

Young et al.(2023) ではこの効果を考慮していないた 上での位置は一様乱数 θ (0 ≤ θ < 2π) によって決定
め, 円盤ガスの散逸度によっては, Young et al.(2023) する.
原始惑星の重力相互作用計算には, N 体計算用コーが示した結果が大きく変わることになる.
以上より, 原始惑星の巨大衝突時に円盤ガスがどの程度散逸しているかを知ることは, 極めて重要でド GPLUM を用いた. 原始惑星が受けるガス抵抗は,Wald.(1989) のものある.

fgas drag = −

本発表では, Kominami & Ida(2002) を参考に, ガv − vgasτgrav

ス抵抗を考慮した N 体計算を行い, 時間に応じてガを用いた. v, vgas は, それぞれ原始惑星とガスの速度

ス面密度を下げることで, 巨大衝突時のガス散逸度

であり, ガスは軌道離心率, 軌道傾斜角 0 のケプラーを計算した. また, 巨大衝突時に残っている円盤ガス運動を仮定する. τgrav は原始惑星がガス抵抗によっに応じた量の水素を初期大気量として与えて, Youngて軌道を damp するタイムスケールで, Kominami &et al.(2023) のモデルを組み込むことで, 最終的に地Ida(2001) の
)−1 (
(
)−1 (
M
Σgas
a )2
τgrav = 2500
years
Σmin
0.2M⊕
1 AU
gas

球に相当する惑星がどのような化学組成を持つか評価した.

を用いる. M, a は原始惑星の質量, および軌道半径である. Σgas , Σmingas はそれぞれ, 原始惑星系円盤のガス面密度, 最小質量円盤のガス面密度であり,Σmin
gas = 1700

( a )− 32
g/cm2
1 AU

である. 本発表では, ガス円盤として最小質量円盤に比例係数を掛けたものを使用し, 時間とともに指数関1932023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
数的に減衰させる. 計算開始時を t = 0 として, 時刻-210t でのガス面密度を)(tΣgas (t) = exp −Σgas (0)τdiss

gas dissipation for MMSN

とする.

10-3

τdiss はガス円盤の散逸時間 (dissipationtime) で, パラメータとして動かす.
原始惑星は, 1AU 付近では概ね 0.1M⊕ の質量を

10-4

10-5

10-6

持つので, Young et al.(2023) のモデルの適用条件(≳ 0.2M⊕ ) から, 少なくとも 1 回以上の巨大衝突が10-7
1× 105 2× 105 3× 105 4× 105 5× 105 6× 105 7× 105 8× 105 9× 105 1× 106
gas dissipation time of 1/e [yr]必要である. このとき, 原始惑星同士の衝突では完全合体を仮定している.
時刻 tcol に原始惑星の衝突が起こり, その合体質量

図 1: 巨大衝突時のガス散逸度

が 0.2M⊕ を超えた時点で, 原始惑星は速やかに円盤
ガスから大気を獲得すると考え, Young et al.(2023)

4

Discussionのモデルを適用して計算を行う. このとき, 獲得できる大気量 Matm は, 軌道上の円盤ガスを捕獲する
ので,Young et al.(2023) の結果から, 原始地球は質量に対して 0.2% の水素を持つと, 現在の地球の化学組成を再現することができる. 原始地球として 0.2M⊕ を

Matm = 2πa∆aΣgas (tcol )となる. これを化学平衡計算の初期条件として与える.

取ると, 獲得すべき大気量は0.2
100≃1.2 × 1025 g

Matm,0.2% =0.2M⊕ ×

化学平衡のタイムスケール (∼ 104 yr) に対して, 原
始惑星は消費された分の水素を速やかに円盤から供給されると仮定して, Matm が重力的に捕獲できる大
気量より大きくても, そのまま初期条件として用いるものとする. 系の初期組成のうち, マントルとコアの対して, 円盤ガスから獲得できる大気量は,

組成は Young et al.(2023) で使われている値で固定した.

3

Mdisk gas =2πa∆aΣgas (tcol )
(
)
(
)
tcol
≃ exp −
× 1.4 × 1029 g
τdissResults5

よって, Matm,0.2% = Mdisk gas とすると,
(
)
tcol
1
exp −
≃
τdiss
58500

6

ガス円盤の散逸時間 τdiss を 10 yr から 10 yr まで変化させて, 原始惑星どうしの巨大衝突が起こったときのガスの散逸度を計算した.
図 1 は, 横軸に τdiss , 縦軸にガス散逸度を取り, 各τdiss に対して, 巨大衝突が起こった時のガス散逸度をプロットしたものである. 各ドットが, 一回の巨大衝突を表す.
図に示した 2 本の線は, ガス散逸度が後述 (Discus-sion) の地球の化学組成を再現しうる範囲を表す.

となる衝突時刻 tcol で巨大衝突が起これば, 地球の化
学組成を再現できる.
原始惑星系円盤は, ≃ 106 yr で散逸することが観測的に知られている (e.g., Haisch et al. 2001). しかし,本研究の結果では, 観測的事実に反して, ガス散逸が極めて速く (≃ 2.0 × 105 yr) 起こらない限り, 地球の化学組成を再現するには至らないことが分かった.
大気の獲得量について, 原始惑星が自身からどれだ
け離れた範囲のガスを獲得するかは, より高度な問題である. 本発表では, ガスを獲得する範囲 ∆a を 10rHとしたが, これは原始惑星の重力圏 rH に対して, そ1942023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の外側からもガスの流入が起こることの反映になっている.
また, 現在の地球に相当する惑星まで成長するにReference
Young et al. 2023, Nature, Vol.616, No.7956, pp.306-311

は, 複数回の巨大衝突が必要なので, 化学平衡計算もKokubo & Ida 2000, Icarus, Vol.143, No.1, pp.15-27

衝突回数に応じて複数回行う必要がある. これによ

Kominami & Ida 2002, Icarus, Vol.157, No.1, pp.43-56

り, 化学組成は漸次的に決定してゆく. 本発表では,Ward 1989, ApJL, Vol.345, p.L99

計算時間の都合により, ここまでの計算は行っていない.

5

Haisch et al. 2001, ApJL, Vol.553, No.2, pp.L153-L156

Conclusion
Young et al.(2023) の化学平衡計算モデルを, 原始

惑星系円盤の進化と原始惑星の軌道運動に組み込むことで, 最終的に形成される惑星の化学組成を, 現在の地球を再現しうるか, という観点から見積もった. その結果, 現実的な円盤ガスの散逸時間 (τdiss ≃ 106 yr)
では, 原始惑星どうしの巨大衝突がかなり早い段階で起きることが分かった. すなわち, 1AU 付近の原始惑星は, 地球を再現するには過剰の水素を原始大気として捕獲してしまうことが明らかになった.
このモデルで現在の地球を再現することのむつか
しさは, 円盤ガスの散逸が指数関数的に起こるために, 巨大衝突のタイミングがわずかにずれるだけで,最終的な惑星の化学組成に大きく影響する部分にある. さらに, 獲得する大気量が適量より少なければ,そもそもガス散逸後では足りない水素を補うことができない. 逆に獲得する大気量が適量より多い場合
も, 後から水素を減らすことはむつかしい. この困難を解決する光明は, 本発表では未だ見えていない.

Young et al.(2023) で示された, 原始大気とマグマ
オーシャン, コア間の化学反応により地球を再現する
ためには, 少なくとも別の物理過程が必要となるかもしれない. この点に関しては, future work としたい.

195

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星間 b12Galactic Habitable Zone に関する 2 本の初期論文の紹介
と考察
山口 未沙

196

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

Galactic Habitable Zone に関する 2 本の初期論文の紹介と考察
山口 未沙(筑波大学大学院 理工情報生命学術院 数理物質科学研究群 物理学学位プログラム M1)

Abstract
Galactic Habitable Zone（GHZ) とは、銀河規模での生命存在可能領域のことである。本発表では、その初期の研究論文である「Galactic Habitable Zone and the Age Distribution of Complex Life in the Milkyway」（L04） と「On the

Galactic Habitable Zone 」（P08）を紹介し、それらの比較を行う。ここでは、天の川銀河内の惑星において生命体が生存できる条件として、（１）主星が存在するか、（２）地球型惑星を形成できるほどの十分な重元素（金属量）が存在するか、（3）超新星爆発という生命を滅ぼす要因となるような脅威に晒されない環境であるか、という 3 つを考慮する。ただし、原著論文では「複雑な生物が進化するのに要する時間を十分に確保できるか」という条件も入っているが、ここでは考えない。天の川銀河の化学進化に Habitable 条件を付加した結果、P08 では GHZ は現在の天の川銀河全体に広がっていると結論付けたのに対して、L04 では天の川銀河の中心近傍及び外縁部は、現在 GHZ に属しておらず、GHZ は環状に分布していると結論付けた。

1

交換がないと仮定する。そして、各 r ごとに GCE のIntroduction

基礎方程式を解き、現在の天の川銀河のディスクの
近年、観測装置と観測技術の飛躍的進歩を背景と観測結果を再現できるようにパラメータを決定する。

して太陽系外惑星が次々と見つかるようになり、それに伴って、地球のような生命を宿す系外惑星の探索も活発になってきた。今のところ、そのような第 2の地球の発見には至っていないが、我々のような生命体が生存している以上、少なくとも天の川銀河には GHZ が存在する。2 本の論文は共に、地球型惑星
や生命体を形成するのに必要不可欠な「重元素（金属量）」をベースに、天の川銀河の GHZ の時空間進

図 1 に P08 で採用された各 r ごとの銀河の化学進化モデルを示す。L04 では Fe を、P08 では O を重元素として金属量を求めているが、どちらも同様の結果となっている。図 1 より、銀河中心近傍では星生成が活発なため、化学進化が進み、金属量が大きい
ことが分かる。また、星生成が活発な領域が時間とともに銀河中心から外側に広がっていくことが見て取れる。

化を考えている。両論文の結論の違いに至るまでのプロセスを、私自身の考察も交えて、以下の各観点から紹介する。

3

Habitable Condition
この節では、生命が存在できる環境がどのような状

2天の川銀河の化学進化モデル

態であれば実現できそうかを考える。3.1 節では、地地球型惑星の形成を考える際に最も重要となるのは、銀河円盤内での金属量の時間的空間的進化である。両論文では、銀河円盤を多数の円環状領域に分割した上で、各領域の金属量進化を「銀河の化学進化（GCE) の基礎方程式」を解くことで求める。銀球型惑星と Hot Jupiters（高温な巨大ガス惑星， HJ）のそれぞれの形成における金属量依存性の違いを、論文ごとに比較する。また、両論文とも同様な手法で、超新星爆発による生命体に対する影響を定量的に評価しており、これを 3.2 節で紹介する。

河中心からの距離を半径 r とし、それぞれの地点 rは隣接する領域から独立しており、r 方向での物質の197

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: Prantzos (2008) で採用された銀河円盤の化学進化モデル。上から順に、ガスの面密度、恒星の面密度、星生成率（SFR)、金属量の、ある時刻での空間変化（左側）とある地点での時間変化（右側）を表している。左側では、実線の色で天の川銀河形成からの時間を区別しており、ライトグリーンが 1.5 Gyr、ピ

図 2: Prantzos (2008) による Habitable Conditionの相違。上から順に地球型惑星形成の可能性 PFE 、HJ
REPORTS形成の可能性PHJ 、PFE と PHJ を考慮した場合の地
distribution of nearby stars; and the chemicalas they pass through the circumstellar habit-

Estimates of the GHZ need to inclu

show a strong correlation between the presence of large close-orbiting massive planetsand high metallicity of the host star (8, 9).
Whether these planets slowly migrate in or
are gravitationally perturbed into these close
orbits, they may destroy Earth-mass planets

mass planets are unable to form; with toomuch metallicity, giant planets destroy Earthmass planets. A metallicity-dependent probability, Pmetals, of harboring terrestrial planets(7) has been assigned to the space-time distribution of metals (Fig. 1).

Gy. Various arguments have been present
to explain why this duration should or shou
not be considered typical of the time scale f
the evolution of life in general (10 –12
Without making any assumption about ho
probable the evolution of complex life is, w
assume that Earth’s time scale is typical a
adopt 4 " 1 Gy as the characteristic tim
required for the evolution of complex li
We include this constraint as a probabil
Pevol(t), defined as the cumulative integral
a normal distribution of mean 4 Gy and dpersion 1 Gy.
The deaths of massive stars (more th
about eight times the mass of the Sun) pr
duce supernovae that trigger blast waves arelease cosmic rays, gamma rays, and x-rathat can be fatal to life on nearby Earth-ma
planets (13). However, there are large unce
tainties concerning how robust organisms a
to high radiation doses and climatic distu
bances (14). The effects of nearby explosio
depend sensitively on the thickness and com
position of an atmosphere and on the densof intervening dust and gas. Massive but icomplete extinction of life may slow or spe
up the evolution of complex life. In the faof these unknowns, we define the superno
danger factor #(r, t), at Galactocentric dtance r and time of a star’s formation t, as tsupernova rate integrated over the interva
to t $ 4 billion years (Fig. 2). We normali
relative to Earth. That is, we set the prob
bility that complex life survives supernov
to be PSN % 0.5 for # equal to twice that
Earth (at a Galactocentric distance of 8kpc), PSN ! 0 for # equal to four times that
Earth, and PSN ! 1 for # equal to half that
Earth (Fig. 2). This Earth normalization
somewhat arbitrary, because we have on
imprecise notions of the vulnerability of te
restrial life to supernovae.
To describe the GHZ we define a prob
bility PGHZ(r, t) as the product of four termcomposition of the Sun (6).
sufficient time to allow the biological evol
able zone. Thus, there is a Goldilocks zone of
球型惑星の存在確率
PE の金属量依存性のモデル。
Statistical analyses of extrasolar planetstion of complex life. On Earth this took !
metallicity: With too little metallicity, Earth-

3.2

ンクが 5 Gyr、青が 13 Gyr である。右側では、実線超新星爆発（SNe）による影響

超新星爆発が発生すると、爆風，宇宙線，γ線，Xの色で銀河中心距離を区別しており、ライトグリーン

線が大量に放出され、地球型惑星上の生命に致命的なが 4 kpc、青が 8 kpc、ピンクが 16 kpc である。我々 影響を与える可能性がある。しかし、生命体が高エネの現在地は、13 Gyr、8 kpc であり、青線で示されて ルギー電磁波や気候変動に対してどれほどサバイバルいる。現在の観測結果は、左側に黄色線（上２つの能力があるかは、不明な部分が多い。そこで、その影図）とシンボル（下２つの図）で表示されている。

響を定量的に評価するのに、L04 では The supernova

danger factor ξ(t, r) を導入した。これは、40 億年の3.1

金属量依存性タイムスケールで SN rate（＝単位時間あたりの超図 2 では、両論文の Habitable Condition の違いを示しており、地球型惑星形成の可能性は、P08 では金属量に依っておらず、L04 では依っていること

Fig. 1. The buildup of metals in our Galaxy as a function of time predicted by our simulations.
新星爆発の発生回数）を積分したもので、太陽近傍
Metallicities at different Galactocentric distances can be compared with the probability ofharboring terrestrial planets as a function of the metallicity of the host star [right; see (7) for
details]. Galactocentric distances from 2.5 kpc (upper curve) to 20.5 kpc (lower curve) are shownin 2-kpc increments. The white40
dot indicatesthe Sun’s1timeof formation and the Galactocentricでは超新星爆発は億年に回ほどの頻度で起きる
distance of 8.5 kpc. The inner Galaxy accrues metals early and rapidly because of a high rate of starformation, whereas the most distant regions remain deficient in the metals needed to form

terrestrial planets. The metallicity is the log of the ratio of the amount of iron to hydrogen in theと考えられている。
stars relative to the Sun.

が分かる。また、HJ 形成の可能性は P08、L04 共に
金属量に依存しているが、P08 では緩やかな依存であるのに対して、L04 では極端に依存していること

P GHZ ! SFR " P metals & P evol & P SN (がわかる。したがって、P08 では地球型惑星の形成
は金属量に依存しておらず、天の川銀河内のどこででも形成されやすいが、L04 では地球型惑星の形成
が金属量に依存しているため、金属量が大きい銀河
中心近傍では形成の可能性が高く、中心から離れる
につれて低くなるという両論文のモデルの違いが明確となった。
また、HJ に関しては、L04、P08 共に金属量が大きい銀河中心近傍で形成されやすくなるが、L04 では [Fe/H] ≳ 0.4 では PHJ = 1 のように、ある金属量以上では HJ しか形成されないという極端な依存であり、両論文のモデルの違いが分かる。

Fig. 2. The supernova danger factor, #, defined as the integral of the supernova rate from t to t $ 4
billion years, in units of the Earth’s # and plotted as a function of time for the same set of Galactocentric
distances shown in Fig. 1. In the inner disk, the threat from supernovae (SNe) was once 20 times greaterthan that faced by the Earth. The inner disk began to run out of fuel for making stars within several
billion years, causing both the star formation and supernova rates to decline.

where Pmetals, Pevol, and PSN are describ
above. Multiplication by the star formation ra
SFR, expresses the fact that, if there are mo
new stars in a given region, there are mopotential homes for life. The stellar initial mafunction used here is described in (15). A
though PSN is not independent of the SFR, tsign of the effect is opposite: With a high
SFR, the supernova danger increases and ther
fore PSN decreases. With these inputs, PGHZt) is the relative number of potentially suitab
planetary systems as a function of space atime. The regions encompassing 68% and 95
of these systems (Fig. 3) identify the GHZ. T
68% contour contains less than !10% of t
stars ever formed in the Milky Way.

図 3: Lineweaver et al. (2004) による、ξ の時間

60 (左) と生命体が超新星爆発を生き延びる確率
2 JANUARY 2004 VOL 303 SCIENCE www.sciencemag.org
変化

PSN (右)。左の各実線は銀河中心距離による違いを示しており、一番上の実線が銀河中心距離 2.5 kpc
で、そこから 2 kpc 刻みで遠ざかり、一番下の実線が20.5 kpc である。白丸は、太陽の位置を表す。
図 3 を見ると、銀河中心近傍では、星形成の材料

198

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校となるガスの枯渇に伴い、星生成率と超新星爆発の発生回数が、天の川銀河形成から数十億年後には共に下がり始めるということがわかる。しかし、PSNの ξ との関係性も含めて、これらの仮定は全体的に任意性が高く信頼性が低い。その為、P08 の著者はこれに批判的ではあるが、L04 と対照比較するために P08 もこの考え方を採用している。

GHZ の時空間進化4

図 4: Lineweaver et al. (2004) による GHZ である

以上を踏まえて、GHZ の時間的空間的進化の結果を L04 と P08 のそれぞれに分けて解説する。

可能性（＝ PGHZ ）の確率分布図。白線は PGHZ の等高線であり、内側の等高線よりも内側の範囲が GHZの 68 ％、外側の等高線よりも内側の範囲が GHZ の

4.1

95 ％を占めている。特筆すべきは、L04 では銀河中

L04 モデルの結果

心近傍が現在でも GHZ に入らないことである。右側

図 4 は、2、3 節で述べてきた L04 の GHZ の時空の緑線は、PGHZ を銀河中心距離 r で積分して得ら間進化を図示したものである。緑の領域が GHZ であれる、生命体の年齢分布である。地球上の生命体のり、濃い緑の領域が GHZ に最適な時空間上の領域で年齢は約 40 億年であり、40 億年以下の年齢の生命ある。銀河中心近傍の青の領域（Too Metal Rich）、 体が多いようにモデル化されている。
では、ガスの金属量が多く大質量のガス惑星が多数形成され、その migration によりほとんどの地球型は変化する。銀河中心近傍では超新星爆発の回数が惑星が消滅してしまう。その為 GHZ に属さない。そ減ってくるが、SFR は大きいままであり、恒星の絶れ以外の青の領域（Too Metal Poor）は、地球型惑

対数が多いので、HJ による migration を免れる地球星を形成できるほどの十分な金属量が存在しないこ型惑星もそれなりに存在する。また、銀河の外縁部とから GHZ に属さない。さらに、オレンジの領域

では、SFR が大きくなることで地球型惑星の形成数（Too many SNe）は超新星爆発が頻発することからが増える。しかし、金属量は大きくないので、HJ の生命体の生存に適さない環境の為、GHZ に属さない。 数は少ないことが考えられる。つまり、過去から現したがって、L04 では、現在では天の川銀河の中心 在に近づくにつれて、地球型惑星の生命が生存しやから約 7 − 9 kpc 離れた環状の領域が GHZ であると

すい環境（＝ GHZ）が、銀河全体に広がっていった

いう結論に至っている。図 4 より、L04 では現在、銀と言える。
図 5 を GHZ の時空間進化として図示したのが、図河中心近傍が GHZ に入っておらず、以下で説明する

6 である。図 6 と比較すると、P08 は L04 とは違っ

P08 と大きく異なっていることが分かる。

て、銀河中心近傍が現在も GHZ に入っていることが4.2分かる。これは、P08 では HJ 形成の可能性が L04

P08 モデルの結果

ほど金属量に依らないので、金属量が多い銀河中心

図 5 は、2、3 節で述べてきた P08 モデルの GHZでも形成される HJ の数が L04 より少なく、地球型の時空間進化を可視化したものである。これを見る

惑星が生き残りやすい上に、銀河中心近傍の SN rateと、天の川銀河形成からそれほど時間が経っていなが一定時間を超えると下がってくることが要因だと

い場合、銀河中心近傍では超新星爆発や HJ による考えられる。したがって、P08 では、GHZ が時間の脅威があるため、GHZ の存在が困難であることが見経過と共に再び銀河円盤の内側にも及び、現在ではてとれる。また、銀河の外縁部では SFR が小さいの

天の川銀河全体が GHZ に属しているという結論にで、そもそも地球型惑星が少ない。しかし、時間が至っている。

経過して SFR が外側でも大きくなってくると、状況199

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: Prantzos (2008) による GHZ である可能性（＝
図 5: Prantzos (2008) による Habitable Conditionの時間空間変化。図 1 と同様に、ライトグリーンが

1 Gyr、青が 2 Gyr、赤が 4 Gyr、ピンクが 8 Gyr、緑が 13 Gyr である。Earths surviving HJ and SN =Earths surviving Hot Jupiters × Surviving SN である。

5

PGHZ ）の確率分布図。ピークは現在の太陽系（＝Radius は 10 kpc 周辺、Time は 12 − 13 Gyr）あたり。L04 と異なり、銀河中心近傍が現在でも GHZ となっている。
る超新星爆発等の影響に起因する不確定性が、GHZ
分野の課題の一つであると考える。

Summary & Discussion
L04 では、地球型惑星形成の確率が金属量に強く

6

の研究計画

依存しており、地球型惑星が形成されやすい金属量の範囲を仮定して理論構築が行われている。その結果、銀河中心近傍は超新星爆発の影響や過剰な金属量のために GHZ に適さず、銀河中心から約 7 − 9 kpc
離れた環状の領域が現在の GHZ に該当するという結論が出された。P08 では、地球型惑星形成の可能性
は金属量に依らないという仮定を採用して理論構築が行われた。その結果、現在から約 50 億年前までは

GHZ は環状であり、時間と共に銀河の外側へと移っていくことを示した。そして現在では、銀河中心近傍も含めた天の川銀河全体に GHZ が広がっているという結論が出された。つまり、3.1 節の「金属量依存性」での仮定の違いが、この 2 つの論文の結論の違いを生んだと考えられる。
両論文は、銀河の化学進化モデルをベースにした

現在行っている研究内容と今後
現在私は、低質量銀河が大質量銀河に衝突した際に生じる、ステラーストリームにおける重元素の空間分
布の非一様性の起源を調査している。特に、M31 では今世紀になって銀河のハロー部分に存在する様々な銀河衝突の痕跡が発見されてきており、Andromeda

Giant Southern Stream（AGSS) はその代表である。
それを踏まえて、 AGSS の重元素の空間分布の観測結果を再現するような、progenitor の重元素分布を求め、低質量銀河での GHZ の可能性について検討したいと考えている。また、AGSS が時間の経過と共に力学的に緩和していく過程と重元素の非一様分布を調べる事で、様々な状況下での GHZ についても検討していきたいと考えている。

上で、生命を滅ぼす要因として、超新星爆発や Hot

Jupiters の存在を考慮している。そして、P08 では、超新星爆発の GHZ への影響は小さいことが主張されている。しかしながら我々は、寧ろ、Hot Jupiters
形成の金属量依存性の違いが最終結果の違いに大きReferenceCharles H Lineweaver, Yeshe Fenner, Brad K.Gibson,
2004, Science, 303, 59-62
Nikos Prantzos, 2008, Space Sci Rev, 135, 313-332

く影響しているのではないかと考えている。
このように、惑星形成の金属量依存性や生命に対す200

——–index へ戻る

星間 b13

位置依存型 Richardson-Lucy デコンボリューションを用いた Chandra 衛星の超新星残骸カシオペア座 A の X
線時間変動解析酒井 優輔

201

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

位置依存型 Richardson-Lucy デコンボリューションを用いた Chandra
衛星の超新星残骸カシオペア座 A の X 線時間変動解析
酒井 優輔 (立教大学大学院 理学研究科)

Abstract
太陽質量の 8 倍以上の星はその最後に超新星爆発を起こすが、爆発メカニズム（爆発の非対称性、ニュート
リノの役割など）が未だに解明されていない。特に、重力崩壊型の超新星残骸は、強い非対称性が見られ、この非対称性が爆発メカニズムに大きく関与していることが示唆されている (Janka, H. T. et al. 2016)。本
研究では、Chandra 衛星の超新星残骸カシオペア A（Cas A）の 2000 年から 2019 年の観測を解析し、爆発機構の解明を目指す。ただし、既存の解析では光軸外で点広がり関数（Point Spread Function, PSF）が桁で悪くなるため、その影響を PSF の位置依存性に基づいて開発した画像デコンボリューション法 (Sakai,

Y. et al. 2023) を用いて再合成した上で解析を行う。Cas A は年齢が約 340 歳の若い超新星残骸であり、自由膨張期から断熱膨張期に遷移していると考えられている。そこで、本研究では、再合成した観測画像から

Cas A のイジェクタの速度場と加速度場の高確度な定量化を目的とし、最尤法を用いた固有運動の測定から爆発機構の解明を試みる。

1

関数 （Point Spread function, PSF）が、光軸からIntroduction

離れると桁で変わる（主に収差の影響）にも関わら宇宙 X 線天文衛星は、1970 年にアメリカの Uhuru
衛星にはじまり、これまでに日本でも 6 機の X 線衛星を打ち上げ、宇宙 X 線観測が発展してきた。X 線
で宇宙を見ることで、高エネルギーの宇宙現象について調べることができ、ブラックホールや中性子星のような高密度天体から、超新星残骸など、未知の熱い宇宙の姿を明らかにすることができる。
太陽質量の 8 倍以上の星はその最後に超新星爆発を起こすが、爆発メカニズム（爆発の非対称性、ニュートリノの役割など）が未だに解明されていない。特に、重力崩壊型の超新星残骸は、強い非対称性が見られ、この非対称性が爆発メカニズムに大きく関与していることが示唆されている。したがって、爆発噴出物の構造や運動学の理解は、爆発のメカニズムの解明に非常に重要な手がかりとなり、そのようなず、Chandra の公式ツールだけでは適切な解析が難
しく、PSF の補正が十分でないからである。

PSF の影響を補正する方法として、逆畳み込み（画像デコンボリューション）法による鮮明化がある。ただし、一般的なデコンボリューション法は、観測画像に対し一枚の PSF を用いることが多いが、その場合

Chandra のような観測画像全体で変化する PSF に対応できない。そこで、天文学で有名な Richrdson-Lucydeconvolution（RL 法; Richardson, W. H. (1972),
Lucy, L. B. (1974)）をベースにし、PSF の位置依存性を取り込めるよな手法（位置依存型 RL 法）を開発した (Sakai, Y. et al. 2023)。本研究では、位置依
存型 RL 法で鮮明化した 2000 年から 2019 年の Cas

A を用いて、観測画像全体での固有運動の高精度な測定を試みる。

現象の理解には高空間分解能の観測が必要となる。

X 線衛星の高角度分解能な観測機器の一つとして、
Chandra（1999 年打 現在も稼働中）があり、観測的に爆発環境や時間発展がわかってきている（e.g.,2

Methods

Sato, T. et al. (2018), Tsuchioka, T. et al. (2021)）。 2.1
しかし、既存の Chandra の観測での移動量の測定は、観測データの持つ潜在性能を十分に生かしきれていない。その理由は、Chandra 衛星の 望遠鏡の応答

Richardson-Lucy deconvolution

ベイス推定を用いて反復的に真の鮮明な画像を推定する手法である。一般的に観測画像に対し、1 つの202

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: （左）2004 年の約 220 ks の観測画像、（右）位置依存型 RL 法反復回数 50 回。色は 0.5-1.2 keV（赤）,1.2-2.0 keV（緑）, 2.0-7.0 keV（青）を表す。
PSF を使用する。RL 法は式（1）で与えられる。
∑
Pik Hk
(r+1)
(r)
Wi
= Wi
(1)
∑
(r)
k
j Pjk Wj

が最小になる移動量を反復処理により推定する手法

真の画像であり、H は検出器上の観測された画像で能性がある。

で後述の最尤法と比べて高速である。この手法は、複数の解像度の画像をピラミッド状に統合して推定するため一般的にロバストである。ただし、2 つの観測i と j は真の天体像の画像の座標、k は検出器上の画 毎で独立して推定するため、例えば 3 観測間で考え像の座標を表す。W (r) は r 回の反復後の復元された た時に運動学的に明らかに矛盾した解が得られる可ある。Pjk は、天空上の W の座標 j から放射された光子が観測空間上の H の座標 k で測定される確率、

2.4

すなわち P (Hk |Wj ) である。

最尤法

Tsuchioka, T. et al. (2021) で用いられているよう

2.2に固有運動を測定するための最尤法は、2 つの観測

位置依存型 RL 法

間で尤度関数を最大化する移動量を求める手法であ
位置依存型 RL 法は、RL 法の PSF を場所毎で切る。Chandra は、光子統計の観測のため、尤度関数
り替えることで実現でき、式（2）のように表される。 にポアソン分布を用いる。ポアソン分布の尤度関数
(r+1)

Wi

(r)

= Wi

∑
k

∑

Piik Hk(r)(2)

は式（3）で与えられる。

j Pjjk Wj

L=

ここで、Pjjk は、位置 j（第 1 添え字）における PSFを指す。この PSF は、Wj （第 2 添え字）で放出された事象が Hk（第 3 添え字）で観測される確率、すなわち Pj (Hk |Wj ) を示す。

i,j −λx,y∏ λkx,yex,ykx,y !

