2020 年第 50 回
天文・天体物理若手夏の学校

集録

星間星間現象分科会

index
星間 1

木下真一

衝撃波と星間雲の相互作用を探る数値シミュレーション

星間 2

前田龍之介

中性水素ガス衝突による大質量星団形成の初期条件依存性についての研究

星間 3

山田麟

NGC 2023 における星形成

星間 4

津田雅弥

銀河中心領域の電子・陽電子対消滅線観測の現状と SMILE-3 計画

星間 5

渡邉裕人

銀河系中心分子層で発見された HVCC forest の観測的研究

星間 6

宇留野麻香

銀河系中心に存在する高速度分子雲の自動同定及び統計的研究

星間 7

西山苑実

アンテナ銀河 NGC4038/4039 における広速度幅分子雲の探査

星間 9

土岡智也

著しく非対称な重力崩壊型超新星残骸 G350.1-0.3 におけるイジェクタ速度の測定

星間 10

樋口諒

宇宙線のフェルミ加速の計算法と精度の比較

星間 11

西野将悟

数値計算を用いた宇宙線加速に向けたテスト計算とその応用

星間 12

小橋亮介

middle-aged 期に至る超新星残骸からの非熱的放射の計算

星間 13

火物瑠偉

超新星残骸 W28 における過電離プラズマの生成機構の観測的研究

星間 14

小柴鷹介

XMM-Newton 衛星搭載の RGS を用いた超新星残骸 J0453.6-6829 の X 線精密分光による共鳴散乱と電荷交換の探索

星間 15

佐藤諒平

XMM-Newton/RGS を用いた超新星残骸 G292.0+1.8 の X 線精密分光

星間 16

大城勇憲

XMM-Newton と NuSTAR による Ia 型超新星残骸 3C397 の鉄族元素の空間分布測定

鈴木那梨

超新星残骸 W49B の過電離プラズマの研究

河上瑛

高速度コンパクト雲 HCN-0.009-0.044 の質量分布の推定

——–index

星間 1
衝撃波と星間雲の相互作用を探る数値シミュ
レーション
東京大学理学系研究科天文学専攻
木下真一

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

衝撃波と星間雲の相互作用を探る数値シミュレーション
木下真一 (東京大学大学院 理学系研究科 天文学専攻)

Abstract
星間空間内の Shock(衝撃波) の伝搬は超新星爆発, 星風, 分子雲衝突, 銀河密度波など様々な機構に由来して発生する。衝撃波は周囲の星間雲内部の物理状態/組成に大きな影響を及ぼすと共に, 運動エネルギーを供給していく。こうして星間物質に与えられた運動量は星間雲内部の乱流の主要な起源とも考えられている。そのため ISM (Interstellar medium) の進化を理解するためには, shock-cloud の相互作用の物理を把握することが非常に重要である。Shock は, 動圧と流体力学的不安定性によって cloud の形状を大きく変化させ, 運動エネ
ルギーを与える。このとき cloud 内部の乱流, 磁場, cooling(放射冷却) の存在が cloud のエネルギー状態や形状の維持に大きく作用することが知られている (e.g., Banda-Barragan et al. 2018)。本研究は shock-cloudの相互作用を三次元磁気流体シミュレーションによって再現して, cloud の進化の様子について定量的に探っていくことを目的とした。まずは乱流的な速度場を与えられた球状の cloud に平面衝撃波を与え, cloud の形
状変化や, 乱流の様子, 運動・熱エネルギーの変化について調べてみた。乱流なしの cloud に比べて, 乱流的な

cloud は, 衝撃波の方向に加速しやすく, 周囲の ISM との混合率が高くなる事がわかった。今後さらに乱流,
磁場, cooling の効果が cloud の進化に及ぼす影響や, 自己重力の作用について詳細に探っていく予定である。

1

Introduction
星間空間には超新星爆発, 星風, 双極分子流, HIIre-gion, 銀河衝撃波など様々な形で衝撃波が存在する為,
星間雲と衝撃波の相互作用は星間物質のダイナミク

た cloud と shock の相互作用を再現し, 星形成に繋がりうる条件について探っていく。shock-cloud inter-action での重力収縮を数値的に調べる上で, 乱流的な
cloud を想定した点が本研究の独自性の１つである。

スを考える上で基本的かつ重要な問題である。特に衝撃波によって引き起こされる重力収縮は星形成研
究にとって非常に重要であることが指摘されてきた。

2

Methods

例えば Elmegreen & Lada (1977) では衝撃波と電離

本研究では宇宙流体力学コード Enzo (Bryan et al.

境界の間の高密度な層が重力的に不安定になること2014) を用いて, shock と乱流的な cloud の相互作用が示された。また Cameron & Truran (1977) では超を 3 次元的に再現する。

新星爆発による星間雲の圧縮が太陽系の誕生を促し

図１は ﬁducial model のシミュレーションのセットたとすると, 太陽系の放射性同位体 (SLRIs) の存在

アップを示したものである. 高温の ISM に囲まれたについて説明できることを示している。

一様球の cloud が Box 内に配置されており, 境界条

自己重力の作用を取り入れた, 星間雲と衝撃波の相件として 5 つの面では outﬂow, 1 つの面では inﬂow

互作用の数値的な研究はこれまで幾つかなされてきたを設定している。inﬂow の境界条件を設定した面かが (e.g., Leão et al. 2009 ; Falle, Vaidya & hartquist

ら平面衝撃波を伝搬させ, cloud と shock の相互作用,

2016), cloud は理想的なボナー・エバート球や一様

cloud の時間発展について調べていく。

球としてセットアップされる事が殆どであった。一

本シミュレーションでは, cloud の時間発展を追跡す

方で Cloud 内部の非一様な乱流的構造が cloud の進る為に, 式 1 に従う Color variable C を導入している化やエネルギー状態に大きく影響を及ぼすことが, 指(cf. Xu J & Stone J. M., 1995) . 本シミュレーショ

摘されている (e.g., Banda-Brragan et al 2018)。

ンでは t=0 の時点で cloud の内部において C=1.0,

本研究では新しく, 乱流的な速度・密度構造をもっ cloud 内部の ISM で C=0.0 に設定している。この C

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校の変化を調べる事で, cloud の形状やエネルギーの変力) が等しい状態からシミュレーションはスタートす化について定量的に議論することが可能となるる。このモデルは自己重力の作用を含んでいない。

∂[ρC]+ ∇ · [ρCv] = 0∂tc2ism = c2cl + (Mc < v >)2(1)

また t=0 で cloud 内部にラーソン則に従う乱流的な速度場 (vk2 ∝ k −4 ) を与え, 乱流が十分発達した後に(2)(Mc : Cloud 内部の乱流のマッハ数, < v >: 乱流の
平均速度)

shock を cloud に伝搬させる。以上のような settingの基で, 乱流のマッハ数, shock のマッハ数, ISM の
温度, cloud の質量 (jeans mass との比) などのパラ2.2メータを変化させながら, cloud の進化や重力収縮のモデル 2: 等温衝撃波と乱流的 BE 球

このモデルでは等温衝撃波とボナー · エバート球

条件について調べていく。

(等温球) の相互作用を再現する。安定した (dimen本発表では以下の２つのモデルについて取り扱う。 sionless radius ξ ∼ 6) 温度 T =10 K, ρ = g/cm3 ,clclχ = 100 のボナー · エバート球に, 乱流的速度場を与えた状態からシミュレーションはスタートする。このモデルは自己重力の作用を含んでおり, 衝撃波と等温球の相互作用による重力収縮の条件/様子を調べる。

3

Results

3.1

モデル 1

モデル 1 において, Mc =3 に設定したものと, 乱流的速度を持たない一様球の進化を比較した結果を示す。時間の指標としては衝撃波が cloud 内部を通過
1
2

するタイムスケール tcc = χvshrcl (rcl : cloud の半径,

vsh : 衝撃波の速度) を用いる。
シ ミュレ ー ション 結 果 か ら, 各 時 間 毎 に∫
Mlive = C>0.9 ρCdV す な わ ち C > 0.9 の 条 件
図 1: 基本モデルのシミュレーションセットアップ図を満たす領域の cloud の質量の総和を求めた。図 2
は Mlive を cloud の質量 Mcl で割った値を示す。

2.1

モデル 1: 断熱衝撃波と乱流的雲

このモデルでは断熱衝撃波 (γ = 35 ) と乱流的なcloud の相互作用を再現する。cloud 外部の ISM は
Tism = 104 K, ρism = 0.1 cm3 (cloud 内外の密度比
χ = 10) であり, 一様密度の cloud に衝撃波のマッハ
数 Msh = 10 の平面衝撃波を伝搬させる。また cloud
外部の音速 cism と cloud 内部の音速 ccl は式 2 の関係が成立するように初期条件を設定しており, ISMと Cloud 内部の実行的圧力 (熱的圧力+乱流による圧図 2: MMlive
の時間推移
cl

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
マッハ３の乱流が与えられた cloud の方が, 乱流な

4Discussion

しの cloud に比べて早く MMliveが減少している事が分clかる。shock が cloud に達してから MMlive∼ 1e になるcl4.1

Cloud 破壊のタイムスケール (モデル 1)までの時間を tdes と定義すると, 乱流なしの cloud で

図 2 が示すように, 乱流が含まれている cloud だと,は tdes ∼ 4.5tcc , マッハ３の cloud では tdes ∼ 7.3tcc

cloud の破壊のタイムスケールが短くなる事が明らかとなっている。

になった。この傾向は乱流により生じる力学的不安
定性, 膨張の効果が寄与していると考えられる。

3.2

モデル 2

ここではモデル 2 について, 乱流なしの cloud と,4.2

自己重力 (モデル 2)

マッハ 1 の乱流が与えられた cloud の進化の違いにつボナーエバート球が shock との相互作用で収縮に転いて示す。それぞれの cloud の dimensionless radius

じる為には以下の２つの条件が必要だと考えられる。

[1]shock 通過後の外圧が Pcrit を上回る。

は 6.0 でマッハ 4 の shock が伝搬する。
ボ ナ ー エ バ ー ト 球 は 理 論 上, 外 圧 が Pcrit
s8
1.40 Gc3sM2cl=[2] 重力収縮のタイムスケールが cloud 破壊のタイを超えると不安定になり収縮を始める。 ムスケールより短い

Section 3.2 で示した２つのパターンでは, それぞ
囲の ISM の圧力は, それぞれの cloud から計算され れ [1] の条件は満たされている。条件 [2] について検証する為, ここで tdes と free fall time tf f を比較してる Pcrit を上回っている。

今回セットしたマッハ 4 の衝撃波通過後の cloud 周

図 3 は shock が cloud に達した後の, 密度の最大値みる。今回のモデルでは cloud の平均密度から見積の時間推移を示している (ρ0 は t=0 での cloud の最もった free fall time は tf f =2.9tcc である。また乱流−19g/cm を表し, 各時間での密度のなしの cloud では tdes =5.0 tcc マッハ数 1 の場合で最大値を ρ0 で割った値を縦軸で示している)。shock

は tdes =1.4 tcc 。すなわち, 乱流ありのモデルでは破の伝搬後, 乱流なしの cloud では密度が急激に上昇し壊のタイムスケールが free fall time よりも短くなっており cloud が重力収縮に転じているのがわかる。一ている。乱流なしの場合は [1],[2] の条件が満たされ方, マッハ 1 の乱流を持つ cloud では密度が上昇せず

cloud が重力収縮に至った一方で, 乱流ありの cloud

大密度 1.0 × 10

3collapse に至っていない分かる。すなわち, 外圧は収 では破壊のタイムスケールが短い為, 最終的には重力縮する条件を満たしているものの, 乱流を持つ cloud 収縮に至らなかったと考えられる。
は収縮に至っていない。
以上より乱流の効果による cloud の破壊のされやすさが,cloud と shock の相互作用による重力収縮/星形成に大きな制約を与えているといえる。

Reference
Cameron & Truran, 1977, Icarus, 30, 447
Elmegreen & Lada 1977, APJ, 214, 725
Banda-Brragan et al. 2017, MNRAS, 473, 3454
Leão et al. 2009, MNRAS, 394, 157

図 3:ρ
ρ0 の時間推移

Falle, Vaidya and hartquist 2016 MNRAS 465, 260
Bryan et al.2014, APJ, 211,19
Xu J., Stone J. M., 1995, APJ, 454, 172

——–index

星間 2
中性水素ガス衝突による大質量星団形成の初期
条件依存性についての研究
名古屋大学理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
前田龍之介

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

中性水素ガス衝突による大質量星団形成の初期条件依存性についての研究前田 龍之介 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河内のほとんどの星は星団中で形成する。星団の中でも質量の大きなものは Young Massive Cluster (YMC)と呼ばれ (M > 104 M⊙ )、YMC は紫外線・恒星風・超新星爆発といった現象で周囲の星間媒質に多大な影響を及ぼす重要な天体である。YMC の形成機構はその重要性とは裏腹に長年謎に包まれていたが、近年の大マゼラン雲 (LMC) における観測で中性水素ガスの高速衝突による YMC 形成の可能性が示唆された。本研
究では上記の YMC 形成シナリオの理論的な側面を、自己重力・加熱冷却入りの MHD シミュレーションを行うことで検証する。本研究のシミュレーションの結果、実際にガス衝突で M ∼ 4 × 104 M⊙ , L ∼ 4pc 程度の cluster forming clump が衝撃波後面で形成可能であることがわかった。この cluster forming clump は大質量星団形成領域で示唆されている高い星形成効率 (∼ 30%) を仮定すると十分 YMC に進化しうる。さらに本研究では初期の磁場強度、密度、金属量を変えたシミュレーションも行い、YMC 形成の初期条件依存性を調べた。

1

Introduction

重力・加熱冷却入りの MHD シミュレーションを行うことで検証した。本集録では、本研究におけるシ銀河内の星の多くは星団中で形成することが知られている (Lada & Lada 2003)。星団の中でも若くて大質量な星団は Young Massive Cluster (YMC) と呼ばれ、その典型的な質量と半径はそれぞれ ∼ 104 M⊙ ,ミュレーション方法と、実際のシミュレーション結果を紹介する。

2

Methods∼ 1 pc である (Portegies Zwart et al. 2010)。YMC本研究では観測で示唆される大スケールな HI ガス
は典型的に数十の大質量星を含み、紫外線・恒星風・ 衝突を一部を切り出し、シミュレーションを行う。以超新星爆発といった周囲の星間空間に多大な影響を 降ではシミュレーション方法と、その初期条件・境与える重要な天体である。しかしながら YMC の形

界条件について紹介する。

成過程には不明瞭な点が多く、特に YMC の高い星の密度 (> 103 M⊙ pc−3 ; Longmore et al. 2014) の起源は未だ解明されていない (太陽近傍の星の密度は0.1 M⊙ pc−3 ; Holmberg & Flynn 2000)。

2.1

Simulation method

観測で示唆される星間ガスの衝突によるガスの進化の過程は、Inoue & Inutsuka (2008, 2009, 2016)

YMC の形成メカニズムは長年謎に包まれていたによる二次元および三次元の磁気流体シミュレーショ

が、近年の大マゼラン雲 (LMC) における中性水素ガン (流体+磁場+化学反応+輻射冷却) で確かめられてス (HI ガス) の観測から YMC 形成のヒントが発見いる。しかしながら、Inoue & Inutsuka (2008, 2009,

された。Fukui et al. (2017), Tsuge et al. (2019) で2016) は 10pc スケールの中性水素ガス雲や分子雲のは大マゼラン雲にで発見されている YMC の周囲の形成過程に主眼を置いており、星団形成の観測が示HI ガスの空間・速度構造を詳細に解析することによ 唆する 100pc 以上のスケールでの高速衝突や自己重り、YMC の周囲にガス衝突に特徴的な構造が存在す 力の効果は考慮されていない。本研究では Inoue &ることを発見した。LMC で観測されたガスの衝突は非常に高速かつ (∼ 100 km s−1 ) 大スケール (∼ kpc)

Inutsuka (2008, 2009, 2016) の星間ガス衝突のシミュ
レーションコードに自己重力の効果を加え、さらにであり、本研究では観測で示唆される高速ガス衝突

計算領域を星団のサイズにスケールアップすること

によって実際に YMC が形成可能であるかを、自己により数値的に星団形成の現場を再現する。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.2

衝撃波後面で形成した CNM ガスは重力によってSimulation setup

ここでは本研究のシミュレーションの初期条件について述べる。その初期条件として、ガスの相対速度は観測で示唆される 100km/s を用いる。磁場の強度は 1, 3 µG の磁場を衝撃波面に対し 45◦ の角度で集められ、最終的には衝撃波後面でコンパクトかつ大質量なガス塊を形成することがわかる (図 1c)。以降では衝撃波後面で形成したコンパクトかつ大質量なガス塊が実際に YMC に進化しうるかを議論する。

入れている。さらに、本研究では太陽金属量と 0.2 太陽金属量の場合のシミュレーションを行なった。初期の平均密度は ∼ 1, 10 cm−3の 2 パターン行い、密度には平均密度の 20% の揺らぎをコルモゴロフのパ
ワースペクトルで与えている。シミュレーションのス
ケールは 1003 pc3 を用いていて、この領域を 5123 cell
で分解している (分解能 ∼ 0.2 pc)。その初期条件は
表 1 にまとめる。
境界条件としては x 軸方向にはガスを流入させ続
け、y, z 方向は周期境界条件を用いている。重力ポ
テンシャルの x 軸方向の境界条件は Miyama et al.

(1987) に従って求める。

Name⟨n0 ⟩ (cm)

Identiﬁcation of YMC Precursor
Candidates

YMC 形成のためにはコンパクトかつ大質量なガス塊 (M ≳ 104 M⊙ and L ≲ 10 pc) を、ガスが星形成で消費される前に集める必要がある。本研究では以下のような手順で YMC 形成領域を同定していく。
はじめに十分に星を形成する高密度ガスが形成しているが、ガスがまだ星に転換されてはいない時刻を同定する。本研究のシミュレーションでは陽に星の形成を追っているわけではないため以下のような統計的な議論で星の質量を見積もる。
∫
Mstar (t) = SFR(t′ ) dt′

表 1: 本研究の計算パラメータ−3

3.2

B0 (µG)

Z0 (Z⊙ )D1B1Z1

0.79

1.0

1.0

D1B3Z1

0.79

3.0

1.0

D1B1Z0.2

0.79

1.0

0.20

D10B3Z1

10

3.0

1.0

∫
SFR(t) =

(1)

t

ϵSFE

ρ(t)
dV
tﬀ (t)(2)

ϵSFE は星形成効率、tﬀ はローカルフリーフォールタイ
ムを表す。ここでは ϵSFE = 0.02 を用いた。本研究ではガスの 10% が星に転換した Mstar (t) = 0.1Mgas (t)となる時刻を星形成時間 tform と定義する。

3

Results

3.1

The Results ofModel D1B1Z1

次に tform において十分コンパクトかつ大質量なガス塊が形成しているかを調べる。コンパクトなガス

theFiducial 塊は密度閾値 n = 104 cm−3 以上の繋がった領域として定義する。以降では同定されたガス塊の質量や大きさを調べ、そのガス塊が YMC に進化しうるか

図 1 はモデル D1B1Z1 における密度場の計算結果を議論する。

の図である。(a)-(c) はそれぞれ、計算開始から t =5, 15, 25 Myr に対応している。図 1 を見ると密度が不連続に変化する衝撃波が、ガスの衝突で誘起され左右に伝搬している様子がわかる。

3.2.1

Case of D1B1Z1

上記の解析を D1B1Z1 モデルに適用した。その結衝撃波後面の HI ガスは熱的に不安定であることが果 tform = 24.5 Myr となり、そのとき図 2 のように知られている (Field 1965)。そのため衝撃波後面のガ

複数のガス塊が同定された。同定された最大質量のスは Cold Neutral Medium(CNM) と Warm Neutral

ガス塊が持つ質量と大きさはそれぞれ Mclump,max ∼Medium(WNM) の二相構造になる。二相の形成は図 4 × 104 M⊙ , Lclump,max ∼ 4 pc であり、YMC 形成
1b で確かめることができる。
領域で示唆される高い星形成効率 (∼ 30%) を用いるとこのガス塊は十分 YMC に進化可能である。