(3)

ここで、(x, y) はピクセル座標を示す。k が実測の画像で、λ がモデルの画像の光子数を表す。この手法
をを発展させるため、ここでは超新星残骸の運動学的観点から、約 20 年で運動方向の変化はないと仮定

2.3

Optical Flow 法

して、3 観測間での同一直線上の運動に制限した下

Optical Flow(Farnebäck, G. 2003) は、2 つの画像での最尤法を実装する。

間の輝度や形状が変化しないと仮定した下で、差分203

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

移動量が得られていることがわかる。したがって、こInstruments
本研究では Chandra X 線観測衛星の観測画像を使用する。Chandra は、1999 年 7 月 23 日に NASA によって打ち上げられた人工衛星である。搭載されている主な機器は、X 線 CCD カメラ（ACIS）、X 線反射鏡（HRMA）、高分解能カメラ（HRC）、高エネ
ルギー用の透過 4 型回折格子（HETG）、低エネル
ギー用の透過型回折格子（LETG）である。Chandra
は、X 線衛星の中で一番の空間角度分解能 0.5 秒角を誇る。

の方法では運動の変化量、すなわち加速度場を求めるのが困難である。一方、図 2（b）では 3 観測（2000、2009、2019 年）で、運動方向の変化がないという制約を入れているため、加速度の高度な解析が可能になると予想できる。
ノイズにロバストな解析方法の一つの方向性として、すべての年度の観測を使うことである。統計の良い 2004 年の画像に対し、表 1 の全ての年度の観測との速度場を Optical Flow で計算し、速度場の大きさに基づいて止まっている領域と動いている領域に分類した結果が図 3 であり、定性的にそれぞれの領

4

域の分類ができていることが確認できる。

Observations

2004年とのOptical Flow速度場

各座標毎の速度場の中央値

2値化マスクChandra が観測した 2000 年から 2019 年の Cas Aの観測データ（表 1）を使用する。表 1 は、年度毎で光軸の近い観測を集めたものであり、各年度の観測は結合して使用する。
図 3: （左）2004 年との Optical Flow を計算。（中5央）その速度場の大きさを各座標において中央値をResults & Discussion(a)表示。白いほど速度場の大きさが大きい。
（右）ある閾値で 2 値化したもの。

(b)6Conclusion
位置依存型 RL 法の開発により、従来困難であった

観測画像全体で PSF の場所依存性によらない解析が2009→2000 2009→2019 加速度可能になった。この位置依存型 RL 法の結果と運動
図 2: （a）Optical ﬂow の結果。（b）3 観測で同一の制約条件を課した最尤法により、Cas A の約 20 年

直線上の制約を課した下での最尤法の結果。

での加速度場の変動を詳細に追うことが可能になると予想できる。また、全ての年度の観測データでの2004 年の観測画像に対し、位置依存型 RL 法の結 速度場を使うことで、変化している領域との停止し果が図 1 である。図 1 の左の観測画像に比べて、位 ている領域の分類が可能になる。今後は加速度場の置依存型 RL 法の結果は全領域で鮮明になっている

定量化から、Cas A の物理状態を解明を目指したい。

ことが確認できる。

0.5-7.0 keV の観測に対し、位置依存型 RL 法反復
回数 30 回行った画像を用いて、2009 年を基準としAcknowledgementて、2000 年、2019 年との速度場を Optical ﬂow と制本研究にあたり、丁寧に指導をしてくださった山
約条件付きの最尤法の結果が図 2 である。図 2（a） 田真也 准教授に感謝いたします。また、Sakai, Y. etの Optical Flow の結果では、2 観測毎（2009 年から

al. (2023) の執筆にあたり、議論やアドバイスをくだ2000 年、2009 年から 2019 年）での解析方法である さった佐藤寿紀 助教（現明治大学講師）、早川亮大ため、一部の領域で運動方向が急激に変化した誤った 研究員（現 KEK 研究員）、日暮凌太（研究当時 立教

204

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表 1: 解析に使用した Chandra のカシオペア座 A

Obs. ID

Obs. Start

Exp. Timedetector

R.A.

Decl.

Roll

114

2000 Jan 30

49.93

ACIS-S

350.9159

58.7926

323.3801

1952

2002 Feb 06

49.66

ACIS-S

350.9137

58.7923323.3835

4636

2004 Apr 20

49.66

ACIS-S

350.9129

58.841249.76984637

2004 Apr 22

49.66

ACIS-S

350.9131

58.841449.76654639

2004 Apr 25

79.05

ACIS-S

350.9132

58.841549.76665319

2004 Apr 18

42.26

ACIS-S

350.9127

58.841149.76989117

2007 Dec 05

24.84

ACIS-S

350.8752

58.7846278.1321

9773

2007 Dec 08

24.84

ACIS-S

350.8753

58.7844278.1318

10935

2009 Nov 02

23.26

ACIS-S

350.8329

58.7868

239.6794

12020

2009 Nov 03

22.38

ACIS-S

350.8330

58.7871239.6796

10936

2010 Oct 31

32.24

ACIS-S

350.8299

58.7888236.4820

13177

2010 Nov 02

17.24

ACIS-S

350.8298

58.7892

236.4818

14229

2012 May 15

49.09

ACIS-S

350.8878

58.847875.442014480

2013 May 20

48.77

ACIS-S

350.8895

58.844475.140214481

2014 May 12

49.42

ACIS-S

350.8901

58.842375.1374

14482

2015 Apr 30

49.42

ACIS-S

350.9080

58.855467.1266

18344

2016 Oct 21

25.76

ACIS-S

350.8149

58.7903214.1979

19903

2016 Oct 20

24.65

ACIS-S

350.8156

58.7909214.1956

19604

2017 May 16

49.53

ACIS-S

350.8910

58.8560

76.5775

19605

2018 May 15

49.42

ACIS-S

350.8927

58.8557

75.2332

19606

2019 May 13

49.42

ACIS-S

350.8854

58.855975.1398

大学大学院生）、小湊菜央 大学院生に感謝申し上げます。

Reference
Sakai, Y. et al., 2023, ApJ, 951, 59
Janka, H. T. et al., 2016, Annual Review of Nuclear andParticle Science, 66, 341
Tsuchioka, T. et al., 2021, ApJ, 912, 131
Farnebäck, G., 2003, Springer Berlin Heidelberg
Sato, T. et al., 2018, ApJ, 853, 46
Richardson, W. H., 1972, JoSA 62, 55
Lucy, L. B., 1974, AJ 79, 745

205

——–index へ戻る

星間 b14JWST が検出した系外銀河の泡構造の起源の研究
小野川 絢心206

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

JWST が検出した系外銀河の泡構造の起源の研究
小野川絢心 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
最新の宇宙望遠鏡である JWST による観測で近傍の系外円盤銀河の詳細な構造が明らかにされつつある。
その中の 1 つは、Grand-DesignSpiralGalaxy の渦状腕周辺が泡状の構造で埋め尽くされていることである。
この Bubble 構造ともいうべき特徴は主に JWST による波長 7.7 μ m や 10 μ m の赤外線観測マップで顕著であり、PAH と呼ばれる有機高分子の輝線だと解釈されつつあるが、その妥当性はまだ調査する必要がある。
一方、銀河系内の星形成活動を理解するための研究において上記と同様の重なりあう Bubble 構造が分子雲形成の主要な過程であることが提案されていた。また、これらの Bubble 構造の表面には Filament 状の分子が多数形成され、それが星形成につながることが理解されている。そこで、本研究では、Bubble 構造の起源を探り、銀河系内の分子雲形成理論が系外円盤銀河にどのように適用されるかを検証する。具体的には、

Bubble 構造を形成すると考えられる 1. 膨張する電離領域や 2. 超新星残骸が中間赤外線の観測結果を説明できるかどうかを調べる。そのためには、ダストや PAH の破壊及び輻射冷却を含めた膨張する Bubble の数
値計算を行う。講演では、背景となる事柄を整理し、数値計算結果を予想、解釈することを試みる。

1

イントロダクション

らの超新星残骸の初期進化モデルは放射冷却が効かないとして扱われてきた。一方、放射冷却はガスのJWST による赤外線観測で系外銀河は泡状の構造 密度が大きくなるほど強くなるため高密度な領域でで埋め尽くされていることが確認された。この泡状 発生した超新星残骸は放射冷却の影響を無視できなの構造は Bubble 構造と呼ばれ星形成過程に重要ない可能性がある。そこで冷却が超新星残骸の進化に役割を果たす Filament 構造を形成すると考えられてどのような影響を与えるのかを調べるため、放射冷

いるが (Inutsuka et al.2015)、この Bubble 構造の起却を含めて異なる密度下での超新星残骸の進化をシ源が何なのかは未だ解明されていない。この Bubble

ミュレーションを行う。

は赤外線で特に観測されており PAH と呼ばれる有機高分子から発せられた輝線であるとされているため、PAH が破壊されずに赤外線を放射できる温度帯 (数万度程度) であることが考えられる。HII 領域は時速10km で超新星残骸は時速 1 万 km でそれぞれ膨張するため進行方向に衝撃波を発生させる。発生した衝撃波は周囲の星間ガスを取り込むことによってガスを圧縮、加熱し星間空間中を広がるため膨張 HII 領域や超新星残骸はこのような Bubble を形成できる可能性があると考えられている。そこで HII 領域や超新星残骸が様々な条件下でどのような進化を経るのかを知ることが重要となる。今回はこの Bubble が超新星残骸によって作られたという予測のもと、超新星残骸の進化を調べることとする。超新星残骸の衝撃波の進化理論モデルの研究はこれまでにも行われてきており、例えば自由膨張解やセドフ解と呼ばれるような膨張衝撃波モデルが知られている。これ

207

図 1: JWST による NGC628 の写真。

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

モデル

2という冷却関数 (Kim & Ostriker 2015) を用いて、

Q = n2 Λ(T ) と表されることする。これは輝線放射
本章では異なる密度下で超新星残骸がどのようななどを考慮した正味の冷却率である。一方膨張とと進化を経るのかを調べるため、シミュレーションをもに衝撃波が弱くなり衝撃波後面の温度が 105 K 程度行うモデルの説明を行う。

になってくると放射による冷却は考慮せず、星間ガ
スは圧力による仕事でエネルギーを失うものとする。

2.1

初期条件 (Santiago et al.2019)

超新星残骸は進化の過程で超新星噴出物 (イジェク

3結果タ) の内側に走る衝撃波であるリバースショックを発生させる。(Truelove & Mckee 1999) これは膨張す
る衝撃波によって圧縮され、圧力が増加した星間ガ
スによりイジェクタが減速されることにより発生する。またこのリバースショックはイジェクタの運動エ
ネルギーを熱エネルギーに変換する効果を持つ。本
シミュレーションでは超新星残骸にリバースショックが発生した後の状態を初期条件とする。

2.2

基礎方程式

シミュレーションで解く方程式は流体の方程式で

図 2: 衝撃波とリバースショックの運動を表したシ
ミュレーション結果 (Santiago et at.2019)

ある連続の式、

dρ
∂v
= −ρ
dt
∂r

ここで図は冷却により超新星残骸の進化過程が変(1)化する臨界密度 5 × 105 /cc のシミュレーション結果

運動方程式、を表す。縦軸は爆発源からの衝撃波の半径、横軸は

dv
1 ∂p
=−
dt
ρ ∂r

爆発からの経過時間を表す。点線は残骸の前面の衝(2)に加えてエネルギーの方程式である。エネルギーの方程式は断熱ではなく、冷却の効果を含めた形
(
)
[ (
)
]
∂
1 2
∂
1 2
ρ
v +u +
ρv
v + u + pv = −Q
∂t
2
∂x
2
(3)

撃波で、実線はリバースショックを表す。低密度領域
では周囲の密度が大きくなることにより超新星残骸の進化のタイムスケールが小さくなるが、放射冷却の効果はあまり重要ではないことがわかった。一方
高密度領域 n0 > 5 × 105 /cc では超新星残骸の進化過
程は冷却の効果により大きく変化することがわかった。具体的にはリバースショックが中心に到達できを解くこととする。また、今回のシミュレーション

ず、イジェクタはリバースショックによって圧縮されではこの方程式を薄い殻近似と呼ばれる近似を用いない進化過程を辿ることになる。

て行う。

4
2.3

冷却率

議論
放射冷却の効果は密度が高いほど大きくなる。ま超新星残骸の衝撃波後面の温度は 100 万度から1000 万度とされているので冷却率は
(
)−0.7
T
−22
Λ(T ) = 1.1 × 10
erg s−1 cm−3 (4)106 K

た、リバースショックがイジェクタに入射する速度は星間ガスの圧力に依存しており、

208

v2 =

γ+1P
2 ρ

(5)

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校でかける。ここで v はリバースショックの入射速度、

ρ, P は星間ガスの密度、圧力,γ は比熱比である。高密度領域では衝撃波によって取り込まれた星間ガス
圧力が冷却により直ちに減少してしまい、イジェク
タのラム圧の減少率よりも星間ガス圧力の減少率の方が大きいためにリバースショックは膨張する運動になると予想される。

5

Future WorkJWST により観測された Bubble が超新星残骸で作られたことを確かめるため、まず多数の超新星残骸を爆発させるシミュレーションを行う。その後、残骸の大きさとその数のヒストグラムを作成し、観測結果と照らし合わせることにより Bubble の由来が超新星残骸であるかどうか判断することを目標とする。

6

参考文献

Truelove & Mckee 1999,The Astrophysical Journal
Santiago et al. 2019,Monthly Notices
Kim & Ostriker 2015,The Astrophysical Journal209

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星間 b15異なる金属量環境における星形成雲の熱・化学進化
村社 伊樹

210

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

異なる金属量環境における星形成雲の熱・化学進化
村社 伊樹 (九州大学大学院 理学府 地球惑星科学専攻)

Abstract
今回の発表では Omukai et al. (2005) の論文をレビューし，星形成雲の熱進化・化学種の進化について議論する。重力崩壊する星形成雲の熱・化学進化は金属量に依存していることが知られており，本研究では Omukai(2000) のモデルを宇宙マイクロ波背景放射 (cosmic microwave background 以下，CMB) や重水素の分子
輝線放射の影響を考慮して更新し，異なる金属量ごとに星形成雲の進化段階でどの化学種が熱進化に大きな寄与を及ぼすのかを調べている。今回新たに追加した重水素の輝線放射は金属量が Z = 10−5 Zsun 10−3 Zsunの範囲で中心密度 nH 〜105 cm−3 で星形成雲の冷却機構で支配的になる。CMB は低金属量環境において星形成雲の温度が輻射温度以下にならないようにする効果があるが，熱進化を変化させることはほぼない。また，今回は重水素の寄与を Omukai (2000) のモデルに追加したモデルを基準モデルとして，そこから熱進化で重要な役割を担う化学種のみを含めた最小限モデル，基準モデルとのほぼ完全に一致させるために最小限モデルに化学反応や輝線放射をある程度含めた縮小モデルを構築した。

1を解くエネルギー方程式は以下のように与えられる；

Introduction

d 1
de
= −p
− Λnet .
dt
dt ρ

宇宙の歴史は約 138 億年といわれており，その中で星形成は銀河形成や宇宙の化学進化と密接に関係(1)している。そのため星形成過程の解明は宇宙の歴史

ρkT
ここで圧力 p は p = µm
, 比エネルギー (単為質量あHを理解することにつながる。また，星形成が行われ

kTたりのエネルギー)e は e = γad1−1 µ, γad は断熱指
Hる環境は宇宙の時代によって輻射や磁場，金属量な数, µmH は平均分子質量である。右辺第 1 項は圧縮

ど様々なパラメータに違いがある。その環境の違い

による加熱を表し，第 2 項は輻射や化学反応によるによる星形成過程への影響の解明を目的としており， 冷却・加熱を表す。また，全体の冷却率 Λnet は以下
特に金属量の違いに着目して研究を行っている。

の 3 つの要素からなる。

金属量について，その違いが熱進化や化学進化，磁Λnet = Λline + Λcont + Λchem .

気拡効果などに影響を与えることが知られている。今回はその中でも金属量の違いによる熱・化学進化について One-zone model を適用したシミュレーションによる解析を行い，3 つのモデルを構築した Omukai

et al. (2005)[1] のレビューを行う。

(2)

ここで Λline は化学種の輝線放射による冷却を，Λcontはダストの熱放射による冷却と H2 の衝突励起放射による冷却を，Λchem は化学反応による冷却・加熱を表す。Omukai (2000) に加えて HD の輝線放射と15 の化学反応を含めた，最大で化学種 50 種の 496

2の化学反応を含めて計算している。また，外部輻射

Methods

としては一部のみ近傍宇宙での CMB を考慮してお本研究では原子星雲に関連する物理量を中心部領域のみを考える One-zone model を用いてシミュレー

り，ダスト温度を以下に与えられるエネルギー平衡
方程式によって決定している。

ションを行う。ほぼ Omukai (2000) で構築したモデル [2] と計算手法は変わらないが，新たに重水素 (以4σTgr 4 κgr = Λgas−→dust + 4σTrad 4 κgr .

下，HD と表記) を化学計算に取り組んでおり，また

このように化学計算は詳細に解いているが力学に

外部輻射として CMB のみを考慮している。熱進化

関しては単純化しており，収縮タイムスケールと光(3)

学的厚みに関しての二つについてのみ考慮している。

211

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
自己収縮は Larson-Penston 型の自己相似解を仮定し−∞, −6, −5, −4, −3, −2, −1, 0 でそれぞれ温度の中ており，中心密度進化は以下の式で表される。

心数密度進化を示している。灰色の点線上では Jeans

dρ
ρ
=
.
dt
tcol

(4)

れより右側では光学的に厚い。いずれの金属量でも光学的に厚くなってからの熱進化はほぼ同じため，光学

ここで tcol は収縮タイムスケールでtcol = √質量が一定である。赤破線は τJ = 1 の密度を示し，こ1tcol,0 ,1−f(5)

的に厚くなる前までの熱進化の特徴を調べていく。熱進化の違いから金属量によって初期ガス雲 ([Z/H] ≤のように表される。ここで自由落下による収縮タイ−6), 低金属量雲 (−5 ≤ [Z/H] ≤ −3), 高金属量雲

ムスケール tcol,0 は以下のように定義される。
√
3πtcol,0 =.
32Gρ

(−2 ≤ [Z/H]) に分類する。
(6)

G は万有引力定数，f は分子雲中心での圧力勾配力と重力の比であり，以下のように記述される。
f =


 0
0.6 + 2.5 (γ − 1) − 6.0 (γ − 1)2
 1.0 + 0.2 (γ − 4/3) − 2.9 (γ − 4/3)2

γ < 0.83
0.93 < γ < 1
γ>1

,
(7)

ここで γ(≡ dlnP/dlnρ) は比熱の実効比である。また，γ = 4/3 で f が発散しないように fmax = 0.95としている。また初期段階では f = 0 で自由落下を仮定している。

図 1: 基準モデル

光学的厚みに関する密度分布については熱 Jeans√
長 λJ = Cs Gρ によって中央領域の長さスケールが

図 2, 3, 4 はそれぞれの金属量について中心数密度与えられる。また，エンベロープ (r ≧ λJ ) では密度に対する熱進化の寄与を表しており，縦軸の値が大きは ρ ∝ r− 2−γ で減少していく。また，エンベロープ

いほどその密度 (進化段階) においてその加熱・冷却が2の柱密度は最大でも中心より大きくなることはなく， 効果的であることを示す。図中に示している compre
大きなドップラーシフトにより輝線の光学的厚みを は圧縮による加熱，H2 form は H2 形成による加熱，減少させるため，中心部の物質による光子の遮蔽のgrain はダスト熱放射による冷却，H2 diss は H2 解離

みを考える。また光学的厚みはガス雲が光学的に厚による冷却，H2 cont は H2 の衝突励起放射による冷くなった場合に τν = κν ρλJ で評価する。

却，その他はその化学種の輝線放射による冷却の寄次に初期条件について，再結合後の宇宙の均一な与をそれぞれ示している。初期ガス雲 ([Z/H] ≤ −6)物質であると仮定しており，電離度や H2 存在比はの場合，図 1 でほぼ差は見られない。これは金属がそれぞれ y(e) = 10−4 ，y(H2 ) = 10−6 とする。数密

ほぼ影響していないためである。また，図 2 では全としてその時の温度を Bromm

体的に H2 冷却が効果的となっている。[Z/H] = −6

et al. (2002)[3] から 300K としている。ダストサイ

では高密度で一時的にダストによる冷却が効果的にズ分布は近傍宇宙の ISM での MRN 分布 (Mathis etなっているため，[Z/H] = 0 で熱進化に微小な差が度は nH = 0.1cm−3

al. 1977[4]) を仮定している。炭素は完全に電離して 生じている。また，今回追加した HD はほぼ影響しおり，ヘリウムと酸素は中性から計算を始めている。 ない。また，H2 が解離と形成を繰り返すことで少し
また，金属量は太陽近傍の金属量との比を対数でとずつ温度が上昇していることも初期ガス雲の特徴のり，[Z/H] ≡ log10 (Z/Zlocal ) と表記する。

一つである。
低金属量雲 (−5 ≤ [Z/H] ≤ −3 では図 3 から低密度で一時的に HD が効果的になっていることが分か

3

Results

る。これはダスト表面反応により HD が大量に生成

化学種 50 種の 496 の化学反応を含めた熱進化の結果を図 1 に示す。黒線と黒破線は金属量 [Z/H] =されるからである。HD よりも OH や H2 O の輝線放射による冷却が効果的になってくると同時期に H2 形

212

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 初期ガス雲 ([Z/H] ≤ −6) での加熱率・冷却率の推移
成による加熱が効果的になり圧縮による加熱以上になるため急激に温度が上昇する。H2 形成が効果的で

図 4: 高金属量雲 (−2 ≤ [Z/H]) での加熱率・冷却率
なくなるまで温度は上昇し，その後はダストによっ の推移て冷却される。次の段階で圧縮による加熱と釣り合
い，徐々に温度上昇する。

金属量雲と同じように H2 形成による加熱が効果的

高金属量雲 (−2 ≤ [Z/H]) では図 1 のように他のになり，温度が一時的に上昇する。次の段階ではダ

金属量と比べ進化段階初期に温度が下がっているこ

ストによって冷却され，圧縮による加熱とつり合い，とが分かる。これは図 4 からわかるように C や O と光学的に厚くなるまで徐々に温度上昇していく。

いった禁制線放射による冷却が圧縮による加熱以上に効果的になるからである。その後の温度上昇は低

図 5: 縮小モデル
ここまで基準モデルの熱進化を化学進化と合わせて特徴を調べたが，このモデルを流体シミュレーショ
ンへ適用するには化学種が 50 種，化学反応は 496 含
めなければならないため，計算が非常に困難である
ことが分かる。そのため熱進化で効果的だった化学
種とその化学反応のみを含めることで基準モデルの
図 3: 低金属量雲 (−5 ≤ [Z/H] ≤ −3) での加熱率・冷却率の推移ような熱進化を再現しつつも，流体シミュレーショ
ンへの適用しやすくしたモデルが図 5 の縮小モデルである。図 5 はガス雲が光学的に厚くなる前に効果213

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校的だった 15 種の化学種とその 54 の化学反応が含まReference

れており，黒線で表されている。また，赤破線は基準モデルである。赤破線が黒線と重なってほぼ見えないことから縮小モデルがほぼ完全に基準モデルを再現していることが分かる。

1. Omukai, K., Tsuribe, T., Schneider, R., & Ferrara, A. 2005, ApJ, 626, 627
2. Omukai, K. 2000, ApJ, 534, 809
3. Bromm, V., Coppi, P. S., & Larson, R. B. 2002,

4

Summary

ApJ, 564, 23

本研究では原子星雲の異なる金属量で熱・化学進化
を One-zone model を用いてシミュレーションした。
熱・化学的な微細な物理は詳細に解いたものを使用したが，力学については単純化したものを採用した。

Omukai (2000) のモデルに HD と一部 CMB を考慮して化学計算に追加した基準モデルを構築した。今回追加した HD の輝線放射は −5 ≤ [Z/H] ≤ −3 の金属量で低密度の狭い範囲でのみ冷却が効果的になる。基準モデルは化学種 50 種の 496 反応を含めているため，流体シミュレーションへの適用が困難になっている。化学種を減らして計算コストを下げるため，
熱進化に強く影響した化学種 26 種の 54 の反応のみを含めた縮小モデルを構築，より少ない化学種で熱進化をほぼ完全に再現し，流体シミュレーションに組み込みやすくした。
次にその後の関連研究の展開をまとめる。今回は初期の元素存在比やダストサイズ分布を固定していたが，今回用いた値は実際と異なり，それによって熱進化に差が生じる可能性がある。また，今回は外部輻射
として CMB のみを考慮していたが，輻射流体力学を考慮して他の外部輻射によっても熱進化が異なる可能性があり，Omukai, Hosokawa, & Yoshida (2010)[5]は輻射流体力学を顧慮した熱進化モデルを構築している。私自身の研究や Higuchi et al. (2018)[6] では
本研究のモデルを拡張したものを磁気流体力学シミュ
レーションへ適用して計算している。Higuchi et al.