80 100
40 60
y [pc]
20

40 60
y [pc]
20

20

20

0

0

20

(a) t = 5 Myr

40 60
x [pc]

80 100080 10000t = 25 Myr

80 10040 60
x [pc]

t = 15 Myr

40 60
y [pc]

t = 5 Myr

80 1002020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

020(b) t = 15 Myr

40 60
x [pc]

80 100(c) t = 25 Myr

図 1: (a) t = 5 Myr, (b) 15 Myr, (c) 25 Myr における計算結果 (D1B1Z1 モデル)。図は xy 平面上の個数
密度分布を表す。
スケール、θ は衝撃波面に対する初期磁場の角度である。上式のように Γ が 1 以上なら重力が磁場に打ち勝ち重力収縮でき、逆に 1 以下の場合は重力収縮できない。D1B3Z1 の場合の条件を用いると Γ = 0.4 と求められる。このとき衝撃波後面のガスは磁場の影響で重力収縮できないことがわかる。そのため D1B3Z1
モデルは n > 104 cm−3 が形成しなかった。ここで、y

D1B1Z1 のとき Γ = 1.2 となり高密度領域が形成した

xz

結果と矛盾しないことがわかる。ただし L > 250 pc
や θ < 17◦ とした場合は D1B3Z1 モデルでも高密度

図 2: tform = 24.5 Myr で同定されたガス塊。異なる領域は形成すると考えられる。

色は異なるガス塊を表す。底面は y = 0 面における個数密度分布を表している。

3.2.3
3.2.2

モデル D1B1Z1 に比べ金属量を 0.2 倍したモデル

Case of D1B3Z1モデル D1B1Z1 に比べ初期の磁場強度を 3 倍にしたモデル D1B3Z1 では、衝撃波後面で n > 104 cm−3となる高密度領域が形成しなかった (ただし n ∼100 cm−3 となる領域は形成)。
ここで、高密度なガス塊を形成するには重力の影
響が不可欠である。ガスシートの重力不安定性の条件として以下の条件が知られている (Mouschovias &Spitzer Jr 1976; Nakano & Nakamura1978)。
Γ=

√
Lρ̄
1
· 2π G
> 1,
sin θ
B̄

Case of D1B1Z0.2

D1B3Z0.2 のシミュレーションを行った。その結果、形成した最大クランプが持つ質量と大きさはそれぞれ Mclump,max ∼ 4 × 104 M⊙ , Lclump,max ∼ 5 pc となり、金属量の違いによって形成される星団は大きく変わらないことがわかった。
衝撃波後面の冷却時間は以下のように与えられる(Inoue & Omukai 2015)。
(

0.2 Z⊙
Z⊙)−3/2 ()−1tcool ≃ 0.4 Myr(3)

ここで Γ は mass to ﬂux ratio、ρ̄ シートの平均密度、B̄ 平均磁場強度、G は重力定数, L は典型的な長さ(n̄
4 cm−3p̄/kB
2 × 105 K cm−3

)1/2

(4)

冷却の強さは衝撃波後面のガス雲の形成時間には影2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
響を与えるが、その結果のガス雲の密度や磁場強度にの MHD シミュレーションを行うことで検証した。シは影響を与えない。ここで衝撃波後面のフリーフォー

ミュレーションの結果、実際に (M ∼ 4×104 M⊙ , L ∼ルタイムは tﬀ,sheet = 6 Myr と冷却時間に比べ十分4pc) 程度の cluster forming clump が衝撃波後面で形長い。従って、重力崩壊するガス雲の物理量は金属成可能であることがわかった。この cluster forming

量によって違いが見られず、そのため金属量の違い

clump は YMC 形成領域で示唆されている星形成効

によって形成される星団は大きく変わらないと考え率 30% を仮定すると十分 YMC に進化可能である。

られる。

また、複数の異なる初期条件のシミュレーションから cluster forming clump は衝撃波後面のガスの重力

3.2.4

Case of D10B3Z1

モデル D1B1Z1 に比べ初期密度を 10 倍したモデル D10B3Z1 のシミュレーションを行った。その結崩壊で形成すること、LMC のような低金属環境下でも同様に YMC が形成すること、R136 に匹敵する105 M⊙ の星団もガス衝突で形成可能であることもわかった。

果、形成した最大クランプが持つ質量と大きさはそれぞれ Mclump,max ∼ 2 × 105 M⊙ , Lclump,max ∼ 6 pc

Acknowledgementとなった。ここで星形成効率 30% を仮定すると、形本研究を行うにあたり、指導教員である井上剛士
准教授をはじめ、理論宇宙物理学研究室の皆様には大変お世話になりました。この場を借りて厚く御礼申し上げます。

成する YMC の質量は M ∼ 105 M⊙ となり、LMCに存在する YMC である R136(局所銀河群で最大のYMC) に匹敵する YMC が形成することがわかった。

Reference[1] Fukui,Y.,Tsuge,K.,Sano,H.,Kenji,B.,Yozin,C.,Tachihara,K.
& Inoue,T.2017,PASJ,69L,5F

4

Discussion

4.1

The Feedback Eﬀect of Stars

本研究のシミュレーションの結果、HI ガスの高速衝突によって YMC に進化しうる大質量ガス塊が形成することがわかった。ここで形成したガス塊が高い星形成効率 30% を維持して YMC を形成するためには星からのフィードバック効果の影響を大きく受[2] Inoue,T. & Inutsuka,S.2009,ApJ,704,161[3] Field,G.B.1965,ApJ,142,531F[4] Tsuge,K., Sano,H., Tachihara,K., Yozin,C.,
Bekki,K.,
Inoue,T. ,Mizuno,N.,
Kawamura,A.,Onishi,T.& Fukui, Y.2019,ApJ,871,44T[5] Inoue,T. & Inutsuka,S.2008,ApJ,687,303

けずに YMC を形成する必要がある。Bressert et al.

[6] Inoue,T. & Inutsuka,S.2016,ApJ,833,10(2012) の議論から、形成したガス塊の脱出速度が HII[7] Inoue,T.,Omukai,K.,2015,ApJ,805,73I

領域の音速 ∼ 10 km s

−1に比べて大きいとき、HII

領域は重力によって大きく広がることができず、ガス塊はフィードバック効果の影響を大きく受けずに

YMC を形成することができる。ここで本研究で形成[8] Longmore, S. N., Kruijssen, J. D., Bastian, N., etal. 2014,Protostars and Planets VI, 1, 291[9] Portegies Zwart, S. F., McMillan, S. L., Gieles, M.
2010,, 48, 431

したガス塊の脱出速度は vesc ∼ 10 km s−1 となり、 [10] Holmberg, J., Flynn, C. 2000, MNRAS, 313, 209
フィードバック効果の影響を大きく受けずに YMCを形成すると期待できる。

[11] Lada, C., Margulis, M., Dearborn, D. 1984, ApJ,
285, 1415[12] Mouschovias, T. C., Spitzer Jr, L. 1976, ApJ, 210,
326

Conclusion
本研究では観測で示唆される HI ガスの衝突によ[13] Nakano, T., Nakamura, T. 1978, PASJ, 30, 671

る YMC 形成を、加熱・冷却、熱伝導、自己重力入り[14] Bressert, E., Ginsburg, A., Bally, J., et al. 2012,
ApJL, 758,L28

——–index

星間 3
NGC 2023 における星形成
名古屋大学理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
山田麟

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

NGC 2023 における星形成
山田 麟 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
NGC 2023 は Orion 領域に位置する B 1.5 Ve 型星 HD 37903 に照らされた反射星雲である。先行研究か
らこの天体は非常に若く, 現在も星形成が続いている領域であると考えられている。我々は大質量星形成のメカニズムを理解するため, NGC 2023 を野辺山 45m 電波望遠鏡で観測した。その結果, NGC 2023 領域には 10 km s−1 程度の視線速度を持つ分子雲と, 12 km s−1 程度の２つの分子雲が視線方向に重なって分布していることを見出した。２つの分子雲の分布は相補的であり, 位置速度図は V 字構造を示した。この構造は分子雲衝突天体に特徴的な構造である。衝突のタイムスケールは数十万年であり, NGC 2023 領域に存在する大質量星を含む YSO の星団の年齢と一致した。以上のことから, 数十万年前に２つの異なる速度を持った分子雲が衝突し, 大質量星および多数の小質量星の形成をトリガーしたというモデルを提案する。

1

Introduction
大質量星形成過程の理解は現代の宇宙物理学における最大の課題の１つである。大質量星は紫外線放射, 星風, 超新星爆発などの形で莫大なエネルギーを宇宙空間に放出するが, その形成過程の理解は小質量星と比較して大きく遅れている。大質量星を形成するためには, 輻射圧に逆らって短時間で質量を降着させる必要があり, 質量降着率は 10−3 -10−4 M⊙ に及ぶ (Wolﬁre & Cassinelli 1987)。大質量星は大質量の分子雲コアから形成される (Krumholz et al. 2009)
が, 大質量分子雲コアの形成機構は依然として未解明である。これらを形成する機構として, 大質量星からのフェードバックや分子雲同士の衝突が外的なトリガーとして機能すると提案されており, 観測的な実証が待たれている (Elmegreen & Lada 1977; Habe &Ohta 1992)。
NGC 2023 は距離 410 pc, B 1.5Ve 型星に照らされた Orion B 分子雲内の反射星雲で, 北側で星形成領
域 NGC 2024 に, 西側で電離水素領域 (HII 領域) IC

見されている (Sandell et al. 1999)。410 pc という距離の近さは高空間分解能な観測を可能とし, また進化段階が若いため, 星形成の初期段階を母体分子雲の観測から研究するのに適した天体と考えられる。先行研究においては, Orion OB1 アソシエーションの年代分布と低分解能の CO の観測から, O9.5V 型星σ Ori からのフィードバックによって現在の星形成が起こったとする連鎖的星形成モデルが提案されている (Elmegreen & Lada 1977)。その一方で, 付随する星形成領域 NGC 2024 においては分子雲衝突による大質量星形成モデルが提案されている (Enokiya et

al. 2020)。
以上から, 我々は NGC 2023 における星形成のトリガー機構の理解を通じて, 大質量星形成過程の理解を深めるため, 野辺山 45m 望遠鏡を用いて NGC 2023
領域を観測した。取得されたデータは 22′ ×26′ の広い観測範囲に加えて, 0.3 km s−1 の高速度分解能,

0.04 pc に対応する 14′′ の高角度分解能を有する点
で, 先行研究と比較してユニークである。なお, 本抄
録では銀河座標系を用いる。

434 に付随している (Abt & Levato 1977; Maddalena
et al. 1986; Menten et al. 2007)。HD 37903 から半径約 1.5 pc の領域に, 15 個の class I/II 天体に加えて 5 個の class 0 天体を含む (Mookerjea et al. 2009),

2

我々は野辺山 45m 望遠鏡を用いて 12 CO(J = 1–0),

現在進行形で星形成が起きている領域である。また,NGC 2023 MM1 という, 力学的時間約 3000 yr, 相
対速度約 100 km s−1 のアウトフローの駆動源が発Observations

13

CO(J = 1–0), C18 O(J = 1–0), CN(N =1–0) を同時に観測した。HPBW(Half Power Beam Width) は2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
115 GHz において 14′′ , 110 GHz において 15′′ であっ 分強度図は (l, b) = (206◦ .86, −16◦ .55) 付近と (l, b) =た。(l, b)=(206.◦ 86, − 16.◦ 53) を中心として 22′ ×26′

(206◦ .85, −16◦ .62) 付近の２つの強度のピークを持の領域を OTF 観測した。フロントエンドには FOR-ち, 励起星 HD 37903 およびアウトフローの駆動源

EST 受信機を用いた。典型的な大気を含むシステム NGC 2023 MM1, そして YSO の多くがこの２つの雑音温度は 115 GHz において 150-250 K, 110 GHz

ピークに付随する。また, b = −16◦ .5 付近には, 付随において 180-270 K であった。バックエンドにはデする電離水素領域 IC 434, およびその励起星 σ Ori

ジタル分光計 SAM45 を用いた。この分光計の帯域の方向に激しい強度勾配が存在している。

は 650 km s

−1

, 速度分解能は 0.15 km s

−1

であった。

キャリブレーションにはチョッパーホイール法を用いた。主ビーム能率 ηmb は 110 GHz で 0.44, 115 GHz
で 0.45 であった。速度方向に 2 チャンネルビニン

aグ, 空間方向にコンボリューションを行い, 得られた最終データの速度分解能, 角度分解能はそれぞれbc0.3 km s−1 , 19′′ であった。典型的な相加二乗平均ノ
イズレベルは 110 GHz で 0.88 K, 115 GHz で 0.37 K
であった。

3

Results

図 2: (a) 13 CO(J = 1–0) の 1 次モーメント分布図。

(b) 13 CO(J = 1–0) の 2 次モーメント分布図。(a),(b) において, コントアは 13 CO(J = 1–0) の積分強度を示す。コントアで示された積分強度の積分範囲, コ
ントアレベル, 2 次モーメントの計算範囲, は図 1 に同じ. 黒十字, 白十字, 緑点はそれぞれ励起星 HD 37903,

NGC 2023 MM1, YSO を示す。 図内の a - c の四角
い領域は図 3 でスペクトルを表示する点を示す。
To σ Ori

図 213 CO(J = 1–0) の一次モーメントマップであり, 図中の点 (a)-(c) は, 図 3 にてプロファイルを示す点である。(l, b)=(207◦ .0, −16◦ .5) 付近の平均速

図 1: 13 CO(J = 1–0) の全積分強度図。積分範囲は

7.9 km s−1 から 13.9 km s−1 。コントアの最小値は

度は 9 km s−1 程度であり, (l, b)=(206◦ .7, −16◦ .55)
付近の平均速度は 12 km s−1 程度であり, 平均速度の空間依存性が認められる。平均速度は連続的に2.7 K, 間隔は 8.7 K。黒十字, 白十字, 緑点はそれぞ
変化しており, (l, b)=(206◦ .8, −16◦ .5) 付近の平均速
れ HD 37903, NGC 2023 MM1, YSO(Mookerjea et
度は 10.5 km s−1 程度であり, 励起星 HD 37903,
al. 2009) を示す。
NGC 2023 MM1 および YSO の多くは中間速度領12CO(J = 1–0) では局所的な自己吸収が確認されたので, 本抄録では 13 CO(J = 1–0) を中心に議論する。図 1 は 13 CO(J = 1–0) の全積分強度図である。積域に分布する。
図 3 は図 2 における点 (a)-(c) の 12 CO(J = 1–0),
13

CO(J = 1–0) のプロファイルである。図 3a, 図 3c

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校(a) Integrated intensity

図 3:

Image :10.8 - 13.9 km/s
Contour : 7.9 - 10.8 km/s

NGC 2023 に 付 随 し た 分 子 雲 の 典 型 的なスペクトル。赤線は 12 CO(J = 1–0) , 黒線はCO(J = 1–0) のスペクトルである。a は (l, b) =To

(207◦ .0, −16◦ .5), b は (l, b) = (206◦ .79, −16◦ .52), c
は (l, b) = (206◦ .72, −16◦ .5)。
においては, プロファイルのピークは概ねモーメン
トマップに一致した。その一方で, 図 3b においてはプロファイルは 2 ピークを示し, その谷の速度は約10.8 km s
12
13

−1

Vlsr [km/s]

14

であった。

σ

Or
i

(b) PV diagram

0.45
12
0.30
10

K degree13

0.15

CO(J = 1–0) と 13 CO(J = 1–0) の比較から,

8

CO(J = 1–0) の 2 ピークは自己吸収によるものでOffset X: 0.00 - 0.02 deg.

0.00

はないと考えられる。モーメントマップから確認された速度分布の空間依存性に加えて, 中間速度領域にお図 4: (a)Oﬀset XY 座標系における, 13 CO(J = 1–0)

ける 2 ピークのスペクトルプロファイルは, NGC 2023の, red cloud のイメージの上に blue cloud のコントに付随した分子雲が, １つの分子雲ではなく２つの分アを重ねた図。Oﬀset XY 座標系は, 銀河座標系を子雲が視線方向に重なっていることを示している。図HD 37903 の位置を中心に時計回りに 30◦ 回転させ3 b から, 視線方向に重なった２つの分子雲は, 速度 た座標系として定義されている。(b) 4a 上のグレー
差が 1 km s−1 から 2 km s−1 と小さく, ２つのピー の帯の領域の位置速度図。白い線は同じ領域の速度
クの間の成分は red cloud と blue cloud が足されての 1 次モーメントの平均値を示す。青, 赤の帯はそれしまい, 完全な分離が困難であるため, 2 ピークプロ

ぞれ blue cloud, red cloud の速度範囲を表す。

ファイルの谷の速度である 10.8 km s−1 を閾値として red cloud と blue cloud を分離した。

HD 37903 の形成シナリオを構築する。

図 4a より, red cloud と blue cloud は, red cloudの強度の強い領域では blue cloud の強度が弱く, blue

cloud の強度の強い点では red cloud の強度が弱いという, 相補的な分布を示している。また, 図 4b では,

4.1

σ Ori からのフィードバックモデル

図 1 にて確認された b = −16◦ .5 付近の強度勾配

位置速度図において red cloud と blue cloud が接続

は, 電離水素領域 IC 434 に付随することに加え, そしていることがわかる。図 4a, b より, HD 37903 付の方向が励起星 σ Ori に向いていることから, 電離紫近の中心速度は約 10 km s−1 であり blue cloud に含まれる。

外線の影響によって西側から分子雲が破壊されることで形成されたと考えて自然である。その一方で, もし σ Ori による電離の影響が全域に及んでいるとす4

Discussion

ると, NGC 2023 領域の分子雲の速度構造は銀経方向に別れるはずである。しかしながら, 図 2 で示され

NGC 2023 における大質量星形成機構について考た速度分布は銀緯方向に別れており, その速度分布は察し, この領域の最も重い星である B 1.5Ve 型星フィードバックによって形成されたとは考えづらい。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
また, 電離面から HD 37903 の位置までは約 1 pc ほ

3. 分子雲衝突モデルは, NGC 2023 領域の星形成

ど離れているため, HD 37903 の形成が σ Ori からののトリガーをよく説明する。ここから, σ Ori にフィードバックによってトリガーされたとは考えによるフィードバックモデルへの代替案として, 分

くい。

子雲衝突モデルを提案する。
今回の結果に加えて Orion 領域では, M42/M43 領分子雲衝突モデル

4.2

域, NGC2068/2071 領域, NGC 2024 領域において分

２つの独立した, 分子雲が若い大質量星に付随し,空間的に相補的な分布を示すこと, およびそれらの分子雲が位置速度図で接続しているということは, 分子雲衝突の観測的特徴である (Fukui et al. 2018)。

NGC 2023 においては, 若い大質量星 HD 37903 に子雲衝突による大質量星形成モデルが提案されている (Fukui et al. 2018; Fujita et al. 2020; Enokiya et

al. 2020)。このことから, Orion 領域全体の星形成に分子雲衝突が大きく影響を与えている可能性が考えられる。

付随して 10 km s−1 程度の分子雲と 12 km s−1 の２つの分子雲が存在し, 図 4 から, これらが空間的に相補的な分布を示すこと, 位置速度図上で接続することが明らかになり, これは Fukui et al. (2018) で示されReference
Abt, H. A. & Levato, H. 1977, PASP, 89, 797

た分子雲衝突の観測的特徴とコンシステントである。 Elmegreen, B. G. & Lada, C. J. 1977, ApJ, 214, 725
２つの分子雲の大きさから見積もった衝突のタイム
スケールは 0.1 Myr であり, HD 37903 および領域のEnokiya, R., Ohama, A., Yamada, R., et al. 2020, PASJ,
doi:10.1093/pasj/psaa049

YSO の年齢とコンシステントであった。以上のこと Fujita, S., Tsutsumi, D., Ohama, A., et al. 2020, PASJ,
doi:10.1093/pasj/psaa005
から, 我々は σ Ori によるフェードバックモデルに代わり, 分子雲衝突モデルを NGC 2023 におけるトリガー機構として提案する。