(2018) では金属量を 9 種類，電離度を 4 種類，初期質
量磁束比を二種類の計 72 種類の環境を用意し，オー
ム散逸・双極性拡散をそれぞれ含めるかいないかで
計 288 種類の 3 次元シミュレーションを第一コア形
成時期まで行い，その違いを調べている。私の研究
では近傍宇宙と初期宇宙の間の時期に相当する金属量を 6 種類用意してアウトフロー形成時期やその後にどのような違いが生じるのかを調べており，現在
数値計算を行っている最中である。

214

4. Mathis, J. S., Rumpl, W., & Nordsieck, K. H.
1977, ApJ, 217, 425
5. Omukai, K., Hosokawa, T., & Yoshida, N.
2010, ApJ, 722, 1793
6. Higuchi, K., Machida, N. M., & Susa, H. 2018,
MNRAS, 475, 3331

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星間 b16

系外惑星探査における恒星の活動性と視線速度測定
精度の関係
池田 圭吾

215

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

系外惑星探査における恒星の活動性と視線速度測定精度の関係
池田 圭吾 (東京工業大学 理学院 地球惑星科学系)

Abstract
太陽系外惑星の観測において視線速度法はスペクトル線のドップラーシフトを用いた観測法である。しかし，恒星の活動性によって惑星由来ではない視線速度変動が生じ，惑星探査上の問題となっている。本研究では活動性の指標である activity indicator から活動性の影響を抑えることのできるスペクトルモデルの構築を目指しており，その初期段階として活動性の高い天体に対して activity indicator と視線速度の相関について
解析を行なっている。今回は研究の概要と計画を中心に紹介する予定である。

1なる。これに関し，Reiners et al.(2010,2013) は恒星

Introduction

が黒点を持つことによる光球との温度コントラスト
太陽系外惑星の観測において視線速度法 (図 1) は惑星の発見のみに留まらず，惑星の質量や軌道周期などのパラメータを測定するために重要な観測法である。これらのパラメータは大気組成などの惑星の特徴を調査する研究や惑星形成の議論に大きく寄与するため精度の高い視線速度の測定が求められる。一の存在や黒点の磁気活動が原因となる Zeeman 効果
によりラインプロファイルに変動が生じ， 100m/s の
視線速度変動として観測されうることをシミュレー
ションによって示している。これは惑星が生む視線速度変動と同程度の変動であり，恒星活動が惑星による視線速度変動を隠蔽するのに十分な変動量である。

方，近年太陽系外惑星の観測ターゲットとして低質
量の M 型星や若い恒星が挙げられる。M 型星は低質量，低温であるため，小型の岩石惑星が生み出す視線速度変動が大きいこと，液体の水を惑星に存在することが期待されるハビタブルゾーンがより短周期の軌道上に存在することから将来の地球型惑星の発見，観測候補として注目されている。若い恒星におこの課題に対し本研究では恒星の活動性を示す指標である activity indicator をパラメータとしたスペ
クトルモデルの導入から視線速度測定の改良を試みている。このために現在は活動性の高い天体に対し，視線速度と activity indicator の相関についての調査を行なっている。本発表ではこの研究の概要と計画について述べる。

いては惑星形成の過程，機動進化を把握するために
惑星観測の面からは保持する惑星の質量や軌道を得ることが科学的に重要となる。

2

Instrument and Data

これらのターゲットは恒星の活動性が比較的高いことが知られている。例えば，M 型星の活動性にお

本研究においては岡山天体物理観測所の 188cm 望

いてはスペクトルタイプと活動性の高い天体の割合

遠鏡に搭載された可視高分散分光器 HIDES で取得さに相関が見られ，低質量の晩期 M 型星ほど活動性がれたデータを中心に進める。HIDES は 2000 年より高いことがわかっている (West et al.2015)。一方，恒星の活動性は観測スペクトルのプロファイルに変動を生むことがわかっている。吸収線の測定は図 2 に示すように観測点をガウシアンなどの関数でフィットすることで得られる。視線速度法はこれらの吸収線のドップラーシフトから視線速度を計算するため，吸収線の幅，深さ，対称性は正確かつ高精度な測定に重要な要素となる。特に図 2 にあるように何らかの原因で吸収線に非対称性が生じた場合，これが惑星を持つことに由来しない視線速度変動を生むことに216

図 1: 視線速度法の概略図

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
関を調べ，今後の解析の指標とする。bisector から得られるスペクトル線の対称性からは個々の吸収線がどの程度活動性の影響を受けているかは不明である。よって，bisector からスペクトル線の非対称性が予想される天体に関しては個々の吸収線に関して活
動性から受ける影響，例えば Zeeman 効果との関連などを解析する予定である。
図 2: スペクトルの観測とフィットの概略図
運用が開始された装置であり，視線速度法を用いた太4Conclusion

陽系外惑星探査にも活用されてきた。視線速度の測定

恒星活動は視線速度変動を生じ，惑星探査においにはヨードセル法 (Butler et al.1996;Sato et al.2002)て惑星の発見やパラメータの測定に影響を及ぼすこが用いられており，数 m/s の精度での視線速度測定とが先行研究により知られている。これに対し本研が可能になっている。恒星黒点の解析などには測光

究は活動性と視線速度変動の相関を観測から調査し観測のデータも活用できるため，測光観測のデータている。残念ながら本発表までに視線速度変動などについてはトランジット系外惑星観測衛星,TESS のの結果を出すことできなかったが，恒星や観測機器

データを利用する予定である。TESS と HIDES でのなどの他分野にも興味を与えられれば幸いである。

観測が同時期に行われているターゲットであれば活動性のスペクトルや視線速度に対する影響について
より詳細に相関を調べることができると期待される。 Reference
また，将来の観測，解析においては京都大学せいめ
い望遠鏡に搭載された GAOES-RV やすばる望遠鏡の IRD の活用を考えている。GAOES-RV は HIDESと同じく可視光を観測領域に持つ高分散分光器であり，せいめい望遠鏡にて 2023 年後期から共同利用が開始される装置である。せいめい望遠鏡は 3.8m 望遠鏡であるため HIDES では観測の難しい暗い天体も観測可能である。IRD はすばる望遠鏡に搭載された
近赤外分光器であり，M 型星周りの惑星探査を中心に行なっている。IRD は近赤外を観測領域に持つたButler, R.P., Marcy, G. W., Williams, E., et al., 1996,
PASA, 108, 500
Reiners, A., Bean, J. L.,Huber, K. F., et al. 2010, ApJ,
710, 432
Reiners, A., Anglada-Escudé, E., Jeﬀers, S.V., et al.
2013, A&A, 552, A.103
Sato, B., Kambe, E., Takeda., Y., et al. 2002, PASJ, 54,873
West, A. A., Weisenburger, K. L., Irwin, J., et al., 2015,
AJ, 812, 3

め，活動性の調査において観測波長域を近赤外に広げられる点が有効である。

3

Analysis Plan
本研究においては最初のターゲットとして活動性の高い太陽型星である kap 1 Cet を予定している。解析法としては視線速度，H α線,bisector の解析を行う予定である。H α線は恒星の活動を示す指標として広く用いられている指標であり，activity indicatorの一つである。bisector からはスペクトル線の形状
変化，特に対称性に関して調べることのできる指標になっている。活動性の高い天体に対しこれらの相217

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星間 b17

高金属量 mid-M 型星をトランジットする短周期巨大惑星 TOI-519b の質量決定
蔭谷 泰希

218

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

高金属量 mid-M 型星をトランジットする短周期巨大惑星 TOI-519b の質量決定蔭谷 泰希 (東京大学大学院 総合文化研究科)

Abstract
太陽型星周りを公転する短周期巨大惑星は現在までに 400 個以上発見されており、その存在頻度は約 1% であることがわかっている。短周期巨大惑星形成のためには十分な質量を持った原始惑星系円盤が必要である
ため、質量が小さな恒星 (M 型星) 周りでの形成は困難であると予測されてきた。しかしながら、2018 年に打ち上げられたトランジット系外惑星探査衛星 TESS の活躍により、近年徐々に発見され始めている。
本研究では、M 型星周りの短周期巨大惑星候補 TOI-519b について、すばる望遠鏡に搭載された近赤外高分散分光装置 IRD を用いた視線速度観測を行い、その質量を決定した (M p = 0.463+0.082−0.088 MJup )。これにより、TOI-519b が巨大惑星であることを同定した。また、主星質量や半径、金属量等の推定も行い、主星の金属量が豊富であることや主星がこれまで発見された短周期巨大惑星を有する恒星の中で最も低温度であり、かつ最も低質量であることを発見した。さらに、短周期巨大惑星を有する M 型星は金属量が高い傾向にあることや M 型星周りの短周期巨大惑星は質量が小さい傾向にあることも確認した。

1の増加に加え、惑星パラメータや恒星パラメータのIntroduction

傾向、そしてそれらの関係性を明らかにしていくこ
木星や土星のような巨大ガス惑星は惑星系において恒星を除いて最大の天体である。そのため、巨大とは短周期巨大惑星の形成を解明していく上で非常に重要である。

惑星形成の有無がその他の惑星の形成の可否に大きな影響を与える。この観点から、巨大惑星の形成進化過程の解明は、惑星系全体の形成、構造、多様性を理解する上で非常に重要である。これまで、観測精度の制約から短周期惑星の観測が積極的に行われてきた。
太陽型星周りの短周期巨大惑星は現在までに 400 個

TOI-519b は TESS と地上望遠鏡によるトランジット観測から、M 型星周りを短周期で公転する木星サイズの天体であることが確認されている (Parviainen

et al. 2021)。しかしながら、質量に関する制限が弱く、この天体が巨大惑星か褐色矮星かを判断するためにはより厳しい質量の制約が不可欠な状況であった。

以上発見されており、その存在頻度は約 1% である
ことがわかっている。太陽型星周りの巨大惑星の存在頻度と、主星金属量の間には正の相関があること

本研究では、TOI-519b の質量決定を行うとともに、その他の惑星パラメータ、恒星パラメータの推定を行った。

が発見されており、この傾向はコア降着モデルによる予測と一致している。コア降着モデルによる予測
では、原始惑星系円盤内に形成に必要なだけの物質

2がないという観点から、質量の小さい恒星 (M 型星)
周りでの短周期巨大惑星形成は困難であると考えら

Methods/Instruments
and Observations

れてきた (e.g., Ida & Lin 2005)。特に、太陽質量の視線速度法を用いて質量の決定を行った。惑星が半分未満の M 型星周りでは短周期巨大惑星形成は不恒星の周りを公転する際、恒星もまた共通重心の周可能であるする研究も存在する (Burn et al. 2021)。 りを公転している。この時の、恒星の視線方向のふしかしながら、2018 年に打ち上げられたトランジッ らつき、つまり速度変化をとらえることによって質
ト系外惑星探査衛星 TESS の活躍により、近年徐々 量の決定を行うのが、視線速度法である。主星の視に M 型星周りにおいても短周期巨大惑星の存在が発線速度は以下の式で表される。

見され始めている。さらなる発見によるサンプル数

219

V = V0 + K {cos (f + ω) + e cos ω}(1)Residual [km s 1]

Relative RV [km s 1]

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

0.4

0.4

Subaru/IRD

0.2

0.2

0.0

0.0

0.2

0.2

0.4
335
0.25
0.00
0.25
335

340

345

340
345
BJD-2459000

585

585

590

590

595

600

595
BJD-2459000

600

Subaru/IRD

605

0.4
0.0

0.2

0.4

605

0.25
0.00
0.25
0.0

0.2

0.4

phase

0.6

0.8

1.0

0.6

0.8

1.0

図 1: TOI-519 の視線速度変動のフィッティング結果とその残差 (Kagetani et al. 2023; PASJ から引用)
ここで、K は振幅、f は真近点角、ω は近点引数、e3Resultsは離心率である。また、振幅 K は以下で表される。
視線速度観測と解析結果を図 1 に示す。この観√
Mp sin iG
測と解析から TOI-519b の質量について M p =K = √1 − e2 (Mp + Ms ) a
0.463+0.082−0.088 MJup という結果を得た。この結果から
Mp sin i1
2πG 1/3
TOI-519b が褐色矮星ではなく間違いなく巨大惑星
(2)
) √
= (
P
1 − e2 (Mp + Ms )2/3
であることを同定した。さらに、IRD に加え、近赤
ここで、Mp は惑星質量、Ms は恒星質量、i は軌道外中分散分光装置 IRTF/SpeX を用いた観測も行い、

傾斜角、a は軌道長半径、P は公転周期、G は重力定

主星パラメータの推定を行った。主星質量、半径、金数である。視線速度法のみでは軌道傾斜角 i を決定す

属量、有効温度等の推定を行い、それに伴い、惑星ることができないため、惑星質量の下限値 (Mp sin i)に関するパラメータの推定も同時に行った。主星としか決定することができない。しかし、軌道傾斜角

惑星の主要なパラメータの値を表 1 に示す。

を決定することが可能なトランジット法を用いた観表 1: TOI-519 系のパラメータ
主星パラメータ

測と組み合わせることで、真の惑星質量を決定することが可能となる。実際の解析では、観測データについて式 (1) の視線速度のモデルを用いてマルコフ
連鎖モンテカルロ法 (MCMC) を用いたフィッティン
グを行い、振幅 K を決定し、その後、式 (2) を用いて質量決定を行った。

R⋆ (R⊙ )0.350 ± 0.010

M⋆ (M⊙ )0.335 ± 0.008

Teﬀ (K)

3322 ± 49[Fe/H] (dex)0.27 ± 0.09

本研究では、すばる望遠鏡に搭載された近赤外光

惑星パラメータ

分散分光装置 IRD を用いて視線速度観測を行った。

Rp (RJup )1.03 ± 0.03

IRD は 930-1740nm の波長域と、約 70000 の分解能eを持つ。我々は 2019 年 11 月から 2022 年 1 月の間

Mp (MJup )0.06+0.09−0.04 , 3 σ < 0.33
0.463+0.082−0.088に 13 夜観測を行い、25 点の観測データを得た。観a (au)

0.0159 ± 0.0001

測は Subaru-TESS intensive followup program (ID:Teq (K)687 ± 14

S19A-069I, S20B-088I, S21B118I) の中で行われたものである。また、観測時の空の状況を考慮したデー
タの取捨選択を行い、最終的に、18 点の観測データを採用した。

4

Discussion
短周期巨大惑星を有する恒星の金属量と有効温度の関係を図 2 に示す。この図から、TOI-519 は短周220

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

0.4

FGK dwarf
M dwarf
TOI-519101

FGK dwarf
M dwarf
TOI-519

0.2

Planetary mass [MJup ]Stellar metallicity [dex]

0.6

0.0
0.2
0.4
0.6 3000

4000
5000
6000
Effective temperature [K]

100

7000

10 1
0.6

図 2: 短周期巨大惑星を保持する恒星の有効温度と金

0.4

属量の関係 (Kagetani et al. 2023; PASJ から引用)

0.2 0.0 0.2 0.4
Stellar metallicity [dex]0.6

期巨大惑星を有する恒星の中で最も低温度であるこ

図 3: 主星金属量と惑星質量の関係 (Kagetani et al.

とがわかる。また、短周期巨大惑星を有する恒星の2023; PASJ から引用)

中で低質量のものは金属量が高い傾向にあることがわかる。これは、低質量星周りであっても高金属量でであり、短周期巨大惑星を持つ恒星の中で最も低温あれば短周期巨大惑星の形成が可能であること、そ度であることを発見した。

して、低質量星周りにおける短周期巨大惑星形成は太陽型星周りに比べて強く金属量に依存しているこ

詳細については Kagetani et al. 2023, PASJ を参照されたい。

とを示唆している。この傾向は先行研究によって指摘されている傾向とも一致している (e.g., Gan et al.

Reference2022)。
恒星金属量と惑星質量の関係を図 3 に示す。この図から、M 型星周りの短周期巨大惑星は質量が小さい
傾向にあることがわかる。この傾向は理論的な予測とも一致している (e.g., Tanigawa & Ikoma 2007)。
一つの可能性としては、M 型星周りにおいては原始惑星系円盤内に、より質量の大きな惑星の形成を可能

Ida & Lin 2005, ApJ, 626, 1045
Tanigawa & Ikoma 2007, ApJ, 667, 557
Burn et al. 2021, A&A, 656, 26
Parviainen et al. 2021, A&A, 645, 12にするだけのガスが不足しているというものである。
上記の様々な傾向や相関を調べるためには、今後

Gan et al. 2022, MNRAS, 511, 83

サンプル数を増やしていくとともに、存在頻度等を用いた統計的な議論が必要となる。

5

Conclusion
M 型星周りの短周期巨大惑星候補天体 TOI-519b

について視線速度観測行いその質量を決定した。これにより TOI-519b が褐色矮星ではなく巨大惑星であることを同定した。また、主星質量、半径、金属量等のパラメータ推定も行い、TOI-519 が高金属量221

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星間 b18

レプリカ交換法を用いた系外惑星観測の自動スケ
ジューリングアルゴリズムの開発
河合 優悟

222

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

レプリカ交換法を用いた系外惑星観測の自動スケジューリングアルゴリズムの開発
河合

優悟 (東京大学

M2)

Abstract
太陽系外惑星は 1995 年以来、5,000 個以上発見されており、その候補も同じく 5,000 個以上発見されている。これらは特に系外惑星探査衛星 Kepler や、Transiting Exoplanet Survey Satellite (TESS) の宇宙望遠鏡サーベイにより発見されたものであるが、惑星候補が真に惑星であるかを知るためには、地上からの追加観測が不可欠である。さらに惑星候補は Gaia 宇宙望遠鏡などのサーベイからも今後 10 年で数万個以上増える予想されている [1]。よって、地上でどれだけ効率的な追加観測が行えるかは、惑星探査自体の効率を左右する。
本研究では、数千個の惑星候補から、ある日の観測に最適な天体を自動で選択するアルゴリズムを開発している。現在所属する研究室では、MuSCAT2[2] という撮像装置を用い、地上からの惑星候補の追加観測を年間 300 夜以上行っている。現状、天体はその日観測担当者が手動で選定するが、これには多大な時間を要す
る上、担当者間での再現性に欠くという問題がある。ここで、選定時に考慮する天体の高度、優先度や、月との距離、などの複合的な要素を一つのコスト関数として表現し、これを最小化することで選定を自動化するという着想を得た。現在はアルゴリズムの試運転を行なっている。
本公演では、まず候補天体が増え続けている系外惑星探査の現状と展望、本研究に関する具体的な着想について紹介し、その後今回コスト関数の最小化に用いたレプリカ交換法 [3] と呼ばれる手法を紹介する。また、
このアルゴリズムの現在のパフォーマンスについても述べる。今後この天体の自動選定アルゴリズムが実用化されれば、所属する研究室の観測装置や系外惑星観測だけでなく、異なる装置や分野の観測スケジューリ
ングにも応用可能であると考える。

1

Introduction

さまざまな探査衛星の活躍により増加の一途をたどる惑星候補が真に惑星であるかを知るためには、地上からの追加観測が不可欠である。よって、地上でどれだけ効率的な追加観測が行えるかは、惑星探査自体の効率を左右する。現在所属する研究室では、
MuSCAT2[2] という撮像装置を用い、地上からの惑星候補のトランジットの追加観測を年間 300 夜以上行っている。
追加観測のための惑星候補のトランジット時刻表
Figure 1: 惑星候補のトランジット時刻表の一例の一例を Figure1 に示す。現在は、その日の観測担
当者が、この図を参考に高度やトランジットの時刻に余裕のある天体を一晩分選定するが、これには多 2.1 観測行列の定義
大な時間を要する上、担当者間での再現性に欠くと例えば先ほどの時刻表から二つ候補を選定した場合、いう問題がある。
その天体を観測している時間に 1 を、それ以外のマスに 0 を入れた観測行列は Figure2 のように書ける。
これを任意の L 個の天体について観測時間を M 分
2 Methods
割した場合に拡張すると、一般化した行列は Figure3
本研究では選定時に考慮する天体の高度、優先度や、 のように書ける。すると、ある時間では必ず一つの月との距離、などの複合的な要素を一つのコスト関 天体しか観測できないことを示す条件
数として表現し、これを最小化することで選定を自動化するという着想を得た。ここで使用したのは、レプリカ交換法と呼ばれるマルコフ連鎖モンテカルロ法の一種である。このためにまず、トランジットの時刻表を行列として記述する方法を考える。

∑

alm = 1(1)lを満たす任意の観測プランを、コスト関数を用いて評価することができる。

223

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校の係数 β 一つに委ねられており、局所解で探索が止まってしまう可能性は高い。（β = 0 で必ず採択）
ここで、β の値が異なる複数のマルコフ連鎖（チェーン）を並列で走らせることで、β の小さい（採択確率の高い）チェーンが広いパラメタ空間の探索を担保し、β の最も大きい（採択確率の低い）チェーンが事後分布からのサンプリングを担保するよう、以下の条件でチェーン間でサンプルの交換を行うアルゴリズムを考える。

1. r < exp(−∆β∆E) チェーン i と チェーン i + 1
を交換
ここで ∆β と ∆E はそれぞれ以下の通りである。

Figure 2: 観測プランを行列で表した場合∆β = β(チェーン i ) − β (チェーン i+1 )∆E = E(チェーン i ) − E (チェーン i+1 )これは、レプリカ交換法 [3] として知られており、
メトロポリス法などのサンプリング手法よりもより広い空間を探索することができる利点を持つ。

3

Results

本研究の暫定的な結果を Figure4 に示す。

Figure 3: 観測プランを一般化した場合の行列2.2

レプリカ交換法

任意の観測行列についてコスト関数の評価を繰り返し、これを最適化する基本的な方針は以下のとおりである。

1. ランダムに列を選び、その中のランダムな行を
1 が入った行と入れ替える
2. 入れ替えた行列を新しく提案されたサンプルとしてコスト E を計算
3. r < exp(−β∆E) で新しい提案を採択する

Figure 4: レプリカ交換法アルゴリズムの結果
これはある晩の全てのトランジットする候補天体について、上記のレプリカ交換法アルゴリズムを適応したものである。各列のプロットがそれぞれ、チェー
ンごとの

ここで r と ∆E はそれぞれ以下の通りである。

= U (0, 1)∆E = E( 新サンプル ) − E (現在のサンプル )1. コストの推移

これはメトロポリス法と呼ばれる MCMC におけるサンプリング手法であるが、探索の余地（コスト関数が増加する場合でも採択される可能性）は任意

224

2. コストの期待値
3. トランジットの観測割合の推移

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校を示している。例えばコストの推移では、β の大きいチェーンに向かうに連れてコストが最小化されていることや、β の小さいチェーンでは局所解を抜け出し、途中でコストが上昇している様子が見受けられる。コストの期待値のヒストグラムでも、この様子を確認することができる。また、トランジットの観測
割合（100% でトランジットを ingress から egress まで観測）では、β が最小のチェーンでは 10% 程度で推移していることに対し、最大のチェーンでは 80%以上観測できていることがわかる。

4

Discussion

現在のアルゴリズムもある程度の実用性を持つが、チェーン数、β の間隔などに恣意性が存在する分、更なる最適化の余地を持つ。例えば Figure4 のコストの期待値にもう一度着目すると、上段から 4 番目と 5
番目のチェーンにかけて期待値が急激に変化していることが見受けられる。すなわちこのチェーンの間
ではサンプルの交換がほとんど行われておらず、パラメタ空間の探索が十分ではない可能性がある。
また、本予稿ではスペースの問題から割愛したコスト関数の設計にも改善の余地があるだろう。現在のコスト関数は、トランジットの観測割合や、それぞれの天体の観測価値などを評価軸としているが、どのような天体に観測価値があるかを、一般的に定めることは難しい。こうした課題を解決することで、さらに汎用性の高いスケジューリングアルゴリズムの完成を目標とする。

Reference
1. Perryman et al., ApJ, 797, 14 ,2014
2. Narita et al, JATIS, 5, 1, 2018
3. Hukushima, CPC, 147, 1-2, 2002

225

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星間 b19PRime-focus Infrared Microlensing Experiment
山響226

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

PRime-focus Infrared Microlensing Experiment
山 響 (大阪大学大学院 理学研究科)

Abstract
我々は重力マイクロレンズ法による太陽系外惑星探査を行っている。重力マイクロレンズ法は雪線以遠の冷たく、軽い惑星に感度がある唯一の手法である。重力マイクロレンズ法に適した星の数密度が高い銀河系
中心領域はダストが多く可視光は強く減光されるため、観測波長には近赤外線が適している。我々は世界初の近赤外線による銀河系中心方向の広視野重力マイクロレンズサーベイを行うために、口径 1.8 m の新望遠
鏡 PRIME(PRime-focus Infrared Microlensing Experiment) を南アフリカ共和国 Sutherland 観測所に建設した。PRIME の観測によりこれまでの可視光重力マイクロレンズ探査 (MOA) に比べて約 10 倍の惑星発見数が期待される (Kondo et al 2023)。