Fukui, Y., Torii, K., Hattori, Y., et al. 2018, ApJ, 859,
166
Habe, A. & Ohta, K. 1992, PASJ, 44, 203

5Krumholz, M. R., Klein, R. I., McKee, C. F., et al. 2009,
Science, 323, 754

Conclusion
我々は野辺山 45m 電波望遠鏡を用いて, NGC 2023′′

領域を観測し, 高角度分解能 (19 ), 高速度分解能(0.3 km s−1 ) のデータを得た。そのデータを用いて速度構造を詳細に解析した結果, 以下のような結論を得た。

1. NGC 2023 には, 10 km s−1 の速度を持った分子
雲と 12 km s−1 の速度を持った２つの分子雲の存在を明らかにした。特定された２つの分子雲は Fukui et al. (2018) で示された分子雲衝突の観測的特徴を示した。

2. σ Ori による電離の影響は限定的であり, この領域で最も重い星である HD 37903 の形成に影響を与えたとは考えにくいため, 新たな星形成シ
ナリオが必要である。

Maddalena, R. J., Morris, M., Moscowitz, J., et al. 1986,
ApJ, 303, 375
Menten, K. M., Reid, M. J., Forbrich, J., et al. 2007,
A&A, 474, 515
Mookerjea, B., Sandell, G., Jarrett, T. H., et al. 2009,
A&A, 507, 1485
Sandell, G., Avery, L. W., Baas, F., et al. 1999, ApJ,
519, 236
Wolﬁre, M. G. & Cassinelli, J. P. 1987, ApJ, 319, 850

——–index

星間 4
銀河中心領域の電子・陽電子対消滅線観測の現状と SMILE-3 計画
京都大学理学研究科物理学・宇宙物理学専攻
津田雅弥

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河中心領域の電子・陽電子対消滅線観測の現状と SMILE-3 計画
津田 雅弥 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河中心における電子・陽電子対消滅による 511 keV の輝線はガンマ線で非常に明るいものである。しかし、511 keV の輝線が発見されて以来 40 年以上たった今でも対消滅を起こす陽電子の起源は解明されていない (Angelis et al. 2018)。最近では、SPI/INTEGRAL 衛星が銀河中心領域の電子・陽電子対消滅線を観測し、銀河中心でハロー状に数十度広がった分布を検出した (Bouchet et al. 2010)。しかし、MeV ガン
マ線観測は宇宙線と衛星筐体の相互作用からの雑音が多く、空間分解能が低い。そのため、対消滅線の詳細なマップを得ることが出来ず、陽電子の起源を議論する段階までは達していない。
我々は現状を打破するために電子飛跡検出型コンプトンカメラ (ETCC) を開発している。ETCC の高雑
音下での動作実験として、SMILE-2+を行い、銀河中心領域の電子・陽電子消滅線を 5 σの有意度での観測に成功した。次期計画として検出感度を向上させ科学観測を行う SMILE-3 を計画している。SMILE-3 で期待される性能 (有効面積 10 cm2 、空間分解能 9 °@0.5 MeV) をもってすれば、消滅線の放射分布を分布の違いから直接観測することができる。本講演では、SMILE-3 計画で発展が期待される電子・陽電子対消滅による放射について述べる。

1

銀河面における電子・陽電子対消滅線

十分冷却されなければならないため、銀河中心領域の対消滅放射のほとんどが速度の落ちた陽電子によるものである。そのため、陽電子が生成領域からエ

電子と陽電子は対消滅を起こし、2 個または 3 個

ネルギーを失いながら伝搬し対消滅、もしくは低エの光子を放出する。消滅する過程は電子と陽電子がネルギーの陽電子が生成領域ですぐに対消滅してい直接衝突し、2 個の 511 keV の光子を放出する場合

ることがわかる。

(in-ﬂight) と電子と陽電子の束縛状態であるポジト

電子陽電子対消滅による 511 keV 放射は全天の中ロニウムを生成する場合がある。In-ﬂight の場合はで一番明るいラインガンマ線である。しかし、1970

陽電子が運動エネルギーを持っていても問題ないた

年の気球実験 (Johnson et al. 1972) で観測されてかめ、511 keV 以上のエネルギーのガンマ線を放出す

ら 50 年近くたった現在でもその起源は謎のままでるが、ポジトロニウムを生成するには、陽電子のエある。1991 年に打ち上げられた OSSE/CGRO が初

ネルギーが〜eV 程度まで十分冷却されなければなら

めて銀河中心領域での 511 keV ライン放射のマップないため、511 keV を最大値としたスペクトルになを作成したが、放射強度や放射領域の形状に対し、る。また、ポジトロニウムを生成する場合は電子とデータからあまり制限をかけることができず、また、陽電子のスピンの状態により、パラ-ポジトロニウム、 観測の不均一性によるマップのバイアスなどから陽
オルソ-ポジトロニウムがあり、それぞれ 2 個の光子 電子の起源の分布を明確にすることができなかったと 3 個の光子を放出し、前者が 511 keV のライン、 (Prantzos et al. 2011)。2002 年に打ち上げられた
後者が 511 keV を最大値とする連続成分として観測 SPI/INTEGRAL は OSSE より高い空間分解能、エされる。511 keV のライン成分と連続成分の割合か

ネルギー分解能を持ち、511 keV のラインや対消滅

ら 92 %がポジトロニウムを生成し、消滅した成分だの連続成分の全天マップを作成した (図 1)。マップはということが判明している ( Leventhal et al. 1978)。 銀河中心でハロー状に広がった分布を示し (Bouchet
先に述べたように、ポジトロニウムを生成するには et al. 2010)、また銀河中心領域/銀河面の光度比が 1

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校〜4 とほかの波長での観測と比べて高く、他波長とETCC における角度分解能を決めるパラメータは異なる分布を示した。銀河中心領域からの消滅線

として angular resolution measure(ARM) と scatterのフラックスに関しても、陽電子の起源の一つとしplane deviation(SPD) がある。図 2 のようにそれぞて 26Al のβ+崩壊による陽電子生成があるが、銀河れコンプトン散乱角の決定精度、散乱平面の決定精

中心領域の対消滅放射の 20 %〜30 %程度しか説明

度を表している。従来の方法では反跳電子の飛跡をできていない (Bandyopadhyay et al. 2009)。陽電子

取得できなかったため、一光子の到来方向は円環上の起源候補としては他にも Ia 型超新星爆発や X 線に制限されるのみであった。そのため、SPD の概念

連星、ブラックホール、パルサーなど様々な天体ががなく、一光子毎に到来方向を決定することができ挙げられるが、陽電子の起源を特定するには消滅線

ず、複数の事象の重ね合わせで到来方向を決定しての正確な分布をえることが重要であり、そのためにいた。複数の円の重ね合わせを考えるため、疑似ピー

は検出器の空間分解能を向上させ、対消滅線の到来

クができ、空間分解能を悪くしていた。ETCC では

方向をより正確に決定する必要がある。現在、陽電

一光子の到来方向の エラー範囲は ARM と SPD に子の分布として、26Al の 1.8 MeV 放射マップのよより扇形に制限される ため、ETCC はコンプトン望

うに銀河面に広く分布しているものと SPI の観測を遠鏡として鋭い Point Spread Function (PSF) を 持説明できる、銀河中心でハロー状に広がったモデル

つ。ETCC の PSF として、ガンマ線源から到来する(Siegert et al. 2016) の二つが考えられる。どちらの 事象のうち、50 %の事象が含まれる半径を定義し、分布かを特定することができれば、陽電子起源の解明が大きく進むと期待できる。

HPR(half power radius) と呼ぶ。また、ETCC はコンプトン運動学により、散乱角をエネルギーと幾何学的な方法の独立な二つの方法でもとめることができ、コンプトン事象のみを選別することが可能であるため、従来の方法で問題であった宇宙線と検出器が反応することで発生する MeV 領域特有の大量のバックグラウンドを除去することができる。

図 1: SPI/INTEGRAL の観測データによる 511 keVの強度マップ (Bouchet et al. 2010)

2

ETCC

図 2: ETCC によるイベント再構成の概念図

我々の開発している electron-tracking Compton

camera (ETCC) は 主 に ガ ス 飛 跡 検 出 器 で あ る
TPC(Time Projection Chamber) とシンチレーショ
ン検出器からなる。入射ガンマ線がガス検出器内で3

SMILE 計画

コンプトン散乱した時の反跳電子、散乱ガンマ線を

現在我々は ETCC 搭載衛星による全天観測を目それぞれガス飛跡検出器、シンチレーション検出器

指し、ETCC の性能評価を目的とした段階的な気球で測定することで、入射ガンマ線の到来方向・エネ実験である SMILE(Sub-MeV gamma-ray Imaging

ルギーを再構成することができる。

Loadedon-balloon Experiment) 計画を進めている。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
第一段階である気球実験 SMILE-I は気球高度でのでも角度分解能が悪く、詳細な分布を得ることが出

ETCC の動作試験、宇宙拡散・大気ガンマ線の観測 来ていない。もし数度の角度分解能を達成することを目標に 2006 年に行われた。雑音を含む 2 × 105 イ

ができれば、実際に銀河中心で数十度の広がりをもベントからガンマ線事象 420 個を選び出すことに成つのかどうかがわかるはずである。SMILE-3 では数功し、ETCC は大量の宇宙線が降り注ぐ高雑音下で度の HPR を持つ ETCC を用いて、衛星より早く観も高い雑音除去能力を示し、ガンマ線観測が行える

測できる気球で銀河中心での広がりの有無を確認しことが実証された (Takada et al. 2011)。2018 年にたい。また、詳細な分布を得るためには統計量も必行われた SMILE-2+では明るい天体の観測によるイ要になる。HPR9 °、有効面積 10 cm2 の ETCC で

メージングの実証実験として銀河中心領域の電子・陽高度 40 km を 30 日間観測した場合の観測予想を図

電子対消滅線とかに星雲の観測を行った。0.3 MeV

4 に示す。図 4 の左側は対消滅線が 26Al の 1.8 MeVにおいて有効面積 1 cm2 、0.6 MeV において HPR30放射のように銀河面に広く分布していることを仮定°の性能で観測し、銀河中心領域の電子・陽電子消滅