1

背景

銀河中心方向における重力マイクロレンズイベントのイベントレートマップを作成する必要がある。

初めての系外惑星発見から現在までに約 5000 個の系外惑星が発見されている。太陽系には存在しないような惑星を含め多種多様な系外惑星が発見されているが、それらの分布や形成過程はよくわかっていない。惑星の分布や形成過程の解明には、より多くの観測が必要である。
申請者が所属する研究グループは重力マイクロレ
ンズ法で太陽系外惑星の探査を行なっている。重力マイクロレンズ法による系外惑星の探査は、主星から比較的離れた雪線以遠の地球程度の低質量な惑星まで感度を持つ唯一の方法である (図 1)。雪線とは、
水が氷になる境界のことであり、現在発見されている惑星の多くは主星近傍の灼熱惑星なので、雪線以遠の冷たい惑星の分布はよくわかっていない。惑星

図 1: 現在までに検出された系外惑星。横軸は軌道長半径をそれ形成の全貌を明らかにするには、冷たい惑星の質量、 ぞれの系の雪線で規格化した値、縦軸は惑星質量（地球質量）の軌道分布を解明することが必須であり、これにより値である。紫色の点が重力マイクロレンズ法で検出された惑星。

初めて太陽系が普遍的かどうかを解明することができる。

重力マイクロレンズ法

2020 年代半ばに打ち上げが予定されている Roman
宇宙望遠鏡は近赤外線を用いた銀河系中心方向の広2

視野重力マイクロレンズサーベイを行い系外惑星の象を用いてソース星の増光を観測しレンズ天体に付

重力マイクロレンズ法とは重力マイクロレンズ現探査を行う。しかし、Roman 宇宙望遠鏡が観測を行随する惑星を検出する手法である（xallarap 効果にう銀河系中心方向は可視による重力マイクロレンズ

よりソース天体に付随する惑星も検出可能 (Miyazaki法の観測が難しく (詳しくは 3 を参照)、未だ銀河系中

et al 2021)）。重力マイクロレンズ現象の概略を図 2

心方向における重力マイクロレンズイベントのイベに示す。重力マイクロレンズ現象は重力レンズ現象

ントレートはよくわかっていない。そのため、Roman

から説明される。重力レンズ現象は、星や銀河など

宇宙望遠鏡の観測領域を最適化し観測効率を最大にの光源（ソース天体）から出た光が観測者と光源のするためには、Roman 宇宙望遠鏡が打ち上がる前に227

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
間に存在する天体（レンズ天体）の重力場によって曲げられ、複数の像や円弧の像が見える現象である。
重力マイクロレンズ現象ではレンズ天体の重力が弱く、像が分解できないためソース天体の増光現象として観測される。この時、レンズ天体に伴星が付随しているとソース天体の増光に加え伴星の重力マイクロレンズ現象による特徴的な光度変化（アノーマ
リー）が観測される（図 3）。一般的に重力マイクロレンズ法では増光現象をモデルフィッティングすることでレンズ天体の主星と惑星の質量比など、規格化された量を求めることができるが惑星の真の質量は求めることができない。また、レンズ天体までの距
離、質量、ソース天体とレンズ天体の相対的な固有運動速度の三つは縮退しており解くことができない。 図 3: 重力マイクロレンズ現象による増光の例 (Bond et al
しかし、重力マイクロレンズ現象の高次効果である

2004)。レンズ天体の主星による増光に加え、左側（横軸 2840 付
近）に惑星によるアノーマリーが見えている。

有限ソース効果やパララックス効果などを観測できれば、縮退している 3 つのパラメータを求めることができ、それらから惑星の真の質量や惑星までの距3離を求めることができる。また、重力マイクロレン
ズ法は単独で宇宙空間を漂う自由浮遊惑星を検出することも可能である。
重力マイクロレンズ法は主星の明るさに関係なく惑星を探査できるため、M 型星のような暗い主星周りの惑星を探査できる。しかし、重力マイクロレンズ現象が起こる確率は 10−6 程度で非常に低い。そのため重力マイクロレンズ法による系外惑星探査では
広視野・高頻度のサーベイ観測が必要である。また、観測領域として星の数密度が高い銀河系バルジ領域が最適である。

新望遠鏡 PRIME の意義
重力マイクロレンズサーベイの観測領域として適する場所は星の数密度が高い銀河系中心方向である。
しかし、銀河系中心方向にはダストが多く、可視光は強く減光される。そのため銀河系中心方向の観測波
長は減光の影響を受けにくい近赤外線が適している。
そこで我々は世界初の近赤外線による銀河系中心方向の広視野重力マイクロレンズサーベイを行うた
めに、口径 1.8 m の新望遠鏡 PRIME(図 4) を南アフリカ共和国 SAAO に建設した。

PRIME 望遠鏡は主焦点に広視野近赤外線観測装
置 PRIME-Cam を設置されている。PRIME-Cam はNASA Goddard Space Flight Center にて製作された。検出器には Teledyne 社製の H4RG-10 が 4 枚使用
され、Z, Y, J, H-band の 4 つのフィルターと narrow-band フィルターが搭載される。重力マイクロレンズ
サーベイでは主に H-band（1500 ∼ 1750 nm）が使用される。

PRIME 望遠鏡は近赤外線重力マイクロレンズサー
ベイを行うため、可視光では観測できない銀河系中
心方向をサーベイできる。銀河系中心方向は星の数密
図 2: 重力マイクロレンズ現象の概念図。中央がレンズ天体、右がソース天体。

度が高いため、惑星発見数がこれまでの観測 (MOA)に比べ約 10 倍になる。地球質量以下の惑星の検出数も増え、より正確な惑星分布を求めることができる。
これにより銀河系中心方向の惑星頻度を世界で初めて見積もることができ、従来の可視光で観測してい228

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
る領域と比較することで、惑星頻度の環境依存性をるメンテナンスと PRIME の最終光学調整を 2023 年

検証することができる。また、PRIME 望遠鏡は近赤

6 月に実施した。メンテナンスでは無事にトラブル

外線を用いて銀河系中心方向のマイクロレンズイベを解決でき、PRIME の最終光学調整も目標としてントレートを測定することにより、Roman 宇宙望遠

いる光学性能を達成することができた。

鏡の観測領域を最適化できる。さらに Roman 宇宙

現在、PRIME は重力マイクロレンズサーベイの望遠鏡と同時観測することで惑星質量など詳細なパ

本格的な開始に向けて最終的な試験観測を実施してラメータを測定できる。近赤外線・広視野・南天といる。2023 年の後半に、PRIME は重力マイクロレ

いう観測装置は非常に貴重であり、PRIME 望遠鏡はンズサーベイを本格始動し、2024 年度末には最初のマイクロレンズ探査以外の突発天体サイエンスにもイベントレートマップを作成し終える。また、2024

有用で、重力波イベントの電磁波対応天体探査など

年には近赤外線分光装置 South Africa Near-infraredも実施する予定である。

Doppler(SAND)(Takahashi et al. 2020) が PRIMEに導入される予定で、PRIME は視線速度法による系外惑星探査も実施していく。

Reference
Kondo et al, 2023, AJ, 165, Issue 6, id.254, 18 pp
Miyazaki et al, 2021, AJ, 161, Issue 2, id.84, 10 pp
Bond et al, 2004, AJ, Volume 606, Issue 2, pp. L155L158
Yama et al, 2023, JAI, Volume 12, Issue 3
Takahashi et al, 2020, Proceedings of the SPIE, Volume11447, id. 114473E 13 pp

図 4: PRIME 望遠鏡

4

PRIME の進捗と今後の展望
Roman 宇宙望遠鏡の打ち上げ (2026 年予定) 前にイベントレートマップを作成するには、一刻も早くPRIME 望遠鏡による銀河系中心方向の観測を開始する必要がある。

PRIME 望遠鏡筐体は 2022 年 7 月に建設を終え、直後に光学系の調整を実施した (Yama et al 2023)。

2022 年 9 月には NASA と共同で PRIME-Cam のイ
ンストールを実施した。しかし、PRIME-Cam の検出器や筐体冷却にトラブルがあり、それらを解決す229

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星間 b20近赤外線観測装置 kSIRIUS を用いた系外惑星の観測
評価
藤島 葵

230

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

近赤外線検出器 kSIRIUS を用いた系外惑星の観測評価
藤島 葵 (鹿児島大学大学院 理工学研究科)

Abstract
今年の 1 月、鹿児島大 1m 望遠鏡に 1m 観測グループで開発した近赤外観測装置 kSIRIUS のファーストラ
イトが行われた。開発に 8 年を要した kSIRIUS は、3 バンド同時撮像が可能で 8 月には可視 2 バンドも追加され、多波長・高時間分解能での観測が実現する。修士の研究課題として kSIRIUS の特徴を活かして系外惑星の半径や大気の厚さ、長期観測による惑星の軌道の推定などを行う。しかし、kSIRIUS ではトランジッ
ト観測はまだ行われておらず、どの程度の光度変化を検出できるか不明である。観測対象の系外惑星の選定をするためには、装置の相対測光の精度評価が必要である。また、精密な相対測光を実現する画素固定のための重心検出ソフトウェアを作成した。これらの開発現状と評価を示し、今後の展望を述べる。

1

2

Introduction

Instruments

系外惑星観測のうち、鹿児島大 1m 望遠鏡と kSIR-

鹿児島大 1m 望遠鏡 (図 2) は鹿児島県薩摩川内市

IUS は惑星が主星を掩蔽する光度変化を捉えるトラ

入来町の標高 550m に位置する光赤外望遠鏡である。

ンジット法での観測が適している。修士の研究課題

f/12 のカセグレン焦点に観測装置を配置する。kSIR-

では波長ごとのトランジットの光度変化 (深さ) を観IUS は 1m 観測グループで開発を進めていた近赤外測し、大気組成や厚さの推定、長期的な観測から軌検出器で、J(1.26 μ m),H(1.65 μ m),Ks(2.12 μ m)

道の推定などを行う。観測候補の選定をするには、装の 3 バンド同時撮像が可能である。ピクセルスケール

置がどこまでの光度変化を捉えられるかを把握する

0.69 、270 秒積分 S/N=10 の限界等級は J:15.8 等、必要がある。まだ kSIRIUS は相対測光の評価がない

H:15.5 等、Ks:14.7 等である。2023 年 1 月にファーため、トランジットの深さを検出できる範囲も不明

ストライトを迎え、運用されている。今後は可視域である。そのため、GJ1214b のトランジットを観測の g,i も追加され、5 バンド同時撮像が可能になる。

し、評価を行っていく。この系外惑星の光度変化は1 ％程度である (Narita et al. 2013)。多くの系外惑
星は 1 ％よりも変化が小さいため、検出ができない
場合、ほとんどが観測できないことになる。

図 2: 鹿児島大 1m 望遠鏡

図 1: 系外惑星の等級とトランジットの深さの関係

3

NASA Exoplanet Archive よりMethods
トランジットの光度変化の早さは 1 分以下である。

そのためディザリングではなく、同じピクセル (検出231

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
器の素子) で固定しアパーチャー測光を行う。精密測

4Observations and Results

光には、高精度なピクセル固定が重要である。精密に動く望遠鏡でも、経緯台の動きによる歪みなどで誤観測天体は系外惑星 GJ1214 の参照星 C1,C2 で、差が大きくなる。そのため、一枚撮影ごとに向きを微理由は今の状態では kSIRIUS の視野に GJ1214 と参修正していく必要がある。得られた ﬁts 画像から望遠

照星すべてが収まらないからである。ローテータを

鏡の向きをオフセットして、天体の重心をあらかじ

90 度回転すれば、観測可能なので今後観測を行ってめ決めた座標に自動で固定するソフトウェアを作成

いく。未処理の段階だが、得られたライトカーブは 3した。測光、重心計算には IRAF (Image Reduction

and Analysis Facility) を用いて作成した。重心検出
ソフトウェアにはいくつかの工程に分かれる。i 最初に固定するピクセルの指定、ii 撮影、iii 天体の重心を測定、iv 天体と固定ピクセルの距離を計算、v 望

バンドとも一定の割合で変化していることが確認できた。これは視線方向の大気の厚さが星の移動とともに変化していることが原因と考えられる。今後はこのデータの処理はもちろん、トランジットの観測も行い、測光精度の評価を進めていく。

遠鏡の向きをオフセット、vi 撮影である。iii〜vi はセットした数だけ繰り返される。

図 4: 今回の観測で得られたライトカーブ

図 3: 重心検出ソフトの概要

5Conclusion
天体の精密測光のための重心検出ソフト IRAF を用いて作成した。測光データのライトカーブより、
視線方向の大気の影響による光度変化を確認した。

2322023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
今後も系外惑星のトランジット観測・解析を進めて

kSIRIUS の測光精度を確定していく。

Reference
N Narita 2013, PASJ233

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星間 b22高密度コアの衝突により誘発されるストリーマ構造の
形成
吉野 碧斗

234

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

高密度コアの衝突により誘発されるストリーマ構造の形成

吉野 碧斗 (東京大学大学院 理学系研究科 天文学専攻)

Abstract星は分子雲コアの重力収縮で形成される。近年、ストリーマと呼ばれる分子雲コアの外側から原始星円盤に落ち込む物質の非対称な流れが検出されている。Pineda et al. 2020 では NOEMA と ALMA によるペルセウス座分子雲中の若い原始星系 Per-emb-2 の観測結果を紹介している。この観測から、高密度コアの外側と、円盤スケール付近で非対称性が生じる領域とを結ぶ、化学的に新鮮な物質からなる大規模なストリーマが存在することが明らかになった。このストリーマは自由落下運動と一致し、滑らかな速度勾配を持つことから、中央の高密度コアからの重力が支配的であることが示唆された。また、ストリーマの質量と降着率を見積もり、原始星降着変動に影響を与える可能性を明らかにした。この観測結果は、非軸対称降着流の重要性を強調し、ストリーマが若い円盤のリングの形成に影響を与えている可能性を示唆している。こうした発見は、初期原始星系における円盤の形成と進化についての理解を深めることにつながり、これらの過程における局所環境の重要性を明らかにするものである。本講演では Pineda et al. 2020 をレビューし、さらにストリーマ構造の形成過程の解明に向けた、高密度コア衝突の研究への展望を議論する。

1

Introduction
分子雲コアの重力収縮により、原始星とそれを取り囲む原始星円盤が形成され、コア内の物質は円盤に落ち込み、円盤から原始星に降着することで星が形成される。ここ数年、ストリーマと呼ばれる分子雲
コアの外側から原始星円盤に落ち込む物質の非対称な流れの検出が増加している (Valdivia-Mena et al.

2022)。ストリーマが質量降着の過程にどのような影響を与えるかはわかっていない (Valdivia-Mena et al.

2022)。Pineda et al. 2020 では、円盤と高密度コアの関係を調査するために、最も若い星系の一つである Per-emb-2 を観測している。Per-emb-2 はペルセウス座分子雲に位置する距離 300 pc にある原始星系

で、若い近接連星系 (<20 au) を形成している。現在観測されている光度は、化学組成から予想されるものよりも大きく、一時的に降着率があがる降着バー
ストの強い証拠になる。また降着率は現在の降着率（Ṁburst = 7 × 10−6 M" yr−1 , M" は太陽質量）と比
較して 10 倍増加する必要がある。したがって、この原始星系は、降着変動における環境の役割を研究す

J. J. et al. 2018) が、このシナリオを確証するには、明確なケプラー回転を示す詳細なガスの運動学的情報が必要とされる。分子雲中の円盤と星形成を追跡するシミュレーションでは非対称降着流が見られて
おり (Kuznetsova, A., Hartmann, L., & Heitsch, F.

2019)、これらの流れは、軸対称インフォールと比べて原始星の降着率を変化させると考えられる。観測結果から、高密度コアの外側から化学的に若い物質（炭素鎖分子種）からなる明るいストリーマが形成され、円盤と結びついていることがわかった。このストリーマは、円盤スケール付近で非対称性が生じる領域と高密度コアの外側をつなげる役割を果たしている。興味深いことに、この新しい構造は、従来の円盤の構造とは異なる解釈を示唆している。この構造は、円盤スケールよりも大きく、初期原始星系における局所的環境の重要性と若い円盤におけるリングの形成の初期条件についての新たな理解につながると考えている。これにより、星形成プロセスについてさらに理解を深めることができると考えている。

る絶好のターゲットである。さらに、より高角度分解能の観測によって、円盤のスケール（300 au 以下）の近くに羽のような分子流の存在を示唆する特徴や、分子流に垂直な方向に速度勾配があることから、重力的に不安定な円盤の存在が示唆されている (Tobin,235

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

LETTERS

NATURE ASTRONOMY

d

0

40

80

120

160

HC3N (J = 10→9)40

30°49′50″

Per-emb-2
ALMA
1.3 mm

49″
48″

20

5

47″
46″
300 au30°50′20″
03 h 32 min 18.1 s 18.0

s

17.9

s

17.8

s

0

Dust flux density (mJy beam–1)

Integrated intensity (mJy beam–1 km s–1)

Declination (J2000)aRight ascension (J2000)c

CCS (JN = 87 → 76)

Declination (J2000)

00″

49′40″

45

30

00″
49′40″

15

20″

Integrated intensity(mJy beam–1 km s–1)

Declination (J2000)

30°50′20″

5,000 au
03 h 32 min 20 s

18

s

s

16

0

Right ascension (J2000)

b

16
13

CS (J = 2→1)

30°50′20″

5,000 au18s

03 h 32 min 20 s

16s

Right ascension (J2000)

12
00″
8

49′40″

4

20″

Integrated intensity(mJy beam–1 km s–1)

Declination (J2000)

20″

5,000 au
03 h 32 min 20 s

18

s

s

16

0

Right ascension (J2000)

Fig. 1 | NOEMA and ALMA observations of Per-emb-2. a–c, Images of the chemically fresh material surrounding the protostar for HC3N J!=!10→9 (a), carbon
monosulfide (13CS) J!=!2→1 (b) and dicarbon monosulfide (CCS) JN!=!87→76 (c) emission lines. d, Zoomed-in high-angular-resolution image of the material
near disk scales (blue square in a). Panels a–c reveal a streamer of fresh material starting at a distance on the sky of 10,500!au from the central protostar. The
streamer is seen in two carbon-chain molecules and a sulfur-bearing species, all known to be abundant in chemically young material. The black contour in acorresponds to the asymmetrical and feather-like feature near disk scales; it is also shown as a white contour in d. The angular resolution of the observations−1in the bottom left and bottom right corner, respectively (see Methods−1for angular resolution values). The 50% primary beam response
and scale bar are shownis shown by the white dotted circle. The ALMA 1.3!mm contour levels are shown in a and d at 1!mJy beam−1, where the noise level is 0.166!mJy beam−1.

図 1: NOEMA と ALMA による Per-emb-2 の観測。50 % 一次ビームの応答を白い点線の円で示す。ノイズレベルが 0.166 mJy beama と d に示す。

である場合の 1 mJy beamof the total dense core mass (3.2 M⊙). As a cross check, we use thestreamer’s H2 density, HC3N column density and typical width of
4,500 au to estimate a [HC3N/H2]streamer abundance of 7.4 × 10−9. This
derived abundance is comparable to the upper end of the HC3N
abundance range for dense cores. Therefore, we adopt a conservative estimate of the streamer mass of 0.1 M⊙, which is the value usedhereafter. This value highlights the relevance of a previously unseen
accretion route.
We estimate the streamer infall rate as Ṁstreamer = Mstreamer/tff = 10−6M⊙ yr−1, where Mstreamer is the mass of the streamer and tff is thefree-fall timescale. This is the mean infall rate from streamer todisk scales, and it is comparable (within a factor of three) to themass infall rate of protostellar envelopes estimated in other young
objects32. The current accretion rate estimated from the bolometricluminosity is 7 × 10−7 M⊙ yr−1 (refs. 17,18) (see Methods for details).
Thus, the streamer infall rate is comparable to the current protostellar accretion rate. Therefore, the streamer could change the protostellar accretion by funnelling extra 13
material to the central region.
+
In fact, this stellar
burst
3 system has undergone at least one accretion2of at least a factor of ten in the last 10,000 yr (refs. 17,18). This further

2

Observations

2.1

NOEMA

NOrthern Extended Millimeter Array（NOEMA）

は Band1 受信機と PolyFix 相関器を用い、Per-emb-2

領域を観測した。観測は HC N、CCS、 CS、N H 、

N2 D+ などの分子遷移を対象とした。研究チームは、得られたデータから積分強度マップを作成し、観測における ALMA 1.3 mm のコンターレベルを

suggests that accretion events from the outer envelope (>3,000 au)(ref. 33) could drive variability of young sources34.
The material in the inner envelope (<3,000 au) of Per-emb-2
is well traced by the simultaneous observations of diazenylium(N2H+) and deuterated diazenylium (N2D+) (Extended Data Fig. 2).
These tracers are the best probes of the chemically evolved cores35.
However, these species fail to trace the streamer. In fact, carbonchain molecules show the best images of the streamer. These
carbon-chain species are the best probes of the less chemically
evolved cores35, or ‘chemically fresh’ material. The abundance ofcarbon chains in the streamer reveals that its material is chemically fresh in comparison with the inner core. From the streamer
density, the depletion timescale is ~20,000 yr, which is comparable
to the free-fall timescale, but for the inner dense core, the depletion timescale is ~600 yr. This timescale difference helps to explain
the chemical difference between streamer and core (Extended Data
Fig. 2). The streamer must indeed bring chemically fresh material
from beyond (or in the outer regions of) the dense core on a timescale that is short relative to the canonical ~100,000 yr duration of theclass 0 phase. This also explains why previous observations using

3

Results

ALMA の観測によって、高密度のコアの内部から発生する 1,000 au 以下の小さな降着流が発見された。

また NOEMA を用いて、いくつかの分子線を観測し、10,500 au を越えて円盤形成スケール（300 au 未満）
まで伸びる新鮮な物質（原子状炭素がまだ主に CO

1159に変換されていない）の流れがあることを明らかに

NATURE ASTRONOMY | VOL 4 | DECEMBER 2020 | 1158–1163 | www.nature.com/natureastronomy

対象の分子の強度分布を可視化した。

2.2

した（図 1）。上空で距離が近いからといって、天体が物理的に関連しているとは限らないが、視線速度が似ていれば物理的に関連していると考えられる。そALMAPer-emb-2 領域は、12 m の Atacama Large Mil-

limeter/submillimeter Array（ALMA）を用いて観測された。データは較正を行い、イメージングされている。また 1.3mm の連続画像はマルチスケールイ

こで、ストリーマに沿ったガス速度と速度分散を導出した（図 2、3）。この速度マップは滑らかな速度

勾配を示し、ストリーマの端で最大の速度差がある。
中心付近の速度は原始星系の速度と一致する。ガス
速度マップは滑らかな勾配を示し、測定された速度

分散は 10 K における音速の 0.5 倍以下の亜音速の乱メージングを行った。さらに位相と振幅のセルフキャ 流を示しており、原始星の分子流による影響を受け
リブレーションを行い、ノイズとアーティファクト ていない新鮮な物質であることを示唆している。
を減らして最終画像を改善した。その結果、得られた画像の r.m.s. ノイズは 166 µJy beam−1 となり、セルフキャリブレーション前のノイズレベルと比べて非対称な特徴がより明確になっている。

ここで、ストリーマの自由落下崩壊について説明する。圧力を無視または自由落下崩壊の場合、与えられた質量と半径に対して、崩壊の速度とタイムスケールの両方を見積もることが可能である。自由落
下速度は次のように定義される。

236

LETTERS

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

LETTERS

0.3
イナミクスは中央の高密度コア（
3.2M" ）の重力に 30°50′20″
30°50′20″

ルは、星形成段階のタイムスケール (100 kyr)7.0に匹敵

49′40″

00″
タイムスケールは96 kyr であり、このタイムスケー
0.2

00″

する。

49′40″

0.1

20″

5,000 au

6.5

s

18

また図 4 では、流線モデル（オレンジ色）が観測結
20″

6.5
コアの中心領域に向かって重力自由落下していると
03 h 32 min 20 s
18s0
16s

5,000 au
03 h 32 min 20 s

49′40″果（灰色）とよく一致しており、ストリーマが高密度
5,000 au

20″

20″

s

Declination (J2000)

49′40″

Declination (J2000)

7.0

00″

HC3N (J = 10→9)

Velocity dispersion (km s–1)00″

支配されていることがわかる。対応する自由落下の30°50′20″
Centroid velocity (km s–1)

Declination (J2000)

7.5

7.5

Centroid velocity (km s–1)

HC3N (J = 10→9)30°50′20″b

HC3N (J = 10→9)bDeclination (J2000)a

NATURE ASTRONOMYa

16

03 h 32 min 20

Right ascension (J2000)
Right ascension (J2000)
いう解釈を支持している。図5 は、流線モデル（オレ03 h 32 min 20 s

Right ascension (J2000)

18

s

16s

Right

Fig.ンジ色）の視線に沿った速度を、中心系からの投影
2dispersion| Streamer
by HCfieldemission.
Fig. 2 | Streamer traced by HC3N J!=!10→9 emission. a,b, Centroid velocity (a) and velocity(b).traced
The velocity
is smooth andshows aa,b, Centroid velocity (a) and velocity dispersion (b)3N J!=!10→9
velocity
gradient.
Theaffectedvelocitybydispersion
shows
subsonic levels of turbulence, and therefore the mateclear velocity gradient. The velocity dispersion shows subsonic levels of turbulence, andclear
therefore
the material
is notthe outflow.
The angular
図 2: HC3 N J× 3.0=arcsec;
10 →
9 の放射によって追跡された the距離の関数として示しており、背景はデータで測定
resolution (3.7 arcsec
19°) of the observations and scale bar are shown in resolution
bottom (3.7
left andbottomright
corner,19°)
respectively.
The 50% and scale bar are shown in the bottom left andarcsec× 3.0
arcsec;of the observations
NATUREASTRONOMY
primary
beam response is shown by the black dotted
circle. The HC
drawn atbeam
5, 8, 11,
14 and 17istimes
theby
root
(r.m.s.),3N contour levels areprimary
response
shown
themeanblacksquaredottedcircle. The HC3N contour levels are drawn at 5, 8, 11, 1
ストリーマの重心速度マップ
された速度と投影距離のカーネル密度推定（
KDE）
where the r.m.s. is 8!mJy!beam−1!km!s−1.
where the r.m.s. is 8!mJy!beam−1!km!s−1.