し、図 4 の右側は対消滅が銀河中心領域にハロー状

線を 5 σ、かに星雲を 3 σの有意度での観測に成功に広がっている場合の観測予想であり、SPI の観測した。この結果は MeV 領域での観測で最も成果を結果を説明するモデル (Siegert et al. 2016) を仮定しあげている COMPTEL/CGRO と同等の感度を実現ている。図 4 から、有効面積 10 cm2 、高度 40 km でしたことを示している。次期計画の SMILE-3 では、 30 日間の観測を行えば、SMILE-3 で対消滅線の分SMILE-2+のおおよそ一桁下の感度を目標としてい布の違いを直接観測することができることがわかる。

SMILE-3 の観測から電子・陽電子対消滅線の正確な日の気球飛翔で実現できることになる。また、最終 分布を得ることができれば、長年謎のままだった陽る。この SMILE-3 では COMPTEL の到達感度を一的な目標は ETCC を衛星に搭載しての〜1 mCrab の検出感度実現である (図 3)。

電子の起源の解明が大きく進むと考えられる。また、

SMILE-3 の ETCC の検出感度は SMILE-2+の 5〜
10 倍良くなるので、他の天体に関しても詳細な観測を行えるため、MeV 領域の研究に大いに貢献できると思われる。

図 3: SMILE ETCC による、106 秒の観測時間での3 σ検出感度

0

50

100

[events]

図 4: SMILE-3 による高度 40 km、30 日間の観測で4

SMILE-3 による観測予想
SMILE-2+では銀河中心領域からの 511 keV を有意に検出することに成功した。その分布は銀河中心で数十度の広がりを持つ傾向にある。SPI の観測や気球実験で MeV 領域の観測を行っている COSI でも同様の傾向が報告されている。しかし、どの観測予想される観測予想。消滅線放射が銀河面に広く分布している場合 (left) と銀河中心領域にハロー状に広がっている場合 (right)

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

5結論
銀河面からの電子・陽電子対消滅線の観測は 511

keV ラインが観測されてから様々な検出器で観測されてきたが、いまだに対消滅を起こす陽電子の起源はわかっていない。
現在、我々が開発している ETCC は従来の方法と異なり、一光子毎の到来方向を決定でき、高いバックグラウンド除去能力を持つため、より正確な対消滅線の分布が得られる。実際に SMILE-3 で期待される性能において高度 40 km で 30 日間観測した場合、銀河面における電子・陽電子対消滅線の詳細な分布が得られることが示された。この分布を用いることで、陽電子の起源に関する研究を大きく進めることができると期待される。

Reference
A. De. Angelis, V. Tatischeﬀ, I.A. Grenier, et al, 2018,
J. High Energy Phys, 19, 1-106
R. M. Bandyopadhyay, J. Silk, J. E. Taylor, et al, 2009,
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Leventhal, M., C. J. MacCallum, & P. D. Stang 1978,
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Rev. Mod. Phys., 83, 1001
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T. Siegert, R. Diehl, G. Khachatryan, et al, 2016, A&A
586, A84
A. Takada, H. Kubo, H. Nishimura, et al, 2011, ApJ
733, 13

——–index

星間 5
銀河系中心分子層で発見された HVCC forest の観測的研究
慶應義塾大学理工学研究科基礎理工学専攻
渡邉裕人

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系中心分子層で発見された HVCC forest の観測的研究
渡邉 裕人 (慶應義塾大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河系中心核より半径 200 pc の領域に存在する中心分子層 (Central molecular zone; CMZ) は高温、高密かつ広い速度幅 (∆V > 15 km s−1 ) を持つ分子雲の複合体である。その中でも一際広い速度幅 (∆V > 50 km s−1 )とコンパクトな空間分布 (d < 5 pc) を持つ分子雲は高速度コンパクト雲 (High-velocity Compact Cloud;

HVCC) と呼ばれ、CMZ 内で多数発見されている。私たちのグループは、James Clerk Maxwell Telescopeで得られた CO J = 3–2 輝線の広域サーベイ・データを精査する過程で、一箇所に集中した 6 つの HVCCを発見した。この HVCC forest は (l, b) = (+0.◦ 85, 0.◦ 0) を中心とした 0.◦ 1 (∼ 14 pc@8 kpc) 四方の領域に分布する。このような HVCC の密集は CMZ 内にも類を見ず異例である。加えてその視線速度は-70 km/s
から-140 km/s と負であり、銀河回転に逆行している。また、いずれの HVCC も高い CO J=3-2/1-0 強度
比 (R3–2/1–0 > 1) を示す。
今回私達は Atacama Submillimeter Telescope Experiment で得られた CO J = 4–3 輝線データの解析を行った。その結果、同領域の HVCC の一部に明瞭な「Y 字」状の空間-速度構造が発見された。これは点状重力源が分子雲へ高速で突入した場合に生じる特徴的な構造であると磁気流体シミュレーションによって予測されたものである。加えて、HVCC 同士の近隣性、速度構造の類似性および同程度の年齢 (∼ 104 yr) も踏まえると、これら HVCC はハローなど銀河面外から落下してきたガス雲や星団によって、同時多発的に駆動されたと考えられる。

1(Matsumura et al. 2012)) が挙げられる。

Introduction

15 km s−1 ) を示し、複雑な運動状態にある。我々のグループが行った CMZ に対する CO J=1–0 輝線を用いたサーベイ観測は、その中でも一際特異な「高速度コンパクト雲 (High-velocity compact cloud; HVCC)」)とコンパクトな空間分布 (d < 5 pc) で特徴づけられ、

0.2
0.0

Sgr A

b=−0.01°
(b)

4
3
2

-200

HVCC は非常に広い速度幅 (∆V > 50 km s

−1

Sgr C

5

-100

の存在を明らかにした (Oka et al. 1998)。

30 pc

Sgr B

–0.2

60 K)、高密 [n(H2 ) ≥ 104 ] かつ広い速度幅 (∆V >200の分子雲は円盤部の分子雲に比べて高温 (Tk = 30–

(a)

100

の複合体が存在する (Morris & Serabyn 1996)。CMZ0

層 (Central molecular zone; CMZ) と呼ばれる分子雲

Galactic Latitude [deg]

銀河系中心核より半径 200 pc の領域には中心分子

1CO+0.84+0.03
1.0

0.5

0.0

Galactic Longitude [deg]–0.5

CMZ 内に多数の存在が確認されている。その起源については一部の HVCC に対して個別に研究、提案されている。例として、コンパクトな重力源による重力散乱 (CO–0.40–0.02(Oka et al. 2016))、分子雲内部で発生した爆発現象 (CO–1.21–0.12(Tsujimoto

et al. 2018))、分子雲衝突 (「ぶたのしっぽ」分子雲

図 1: (a) CMZ の CO J=3–2 輝線による l–b 積
分強度図。積分範囲は VLSR = −200 km s−1 ∼+200 km s−1 。マゼンタの長方形は図 2 (a) の領域を表す。(b) b = +0.◦ 03 における l–V 図。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
HVCC forest は Sgr B2 分子雲の東域 (l, b) =◦◦2(+0. 85, 0 ) を中心とした 0. 1 (∼ 14 pc@8 kpc) に集結する高速度コンパクト雲群である。本天体はJames Clerk Maxwell Telescope (JCMT) を用いて行われた銀河系中心領域に対するサーベイ観測による CO J=3–2 輝線データ (Parsons et al. 2018) を精査する過程で発見された。最も大きな空間構造を持つ CO+0.84+0.03 及び S1-5 の 6 つの HVCC は高速
度端で −100 km s−1 から −140 km s−1 の負の視線速度を持ち、銀河回転に逆行している。質量は最も重い CO+0.84+0.03 で 5 × 103 M ⊙ であり、その運動エネルギーは 6 × 1049 erg にまで達する。また、S3を除いたいずれの HVCC も高い CO J=3–2/J=1–0
強度比 (> 1) を示す。
本研究では、HVCC forest の形成過程を明らかにすることを目的に CO J=3–2 輝線よりも銀河腕による吸収の影響が少ない CO J=4–3 輝線を用いて追加観測を行った。以降ではこの観測結果を踏まえて、物

0.0

200

CO+0.84+0.03

S1 c

S5

150

–0.05

Galactic Latitude [deg]0.05

理状態と起源について議論する。
(a)

S3
S2

S4

d
e

HPBW b

50

0.85

5 pc

0.80

Galactic Longitude [deg]0.0

本研究では Atacama Submillimeter Telescope Ex-

periment (ASTE) 10 m 望遠鏡を用いて CO J=4–3
輝線のデータを 2019 年 7-8 月に取得した。観測範囲
は 0.◦ 78 ≤ l ≤ 0.◦ 92、−0.◦ 06 ≤ b ≤ +0.◦ 06 である。
受信機は ASTE BAND 8 (ALMA Band 8 Qualiﬁ-

cation Model; Satou et al. 2008) 、分光計は Wideband High resolution Spectrometer with FFX correlator (WHSF; Ezawa et al. 2008) を用いた。ビー
ムサイズは 17”@492 GHz である。約 1.5 時間ごとに

RAFGL 5379 に対してポインティング観測を行った。
また観測中の典型的なシステム雑音温度は 500-1500

K であった。
データリダクションには国立天文台野辺山宇宙電波観測所が提供する Nobeyama OTF Software Tools

for Analysis and Reduction (NOSTAR) を用いた。
また主ビーム能率 ηM B = 0.45 を用いて輝線強度をアンテナ温度スケールから主ビーム温度スケールに変換した。

(b) l=0.822°
7

3

S2

5

Results

3

100

0.90

Observations

◦

1

-150

-100

(d) b=0.0°(c) b=+0.03°

0.0

-50

LSR Velocity [km s-1]

図 3 に CO J=4–3 輝線で観測された HVCC forestの空間-速度構造を示す。(l, b) = (+0.◦ 84, −0.◦ 10) に新たな HVCC を発見した (図 3(d))。これにより、計 7(e) b=–0.012°

本の HVCC がこの領域に集結していることになった。
-50

また、CO+0.84+0.03 の北部 (b = +0.◦ 04) に
LSR Velocity [km s-1]

Y 字状の空間-速度構造 (Y-shape) を発見した (図3(b))。以下、特徴を列挙する。(1)Y-shape は視線-100

速度 +30 km s−1 から −120 km s−1 に分布し、
S1

8
6

-150

4

4

S5

0.80

S4

3
2

0.85

能性を示している。(2)Y-shape は銀経方向に沿って

5

CO+0.84+0.03

2

0.90

CO+0.84+0.03 の速度幅が 150 km s−1 にわたる可
7

6

0.90

S3

存在しており、銀緯-速度図では確認できない。(3) 左

1

0.85

0.80

Galactic Longitude [deg]

0.90

0.85

0.80

右非対称な形状をしており、東側部分は明るく速度
幅が小さいのに対し西側部分は暗く速度幅が大きい。

図 2: CO J=3–2 輝線における HVCC forest の空間–速度構造。(a) l–b 積分強度図。積分範囲は VLSR =−135 km s−1∼ −50 km s−1◦。(b) l = 0. 822 におけ(4) 高速度端が比較的明るくなっている。
同様の構造は超新星残骸 W44 に付随する超高速度分子雲 Bullet で発見されている (Yamada et al.

る銀緯–速度 (b–V ) 図。(c) b = 0.◦ 03、(d) b = 0.◦ 0、 2017)。図 4 に Bullet の銀経-速度図を示す。Y-shapeを示している上、CO+0.84+0.03 と同様に東側及び(e) b = −0.◦ 12 における銀経–速度 (l–V ) 図。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
高速度端が明るくなっている点も共通していること

4

0.05

今回の観測で発見された Y-shape について考える。
同様の Y-shape を持つ Bullet ではその起源として、(a)
S1

CO+0.84+0.03

0.0

S5

S3
S4

50 –0.05

Galactic Latitude [deg]が分かる。

Discussionb

高密度分子層に点状重力源が高速で突入するシナリcdオが提案されている (Yamada et al. 2017)。この場合

S2

重力源に近いガスほど強く加速されるため Y-shape

CO J=4-3(c) b=0.0°(b) b=+0.04°の形成を説明できる。しかしながら、Bullet の空間(d) b=–0.10°

的なスケールを再現するためには非常に大きな質量層の持つ磁場の影響を考慮することで説明が試みら–50れている。実際に磁気流体シミュレーションによって、加速領域の拡大及び Y-shape の形成が起こることが示された (Nomura et al. 2018)。図 5 に野村ら
–100

LSR Velocity [km s-1]

0.0(∼ 105 M ⊙ ) が必要となる。この点については分子

New HVCC
10
8

6

6

CO+0.84+0.03

4

4

6

S5

–150

2

0.90

0.85

0.80

0.90

く、10 M ⊙ 程度の質量でも Bullet が形成されうるこ

4

S3

2

0.85

S4

2

0.80

のシミュレーション結果を示す。この条件下では Y-

shape のサイズと重力源の質量に強い相関関係はな

8

8

0.90

0.85

0.80

Galactic Longitude [deg]とが示唆されている。
本研究で扱う CO+0.84+0.03 についても重力源突

図 3: CO J=4–3 輝線における HVCC forest の空間–入モデルで説明可能か検証を行った。観測結果に現速度構造。(a) l–b 積分強度図。積分範囲は VLSR =れている Y-shape はシミュレーション結果と異なり、−135 km s−1 ∼ −50 km s−1 。(c) b = +0.◦ 04、(d) 非対称な形状をしている。この形状は突入した重力源の運動方向によって説明できる。シミュレーショ
b = 0.◦ 0、(e) b = −0.◦ 10 における l–V 図。
ンでは視線方向に向かって重力源が運動しているが、視線方向に対し斜めに突入が起きた場合非対称な Y-

shape が形成できる可能性がある (図 6)。
HVCC forest 全体の形成起源について考える。
HVCC 同士の近隣性、速度構造の類似性および同程度の年齢から、これらは共通の起源を持ち、同時多発的に駆動された可能性が高いと言える。加えて、銀河回転から大きく外れた HVCC forest のシステム速度より、駆動源としてハローなど銀河面外から落下してきたガス雲や星団が想定される。実際に銀河系内を運動する球状星団は 100 km s−1 で銀河面を通過することがシミュレーションによって示されている (Bajkova & Bobylev 2019)。

5

Summary

図 4: Bullet の l–V 図 (Yamada et al. 2017)。各パネ

本研究では、Sgr B2 分子雲東域に存在する高速度

ルはそれぞれ (a) CO J=1–0 (b) CO J=3–2 (c) CO

コンパクト雲群 HVCC forest について CO J=4–3

J=4–3 (d) HCO+ J=1–0 輝線を示す。

輝線による観測及び解析を行った。その結果 HVCC

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
forest が 7 本の HVCC で構成されること、HVCC
loud

CO+0.84+0.03 が位置-速度図上で Y-shape と呼ばれ

ged c

る形状を持つことを確認した。野村らのシミュレー

Drag

ション結果を踏まえると、Y-shape は CO+0.84+0.03
が磁場を持った分子層に重力源が突入して形成されMassive object

たことを示唆すると考えられる。また、各 HVCC はハローなど銀河面外から落下してきた天体によってMolecular cloud

同時多発的に形成された可能性がある。

Line of sight

Simulation

図 6: 重力源と相互作用する分子雲の模式図。
Matsumura, S., Oka, T., Tanaka, T., Nagai, M.,
Kamegai, K., & Hasegawa, T. 2012, ApJ, 756, 87
Morris, M., & Serabyn, E. 1996, ARA&A, 34, 645
Nomura, M., Oka, T., Yamada, M., Takekawa, S., Osuga, K., Takahashi, R, H., & Asahina, Y. 2018, ApJ,
856, 91
Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., Tsuboi, M., &Miyazaki, A. 1998, ApJS, 118, 455
Oka, T., Mizuno, R., Miura, K., & Takekawa, S. 2016,
ApJL, 816, 7Satou, N., Sekimoto, Y., Iizuka, Y., et al. 2008, PASJ,60, 1199

図 5: 野村らのシミュレーション結果 (Nomura et al.

2018)。点状重力源が ∼ 100 km s−1 で分子雲中の高Tsujimoto, S., Oka, T., Takekawa, S., Yamada, M.,
Tokuyama, S., Iwata, Y., & Roll, A, J. 2018, ApJ,
856, 92

磁場層に突入することを想定している。(上) カラー、 Parsons, H., Dempsey, J, T., Thomas, H, S., Berry,
線、矢印はそれぞれ粒子の個数密度、磁力線、粒子の速度場を表す。(下) 上パネルでのマゼンタ破線範囲で積分した位置–速度図。カラーは柱密度。

Reference
Bajkova A. T., & Bobylev V. V. 2019, MNRAS, 488,
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Yamada, M., Oka, T., Takekawa, S., Iwata, Y., Tsujimoto, S., Tokuyama, S., Furusawa, M., Tanabe, K.,& Nomura, M. 2017, ApJL, 834, 3

——–index

星間 6
銀河系中心に存在する高速度分子雲の自動同定及び統計的研究慶應義塾大学理工学研究科基礎理工学専攻
宇留野麻香

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系中心に存在する高速度分子雲の自動同定及び統計的研究
宇留野 麻香 (慶應義塾大学大学大学院 理工学研究科)

Abstract
我々の住む銀河系の中心には、分子ガスが半径 200 pc 以内に集中する銀河系中心分子層（通称 CMZ）と呼ばれる領域が存在する。CMZ は銀河系円盤部に比べ高温・高密度・強い磁場を持つ等特異な物理状態を有する一方で、その起源は未だ解明されていない。CMZ 内には高速度コンパクト雲（通称 HVCC）という、非常にコンパクト（d ≤5 pc）で広い速度幅（∆V >50 km s−1 ）を持つ特異な分子雲が多数発見されている。発見された HVCC のうち特に運動エネルギーの高いものは大質量星団中の度重なる超新星爆発や中質量ブラックホール等の点状重力源との遭遇により形成されたと考えられており、CMZ の特異性及び中心核
超大質量ブラックホールの形成シナリオの解明において非常に重要な天体群であると示唆されている。

CO 0.02–0.02 や l = −1.2◦ 領域等、個別の HVCC については詳細な研究がなされている一方で、HVCC
全体の概数や空間・速度分布の統一的な知見は未だ得られていない。本研究では JCMT で取得された CO

J = 3 − 2 輝線の大規模データに対し先行研究で開発された HVCC 自動同定アルゴリズムを適用し、HVCCのカタログ作成を行った。CO J = 3 − 2 輝線は比較的高温・高密度な領域から放射される為、加熱・圧縮プ
ロセスが働いている HVCC を効率良くトレース出来ると期待される。今回の同定作業では目視で確認される

HVCC との対応が最大化されるよう各パラメータを精査した。その結果、CO J = 3 − 2 輝線のデータから
134 個の HVCC 候補天体が抽出された。本講演では同定された HVCC 候補天体の物理量や分布、一般的な分子雲との相違等について議論する。

1

Introduction
銀 河 系 の 中 心 に は 銀 河 系 中 心 分 子 層（Central

Molecular Zone; CMZ）と呼ばれる、半径 200 pc 以内に分子ガスが強く集中する領域が存在する。CMZ 内の分子雲は銀河円盤部の雲と比べ高温、高密度、また広い速度幅を持つことが知られている。その中でも極めて特異な性質を持つ高速度コンパクト雲（High Ve-

locity Compact Clouds; HVCCs）という天体が近年多数発見されている（Oka et al. 1998）。HVCC は非
常にコンパクト（d ≤ 5 pc）かつ広い速度幅（∆V >50 km s−1 ）で特徴づけられており、その起源として大質量星団内での多数の超新星爆発（l = −1.2◦ 領域; Tsujimoto et al. 2018）やコンパクトな重力源との遭遇（CO –0.40–0.22; Oka et al. 2016）、分子雲衝突等が考えられている。したがって HVCC は CMZ
内の特異性や銀河中心に存在する超大質量ブラック
ホールの形成シナリオを解明する為に重要な天体群として近年注目を浴びている。
個別の HVCC に関する詳細な研究は進んでいるものの、CMZ 内の HVCC の概数や空間・速度分布、物理的性質の統一的な見解は未だ得られていない。HVCC
は分子ガスの集中する領域に存在する為、その同定作業は困難を極める。CO J = 1 − 0 輝線データに対し行われた先行研究（Tokuyama 2018）では HVCC
同定アルゴリズムが開発され、それまでの目視に頼っていた同定状況が著しく改善し、主観的かつ自動的な HVCC 候補天体の同定が実現された。一方で、先行研究で使用された CO J = 1 − 0 輝線は低温・希薄な分子雲のトレーサーであり、CMZ 内でも一際高
温・高密度状態にある HVCC をプローブするには相応しくなかった。本研究では HVCC をより効率良く同定する為に、CO J = 1 − 0 輝線より高いエネル
ギー状態をトレースする CO J = 3 − 2 輝線のデー
タに対し HVCC の自動同定アルゴリズムを適用し、