00″
49′40″

0.1

6.5

20″

03 h 32 min 20 s

00″

Right ascension (J2000)

ascension (J2000)

7.5

7.0

0

16s

5,000 au
6.9

20″

30°50′20″

3

Streamline modelb

7.1

5,000 au49′40″18sb

NATURE
7.5
HC3N (J = ASTRONOMY
10→9)
HC N (J = 10→9)Streamline model

0.3
HC3N (J = 10→9)30°50′20″
00″

0.2

00″

49′40″
49′40″
0.1

20″
20″

Velocity dispersion (km s–1)

16s

Streamline modelHC37.3
N (J = 10→9)30°50′20″

49′40″
20″

a
HC3N (J = 10→9)

VLSR (km s–1)

a7.5

Declination (J2000)

00″

5,000 au
18s

HC3N (J = 10→9)Streamline model
0.2

VLSR (km s–1)

LETTERSb

Centroid velocity (km s–1)

Declination (J2000)
Declination (J2000)

30°50′20″

HC3N (J = 10→9)

Velocity dispersion (km s–1)

Centroid velocity (km s–1)

7.0

である。

0.3

a 30°50′20″

Declination (J2000)

7.5

Declination (J2000)b

HC3N (J = 10→9)

7.3

7.1

3,000
5,000
7,000
9,000
03 h 32 mins velocity
18s field is smooth
16s→9 emission. a,b, Centroid velocity (a) and velocity dispersion(b).20The
and shows a
5,000 au
Projected distance (au)Right isascension(J2000)persion shows subsonic levels of turbulence, and therefore the material
not affectedby the outflow. The angular5,000 au
5,000 au6.9
図→の放射によって追跡された
s
3
3,000
5,0
6.5
0
03 h 32 min 20 s
18
16s
) of the observations and scale bar are shown in the bottom left and bottom right corner, respectively. The
50% s
03 h 32 min 20 s
18s
16
16s
03 h 32 min 20 s
18s
Project
3 | Sky position
velocity
theandline17oftimes
sighttheof themodel
overlaid on the observations. a, Position of the streamer(blue polygon)one black dotted circle. The HCFig.
levels areanddrawn
at 5, along8, 11, 14rootstreamline
mean square(r.m.s.),Right ascension(J2000)3N contour
ストリーマの速度分散マップ
Right ascension (J2000)
Right ascension (J2000)
the sky. b, Local standard of rest (LSR) velocity (VLSR) as a function of projected distance from the central system, showing varying levels of kernel density
estimation of the velocity. The contour
levels aretraced
drawnbystarting
at 0.5σ andprogressing
outwards
in steps
0.5σ,
where
the alongσ levelsareequivalent
toof isthe
Fig. 3 | Sky
positionandvelocitythelineof sight
streamline
model
Fig. 2 | Streamer
HC3N J!=!10→9
emission.
a,b, Centroid
velocity(a)ofandvelocity
dispersion(b).
The
velocityfieldsmoothand showsa overlaid on the observationthat of a bivariate normal distribution.
The streamline
model(orange)providesa goodmatch
to the(grey)and (LSR)
supports
the interpretationofclear velocity
gradient. The
velocity
dispersion
shows
subsonic
levelsturbulence,
andtherefore
the material
is notaffectedby the outflow.
The angular
the図
sky.
b,ofobservations
Local
standardof restvelocity(VLSR) as a functionof projecteddistance from the central sys
流線モデルの視線に沿った上空の位置の観測結
gravitational
free
fall
of
the
streamer
towards
thecentralregions
of
the
dense
core.
The
angularresolution(3.7!arcsec!×!3.0!arcsec;
19°)
of
the
observationsb
resolution (3.7 arcsec × 3.0 arcsec; 19°) of the observationsestimationand scale barin thebottomleft andbottomright corner,
respectively.
The 50%
ofare
theshown
velocity.
The
contourlevelsare drawn
starting
at 0.5σ andprogressing outwards in steps oand scale bar are shown in the bottom
leftandbottomright
corner,respectively.
The
50%
primary
beam
response
is
shown
by
the
black
dottedcircle.
primary beam response is shown by the black dotted circle. The HC3N contour levels are drawn at 5, 8, 11, 14 and 17 times the root mean square (r.m.s.),

3: HC N J = 10

7.5

HC3N (J = 10→9)Streamline model

9

!

2GM
vwherer.m.s. is 8!mJy!beam !km!s .
ff =the−R

HC3N (J = 10→9)Streamline model

−1

−1

4:
of a bivariate normal distribution. The streamline model (orange) provides a good match to the observa(1) that果との比較

gravitational free fall of the streamer towards the central regions of the dense core. The angular resolution (3VLSR (km s–1)

Declination (J2000)

VLSR (km s–1)

and scalebarformation
are shown isin ongoing,
the bottom
left and bottom
right corner, respectively. The 50% primary beam reschemically evolved probes missed the streamer16,18, because those stages, whenplaneta streamer
could deposit
species do not preferentially trace the astreamer area and are more material in the innerb disk as required to explain the differences37smoothly 7.3
distributed within the dense core. Moreover, the chemi- between different meteorites. Our results show that streamers
7.5
HC3N (J = 10→9)
Minは半径R で囲まれた質量、
Gcloseは重力定(J = 10→9)
could
originateoutside HC(or3Nintheouter regionsof) the16,18
dense
callyここで、
fresh material
the streamer
should30°50′20″
affect the chemistrychemically
evolvedprobesmissedthe streamer, because those stages, when planet form
Streamline
model from
Streamline model
36
core (>10,000
au,largerthan the previously
seen
1,000 au scales),to the disk by bringing carbon-chain-rich material inwards .
speciesdonotpreferentially
trace
the
streamerarea and are more material in the inner d数である。また、自由落下のタイムスケールを次のnon-axisymmetricaccretionflowscore.
mightMoreover,be cru- the chemi- between different mete
The clear identification of such a large reservoir of fresh material and therefore
smoothly
distributed within
the dense
inalmost 7.1
free fall is remarkable in itself. It reveals
cial ingredientsin material
the star anddiskstreamer
formation
process.
Additional
00″ that new material
ように見積もる。
cally freshin theshouldaffectthe chemistry close could originate from ou
7.3
might shape the morphology and kinematics of the gas in young high-angular-resolution
observationsof young protostars
in morecore (>10,000 au, larger
to the disk by bringing
carbon-chain-richmaterial
inwards36.
stellar systems. In particular, it gives!
support to studies claiming regions will determine the frequency of these streamers.
The
clear
identification
of
such
a
large
reservoiroffresh material and therefore non-axis
3
R49′40″that streamer-like features seen at disk scales
are the result of strong
5,000 autffsome= numerical simulations show Methods(2) in almost free fall is remarkable in itself. It reveals that new material cial ingredients in the senvelope 6.9
accretion33. Although
7.1 morphology
3,000
5,000
GM7,000and for how9,000
might
the
and
kinematics
high-angular-resolution
20 s
18s
16s
andshape
data reduction:
the NOEMA. We
conducted
NOEMAof the gas in young
similar streamers22–24, it is unclear
how frequently
long Observationsof thesystems.
Per-emb-2 region
on 2018 Juneit22,gives
July 27–28
and August
19 indistanceight ascension (J2000)
stellar
In particular,
supportto studies
claiming regions will determine th
in the protostar evolution thisProjected
process
could(au)occur.
If these stream- observations
20″
the D configuration, and on 2018 October 9, 10, 17 and 18 in the C configurationthat streamer-likefeatures seen at disk scales are the result of strong
ers are present in more evolved systems, then they might gener- (project S18AG),
with baselines of between 16.4 m and 287.8 m. This corresponds
33
5,000 authe line of sight of the streamline
model
overlaid
on the observations.
Positionof therings
streamer(bluethepolygon) on envelope
ate theinitialoverdensities
necessarya, togenerate
beforeaccretion
Althoughnumerical
simulations show Methods
to a maximum recoverable
scale of 30. arcsec.
We usedsome
the Band1 receiver and6.9 22–24
13,14
elocity (VLSR) as a function ofplanet
projected
distance processfrom the iscentralsystem,varying levelsof kernel
density
Observations and data reduc
速度勾配はconfigured
the PolyFix
correlator
with, a3,000
frequencyof 82.505
GHz
formationin fullswingshowing. Moreover,similarstreamers
itlocal-oscillator
is unclear how
and for how
5,000 frequently
7,000
9,000long
03 h even32 minin
20 laters
18s
16s

evels are drawn starting at 0.5σ and progressing outwards in steps of 0.5σ, where the σ levels are equivalent to
Projected distancecould (au)occur. If these stream- observations of the Per-emb-2
Right ascension (J2000) in the protostar evolution this process
he streamline model (orange)
provides a good match to the observations (grey) and supports the interpretationofthe D configuration, and on 2
NATURE ASTRONOMY| VOL 4 | DECEMBER 2020 | 1158–1163 | www.nature.com/natureastronomy
1160
ers
are
presentinmore
evolvedsystems,then
they might gener- (project S18AG), with baselinwards the central regions of the dense core. The angular resolution (3.7!arcsec!×!3.0!arcsec; 19°) of the observations
Fig. 3 | Sky position and velocity along the line of sight of thestreamline
model
overlaid on the observations.
a, Positionof therings
streamer(blue polygon)
on
ate
the
initialoverdensities
necessarytogenerate
beforethetoa maximum recoverable sca
eft and bottom right corner, respectively. The 50% primary beam v,ff
response is shown by
the black dotted circle.
3 restthe sky. b, Local standard of(LSR) velocity (VLSR) as a function
offormation
projected distancefromistheincentral
system,13,14
showingvarying levels
of inkerneldensityconfigured the PolyFix correla
planetprocess
full swing. Moreover,
even
later
図
局所静止基準（
）速度（
）と中心系
LSR
estimation of the velocity. The contour levels are drawn starting at 0.5σ and progressing outwards in steps of 0.5σ, where the σ levels are equivalent tothat of a bivariate normal distribution. The streamline model (orange) provides a good match to the observations (grey) and supports the interpretation ofからの投影距離の関係
NATURE ASTRONOMY | VOL 4 | DECEMB
the streamer16,18, because those stages, when planet
formation
ongoing,a streamer
could
deposit1160
gravitational
freeisfallof the streamer
towards
the central
regionsof the dense core. The angular resolution (3.7!arcsec!×!3.0!arcsec; 19°) of the observations
the streamer area and are more material in the inner
disk
to bottom
explainlefttheand scalebaras
arerequired
shown in theanddifferences
bottom right corner, respectively. The 50% primary beam response is shown by the black dotted circle.

grad

=

!

GM
2R

(3)

5:

LSR

V

37
HC3 N(J=10→ 9)meteoritesの速度マップを使ってストリー
ense core. Moreover, the chemi. Our results show that streamers
between different
should affect the chemistry close could originate from outside (or in the outer regions of) the dense
HC3 N(J=10 → 9 と J=8 → 7) の遷移はストリー
16,18
core (>10,000 au,chemicallylarger thanthe previously
seen 1,000
au scales),in-rich material inwards36マの運動学的性質を推定する。測定された速度勾配.
evolvedprobes missed
the streamer, because those stages, when planet formation is ongoing, a streamer could deposit
マ構造をトレースし、その比は水素ガスの平均密度
accretion traceflows themight
be crua large reservoir of fresh material and therefore−1
species do not preferentiallystreamerarea andare more material in the inner disk as required to explain the differences
は 11.5cial
kmingredientss−1 pcnon-axisymmetricで、これは純粋な自由落下の値
tself. It reveals that new material
insmoothly
thestar distributedand disk formation
Additional
within theprocess.
dense core.
Moreover, the chemi- between different meteorites37. Our results show that streamersと HC
3 N の柱密度に関する情報を与える。これらのkinematics of the gas inの
young
high-angular-resolution
observations
of
young
protostars
inmore
could originate from outside (or in the outer regions of) the dense
cally
fresh
materialinthestreamershouldaffectthechemistryclose
60 % 以内である。このことから、ストリーマのダ
ves support to studies claiming regions will determineof carbon-chain-richthese streamers. material inwards36.
core (>10,000 au, larger than the previously seen 1,000 au scales),to the thediskfrequency
by bringing
disk scales are the result of strong
The clear identification of such a large reservoir of fresh material and therefore non-axisymmetric accretion flows might be cruin almost free fall is remarkable in itself. It reveals that new material cial ingredients in the star and disk formation process. Additional
me numerical simulations show Methods
reduction:
NOEMA.
We conducted
NOEMA
might
shapethethemorphology
and kinematicsof the gas in young high-angular-resolution observations of young protostars in more
how frequently and for how long Observations and dataregion on In
2018
June 22, Julyit27–28
August 19
stellar systems.
particular,
givesandsupportto instudies claiming regions will determine the frequency of these streamers.
ess could occur. If these stream- observations of the Per-emb-2
the D configuration, and on 2018 October 9, 10, 17 and 18 in the C configuration
streamer-like features seen at disk scales are the result of strongystems, then they might gener- (project S18AG), withthat
baselines of between 16.4
m
and
287.8
m.
This
corresponds
237
33
envelope
accretion. Althoughsomenumerical
Methods
ary to generate rings before the to a maximum recoverable
scale of30 arcsec. We
used the Band
1 receiverand simulations show
22–24
13,14
similarstreamers,
itisunclearhowfrequently
andfor how long Observations and data reduction: the NOEMA. We conducted NOEMA
configured
thePolyFix
correlator
withalocal-oscillator
frequencyof
82.505GHz
wing . Moreover, even in laterin the protostar evolution this process could occur. If these stream- observations of the Per-emb-2 region on 2018 June 22, July 27–28 and August 19 in
the D configuration, and on 2018 October 9, 10, 17 and 18 in the C configuration
are present
in more| www.nature.com/natureastronomy
evolved systems, then they might gener- (project S18AG), with baselines of between 16.4 m and 287.8 m. This corresponds
NATURE ASTRONOMY | VOL 4 | ers
DECEMBER
2020 | 1158–1163

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校測定から、ストリーマの質量は 0.1M" から 1M" と推定される。またストリーマの降着率は Ṁstreamer =Mstreamer /tff = 10

−6

M" yr

−1

と推定される。ここでMstreamer はストリーマの質量、tff は自由落下のタ

イムスケールである。これは、ストリーマからディスクスケールへの平均降着率であり、他の若い天体で見積もられた原始星エンベロープの質量降着率に匹敵する（3 倍以内）。現在、ボロメトリック光度から見積もられている降着率は 7 × 10−7 M" yr−1 である。したがって、ストリーマの降着率は現在の原始星降着率に匹敵する。したがって、ストリーマは中心領域に余分な物質を供給することで、原始星の降着を変える可能性がある。実際、この星系では過去

10,000 年の間に、現在と比べて少なくとも 10 倍以上の降着バーストが起きている。

4

円盤の形成にも関係している可能性があり、これらの結果は、初期原始星系における円盤の形成と進化を理解する上で重要であると考えている。

6

Future Prospects
このようなストリーマの起源はまだわかっておらず、コアの衝突が一つの候補である。分子雲内の特に密度の高い領域では、コア間の距離も近く、数密度も高くコア同士の衝突が起こる可能性がある。実際、オリオン座 A 分子雲やへびつかい座分子雲などの星団形成領域ではコアの寿命（星なしコアから Class I段階まで）の間に数回程度衝突するようである (Yuta

Yano 2022，東京大学・修士論文)。よって、コアの衝
突は星形成過程において進化に影響を与える重要な過程である可能性が高い。しかしながら、これまでコア衝突の過程はさほど詳しく調べられてこなかっ

Discussion

た。今後の研究は、コアの衝突過程を流体シミュレー

Per-emb-2 の半径 3,000 au の内側は、化学的に進 ションを用いて調べ、星周構造に現れる非対称構造化したコアの指標である N2 H+ と N2 D+ が検出されている。しかし、これらのトレーサーはストリーマ

構造を示していない。一方、炭素鎖分子はストリーマ
を最もよくとらえ、これらの炭素鎖分子は化学的にが形成されるプロセスを探ることを目的として進めていく予定である。

進化していないコア、すなわち「化学的に新鮮な」物

Reference

多さは、その物質が高密度コアに比べて化学的に新Pineda, Jaime E., et al. ”A protostellar system fed bya streamer of 10,500 au length.” Nature Astronomy
4.12 (2020): 1158-1163.

質の最良のプローブである。ストリーマの炭素鎖の鮮であることを明らかにしている。ストリーマ物質
は、自由落下のタイムスケールに匹敵する約 20,000

年の枯渇タイムスケールを持つが、内部の高密度コ
アは約 600 年と短い。このタイムスケールの違いからストリーマとコアの化学的な違いが説明され、こValdivia-Mena, M. T., et al. ”PRODIGE-envelope todisk with NOEMA-I. A 3000 au streamer feeding aClass I protostar.” Astronomy & Astrophysics 667(2022): A12.

れより化学的に進化したトレーサーを用いたこれまTobin, J. J. et al. The VLA/ALMA Nascent Disk andMultiplicity (VANDAM) survey of Perseus protostars. VI. Characterizing the formation mechanism
での観測がストリーマを見逃した理由も説明できる。
for close multiple systems. Astrophys. J. 867, 43(2018).

5

Conclusion
Per-emb-2 という若い原始星系の観測により、高密度コアと円盤スケール近くの領域を結ぶ化学的に

Kuznetsova, A., Hartmann, L. & Heitsch, F. The origins
of protostellar core angular momenta. Astrophys. J.
876, 33 (2019).
Yuta Yano 2022，東京大学・修士論文

新鮮なストリーマが存在することが明らかになった。 Tokuda, Kazuki, et al. ”Alma observations of a highストリーマは自由落下運動に従い、中央の高密度コ
アからの重力が支配的であることが示唆された。さらに、ストリーマの質量と降着率が原始星の降着変動に影響を与える可能性が示唆された。これは若い238

density core in Taurus: Dynamical gas interaction at
the possible site of a multiple star formation.” The
Astrophysical Journal Letters 789.1 (2014): L4.

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星間 b23

急速降着期における原始星系円盤の分裂条件の 3 次元
数値パラメータ研究
石田 怜士

239

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

急速降着期における原始星系円盤の分裂条件の 3 次元数値パラメータ研究石田 怜士 (東北大学大学院 理学研究科 天文学専攻)

Abstract星は高密度なガス雲が重力崩壊することで形成されるが、このときガスは角運動量を持つため、原始星の周りには円盤が形成される。円盤が重力的に不安定となると円盤分裂が起きると考えられており、円盤から複数の星が形成される可能性がある。したがって円盤分裂の解明は星の初期質量関数の解明にもつながるもの
だが、どのような円盤がどのような星に進化するかは未解決の問題である。円盤の分裂には自己重力不安定性（GI）が重要である。そこで本講演では GI による円盤分裂の基礎的な研究である Kratter K. M. et al.

(2010) という論文をレビューする。この論文は GI が駆動する降着円盤の最終的な進化の違いを、円盤の温度と円盤に流入する角運動量に対応する 2 つのパラメータを用いて、3 次元流体シミュレーションにより調べたものである。その結果、(1) 円盤への降着率が原始星への降着率の数倍までは、円盤は安定である (2) 円
盤質量が中心星の質量を超えると分裂が起こる (3) 重力トルクは高い降着率で中心星へ物質を降着させることができる、ということがわかった。これらの結果は自身の研究である初代星形成に適用することで、大質量星を作る降着率がより高い環境では円盤分裂による集団星形成が重要となることが期待される。

1

ローチが必要となる。

Introduction

円盤のダイナミクスは円盤の熱力学に敏感である。
星は高密度なガス雲が重力崩壊することで形成される。このときガスは角運動量を持つため原始星の周りには降着円盤が形成され、ガスはこの降着円盤を通して角運動量を捨て、中心星に落下することができる。円盤が重力的に不安定となると円盤分裂が

これは円盤が分裂片に分裂しようとしても十分冷却されなければ圧力によって支えられてしまい分裂できないからである。このため数値計算には円盤の加熱・冷却過程を詳細に盛り込むことが望ましい。ただ、これは計算コストがかかり過ぎてしまう。

起きると考えられており、円盤から複数の星が形成される可能性がある。したがって円盤分裂の解明は星の初期質量関数の解明にもつながるものだが、どのような円盤がどのような星に進化するかは未解決の問題である。

本論文では円盤とガス雲は等温とし、温度も等しいとして３次元数値シミュレーションを行なった。円盤の熱的な物理を排除することで円盤の物理を円盤の温度と回転を表す２つの無次元パラメータで記述することができるようになる。この２つの無次元パ円盤の分裂には自己重力不安定性（GI）が重要である。この円盤の GI は円盤の角運動量輸送にも寄与する。円盤が重力不安定になると、渦状腕が立つ。
この渦状腕の重力ポテンシャルの重力トルクは以下のように計算される。

TRϕ =

Z

ラメータを初期条件として強い GI で駆動される円盤の最終的な進化を追う。その結果から、この２つのパラメータは原始星系が最終的に単独星系か連星系
か多重星系のどれに落ち着くかを予測するのに有用であるかを議論する。

gR gϕ
dz
4πG

本稿２章では数値計算の手法を述べ、３章ではそ(1)の結果、４章でこの研究の結果から円盤の挙動が分

渦状腕が立つと重力トルクにより効率的な角運動量

子雲コアからのインフォールレートや分子雲コアの輸送が起こることが期待される。

角運動量とどのように関係しているか議論する。

さらに GI が強くなると、高密度な渦状腕で分裂が起こり、複数の分裂片が形成される。この分裂片が中心星に落下することなく存在できれば、最終的に星や惑星に成長できる。しかし円盤分裂は本来非線形かつ多次元的な現象のため、数値計算によるアプ

240

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
動くことになる。このコードではガスはオイラー的

2

Methods

2.1

Parameterizationに解く一方で、sink 粒子はラグランジュ的に解き、ガスと分裂片との運動を計算することができる。

この研究では、円盤の進化を thermal parameterと rotational parameter の２つのパラメータで特徴付ける。円盤のダイナミクスは円盤の加熱・冷却過2.3

分子雲コアの密度プロファイルは等温的であると程に敏感である (Gammie 2010) が、この研究ではそれは解かずに円盤は等温とする。円盤の温度状態

Initial Condition

し、特異等温球のプロファイル

は thermal parameter

ρ(r) =
Ṁin G
ξ= 3
cs,d

(2)

に含めることにする。Ṁin は分子雲コアからのイン
フォールレート、G は重力定数、cs,d は円盤の音速である。Thermal parameter : ξ は初期の分子雲コア

Ac2s,core
4πGr2

(4)

を用いた。A は重力の強さを表す定数で、A > 2 の時はこの密度分布を持つコアは平衡状態に無く、暴走的に収縮していく。図 1 に暴走的収縮の概略図を示す。この時のインフォールレートはの重力と圧力の強さの比を表しており、ξ が大きいほど重力が強く不安定なコアでインフォールレートが高い。
次に rotational parameter はΓ=Ṁin ⟨j⟩3
Ṁin= 2 3inM∗d Ωk,in
G M∗d

(3)

で定義する。M∗d は中心星と円盤の合計質量、Ωk,inはインフォールしている物質のケプラー回転角速度、⟨j⟩in はインフォールしている物質が持つ平均角運動量である。Rotational parameter : Γ は系の質量が変図 1: 分子雲コアの暴走的収縮の概略。

化するタイムスケールとダイナミカルタイムスケー
ルの比をとったものである。つまりこれはインフォーc3s,core 0.975,
Ṁ =×
(2A)3/2 /πG

ル物質が持ち込む角運動量の大きさを表す。
これら２つのパラメータは分子雲コアの初期条件として設定される。この研究の目的は初期の分子雲(A = 2)(A ≫ 2)(5)

コアの状態から、原始星と円盤が最終的にどのようとなる。分子雲コアと円盤の温度は等しいとしていな進化を遂げるかを予測することにある。

るので、(cs,core = cs,d )

2.2

Ṁ =

Numerical Code

この研究の数値実験では ORION というコードを用いた (Truelove et al. 1998)。これは並列 AMR、自己重力流体とラグランジュsink 粒子に対応したシミュ
レーションコードである (Krumholz et al.

2004)。

数値実験では、密度が十分高くなった領域を sink 粒
子で置くことで対処する。そのため、円盤が分裂を

c3s,core×ξG(6)である。この研究では A > 2 の不安定なコアを考える。
分子雲コアは一般に角運動量を持っている。この研究ではコアの形状が歪まないような小さな回転を加える。さらに rotational parameter Γ を一定にするため、コアに一定の回転速度を与えた。

起こし複数の分裂片が形成された場合、複数の sink
粒子が生成され、それらがガスと相互作用しながら

241

4
vin = RΩ = Acsπ 1/3Γ= const.
ξ

(7)

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3

Results
数値実験は全部で 18 回行われ、その結果を図 2 に示す。円盤が分裂するか安定に存在するかの境界は

図 3: 分裂直前の disk to system mass ratio : µ とΓ の関係。単独星については最終的な質量比 µ を用いた。
最大円盤質量は彼らの予測と一致している。
図 2: ξ − Γ 空間での数値実験の結果の分布。図中の△、□、※の記号は最終的な結果がそれぞれ単独星、多重星、連星となったことを表す。点線は安定な円盤と分裂する円盤の境界:Γ = ξ 2.5 /850 である。

GI は円盤の角運動量輸送機構としても働く。円盤に働くトルクは重力トルクとレイノルズ応力の２成分からなる (Lodato & Rice 2005)。
ZgR gϕdz + ΣδvR δvϕ
TRϕ =
4πG

(9)

図 2 より明らかで、Γ = ξ 2.5 /850 の式で表される（図Shakura & Sunyaev (1973) から円盤に働くトルクの点線）。また、Γ が増加すると弱い安定化効果が働に実効的な α を次の式で計算できる。

くこともわかる。ξ の増加に伴い、単独星、多重星、連星となる傾向があることがわかる。

TRϕ =コアからのインフォールによって円盤には一時的に

d ln Ω
αΣc2sd ln R(10)

質量が蓄えられるが、中心星の質量に比べて大きくな

数値実験によって計測された円盤に働くトルクを図

りすぎると不安定となることが先行研究から言われて4 に示す。図 4 より、円盤の物質のほとんどが集中しいる。そのため、円盤と系の質量の比 µ = Md /M∗dている半径 R が小さい領域では、重力トルクの成分

も円盤の安定性に関わる物理量である。Γ と分裂直が大きくなっており、円盤の GI が角運動量輸送にも前の質量比 µ との関係をプロットしたのが図 3 であ大きく寄与していることがわかる。

る。今回の数値実験では Γ と µ には

µ ∼ 2Γ1/3(8)

4

Summary&Discussionという直接的な関係があることがわかった。図 3 よこの研究では、強い GI で駆動される降着円盤の振り円盤の最大安定質量は角運動量による可能性がある舞いを無次元パラメータ ξ(分子雲コアからのインることがわかる。

フォールレートに対応)、Γ(円盤にインフォールする

また単独星系のみに注目すると µ ∼ 0.55 より下に

角運動量に対応) で特徴づけた。この 2 つの変数は、分布している。これは円盤は中心星よりも質量が大円盤の振る舞い、形態、円盤から星への降着率や質きくはならないことを示している。円盤質量の上限

量比を予測するのに有用である。これらのパラメーについては Shu et al. (1990) で SLING メカニズム

タを変化させた場合の主な効果は以下の通りである。

の結果として予測がされている。今回の単独星系の242

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Reference
Gammie, C. F., ApJ, 553, 174, 2001
Kratter K. M. et al., ApJ, 708, 1585, 2010
Krumholz, M. R., McKee, C. F., & Klein, R. I., ApJ,
611, 399, 2004
Lodato, G., & Rice, W. K. M., MNRAS, 358, 1489, 2005
Shakura, N. I., & Sunyaev, R. A., A&A, 24, 337, 1973
Shu, F. H., Tremaine, S., Adams, F. C., & Ruden, S.
P., ApJ, 358, 495, 1990
Truelove, J. K., Klein, R. I., McKee, C. F., Holliman,
II, J. H., Howell, L. H., Greenough, J. A., & Woods,
D. T., ApJ, 495, 821, 1998

図 4: (ξ, Γ) = (3.4, 0.007) の多重星系モデルで計測された円盤に働くトルク。紫の線はそれぞれの成分を合計したものである。

• 円盤から中心星への降着率の 2-3 倍のインフォー
ルレートまでなら円盤は安定に物質を処理できる。Γ 増加で円盤は安定化する傾向がある。

• 円盤は、インフォールレートと中心星への降着率が一定となる統計的な定常状態に達することがある。2 つの降着速度の差 µ は Γ に比例。Γ が大きい円盤はより大きな最大質量を維持できる。
分裂しない系で到達する最大質量は µ ≈ 0.55 ま
たは M∗ 〜Md である。

• 重力トルクは、時間平均 α ≈ 1 の降着率を容易に生み出すことができる。
これらの結果は初代星形成にも応用できる可能性がある。初期宇宙ではダストが存在しないためより大質量の分子雲コアが作られる。そのためよりイン
フォールレートの高い環境が実現され、円盤の GI による集団的な星形成が起こることが期待される。

Acknowledgement
今回の夏の学校での講演の準備にあたり、東北大学天体理論グループの先生、ポスドク、院生の方々には様々な助言やご指導を賜りましたことを心より感謝申し上げます。誠にありがとうございました。

243

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星間 b24星形成時のアウトフローが初期質量関数に与える
影響
伊藤 茉那

244

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

星形成時のアウトフローが初期質量関数に与える影響伊藤 茉那 (東北大学大学院 理学研究科 天文学専攻)

Abstract恒星の初期質量関数 (以下 IMF) は、多くの環境で普遍的だが、その起源は未だ解明されていない。星形成のメカニズムを理解する上で、観測から得られている IMF を再現できるような理論を構築することは必要不可欠である。星形成過程で IMF に影響を与える機構の一つに、アウトフローがある。近年の観測から、分子雲コアの形成機構は IMF と密接に関係していると考えられる。また、分子雲コアの質量のうち 80% − 60%は星にならずに進化過程で吹き飛ばされていることが示唆されているため、ガスを吹き飛ばすアウトフローは星の質量の決定において重要な機構である。今回紹介する Machida & Matsumoto (2012) では、アウト
フローの誕生から終焉までの約 103 − 105 年に渡る進化過程を、様々な質量の分子雲コアに対して、磁気流体シミュレーションによって調べている。その結果、アウトフローによって分子雲コア質量の 10 − 50% が星間空間に放出され、観測で示唆される ∼ 50% の星形成効率を再現することができた。また、初期の分子雲質量が大きいほど、アウトフローによる質量放出率も大きくなることがわかった。これらのことから、観測から得られた星形成効率は、アウトフローによる質量放出で説明できると考えられる。

1

子雲コアの進化過程をアウトフローの誕生から終焉

Introduction

まで計算する必要があるが、上述のようにアウトフ恒星の初期質量関数 (initial mass function, 以下IMF) は、多くの環境で普遍的であることが知られてローの寿命は非常に長いため、計算コストがかかりすぎる問題がある。

いるが、その起源は未だ解明されていない。星形成のメカニズムを理解する上で、観測から得られている IMF を再現できるような理論を構築することは、
必要不可欠である。

そこで、今回紹介する Machida & Matsumoto(2012) では、アウトフローの起源の空間分解能は高く保ったまま、原始星は分解せずに sink cell を置くことで計算コストを削減し、磁気流体シミュレーション

星形成過程で IMF に影響を与える機構の一つに、
アウトフローがある。アウトフローとは、星形成過程
で現れる質量流出で、星形成領域で多く観測されている。近年、分子雲コアの質量分布関数 (core massfunction, 以下 CMF) が IMF と類似しており、ピークの質量の比較から星形成効率が ϵ ≡ Mstar /Mcore ∼20% − 40% であると見積もられた (Andre et al.
2010)。このことから、分子雲コアの形成機構は IMFと密接に関係していると考えられる。また、分子雲
コアの質量のうち 80% − 60% は星にならずに進化過程で吹き飛ばされていると考えられるため、ガスをによってアウトフローによる質量放出率を見積もっている。先行研究の Machida et al. (2009a) でも同様の手法が取られているが、Machida et al. (2009a) では
低質量 (M ∼ 0.22M⊙ ) の分子雲コアについてのみ調べられていた。それに対し、Machida & Matsumoto(2012) では、様々な初期質量 (Mcl = 0.015 − 1.5M⊙ )の分子雲コアについて調べ、分子雲コア質量と星形成効率の関係についても言及している。今回は Machida& Matsumoto (2012) の結果の一部を取り上げ、アウトフローと星形成効率の関係および分子雲コア質
量と星形成効率の関係について議論する。

吹き飛ばすアウトフローは星の質量の決定において重要な機構である。
アウトフローは、第一コアまたは円盤から駆動され、星形成過程においてガス収縮段階からガス降着段階の終わりまでの非常に長いタイムスケール (約103 − 105 年) で吹き続ける。アウトフローによる質
量放出率から星形成効率を正確に見積もるには、分245

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.3

2

Methods

2.1

Basic equations

アウトフローによる質量放出率を調べるため、

Machida & Matsumoto (2012) では、3 次元の非理
想磁気流体方程式を解いて分子雲コアの段階から降着期の終わりまでの星形成過程を計算した。このとき、温度進化は Masunaga & Inutsuka (2000) を参考に、数密度 n ≲ 1010 cm−3 で等温、n ≳ 1010 cm−3で断熱となるよう次式で近似した。
[( )2/3 ]ρ
2
P = cs,0 ρ 1 +ρcSink cellmethodandthenumerical

Machida & Matsumoto (2012) では、分子雲コアの収縮開始時から降着期までの非常に長いタイムスケールでの計算を行うため、第一コアを sink cell で置き換えた。分子雲コアの中心密度が nthr = 1013

cm−3 を超えたら、第一コアが形成されたと見なして
半径 1 AU の sink cell を置いた。このとき、1 タイムステップあたりの原始星への質量降着は次式で与えられる。

∫[ρ(i, j, k) − ρthr ] dV

Macc =(1)(8)

r<rsinkcs,0= 190 m s−1(2)

また、収縮過程で空間スケールも大きく変化するたρc= 3.84 × 10−14 g cm−3

(3)め、nested grid method を採用した。各レベルのセ
ル数は 64 × 64 × 32 とし、初期状態ではレベル 1 − 5

また、磁気拡散係数 η はオーム拡散のみ考慮して、次を考えた。このとき、レベル 5 の box size が L5 =式で近似した。

2Rc となるよう設定した。また、計算領域内に人工的なゆらぎを発生させないため、計算過程で Jeans

η
Xe

2.2

√

T
cm2 s−1
10 K( n )−1= 5.7 × 10−4
cm−3
=

740
Xe

(4)

condition(Truelove et al. 1997) が破れないように
grid を設定した。

(5)

Initial settings

星間物質中の孤立したガス雲コアを想定し、中心密3Results3.1

分子雲モデル N35 の時間発展度 3 × 105 − 3 × 109 cm−3 、質量 1.5 − 0.015M⊙ の等
温 (T = 10 K) の重力不安定なガス球 (Bonner-Ebert球) を初期条件とした。このとき、ρ(r = 0)/ρ(r =Rc ) = 14 となる場所を雲の半径 Rc とし、r > Rc における密度は ρ(r > Rc ) = 0.02ρ(r = 0) とした。また、m = 2 モードのゆらぎ δρ = 0.01(r/Rc )2 cos 2ϕを与えた。
さらに、回転軸と平行な定常磁場を考え、磁場と回転の角速度を次式で与えた。

B02

=

Ω0

=

α × 4πρc,0 c2s,0√
ω × 4πGρc,0

(6)
(7)

図 1: 原始星・円盤・アウトフロー・降着物質の質量
ただし、α = 0.1, ω = 0.1 は無次元のパラメータで、 の時間変化。黒線：原始星質量、青線：円盤質量、赤強いアウトフローが吹くよう設定した (Machida et

線：アウトフローによって放出された質量、緑線：降

al. 2005b, 2008a)。

着物質の質量。
第一コア形成後の原始星、円盤、アウトフロー、降着物質の質量の時間進化を図 1 に示す。横軸は第一246

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
コアが形成された時刻を t̃ = 0 としている。また、縦3.2

各分子雲モデルの質量放出率

線は初期の分子雲の中心部および境界における自由
落下時間 tﬀ,c , tﬀ,b を表している。図 1 から、t̃ ≃ tﬀ,bまでにガスの降着がほぼ完了していると考えられる。
また、t̃ = tﬀ,b においてアウトフローの質量が原始星や円盤の質量より卓越していることから、初期の分子雲質量の大部分がアウトフローによって放出されていることがわかる。図 1 には、初期の中心密度

nc,0 = 3 × 105 cm−3 の分子雲モデルの時間進化のみ示したが、全てのモデルにおいて同様の傾向が見られた。

図 3: 上図：各分子雲モデルのアウトフロー・原始星・円盤質量。黒線：原始星質量、赤線：アウトフロー
質量、青線：円盤質量。下図：各分子雲モデルのア
図 2: 質量放出率と質量流入率の比の時間進化。細ウトフロー・原始星・円盤質量の比。青線：原始星

線：l = lmax − 1 の grid surface における質量放出率

質量に対する円盤質量の比、黒線：原始星質量に対と質量流入率の比、太線：細線：l = lmax − 3 の gridsurface における質量放出率と質量流入率の比。

するアウトフロー質量の比、赤線：初期の分子雲質

l = lmax − 1, l = lmax − 3 の grid surface における

次に、初期質量の異なる分子雲モデル間の比較を

質量放出率および質量流入率の比を図 2 に示す。横行う。第一コアが形成されてから tﬀ,b だけ時間が経っ

軸は分子雲コアが収縮を開始した時刻を t = 0 とした、時刻 t̃ = tﬀ,b における原始星質量、アウトフローた。また、縦線は tﬀ,c (実線)、tﬀ,b (破線)、10tﬀ,c (点質量、円盤質量を図 3 上部に示す。また、それぞれの線) を表している。l = lmax − 1 は円盤全体を覆う程質量比を図 3 下部に示す。いずれも横軸は各分子雲度のサイズ、l = lmax − 3 は円盤半径の 4 − 10 倍のサ

コアの初期質量とした。図 3 から、初期の分子雲質イズなので、図 2 の細線はアウトフローによって円量が Mcl > 0.08M⊙ のとき、アウトフローで押し出

盤から吹き出す質量、太線は円盤から直接吹き出す

される質量は原始星の質量とコンパラであることが質量と分子雲内で集めた質量の和を表している。図 2わかる。一方で、Mcl < 0.08M⊙ においては、アウ

量に対するアウトフロー質量の比。

から、アウトフローの起源である円盤からの距離がトフロー質量は原始星質量より 1 桁程度小さい。2.3

遠いほど質量放出率が高いことがわかる。これはつ節で述べたように、どの分子雲モデルでも中心密度

まり、アウトフローによって分子雲内の降着物質が、 が閾値 nthr = 1013 cm−3 を超えたら第一コアが形成
分子雲の外へ押し出されていることを示唆している。 されたと見なしている。すなわち、どのモデルでも
図 2 には、初期の中心密度 nc,0 = 3 × 105 cm−3 のジーンズ質量 ∼ 0.1M⊙ 程度の第一コアが形成され、分子雲モデルの結果のみ示したが、全てのモデルに

Mcl < 0.08M⊙ のモデルでは分子雲内の質量はほとおいて同様の傾向が見られた。

んど第一コアの形成に使われているため、アウトフ

247

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ロー誕生時には分子雲内に物質がほとんど残っていきいほど、アウトフローによる質量放出率も大きくない。以上の理由から、Mcl < 0.08M⊙ の分子雲になり、星形成効率が下がる傾向が見られた。これは、おいてはアウトフローの質量放出率が小さいと考え

Mcl < 0.08M⊙ の低質量雲では、初期質量のほとんられる。

どが第一コアの形成に使われ、アウトフローによって押し出される物質が分子雲内に残っていないためだと考えられる。
星形成効率は CMF と IMF の比較から観測的に推定されているが、∼ 0.3M⊙ 以下の質量関数には不定性がある。そのため、初期質量 Mcl < 0.08M⊙ の分子雲モデルに対する星形成効率は 70 − 90%だが、これは観測結果と矛盾していない。

Reference
Andre P. et al., 2010, A&A, 518, L102

図 4: 各分子雲モデルの星形成効率と恒星質量。正方形：原始星質量と円盤質量の和と初期の分子雲質量

Machida M. N., & Matsumoto T., 2012, MNRAS, 421,
588の比、ひし形：原始星質量と初期の分子雲質量の比、 Machida M. N., Matsumoto T., & Hanawa T., TomisakaK., 2005b, MNRAS, 362, 382

丸：アウトフロー質量と初期の分子雲質量の比、斜線：最終的に形成される恒星の質量の取りうる範囲、 Machida M. N., Inutsuka S., & Matsumoto T., 2008a,
ApJ, 676, 1088

赤線：星形成効率。
各分子雲モデルの星形成効率は、図 4 の赤線のようになる。ただし、アウトフローによって一度吹き飛ばされた質量は戻って来ないと仮定し、最終的に形成される星の質量は初期の分子雲質量とアウトフローによって吹き飛ばされた質量の差 (Mstar = Mcl −Mout )Machida M. N., Inutsuka S., & Matsumoto T., 2009a,
ApJ, 699, L157
Masunaga H., & Inutsuka S., 2000, ApJ, 531, 350
Truelove J. K., Klein R. I., McKee C. F., Holliman J.
H., Howell L. H., & Greenough J. A., 1997, ApJ, 489,L179で評価した。図 4 から、アウトフローによって分子雲
コア質量の 10 − 50%が星間空間に放出されるため、星形成効率は ϵ ∼ 90 − 50%となることがわかる。以上の結果から、観測から得られた星形成効率はアウ
トフローによる質量放出で説明できると考えられる。

4

Discussion & Summary
Machida & Matsumoto (2012) では、星形成におけるアウトフローの影響を調べた。初期質量 Mcl =0.015 − 1.5M⊙ の 9 つの分子雲モデルの進化過程を、収縮開始から降着期の終わりまでの約 103 − 105 年に渡って計算した。その結果、アウトフローによって分子雲コア質量の 10 − 50%が星間空間に放出され、観測で示唆される ∼ 50%の星形成効率を再現することができた。また、分子雲コアの初期質量が大248

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星間 b25原始星アウトフローの解析的研究と近年の高解像度観
測の比較
大村 充輝

249

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

原始星アウトフローの解析的研究と近年の高解像度観測の比較
大村 充輝 (九州大学大学院 理学府地球惑星科学専攻)

Abstract
原始星アウトフローは、星形成初期段階において普遍的な現象として知られており、可視光からサブミリ波まで幅広い波長による観測で詳細に調べられてきた。特に、典型的なアウトフローにおける低速度で開口角が広い構造、高速度でコリメートした構造の存在と原始星アウトフローの駆動メカニズムに強い関連があると考えられ、観測的な駆動メカニズムの推定がなされてきたが、その観測例は未だ限られている。近年で可能となった高解像度観測による観測的な駆動メカニズムの制約のために、原始星アウトフローの駆動・加速に関する解析的研究と観測量の対応について紹介する。また、ALMA アーカイブデータの解析から、HH270mms1-A から駆動するアウトフローにおいて回転を示す速度勾配を確認し、アウトフローの駆動メカニズムへ観測的制限を与える新しい観測例であることを報告する。
アウトフローの速度構造の解析から、アウトフローが典型的な二種類の形態だけでなく、中間の速度成分を持つことを確認した。各成分の駆動半径は、高速度成分において ∼ 0.4 au、低速度成分は ∼ 30 au であり、円盤の広い範囲からアウトフローが駆動していることが明らかとなった。層状の空間構造を持ち、広い駆動半径を持つ結果は Disk

wind に基づいた理論的描像と矛盾しない。

et al. (2003) で示された関係式を紹介する。

1 Introduction

円筒座標系 (r, ϕ, z) における軸対称で定常な円盤

原始星が誕生するとともに双極アウトフローが駆風では、流線に沿って単位質量あたりのエネルギー

動することは理論・観測の両面でよく知られており、

E と角運動量 L が保存することが知られており、これは原始星とその星周円盤という降着円盤の系か

Bϕ Bp Ωr
v2
−
2
4πρvp
(
)
Bϕ Bp
L = r vp −
4πρv

ら駆動する宇宙ジェットの 1 つである。原始星アウE=

トフローは、星周円盤を貫く大局的な磁場とその回転によるねじれによって生じ、円盤の角運動量を効率よく極方向に輸送することができる (Pudritz andNorman, 1986)。観測的に知られている二種類の形と表される。角速度 Ω で回転する座標系でのエネル態を持つ原始星アウトフローを説明するために、磁場

ギー J は E, L を用いて以下のように表される。

で貫かれた円盤におけるアウトフローの駆動メカニズムとして、主に X-wind モデル (Shu et al., 1994)

J ≡ E − ΩL =と Disk wind モデル (Blandford and Payne, 1982)が主張されている。両者の決定的な違いは、駆動半v2+ Φg − Ωrvϕ2

円盤表面において J0 = −3/vK 2 2 であることから、径の違いに由来した輸送される角運動量の大きさであるが、これらの観測的な証拠を得るためにはアウ

3
vp,∞ 2 + vϕ,∞ 2
r∞ vphi,∞ Ω0 − (GM∗ )2/3 Ω0 2/3 −≈02
2

トフローの回転を観測する必要がある (Pudritz andRay, 2019)。
1.1という関係式が得られる。ここで、添字の 0 は円盤

原始星アウトフローの解析的研究

ここでは、Mestel (1968) を始めとする磁気流体

上、∞ は円盤から十分離れた流線上での物理量を意

アウトフローの振る舞いについての解析的研究を基味する。これを Ω0 について解き、Ω0 と円盤から離にして、観測量からの推定の両者を繋ぐ Anderson

れた位置で観測された速度 vp,∞ , vϕ,∞ , r∞ との関係
を用いると、以下のように駆動半径を推定すること2502023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校ができる。

3 Results()2/3 ()2/3
vϕ,∞10 km s−1()−4/3 (
)1/3
M∗
vp,∞
×
1 M⊙
100 km s−1

r0 = 0.7 au

r∞
10 au

12

度範囲を持つ双極型のアウトフローが確認された。
それらの形態、流れの方向に沿った速度勾配、過去の観測結果 (Lee et al., 2000) を考慮して、図 1 に示
すように低速度・中速度・高速度の 3 成分から構成

上の式はアウトフローの回転速度を直接観測できされていることを発見した。低速度・中速度成分はた時に有用であるが、そのような観測例は少ない。そ開口角の大きい V 字型の形状を持つのに対し、高速のため、観測量として得ることが比較的容易である

度成分はコリメートされた形状であった。Lee et al.

終端速度と駆動半径の推定について、Michel (1969)(2000) において同定されたアウトフローと今回同定において、アウトフローの加速への磁場の寄与が支した低速度成分は速度範囲は一致させており、それ配的である場合の終端速度として

v∞
=
vK

(

Emg
ṁ

CO 輝線より、相対速度 0 − 60 km s−1 の広い速よりも高速度の CO アウトフローの存在は初めて確)1/3

認されたものである。また、高速度成分が連続波源

HH270mms1-A に接続していることから、このアウトフローの駆動源が HH270mms1-A であることが明が示されている。ṁ は質量フラックスを意味し、磁らかになった。図 2 について、低速度と中速度成分

場のエネルギーの依存性は、磁場のポロイダル成分

は Hubble law として知られている、原始星から離と方位角成分の比で変化する。これより、磁場の強れるほど加速する傾向が見られたが、高速度成分はさをパラメータとして広い範囲で終端速度が駆動半原始星近傍で速度が最大となっており、その後一定径でのケプラー速度のオーダーであることが近似的

かやや減速する傾向が見られた。このような速度速に示されている (Kudoh and Shibata, 1997)。

度は、他の原始星アウトフローに対する観測でも見つかっている (e.g., Matsushita et al., 2019)。また、

2 Observations

中速度成分と高速度成分の間の速度において、空間構造はよくコリメートされているものの高速度成分

我々は原始星アウトフローの駆動メカニズムをよりも弱いエミッションの成分が確認された。

観測的に強く制限するために、ALMA アーカイブ
データ (2019.1.00086.S, 2015.1.0041.S) を用いて、高速度成分の速度範囲における積分強度図から、アL1617 領域 (d = 405.7 pc) に存在する Class I 原始

ウトフローの赤方偏移・青方偏移成分においてそれ

星 HH270mms1(VLA 05487, Lee et al., 2000) にぞれ 6 つの強度ピーク (ノット) が存在することが分

対する観測データの解析を行った。観測スペクトルかった。我々はそれぞれのノットについて R1, R2,

12. . . , R6, B1, B2, . . . ,B6 と同定した。このような構

13は、870 µm 連続波、 CO(J= 3 – 2)、 CO(J= 3 –2)、C O(J= 3 – 2) である。 CO はアウトフロー

造は他の原始星周辺でも確認されており、一般に非のトレーサーとして一般的に用いられており、また定常なアウトフローに起因すると考えられている。

17

12

CO と C O はより密度の高いエンベロープや星低速度から高速度までの 4 つの成分の速度構造の周円盤をトレースすることができる。観測データの特徴を掴むために、アウトフローの軸に対し直角の

較正・イメージングは CASA(THE CASA TEAM

向きの位置速度図を作成した。図 3 は原始星から北et al., 2022) を用いた。イメージングによって得られ側に 1200 au 離れた位置での赤方偏移成分についてたビームサイズは 12CO で 0.′′ 57 × 0.′′ 73 (∼ 230 au)、の速度位置図である。図 3 から、図 2 で分類したCO で 0.′′ 34 × 0.′′ 36、C 17O で 0.′′ 71 × 0.′′ 89、ノイズ

低速度・中速度・高速度成分を確認することができレベルは 12CO で 0.19 K、 13CO で 4.4 K、C 17O でる。特に、中速度成分について、歪んだリング状の、0.04 K となった。

回転しながら広がるアウトフローに特徴的な速度構

13

13

17

251

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

10

(b)

5

offset (arcsec)

(a)

0

-5

-10
60

0

図2

12

30

5

0

-30

Velocity (kms 1 )
10
K

15

20

-60

25 30 35 40

CO のアウトフローの軸方向に沿った位置速度図。縦軸は原始星からの距離、横軸は視線方向の速度を表す。HH270mms1-A の系速度は8.7 km s−1 であり、より大きい速度の赤方偏移成(c)

分、より小さい速度の青方偏移成分の両方で類似し(d)た形状を示す。縦線は各成分の分類における速度の境界を示している。

300 au600 au900 au1200 au

1500 au

図 112

分類されたアウトフローの各成分を示す

CO の積分強度図。赤・シアンのコントアはそ

れぞれ赤方偏移成分と青方偏移成分を表す。白の図 3 図 1(b) の中速度成分について、原始星から
300 au ごとに離れた位置でのアウトフローに直交した 12CO の位置速度図。

コントアは 870 µm 連続波で得られた連続波源を表し、中央が HH270mms1-A、右上が HH270mms1-

B である (Tobin et al., 2020)。それぞれ (a) 低速
度 (b) 中速度 (c) 巻き込まれたガス (d) 高速度成分に対応する。各パネル上部に、それぞれの成分の13

速度範囲を示している。

CO、C 17O の観測から、それぞれの輝線が円盤から星周エンベロープの領域において検出された。
特に C 17O について確認された速度勾配の向きは図造を持つことが分かった。高速度成分については、

10 km s−1

3 で確認されたアウトフローの速度勾配と一致している。また、図 4 (c) の位置速度図から 0.1 − 1 M⊙

程度の広い速度幅を持つものの、中速度成分に似た速度勾配は見られなかった。

程度の質量の原始星の回転に由来していると考えら

252

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
れるが、正確に円盤の回転をトレースするにはよりに質量放出に関連するノットのそれぞれの速度を用

高解像度の観測が必要である。

いてケプラー半径を求めると、rK ∼ 0.43 au であった。これは太陽半径 1 R⊙ = 4.65 × 10−3 au に比べ(a)て十分大きく、原始星の磁気圏が重要である X-wind(b)

シナリオでは非常に強い磁場などを仮定する必要がある。したがって、より内側で駆動する高速度成分についても Disk wind シナリオで説明することが適当であると考えられる。

5 Conclusion(c)

磁場による原始星アウトフローの駆動・加速と観測量の関連について紹介し、それらのモデルと矛盾しない新しい観測例として、HH270mms1-A からの複数成分から成るアウトフローについて、ALMA による 12CO の観測結果を軸に報告した。これまで報告されてきたアウトフローの特徴を併せ持つため、(a) 13CO の 5σ 以上でマスクした moment 1
マップ。黒のコントアは連続波源を表す。(b)C 17Oの 5σ 以上でマスクした moment 1 マップ。(c) (b)

図4

駆動メカニズムを制限し原始星アウトフローの観測的理解を進める点で HH270mms1-A は重要な天体とに示した矢印の方向に沿った位置速度図。赤・オレ

位置付けられる。今後、より高解像度の分子輝線観

ンジの曲線は中心星の質量が 0.25 M⊙ , 1.0 M⊙ に測、連続波・分子輝線の偏波観測などから、同天体のおけるケプラー回転を表している。

特徴を明らかにすることを計画している。

References

4 Discussion

Anderson, J. M. et al. (2003). ApJ 590.2, pp. L107–

図 3 で示したように、アウトフローの軸に直交L110.

した速度勾配が確認されたことで、Anderson et al.

Blandford, R. D. and Payne, D. G. (1982). MN-(2003) で示された関係式を用いて低速度・中速度成分それぞれの駆動半径を推定することができる。

RAS 199, pp. 883–903.
Kudoh, T. and Shibata, K. (1997). ApJ 474.1,

我々は、アウトフローの赤方偏移成分の軸に沿って

pp. 362–377.

原始星から 300au ごとに図 3 と同様の位置速度図を作成し、傾斜角を考慮したアウトフローの速度 vp , vϕ

Lee, C.-F. et al. (2000). ApJ 542.2, pp. 925–945.

を求め駆動半径を推定した結果、低速度・中速度成Matsushita, Y. et al. (2019). ApJ 871.2, 221,分の駆動半径はそれぞれ r0 ∼ 26 au, 16 au であると

p. 221.

推定された。これらの値は低速度・中速度成分が独

Mestel, L. (1968). MNRAS 138, p. 359.

立して駆動していることを示し、そのメカニズムはMichel, F. C. (1969). ApJ 158, p. 727.

Disk wind シナリオで説明可能である。

Pudritz, R. E. and Norman, C. A. (1986). ApJ 301,
p. 571.

また、回転を示す速度勾配が見られなかった高速度成分について、図 2 で示したように原始星から十Pudritz, R. E. and Ray, T. P. (2019). Frontiers in

分離れると速度がほぼ一定である。これは高速度成

Astronomy and Space Sciences 6, 54, p. 54.

分が駆動半径に対応する終端速度に達しているため

Shu, F. et al. (1994). ApJ 429, p. 781.

と考えられ、その速度は駆動半径でのケプラー速度のTobin, J. J. et al. (2020). ApJ 890.2, 130, p. 130.

オーダーである。したがって、高速度成分の中で特253

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星間 b26

原始惑星系円盤の形成・進化に対する宇宙線電離の影響
西尾 恵里花254

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

原始惑星系円盤の形成・進化に対する宇宙線電離の影響
西尾

恵里花 (東北大学 理学研究科 M2)

Abstract
原始惑星系円盤の進化において磁場は重要な役割を果たす。磁場は円盤内の角運動量を円盤の外に輸送し、円盤を小さくする。この効果はガスの電離度に依存する。低電離度では磁場とガスとの相互作用が弱まり、磁場が拡散し弱まることで円盤は大きくなる。従って原始惑星系円盤の構造や進化を考える上でガスの電離度を決めることは重要となる。本講演では宇宙線による電離率の違いが円盤の形成・進化に与える影響を論じた論文である Kuﬀmeier et al. 2020[1] を紹介する。星形成領域のガスを主に電離するのは低エネルギーの宇宙線である。分子輝線の観測から、星形成領域のガスの電離率は 10−16 − 10−18 s−1 程度と見積もられている [2]。Kuﬀmeier et al. 2020 は宇宙線による電離率を 10−18 s−1 から 10−16 s−1 の間で変化させ、電離率を一定として分子雲コアから円盤形成・進化を約 105 年まで三次元非理想磁気流体シミュレーションを行なった。その結果、10−17 s−1 では円盤が形成されたが、10−16 s−1 では磁場による効果が強く働き円盤が消滅した。本講演では以上の先行研究を踏まえ、今後我々が行なう研究についても紹介する。我々が行う宇宙線とガスの相互進化を取り入れた円盤形成シミュレーションによって、はじめて宇宙線電離の時間、空間進化、またそれに伴う現実的な円盤形成・進化を追うことが可能となる。

1ている。これは星形成環境の違いによるものと考えIntroduction

られる。
原始惑星系円盤は惑星形成の現場であり、原始星
へ質量や角運動量を供給する天体である為、星形成と惑星形成の双方の理解にとって重要な天体である。原

形成される原始惑星系円盤の大きさに特に影響を及ぼすものとして磁場が挙げられる。磁場は磁気制動によって効率的に円盤から角運動量を円盤の外に始惑星系円盤の進化を知る為に、近年 ALMA によっ輸送し、円盤を小さくすることが知られている。まて太陽系近傍の若い原始星 (Class0/I) の周りにあるた、磁場により円盤から駆動されるジェットやアウト

原始惑星系円盤の観測が行われている。(Tychoniec

フローは円盤や周りのエンベロープから質量を放出

et al. 2018[4]、Tobin et al. 2020[5]、Ohashi et al.

するため、円盤の質量も小さくする効果がある。よっ2023[3])。これらの観測では、ダストの質量から見積て磁場から力をよく受けるような星形成環境であれもった年齢が同じ星形成領域で比べた円盤の大きさ

ば、円盤は小さくなる。

が違う場合があることが示されている。例として、
ペルセウス座にある Class-0/I 天体周りの円盤の観測 (Tychoniec et al. 2018[4]) とオリオン座にあるClass0/I 天体周りの円盤の観測 (Tobin et al. 2020[5])がある。ペルセウス座にある Class0/I 天体周りの円盤がもつダストの質量はオリオン座の円盤がもつダストの質量より大きく、ペルセウス座の円盤はオリオン座の円盤よりも若いと考えられている。現在考えられている円盤形成・進化のシナリオから、若い円盤ほど円盤が小さいと予想されており、同じような環境から円盤形成が起こったと考えると、ペルセウス座の円盤はオリオン座の円盤よりも小さくなると予想できる。しかし観測から年齢が若いペルセウ

円盤に対する磁場の効果を考える時、ガスの電離度が重要となる。完全電離したガスは磁力線と共に運動する (磁場の凍結)。しかし星形成領域は低温の為、電離度が非常に低く荷電粒子はわずかしか存在しない。中性粒子は磁場から直接力を受けることができないため、荷電粒子との衝突によって間接的に力を受ける。よって電離度が低いガスは磁力線に凍結せず、ガスが磁力線をすり抜ける (磁場の散逸)。磁場の散逸が働くと磁場による角運動量輸送が弱まり円盤は大きくなる。従って、ガスの電離度によって原始惑星系円盤の構造や進化が影響を受ける為、星形成領域のガスの電離度を精密に決めることは重要である。

ス座の円盤はオリオン座の円盤よりも大きいとされ255

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
星形成領域は密度が高く外部からの紫外線放射は遮回 転 エ ネ ル ギ ー Erot と 重 力 エ ネ ル ギ ー Egra の蔽されることから、主にガスを電離しているのは低エ

比 で あ る βrot = Erot /Egra で は βrot = 0.025 とネルギーの宇宙線 ( a few 10 MeV) である。分子輝線

βrot = 0.1 となっている。磁場は一様に設定し、大の観測から、星形成領域の電離率は 10−16 − 1018 s−1

き さ は B0 = 2.13 × 10−5 G と B0 = 4.25 × 10−5 G程度と見積もられている (Cleeves et al. 2017[2]、 を 考 え る 。こ れ は mass-to-flux ratio で あ る√
λ = (M/Φ)/ (M/Φ)cr = 2Mc π G/πR2c B0
Bergner et al. 2020[6] など)。
で は今回紹介する Kuffmeier et al. 2020[1] では角運動

λ = 5 と λ = 2.5 となっている。

量輸送や質量放出を担う磁場の働きに関わる宇宙線

境 界 条 件 は 流 出 境 界 条 件 を 考 え て お り、内によるガスの電離に注目する。この論文では観測で側 は rin = 3 × 1013 cm ∼ 2AU で あ り、外 側 は得られている宇宙線によるガスの電離率を 10−18 s−1rout = 1017 cm としている。内側に流れた質量は星にから 10−16 s−1 の間で変化させることで、宇宙線によなると考える。

るガスの電離が原始惑星系円盤の進化にどのような影響を与えるのかを調べている。さらに我々の研究

3についても紹介する。

Results
図 1 の上のパネルは初期条件に λ = 4.8、β = 0.0252を設定した場合の方位角方向で平均した半径方向のMethods

流体の速度 ⟨vr ⟩ と方位角方向の流体の速度 ⟨vϕ ⟩ の比Kuffmeier et al. 2020[1] では (r, θ) 平面の二次元を α = arctan(−⟨vr ⟩/⟨vϕ ⟩) としてプロットしたもの

非理想 MHD シミュレーションを行なっている。座になっている。α = π/2 は infall 速度が回転速度に

標は球座標である。状態方程式は輻射による冷却が比べて強くなっており、α = −π/2 は outflow 速度が

効かなくなる密度である ρc = 10−13 gcm−13 を境界回転速度に比べて強くなっている。α = 0 は回転速として ρ ≤ ρc では等温、ρc ≤ ρ では P ∝ ρ5/3 とし度が強くなっている。この図から電離率が低いほど、ている。磁気拡散係数 (オーム拡散、ホール効果、両α の絶対値が小さくなっていることがわかる。これ極性拡散) は密度、温度、磁場、化学組成に依存しては電離率が小さいほど回転が支配している領域が大いる。これらの値を用いて磁気拡散係数の計算を行きくなっていることを示している。回転が支配してなっている (Zhao et al. 2016[7])。今回の計算ではいる領域 (α ∼ 0) の回転速度はケプラー回転と一致

ホール効果は無視しており、オーム拡散と両極性拡する。

散のみ考えている。化学計算に必要なダストの大きまた、図 1 の下のパネルは方位角方向で平均したさの分布はダストの数密度を n、大きさを a として磁場の強さ |B| をプロットしたものになっている。こ

na

−3.5

とおく (MRN 分布：Mathis et al. 1977[8])。 の図から電離度が低いほど磁場が小さくなっている

最小の大きさは amin = 0.1µm、最大の大きさはことがわかる。これは言い換えると、電離度が低い

amax = 0.25µm とする。また宇宙線による電離率 ζ は ほど磁気拡散がよく効き、磁気制動による角運動量ζ = 10−18 , 5 × 10−18 , 10−17 , 5 × 10−17 , 10−16 s−1

輸送が弱くなることで円盤が形成されたことを示しとした。以下に述べる初期に設定する回転と磁場ている。上の図と比べて、回転が支配的な領域ではの条件を含めると違う 20 個の条件の星形成シミュ 磁場が一定となっていることがわかる。
図 1 の左 (t ∼ 5kyr) と図 1 の右 (t ∼ 16kyr) を比レーションを行った。計算は中心星が形成されてかべると、電離度が高い場合 (ζ = 10−16 , 5×10−17 s−1 )ら 20kyr まで行った。
初 期 条 件 と し て 質 量

Mc = 1M⊙ 、半 径

は時間が経過した後も infall が支配的だが、電離度

Rc = 10 cm ∼ 6684 AU の 一 様 等 温 球 の 分 子が低い場合は時間が経過すると回転が支配的な領域

雲コアを与える。密度は ρ0 = 4.77 × 10−19 g cm−3が大きくなっていることがわかる。t ∼ 16kyr においであり、分子量は µ = 2.36 である。コアは剛ても、回転が支配的な領域と磁場が一定になってい

17

−13

体 回 転 と し 、回 転 速 度 は ω0 = 1 × 10

−1とる領域がほぼ一致していることが読み取れる。理論

ω0 = 2 × 10−13 s−1 の 二 種 類 を 考 え る 。こ れ は的な解析からこの領域は差動回転による磁場の増幅s2562023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校と磁場の拡散が釣り合っており、磁場が減少したことで磁気制動が小さくなり、円盤が形成されていると考えられる。(Hennebelle et al. 2016[9])図 2: ζ, λ, βrot によってできる円盤の状態を示している。それぞれのパネルは ζ の違いであり、横軸に λ、縦軸に βrot をとっている。記号は最終的に
図

1:

上 の 図 は 横 軸 に 半 径 (AU)、縦 軸 に

α = arctan(−⟨vr ⟩/⟨vϕ ⟩) を プ ロット し た も の である。下の図は横軸に半径 (AU)、縦軸に磁場の大きさ (Gauss) をプロットしたものである。線はそれぞれ ζ = 10−18 s−1 (dark solid lines)、5 × 10−18 s−1(dash-dottedlines)、10−17 s−1(dashedlines)、

5 × 10−17 s−1 (dotted lines)、10−16 s−1 (light solidlines) となってい る。左 の図は t ∼ 5kyr、右の図(tend ∼ 20kyr) どのような円盤が形成されたかを示している。記号の大きさはできた円盤の大きさを示している。ζ = 5 × 10−17 s−1 のパネルには 50AU の大きさが示されている。shrinking disks は外側の円
は初期の円盤の大きさを示しており、内側の点は最終状態の円盤の大きさを示している。disk+spiral/Fragは渦状腕構造が時間と共に成長していくが、記号の大きさは円盤の大きさの最低値を示している。

は t ∼ 16kyr の時の図となっている。全ての図で

λ = 4.8、β = 0.025 である。
シミュレーションの結果、最終的に (tend ∼ 20kyr)
どのような円盤が形成されたかをまとめた図が図2 となっている。円盤は ρ > 3 × 10−13 gcm−3 かつ
vr < 0.5vϕ かつ vz < 0.5vϕ の領域で定義している。
この図から電離率が小さいほど大きな円盤が形成されていることがわかる。
図 3 は電離率による密度進化の違いを示したものである。この図から電離度が低い ζ = 10−17 s−1 は

図 3: 電離率による密度進化の違いを示している。

中心星と円盤の質量が 0.18M⊙ になるまでの時間が左が ζ = 10−16 s−1 、中央が ζ = 5 × 10−17 s−1 、右が他の高い電離率の場合と比べて短い。これは磁気圧

ζ = 10−18 s−1 となっている。上の図は中心星と円盤による効果が他と比べて小さいからである。また、 の質量が 0.05M⊙ 、真ん中は 0.1M⊙ 、下は 0.18M⊙
ζ = 10−16 s−1 の時、円盤は縮み、最終的に消滅する。 の時を示している。βrot = 0.1, λ = 5 としている。
一方、ζ = 10−17 s−1 の時、30AU より大きな円盤が形成されていることがわかる。ζ = 10−17 s−1 の時の円盤は三次元シミュレーションを行った時、渦状腕構
造を作る可能性がある [10]。渦状腕構造を作った時、渦状腕の作る重力トルクによって円盤が外側に広がり、円盤の大きさは更に大きくなる可能性がある。

257

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
ことで宇宙線による電離が円盤の進化に与える影響

4

Discussion

4.1

観測されている原始惑星系円盤との関シミュレーションの結果から、ζ = 10−17 s−1 では
連性円盤が形成されるが、ζ = 10−16 s−1 では磁場によるを調べた。

今回の計算の結果は形成される原始惑星系円盤の大きさは宇宙線による電離率によって変化することを示している。これは導入で挙げたペルセウス座にある Class-0/I 天体周りの円盤の観測とオリオン座の円盤の観測からも示唆される。オリオン座の星形
成領域はペルセウス座の星形成領域よりも活発に星形成していることから、宇宙線による電離率が高くなっていると予想できる。よって電離率が高いオリオン座の星形成領域で形成される円盤はペルセウス

角運動量輸送が働き、円盤が消滅することが示された。この結果から、ダストの量から見積もった形成されてから同じ年齢と考えられる星形成領域で見られる円盤の大きさの多様性に宇宙線による電離率の違いが影響している可能性を示すことができた。
今後、より現実的な宇宙線電離の効果を調べるた
めに、宇宙線とガスの相互進化を取り入れた原始惑星系円盤の形成・進化シミュレーションを行っていく予定である。

の円盤よりも小さくなっていると考えられる。
従って、同じような年齢の星形成領域において観測で見られる円盤の大きさの違いは星形成領域を電離

Reference

する宇宙線の強さの違いが原因である可能性がある。

[1] M. Kuffmeier, et al, Vol. 639, p. A86, July
2020.

4.2

今後の課題

[2] L. Ilsedore Cleeves, et al, Vol. 843, No. 1, p. L3,
July 2017.

Kuffmeier et al. 2020[1] では、宇宙線による電離率を一定として計算を行なっている。しかし宇宙線[3] Nagayoshi Ohashi, et al, Vol. 951, No. 1, p. 8,による電離率はガスによる遮蔽効果、磁力線分布にJuly 2023.

よるミラーリング・フォーカシング効果などによっ[4] Lukasz Tychoniec, et al, Vol. 238, No. 2, p. 19,て時間的、空間的に変化する。宇宙線の強さはガス

October 2018.

の密度や磁場の構造に依存し、ガスの進化は宇宙線による電離率に依存する。よって宇宙線とガスは相[5] John J. Tobin, et al, Vol. 890, No. 2, p. 130,

互に影響を及ぼし合う為、宇宙線が原始惑星系円盤

February 2020.

の進化に与える影響を知るためには宇宙線とガスの[6] Jennifer B. Bergner, et al, Vol. 898, No. 2,相互作用を考慮したシミュレーションが必要になる。

p. 97, August 2020.

今後、我々は宇宙線の生成と輸送を取り入れた三次元非理想磁気流体シミュレーションコードを開発[7] Bo Zhao, et al, Vol. 460, No. 2, pp. 2050–2076,

し、宇宙線による電離率の時間・空間的な分布を考

August 2016.

慮した現実的なシミュレーションを行うことで、原[8] J. S. Mathis, et al, Vol. 217, pp. 425–433, Oc-

始惑星系円盤の構造と進化を調べる予定である。

tober 1977.

5[9] Patrick Hennebelle, et al, Vol. 830, No. 1,
p. L8, October 2016.

Summary
今回紹介した Kuffmeier et al. 2020[1] では分子[10] Bo Zhao, et al, Vol. 478, No. 2, pp. 2723–2736,

雲コアから原始惑星系円盤を形成する二次元非理想

MHD シミュレーションを行い、シミュレーションのパラメータとして宇宙線による電離率を変化させる

258

August 2018.

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星間 b27

ALMA 望遠鏡による OMC-3 MMS 5 から駆動するアウ
トフローとジェットの観測と駆動機構の解明
中村 優梨佳259

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA 望遠鏡による OMC-3 MMS 5 から駆動するアウトフローとジェットの観測と駆動機構の解明
中村 優梨佳 (九州大学大学院 理学府 地球惑星科学専攻)

Abstract
ALMA で観測された OMC(Orion Molecular Cloud)-3 の MMS 5 周辺のアウトフローとジェットの駆動メ
カニズムについてのレビューをおこなう。星形成過程で現れるアウトフローとジェットの駆動を説明するために、nested wind シナリオと jet entrainment シナリオという 2 つの異なるシナリオが提案されている。

Matsushita et al. (2019) では、ALMA を用いた MMS 5 の観測により CO、N2 D+ 、SiO、C18 O という4 つの分子輝線と 1.3mm 連続波を取得し解析をおこなった。その結果、1.3 mm 連続波において、ディスクを示すと考えられるコンパクトな構造を検出した。CO は、アウトフローとジェットの典型的な構造を示した。傾斜角を考慮してフローの物理量を導出したところ、ジェットはアウトフローよりも空間スケールが小さく、力学的タイムスケールは 3 倍ほど短いことがわかった。また、アウトフローとジェットの位置角の差から、両者の駆動領域と駆動を開始した時刻が異なると考えられる。これらの解析結果は nested wind シナ
リオを支持する。さらに、SiO と CO の両方に 6 つのノットが確認され、これらは周期性を持つことが示唆された。全体としてジェットは正弦波で近似することができ、ウィグル構造を持つ。これはジェット駆動領域のディスクの、法線方向の歳差運動を示唆する。以上から、フロー駆動メカニズムについて、jet entraiment
シナリオを完全には否定できないものの、nested wind シナリオで良く説明できると考えられる。

1

れていない。EHV フローは、しばしばコリメートさIntroduction

れたジェットのような構造だけでなく、内部のノット
分子流出現象は、星形成の初期段階において、普遍的に観測されている。そのため、星形成過程における質量放出と降着の関係を理解する上で重要な役割を果たすと考えられている。原始星流は速度の違いにより分類されており、高速成分を”ジェット”、低速成分を”アウトフロー” と呼び、最もエネルギーが高い
フローを”EHV(extremely high velocity) フロー”と呼ぶ。ジェットは、幾何学的に細長い形状を持ち、放出速度が 50〜100km s−1 以上のフローは EHV と定義されている (Andre et al. 1993)。一方、アウトフ
ローは開口角が広く、速度が 10〜50 km s−1 と比較的遅い双極構造と定義されている。EHV フローは、
寿命が 105 年以下と短いクラス 0 とクラス I の限られた天体で観測されている。通常、CO 輝線で観測される EHV フローは、系速度に対して 50〜200km s−1の速度を持ち、コリメートした構造を示している。また、EHV フローは、SiO 輝線でも検出されることがあり、SiO 輝線を伴う EHV フローはすべて寿命が104 年以下のクラス 0 天体に付随している。このような天体は非常に珍しく、現在 7 つのサンプルしか知らを示す。一方、低速度アウトフローは、開口角が 30 °〜60 °と大きい。このため、EHV フローは低速度ア
ウトフローに囲まれているように見える。低速度フ
ローと EHV フローの駆動を説明するために、Nested

wind シナリオ (Tomisaka 2002; Banerjee & Pudritz
2006; Machida et al. 2008) と Jet entrainment シナ
リオ (Arce et al. 2007) という 2 つのシナリオが提案されている。Nested wind シナリオでは、低速度フ
ローと高速度フローがそれぞれ星周円盤の内側と外側の領域から直接駆動される。一方、Jet entrainment
シナリオでは、高速度フローのみが原始星付近で加速され、周囲のガスを巻き込み、巻き込まれたガスが超音速に達して低速度フローが発生する。この 2 つのシナリオを観測的に区別するためには、原始星初期における低速度フローと高速度フローの年齢やサイズの違いを確認する必要がある。つまり、Nested

wind シナリオが正しければ、低速度フローが高速度
フローの出現前に現れるため、原始星が非常に若いときに、低速度フローと高速度フローの年齢差を見ることになる。一方、Jet entrainment シナリオでは、高260

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速フローの伝播の結果アウトフローの巻き込みが起ことがわかる。この伸び率は、EHV フローの軸と一こる。そのため、Jet entrainment シナリオでは、星致する。ジェット軸に沿って増強された 1.3 mm 連形成の初期段階においても低速フローと高速フロー

続波は、中心領域から放出されたジェットに付随すの力学的年齢がほぼ同じであることが示唆される。著

る高温のダストによるものと考えられる。図 1(b) の者らは、原始星流の駆動メカニズムを明らかにする

高解像度画像では、コンパクトな構造を確認するこために、ターゲット天体として OMC-3 に位置するとができる。このコンパクト成分の形態を明らかに

MMS 5 に関連する EHV フローを選択した。CO 輝

するために、CASA の 2 次元ガウスフィッティング

線では、コンパクトな東西両極のアウトフローが観ツール（IMFIT）を使用した。測定されたトータル

測されており、アウトフローの大きさは片側 0.1 pc

フラックス 57 ± 3 mJy を考慮すると、1.3 mm 連続と大きく、低速度フローの力学的なタイムスケール

波で示される周辺星物質の質量は 1.8 × 10−2 M⊙ とは約 9,000 年と推定されている。これまでの研究で推定される。

は低速度成分しか見つかっていなかったが、最近の

APEX 論文 (Gómez-Ruiz et al. 2019) では EHV フローも報告されている。また、近赤外線の H2 で観測されたノットも過去に報告されている。MMS 5 に関連する EHV フローは、これまでに報告された EHV
フローの中で最もコンパクトなものの 1 つである。
以上の点から、MMS 5 は、原始星形成直後のそれぞれのフローの駆動機構を明らかにするにあたり最適な天体であると考えられる。

図 1: (a): ACA 7 m アレイと 12 m アレイで得られた 1.3 mm 連続波画像。コンターレベルは 5 σ から

2

ALMA Observations
Data Reduction

and始まり、5 σ の間隔で引かれている。赤と青の矢印
は、SiO ジェットの軸を示す。左下の楕円は、各観測から合成されたビームサイズを示している。空間ス

MMS 5 に対して、ALMA 12 m アレイと ACA 7 m
アレイ (Morita array) による観測が実施され、4 つのケールは、各図の左上に示されている。(b): (a) の高解像度画像。コンターレベルは (a) と同じ。

分子輝線 (CO、N2 D+ 、SiO、C18 O) と 1.3 mm 連続

図 2 に示す CO のチャンネルマップは、MMS 5 に付波が得られた。速度分解能は、CO が 0.367 km s−1 、随する分子アウトフローが東西方向に細長いことを示
SiO が 0.390 km s−1 、C18 O が 0.046 km s−1 、N2 D+している。この図の (a)、つまり |VLSR − Vsys | の速度が 0.048 km s−1 である。visibility raw データの校正
範囲が 0〜10km s−1 の速度域では、CO 輝線は一様
は、ALMA 観測所にて Common Astronomy Softに検出され、これは周囲の分子雲からの汚染に起因しware Application (CASA) を用いた標準校正法で行ている。|VLSR − Vsys |= 10〜50 km s−1 である、図われた。校正された visibility データは CLEAN 処理の (b)〜(e) の速度域では、CO は 0.05 pc の範囲までされ、連続波と分子輝線の画像が作成された。連続
広がる V 字型の構造を示している。|VLSR − Vsys |=波と分子輝線の画像には、Briggs パラメータ 0.5 に50〜100 km s−1 である、図の (f)-(j) では、EHV フ
よるロバストウェイティングが使用された。3 つの異ローの速度に対応し、幾何学的なコリメート構造がなるアレイ構成で得られたデータセットを組み合わ出現する。
せて、最終的な画像が作成された。
図 3 は SiO チャンネルマップを表している。レッドシフト成分は、主に |VLSR − Vsys |= 50-70 km s−13の速度範囲で検出される。また、|VLSR − Vsys |=50

Results

km s−1 の低速度域では、微弱な SiO 輝線が検出さ

図 1(a) の低解像度の 1.3 mm 連続波画像では、1.3れている。|VLSR − Vsys |=80-90km s−1 の速度域でmm 連続波のエミッションが東西方向に伸びているは、図中の (i) のようにブルーシフトした EHV 成分

261

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 10 km s−1 の速度間隔で平均化した CO 輝線の

図 3: 10.0 km s−1 速度区間で平均した SiO 輝線のチャネルマップ。系速度を基準とした速度範囲で表

チャネルマップ。系速度を基準とした速度範囲で表示している。VLSR =11.0 km s−1 を基準とした速度示している。Vsys = 11.0 km s−1 に対する速度範囲

範囲を各パネルの左上隅に示している。十字は MMSを各パネルの左上隅に示している。十字は MMS 5
5 の 1.3 mm 連続波ピーク位置。パネル (j) の円は、 の 1.3 mm 連続波のピーク位置を示している。合成
メインビームサイズ〜26 arcsec を示し、合成ビームされたビームサイズはパネル (i) の左下隅に示されてサイズは左下隅に示される。

いる。

が検出されている。検出された SiO 輝線は、高分解4能のデータで捉えられたコリメート構造に集中してDiscussion

いることがわかる。また、アウトフローとジェットのnested wind シナリオでは、回転で支えられた円西側では、近赤外線の H2 輝線でノットが観測されて盤の異なる半径から異なる種類のフローが駆動され、いる。

ディスク外縁と内縁付近ではそれぞれ低速と高速のCO アウトフローは P.A.(position angle)79 °、CO

フローが駆動される。一方、jet entrainment シナリと SiO ジェットは P.A.〜90 °であり、ジェットとアウ

オでは、高速ジェットだけが原始星の近くに現れ、周トフローの P.A. は異なる。図 2 と図 3 は、アウトフ

囲の物質がジェットに加速されたり巻き込まれたりローとジェットに非対称性があることを示している。 する。
Result で述べた通り、アウトフローの力学的タイ
このような非対称構造を説明するメカニズムは現在の観測データだけでは解明できないが、乱流によるムスケールはジェットの力学的タイムスケールより周辺媒質の不均一な密度分布や、星形成コアの初期も 3 倍ほど長く、アウトフローはジェットよりも大の非対称構造などの可能性を示唆している。CO できい。また、アウトフローとジェットの始点 (駆動半検出された開口角が比較的広い低速度アウトフロー径) は、中心星から 2 au より外側と 0.5 au より内側の傾斜角をより正確に導き出すために、簡易解析モに位置すると予想される。最近の ALMA の研究に

デル (Lee et al. 2000) を使用し、アウトフローシェ より、円盤外縁部〜100 au に広い開口角を持つアウ
ルの傾斜角を利用して、アウトフローとジェットの トフローが現れ (Alves et al. 2017)、円盤内縁部〜
サイズ、速度、力学的タイムスケールを推定したと0.05 au 付近にコリメーションの良いジェットが駆動

ころ、アウトフローの力学的タイムスケールは 1,300

することが示された (Lee et al. 2017)。角度分解能

yr、ジェットの力学的タイムスケールは CO を用いが限られているため、アウトフローとジェットの駆動て 470 yr と見積もられた。そのため、アウトフロー

点を空間的に特定することはできないが、観測されの力学的タイムスケールはジェットの力学的タイム

たガスの形態とガス速度は、同様の特徴を有してい

スケールよりも 3 倍ほど長いことがわかった。また、 る。これらは、MMS 5 のアウトフローとジェットがアウトフロー（〜14,000 au）は、ジェット（〜11,000 異なる半径から駆動されている可能性を示しており、

au）よりも大きい。

nested wind シナリオを支持する証拠となる。もう一つ、nested wind シナリオを支持する証拠として、アウトフローとジェットの軸の違いがあり、これは異なる駆動半径を考慮することで説明することができる

262

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校と考えられる。アウトフローとジェットの軸の違い

5は、最近の MHD シミュレーション（Matsumoto etal. 2017）で説明することができる。nested wind シ
ナリオでは、ジェット軸とアウトフロー軸の間に違いがあることが予想される。今回の観測では、アウトフローの力学的タイムスケールはジェットの力学的タ
イムスケールよりも約 3 倍長い。したがってアウト
フローはより進化していると考えられる。また、アウトフローは過去〜103 年の力学的時間スケールを示しているので、アウトフローの軸の変化は、アウ
トフローが駆動する円盤の歳差運動と解釈することができる。また、図 4 にも示すように、ジェット（または EHV フロー）の中にいくつかのノットがある
ことがわかった。これらのノットを解析するために、SiO と CO の両方から 6 つのノットを特定し、近隣
ノットの間隔を推定した。また、図 4 に示すように、
ノットの配置は単純な正弦波で近似でき、これは原始星の周りのジェットやディスクの歳差運動を表してConclusion
主な結果は以下のようにまとめられる。

・1.3mm 連続波において、M1.3mm 〜1.8 × 10−2 M⊙と推定され、ディスクを示していると考えられるコ
ンパクトな構造を検出した。
・CO 輝線はアウトフローとジェットを示し、ジェットはアウトフローよりも小さい。
・傾斜角から、アウトフローとジェットのサイズ、速度、力学的タイムスケールを推定した。ジェットの力
学的タイムスケールはアウトフローよりも 3 倍ほど短く、また、アウトフローとジェットの P.A. の差は17 °である。よって、アウトフローとジェットの駆動
領域と駆動を開始した時間が異なると考えられる。
・SiO 輝線と CO 輝線の両方に 6 つのノットを確認した。これらは周期性を持つ可能性があるということがわかった。全体としてジェットは正弦波で近似させることができるウィグル構造をもち、これはジェットとディスクの歳差運動を示唆している。

いると考えられる。

以上の解析結果は nested wind シナリオを支持する
証拠を示していることから、フロー駆動メカニズムについて、jet entraiment シナリオを完全には否定できないものの、今回の結果は nested wind シナリオ
で良く説明できると考えられる。

Reference
Arce, H. G., Shepherd, D., Gueth, F., et al. 2007, inProtostars and Planets V, ed. B. Reipurth, D. Jewitt,& K. Keil (Tucson, AZ: Univ. Arizona Press), 245
Andre, P., Ward-Thompson, D., & Barsony, M. 1993,
ApJ, 406, 122
Banerjee, R., & Pudritz, R. E. 2006, ApJ, 641, 949

図 4: （a）CO（黒）と SiO（緑）の積分強度マップの重ね合わせ。黄色の円は SiO J = 5-4 と CO J =2-1 のピークフラックス位置を表す。変数 θ beam はビームサイズである。(b) SiO J = 5-4 の積分強度マップ。ピークフラックス位置は赤い点でプロットされている。青線は、中央の連続波のピーク位置と

SiO のピークフラックス位置を結んでいる。(c) 6 つのノットのジェット軸からのずれを正弦関数で近似したもの。

Lee, C.-F., Mundy, L. G., Reipurth, B., Ostriker, E. C.,& Stone, J. M. 2000,
Machida, M. N., Inutsuka, S.-i., & Matsumoto, T. 2008,
ApJ, 676, 1088
Matsushita, Y., Takahashi, S., Machida, M. N., &Tomisaka, K. 2019, ApJ, 871, 221 doi: 10.5281/zenodo.3585396
Matsumoto, T., Machida, M. N., & Inutsuka, S.-i. 2017,
ApJ, 839, 69
Takahashi, S., Saito, M., Ohashi, N., et al. 2008, ApJ,
688, 344
Tomisaka, K. 2002, ApJ, 575, 306

263

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星間 c01

ハビタブル惑星の存在確率について
長谷川 龍

264

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

ハビタブル惑星の存在確率について
長谷川 龍 (京都産業大学大学院 理学研究科)

Abstract
近年、系外惑星の発見数が大きく増加しているが、果たしてこの宇宙にハビタブル惑星がどれほど普遍的に存在するのかという問いの重要性が改めて強く認識されている。本講演では、この問いに対して統計的手法を用いてハビタブル惑星の存在確率を算出した先行研究 Bryson et al. (2021) のレビューを行う。

Bryson et al. (2021) では、Kepler 衛星の系外惑星データベースおよび Gaia 衛星の恒星データベースをもとに、ハビタブル惑星の分布モデルを推定している。彼らは、ハビタブル惑星の分布モデルが惑星半径と惑星が受ける恒星フラックス、および中心星の有効温度に依存すると考え、それらを変数とした分布モデルをベイズ
推定により決定した。その結果、太陽のような恒星 (有効放射温度 4800–6300 K の F・G・K 型主系列星) のま`0.90
わりのハビタブルゾーンに地球同様のサイズ (0.5–1.5 地球半径) の惑星が、1 恒星あたり 0.37`0.48´0.21 ´ 0.60´0.36の存在度が得られている。

1

はじめに

Bryson et al. (2021) の概要

2

平均的に、1 つの恒星は少なくとも 1 の惑星を持つ

本章では、先ず、Bryson et al. (2021) の研究の前とされている (Cassan et al. (2012))。Kepler 衛星や提となるハビタブルゾーンの定義および Kepler 衛星

TESS 衛星の登場以来、系外惑星の発見数は飛躍的の系外惑星データと ηC の導出における課題についに増加しており、今では 5000 個以上もの系外惑星のて述べ、その後、ベイズ推定に用いた分布モデルの存在が知られている。これらの系外惑星の中に、ど内容、そして、解析結果を記述する。

の程度ハビタブル惑星が存在しているのであろうか。
この問いは、生命に適した環境はこの銀河系にどの2.1程度存在するのかと言い換えることができる。つまり、ハビタブル惑星の存在度は地球外生命探査において、その困難さ (あるいは、その実現性) を示す一つの指標となる。古くは定性的な評価方法 (c.f. ドレ
イク方程式など) でハビタブル惑星の存否が議論されていたが、近年ではハビタブル惑星の成立条件の理論的考察が深化し、また、この銀河に存在する恒星や系外惑星の観測的知見 (データベース) も飛躍的に発展している。それらの知見をもとに、統計的手法を用いた、ハビタブル惑星の存在度に関する定量的な議論が行われている。以下では、その最新研究事例である Bryson et al. (2021) のレビューを行う。

Bryson et al. (2021) では、データベースの整備方
法、ベイズ推定に基づく統計解析の方法論、分布モデ
ルの作り方、分布モデルの抽出範囲などに複数のケースを用いており、それらの全てをこの集録で取り扱うことは困難である。そこで、以下の章では、Bryson

et al. (2021) の骨子となる部分を整理しつつ、結果

ハビタブルゾーンの定式化

ハビタブル惑星の存在度 ηC を求めるためには、ハビタブル惑星が存在する中心星からの距離を示すハ
ビタブルゾーン (HZ) を定義する必要がある。Bryson

et al. (2021) は、存在度を算出するにあたり HZ を
Kopparapu et al. (2014) の議論に基づき、比較的幅の狭い領域（暴走温室効果と凍結限界で定義される：以下、Conservative HZ とする）と幅の広い領域（現在の金星と初期火星の位置で境界を定義：以下、Optimistic HZ）の 2 種類を考えている。(図 1 の緑の線と点線を参照) これらの HZ の内側限界と外側限
界は、Kopparapu et al. (2014) によって各恒星における惑星が受ける放射フラックスの関数として与えられている。

Bryson et al. (2021) では、HZ を議論する際の諸パラメータを、太陽-地球におけるそれらの値で規格化している。各恒星における、惑星が受ける放射フラックスは、地球が受ける太陽からの放射フラックを中心に紹介する。

265

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1. Bryson et al. (2021) の Fig. 1 を引用。Kepler
DR25 における惑星半径が 2.5RC 以下の惑星候補天体に関して中心星の有効温度と惑星が受ける放射フラックスで分類したもの。各惑星のプロット点の大きさが惑星半径の大きさを示し、プロット点の色はデータの信頼度を示す。
白から水色への背景は公転周期が 710 日以内である惑星を 図 2. Bryson et al. (2021) の Fig. 3 を引用。上：3900–持つ恒星の割合を示し、等値線は公転周期が 500 日以内の 6300 K に含まれる各恒星サンプルの Optimistic HZ の幅惑星を持つ恒星の割合を示す。緑色の実線および点線が、 ∆a(青点) および Teﬀ のべき乗式で近似した線 (橙実線)。
それぞれ、Optimistic HZ および Conservative HZ の範 下：近似曲線からの相対残差。
囲を示す。

いる（以下では geometric eﬀect と呼ぶ）。図 2 で見ス IC で規格化された量 I として考え、

I“R˚2 T 4a2

た各恒星での ∆a に対して Teﬀ のべき乗式を近似し(1)で与えられる。R˚ は中心星の半径を太陽半径 R@ で規格化した値、T は中心星の有効温度 Teﬀ を太陽の有効温度 T@ で規格化した値、a は惑星の公転軌道長半径を表し単位は rAUs である。

た結果 (図 2 の実線)、以下の gpTeﬀ q を得ている。
# ´11.84 3.16
10
Teﬀ if Teﬀ ď 5117K
gpTeﬀ q “
(5)
4.49
10´16.77 Teﬀ
otherwise.

2.2

HZ の幅 ∆a は式 (1) を用いて表すと∆a “ aouter ´ ainner
ˆ
˙
1
1
2
?
?
´
“ R˚ T
IouterIinnerKepler 衛星

Kepler 衛星は、はくちょう座の方向に存在する(2)(3)

150,000 個以上の主系列星 (主に F,G,K 型星) を高精度かつ継続的に観測することが当初のミッション目標であった。2009 年の打ち上げ後、2013 年に姿勢制御系の不具合を発生したが、その後、観測達成目

として表される。今回の解析で用いる系外惑星系の標を変更したミッションを継続し、2018 年に運用を各中心星に関して、Gaia 衛星で得られた恒星の物理終えている。Kepler 衛星では継続的な恒星の測光観量をもとに式 (3) を計算した結果が図 2 の青点であ測を行い、惑星の恒星面通過（トランジット）によるる。有効放射温度が高くなるにつれて、HZ の領域も減光を検知し系外惑星を発見する (トランジット法)。

広くなることが分かる。

この継続的な観測において、最低でも 3 回のトラン?
Bryson et al. (2021) は、式 (3) の p1{ Iouter ´ ジットが検知された場合、「Kepler 惑星候補天体」と?
1{ Iinner q を定数としている。さらに、R˚ は T に なる。Kepler 衛星の姿勢制御系に不具合が生じるま依存するとして、R˚ “ pτ T ` R0 q と近似している での 4 年間の観測期間を考えると、検出できる系外pτ « 1.8、R0 « ´0.74q。これにより、式 (3) は以下 惑星の公転周期は最長でも 710 日となる。
のように書き換えられる。

∆a 9 pτ T ` R0 qT 2

(4)

2.3

Bryson et al. (2021) では、式 (4) を根拠に、∆a の

存在度 ηC の導出における課題

存在度 ηC の導出に用いる系外惑星の観測データ

Teﬀ 依存性を表現するような関数 gpTeﬀ q を導入して は、Kepler DR25 カタログを使用する。一般的に、

266

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
限られたサンプル数の観測データにおいて得られた惑星の存在度を、中心星の有効放射温度 Teﬀ の全範

系外惑星カタログから母集団の全体像を推定する際囲にわたり平均した値である。
ż Tmax ż rmax ż Imax
1
F0 “
λpI, r, T q dIdrdT
Tmax ´ Tmin Tmin rmin Imin
(10)には以下の困難が存在する。

1. カタログの不完全性：すべての系外惑星を観測しきれていない。

α, β, γ は、r, I, T の依存性をべき乗で表現した際の2. カタログの不信頼性：本来は系外惑星ではない

パラメータであり、F0 を含めて、パラメータベクト
ル θ としてまとめられる。

天体が、系外惑星として誤検出されている。

3. カタログの不正確性：観測データの精度の問題から、系外惑星の物理量に不確かさが存在する。

λ1 は、geometric eﬀect とその他の有効放射温度依存性を区別して考える。λ2 は、有効放射温度依存性を geometric eﬀect とその他で区別しない。λ3 は、

Kepler 衛星の検出限界付近での観測データは、完全性 有効放射温度依存性は geometric eﬀect のみと仮定と信頼度が低くなるため ηC を導出する際に注意深い する。
修正が必要となる。Kepler DR25 カタログには完全性

これらの分布モデルに対して、観測量を最もよく説および信頼度に関する評価が含まれている (Thomp-

明するパラメータ θ の推定を Markov Chain Monteson et al. (2018))。しかし、これらのデータは公転周 Carlo (MCMC) と approximate Baysian computa期が 500 日以下の系外惑星データに限定されている tion (ABC) の 2 つの方法で行う。観測量として用いため、公転周期が 500 日以上の系外惑星には存在しるデータセットは、中心星の有効放射温度が 4800 K ď

ない。そのため、公転周期が 500 日以上の系外惑星

Teﬀ ď 6300 K であるデータセット (以下 hab と呼ぶ)、には何らかの外挿を導入する必要が有る。また、こhab に 3900 K ď Teﬀ ď 6300 K を加えた hab2 の 2

れらの完全性や信頼度を後述の統計解析に取り入れ種類を用いている。

る方法は、Bryson et al. (2020) などにも述べられて
いる。

2.4

2.5

結果および考察

Bryson et al. (2021) が推定した 3 つの分布モデル

ηC の統計的推定方法

λi を、惑星半径 r が 0.5RC ď r ď 1.5RC 、Optimistic

Bryson et al. (2021) は HZ 惑星の母集団モデル f

HZ に対応する惑星が受ける恒星フラックス I の範囲

が pI, r, Teﬀ q に依存すると考え、それぞれの変数にについて積分を実行した結果 f pTeﬀ q を図 3 に示す。

対する微分を分布モデル λpI, r, Teﬀ q として定義して

図 3 を見ると、モデル 2 における f pTeﬀ q の Teﬀ 依いる。

存性は、モデル 3 のような強い依存性は示さず、モデd2 f pI, r, Teﬀ q(6)
λpI, r, Teﬀ q ”
dIdr
f pI, r, Teﬀ q は母集団モデルであり、中心星の有効温ル 1 と同様の振る舞いを示す事がわかる。これは、本度が Teﬀ の 1 恒星あたり、半径が r 受ける放射フラッ
クスが I での惑星の存在度である。
分布モデル λ は、T 依存性の取り込み方法を考慮して、以下の３通りの関数型が用いられている。

来の分布モデル λi の Teﬀ 依存性は、geometric eﬀect
だけでは説明できないことを表す。
最終的な存在度は、hab2 恒星データを用いて、λ1において得た結果を示す。中心星の有効放射温度が4800 K ď Teﬀ ď 6300 K、惑星半径が 0.5RC ď r ď
1.5RC 、Conservative HZ の範囲における 1 恒星あλ1 pI, r, T, θq “ F0 C1 rα I β T γ gpT q

(7)

`0.48
たりの存在度は 0.37´0.21´ 0.60`0.90´0.36 で、Optimistic

λ2 pI, r, T, θq “ F0 C2 rα I β T γ

(8)

`1.28
HZ では 0.580.73´0.33 ´ 0.88´0.51 である。

λ1 pI, r, T, θq “ F0 C3 rα I β gpT q(9)3

但し、θ “ pF0 , α, β, γq

まとめにかえてCi は規格化定数である。F0 は半径 r と惑星が受ける

Bryson et al. (2021) では HZ 惑星の分布モデル λi

放射フラックス I の全範囲における 1 恒星あたりのに対する惑星形成論的な議論はなされていなかった。

267

2023 年度 第 53 回 天文・天体物理若手夏の学校
Cassan, A., Kubas, D., Beaulieu, J. P., et al., 2013,
Nature, 481, 167
Kopparapu, R. K., Ramirez, R. M., SchottelKotte, J.,et al., 2014, ApJL, 787, L29
Thompson, S. E., Coughlin, J. L., Hoﬀman, K., et al.,2018, ApJS, 235, 38
Bryson, S., Coughlin, J., Batalha, N. M., et al., 2020a,
AJ, 159, 279
Fulton, B. J., Petigura, E. A., Howard, A. W., et al.,2017, AJ, 154, 109
Hu, R., Damiano, M., Scheucher, M., et al., 2021, ApJL,
921, L8
図 3. Bryson et al. (2021) の Fig. 14 を引用。各モデル λi について、半径 r は 0.5RC ď r ď 1.5RC 、惑星が受ける恒星フラックス I は Optimistic HZ の範囲での
f pTeﬀ q。灰色の範囲は 68% 信頼区間。

そこで、Bryson et al. (2021) の HZ 惑星の分布モデ
ル λi や存在度の振る舞いに関して惑星形成論的な議論を試みたい。Bryson et al. (2021) では、惑星の分
布の r 依存性を単調なべき乗則に従うとしている。
しかし、Fulton ギャップ（Fulton et al. (2017)）で示唆されているように、実際の観測データからは惑
星の分布はより複雑な状況になっていると考えられる。惑星形成論の視点から指示される惑星分布モデ
ルを新規導入することで、Bryson et al. (2021) の結果がどのように変化するのかを確認したい。こうした試みが、最終的には観測結果と理論を無矛盾で接続することに繋がると考えている。

Bryson et al. (2021) の研究を応用することにより、地球同様サイズ以外の惑星の存在度について研究できると考えている。これは、今回求めた存在度より大きな存在度を持つ惑星について研究することに繋がる。
近年、Sub-Neptune クラスの惑星における海洋惑星の成立可能性も指摘されている (Hu et al. (2021))。
そうした「地球とは異なるハビタブル惑星」の存在度を定量評価することで、地球外における生命誕生の可能性や、生命における地球環境の重要性を考えるきっかけになると考えている。

Reference
Bryson, S., Kunimoto, M., Kopparapu, R. K., et al.,2021, AJ, 161, 36

268

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星間 c02

Particle motion on a non vacuum solution: study on
accreting matter onto a spherically symmetric black hole
Palomino Ylla Ariadna Uxue269

2023年度 第53回 天文・天体物理若手夏の学校
ァ

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2023年度 第53回 天文・天体物理若手夏の学校

Particle motion on a non vacuum solution: study on accreting
matter onto a spherically symmetric black hole
Palomino Ylla Ariadna Uxue (Nagoya University)

Abstract
In this theoretical review of the work previously done by 松田大輝, we investigate the influence ofsteadily accreting matter around black holes on celestial body orbits. Our approach involves considering
a relativistic perfect fluid with a linear equation of state in a spherically symmetric simple system.
Perturbative solutions reveal that the orbits of celestial bodies experience a progressive decrease inradius over time due to the presence of the accreting fluid. Analytical calculations, employing theosculating method, demonstrate perihelion shifts in these orbits, providing insights into the behavior
and properties of black holes.

1

Introduction

investigate the problem comprehensively, independent of specific energy-momentum tensor choices.
Understanding the behavior of gravity around black It is noteworthy that a similar methodology washoles is crucial for unraveling the mysteries of the previously employed to calculate backreaction efcosmos. One significant aspect in this pursuit fects using Schwarzschild (static) coordinates. In
is comprehending the influence of matter steadily contrast, we adopt ingoing Eddington-Finkelstein
accreting around black holes on the surrounding coordinates, effectively sidestepping coordinate sysspacetime. This study aims to take a crucial first tem singularities near the black hole’s horizon. This
step in this direction by investigating the backre- distinctive approach enhances the robustness of ouraction of the accreting matter through a pertur- analysis and facilitates a more comprehensive exbative approach. By delving into the perturbative amination of backreaction phenomena.
nature of this phenomenon, we seek to shed lighton the intricate interplay between matter accretionand the curvature of spacetime, contributing to a 2.2 Osculating method
deeper understanding of the gravitational dynamThe Osculating Method is an analytical technique
ics in the vicinity of black holes.
used to study the motion of celestial bodies aroundmassive objects like black holes. It approximates
the real orbit as an osculating ellipse that instan2 Method
taneously matches the position and velocity of theactual trajectory. By comparing this osculating el2.1 Perturbation methodlipse to a reference Keplerian orbit, the method alWe adopt this approach to address the challenge lows for the calculation of small variations in theof backreaction caused by accreting matter around orbital elements, such as the semi-major axis andblack holes. Rather than seeking exact solutions, we eccentricity. By applying the Osculating Method,
employ a perturbative scheme to determine metric we can analyze the effects of perturbations, suchcorrections arising from the backreaction of accret- as those caused by accreting matter or relativistic
ing matter with a general energy-momentum ten- effects, on the celestial body’s orbit. This methodsor. The scheme entails a two-step process: the provides valuable insights into the dynamics and bezero approximation considers accreting matter in havior of celestial bodies in the vicinity of massivea test fluid approximation, neglecting backreaction astrophysical objects.
effects. Subsequently, we derive first-order metric
By employing the Osculating Method in ourcorrections from the Einstein equations, with the study, we were able to analytically calculate thesource term computed using the zeroth-order mat- perihelion shifts of celestial bodies due to the inter solution.
fluence of matter distribution around the black
Although the perturbative approach does not hole. This technique enhances our understanding ofyield exact solutions or fully account for strong the intricate interplay between celestial bodies andbackreaction effects, it offers a versatile means to their surrounding environment, providing valuable271

2023年度 第53回 天文・天体物理若手夏の学校
insights into the underlying dynamics near black interplay between steady matter accretion and theholes and other massive astrophysical objects.
celestial body orbits, contributing to a better understanding of gravity in the vicinity of black holes.
These findings open the door to further exploration,
3 Results
providing a basis for future studies to elucidate thebroader implications of matter accretion on black
This study confirmed the profound impact of hole environments and gravitational theories.
steadily accreting matter on celestial body orbits
around black holes. We observed a progressive deFuture issues
crease in the orbital radius of celestial bodies over 5
time due to the influence of the accreting matter.
The application of the Osculating Method enabled In the pursuit of advancing our understanding of
us to analytically calculate perihelion shifts, con- black hole dynamics, several compelling avenues for
firming retrograde motion caused by the matter dis- future research emerge:
tribution surrounding the black hole. These find• Optimal ω Value from Observational Data: A
ings offer crucial insights into the nature of matcrucial task lies in determining the most fitting
ter surrounding black holes and its implications forω value through comprehensive analysis of obgravitational theories. Moreover, the parameter ω
servational data. This endeavor will refine our
emerges as a key descriptor of the black hole’s locomprehension of the black hole’s local geomecal geometry, providing a deeper understanding of
try and its intricate influence on celestial bodythe deviations from the standard Schwarzschild georbits.
ometry. Our research paves the way for further investigations into non-standard matter distributions• Exploring Negative ω Values and Nonand modified gravity theories, enriching our comStandard Matter: Delving into the realm ofprehension of the dynamics in the vicinity of black
negative ω values holds great promise in unholes.
raveling non-standard matter distributions sur-4rounding black holes. Such investigations may
call for the integration of modified gravity theories, potentially shedding light on intriguing
dark energy scenarios.

Conclusion and discussion

In conclusion, our study has yielded important insights into the gravitational dynamics around black
holes influenced by steady matter accretion. We observed a progressive decrease in the orbital radiusof celestial bodies over time, accompanied by significant retrograde shifts in perihelion motion. Thesefindings were further validated through the Osculating method, confirming the retrograde perihelion shifts attributable to the matter distribution
surrounding the black hole. Our analysis of celestial body orbits revealed distinctive features thatprovide valuable information about the nature ofmatter encompassing the black hole, offering implications for gravity theories.
Notably, the parameter ω emerged as a criticaldescriptor of the black hole’s local geometry, signifying the deviation from the standard Schwarzschildgeometry. This characterization played a pivotal
role in understanding the intricate dynamics thatgovern the region around the black hole. By comprehending the impact of ω, we gained deeper insights into the gravitational effects and the uniqueproperties of matter distribution near the blackhole.
Overall, our research sheds light on the complex• Investigating Orbital Motion around theGalactic Center: The Galactic Center (Sgr A*)
beckons exploration as we delve into the orbital
motion of celestial bodies within its gravitational grasp. By scrutinizing these orbits, we
can unravel essential gravitational effects andglean valuable insights into the nature of matter in close proximity to the central black hole.
These future endeavors will contribute to a comprehensive understanding of the intricate gravitational
interplay around black holes, opening up new avenues of knowledge and enriching our understanding of the cosmos.

Reference[松田大輝 (2023)] 松田大輝 2023. 質量降着を伴うブラックホール時空上の 粒子軌道と近点移動 [Unpublished master’s thesis]. Nagoya University[Babichev (2012)] E Babichev, & V. Dokuchaev, & Yu
Eroshenko 2012. Backreaction of accreting matter
onto a black hole in the Eddington–Finkelstein coordinates. 10.1088/0264-9381/29/11/115002

272

2023 53

[Poisson (2014)] Poisson, E., & Will, C. M. 2014.
Gravity: Newtonian, Post-Newtonian, Relativistic.
Cambridge University Press.

273