HVCC の統計的解析を行った。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: (a) 元データ、（b）pressing method 後、(c) unsharp masking 後、(d) modiﬁed CLUMPFIND 後の銀経–速度図。(a)、(b)、(c) は銀緯方向に積分しており、(d) は図を銀緯の小さい側から圧縮したものである。

2

3.1

Observation
本研究では、ハワイ島マウナケア山の山頂にある電Pressing Method

CMZ の手前には銀河系円盤部が存在する為、観測

波望遠鏡 James Clerk Maxwell Telescope（JCMT） データは円盤部の吸収・放射の影響を受ける。よってで 2013 年 3 月から 9 月、2014 年 7 月、2015 年 3 円盤部と同じ速度を持つ範囲に対し pressing method
月から 6 月の期間に観測された CMZ の大規模デー(Sofue 1995) を施し、円盤部の影響を軽減させる処理

タを使用した（Parsons et al. 2018）。受信機にはを行った。その結果を図 1（a）、（b）に示す。元デー−1−1
HARPS（Heterodyne Array Reciver Program）、分 タ図 1 (a) で −100 km s ≤ VLSR ≤ 10 km s の光計には ACSIS （Auto-Correlation Spectral Imag- 速度範囲に存在した吸収線が、pressing 後の図 1 (b)ing System）を使用した。HARPS の空間分解能は では軽減されていることが分かる。

16.′′ 6、速度分解能は 0.85 km s−1 であった。 観測周
波数は CO J = 3 − 2 輝線に対応する 345.796 GHz、観測範囲は −5.0◦ ≤ l ≤ +5.0◦ , −1.0◦ ≤ b ≤ +1.0◦であった。本研究では、観測範囲のうち CMZ を含
◦

◦

◦

◦

3.2

Unsharp Masking

データを pressing した後、空間方向に小さく速度方

む −1.45 ≤ l ≤ +2.0 、−0.25 ≤ b ≤ +0.25 の領向にシャープな成分を際立たせる為に unsharp mask-

域を解析に用いた。

ing という処理を施した。その結果を図 1（c）に示す。

3

3.3

Analysis
CO J = 3 − 2 輝線のデータに適用した HVCC 自

Modiﬁed CLUMPFIND

分子雲の同定に良く用いられる CLUMPFIND ア

動同定アルゴリズムは、（１）pressing method、（２） ルゴリズム（William et al. 1994）は本来一つであunsharp masking、（３）modiﬁed CLUMPFIND の る分子雲を分断して検出してしまう恐れのある。そ

3 段階からなる。

こで今回は分子雲の余計な分断を抑える為に、独自のパラメータを導入した modiﬁed CLUMPFIND を用いた。その結果 142 個の分子雲を同定した。図 1

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: HVCC 候補天体の空間分布。HVCC 候補天体の位置をピンクのクロスで示している。
（d）に modiﬁed CLUMPFIND による HVCC の同定結果を示す。
最後に modiﬁed CLUMPFIND で得られた分子雲のうち速度分散の小さいもの 8 つは除外し、HVCC の典型的な速度分散を満たす分子雲（σV ≥ 20km s−1 ）のみを最終的な HVCC 候補天体として採択した。

4

Results
JCMT で得られた CMZ の CO J = 3 − 2 輝線デー

タに HVCC 自動同定アルゴリズムを適用した結果、著名な HVCC (CO –0.40–0.22、l = −1.2◦ 領域等）
を含む 134 個の HVCC 候補天体が同定された。そのうち 76 個は Tokuyama（2018）による CO J = 1−0
輝線の先行研究では発見されず、新たに同定されたものだった。また図 2 より、得られた HVCC は局所

図 3: HVCC 候補天体の各物理量の頻度分布。

的な分布は示さず、CMZ 全体に広く分布していることが分かる。

表 1: HVCC 候補天体の各物理量の平均値

またそれぞれの HVCC に対しサイズ R、速度分散

R

σV 、LTE 質量 MLTE 、ビリアル質量 Mvt 、運動エネ

σV

1.2 pcルギー Ekin 、パワー P 、力学的時間 texp を計算し31 km sEkin

た。頻度分布を図 3、平均値を表 1 に示す。

1.1 ×10

50

−1

MLTE

Mvt

2.8 ×10 M⊙

9.5 ×105 M⊙

3

texp
erg

4.0 ×10 years
4P
9.0 ×1037

erg s−1

CMZ の典型的な分子雲の速度分散が 2 pc 程度でσV ∼ 2 km s−1 であることを踏まえると (Shetty et
al. 2012)、今回得られた分子雲はそのサイズに対しどれも極めて大きな速度分散を有していることが分かる。また、超新星爆発一発が分子雲に供給できる
エネルギ−（∼ 1050 erg) と同定された HVCC のエ
ネルギーの平均値（1.1 ×1050 erg）
・頻度分布の比較より、同定された HVCC はどれも比較的高いエネル
ギー状態にあるといえる。

5

Discussion

5.1

ビリアルパラメータ α の評価

vt）はビ
ビリアル質量と LTE 質量の比 α（α = MMLTE

リアルパラメータと呼ばれ、α ≈ 1.13 で分子雲はビ
リアル平衡状態、α ≫ 1 で分子雲はビリアル平衡状
態にはなく、外圧に束縛されているかそもそも平衡状態にないと言われている（Bertoldi et al. 1992）。

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今回得られた HVCC それぞれに対しビリアルパラ
メータを求めたところ、どれも 152 < α < 1737 の間に値を持ち、平均値は αavg = 367 であった。よって、同定された HVCC 候補天体はどれも重力平衡状
態にはなく、外圧によって束縛されている、もしく
は平衡状態にないと考えられる。

面密度− Larson 係数関係

5.2

近年分子雲の表面密度 Σ と速度分散 σV 、サイズ Rの間に Σ ∝ Co (Co = σV /R1/2 : Larson 係数）という関係があることが発見された（Ballesteros-Paredes

et al. 2011; 以下 BP11）。この面密度− Larson 係
数関係はビリアル平衡状態の分子雲や分子雲の重力収縮による fragmentation モデルでよく再現されている。
得られた HVCC に対し面密度− Larson 係数関係を調べた結果を図 4 に示す。図 4 より、同定された

HVCC では面密度− Larson 係数関係は存在するものの、重力崩壊やビリアル平衡下の一般的な分子雲とは明らかに異なる挙動を示していることが分かる。
この関係式は未だ議論の余地が多い為、今後異なる

図 4: 分子雲の面密度− Larson 係数関係（BP11 より改変）。十字が同定された HVCC、G、H は一般的な分子雲を示す。free fall、Virial の点線はそれぞれ重力収縮、ビリアル平衡を仮定した場合に再現される関係式を表している。

4. HVCC 候補天体に面密度− Larson 係数関係は存在したが、重力崩壊やビリアル平衡で説明される分子雲とは明らかに異なる分布を示した。

環境下の分子雲で面密度− Larson 係数関係の研究がなされることで、HVCC の特異な分布の起源を解明することが期待できる。

今後は対応天体・衝撃波プローブ SiO 等の他輝線の有無を調査し HVCC に関する新たな知見が発見されることが期待される。

6

Conclusion
本研究では JCMT で取得された CMZ の CO J =3 − 2 輝線のデータに対し HVCC 自動同定アルゴリ
ズムを適用した。その結果を以下に示す。

1. 134 個の HVCC 候補天体が同定された。

Reference
Ballesteros-Paredes, J. et al. 2011, MNRAS, 411, 65
Bertoldi, F. et al. 1992, ApJ, 395, 140
Oka, T. et al. 1998, ApJS, 118, 455
Oka T. et al. 2008, PASJ, 60, 429

2. 同定された HVCC 候補天体どれもが CMZ 内の Oka, T. et al. 2016, ApJL, 816, 7
同サイズの一般的な分子雲と比べ広い速度分散、また高いエネルギー状態を有していた。

Parsons, H. et al. 2018, ApJS., 234, 22
Shetty, R. et al. 2012, MNRAS, 425, 720

3. HVCC 候補天体はどれも重力平衡状態にはなく、外圧により束縛されているかそもそも平衡状態にないと考えられる。

Sofue, Y. 1995, PASJ, 47, 527
Tsujimoto, S. et al. 2018, ApJ, 856, 92
Tokuyama, S. 2018, Master’s thesis, Keio University
Williams, J. P. et al. 1994, ApJ, 428, 693

——–index

星間 7
アンテナ銀河 NGC4038/4039 における広速度幅
分子雲の探査慶應義塾大学理工学研究科
西山苑実

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アンテナ銀河 NGC4038/4039 における広速度幅分子雲の探査

西山 苑実 (慶應義塾大学大学院 理工学研究科)

Abstract
アンテナ銀河 NGC4038/4039 の衝突領域には大量の高密度分子雲が集中し、その中で誕生した超巨大星団からの強烈な紫外線放射により広大な電離ガス領域が複数形成されている。近年、同領域において、空間的にコンパクトでありながら速度幅が異常に広い分子雲が一つ発見された。Firecracker と名付けられたこの特異分子雲は、星団形成領域から有意に離れた位置にあり、発見者らによって超巨大星団の前身であると解釈された。一方で、この Firecracker の特徴は、銀河系中心分子層において多数発見された高速度コンパク
ト雲 (High Velocity Compact Clouds; HVCC) と酷似している。

本研究では、ALMA Cycle0 におけるアンテナ銀河衝突領域の CO J =3–2 輝線データを再解析し、Fire-

cracker(もしくは HVCC) 同様の分子雲の探索を行った。その結果、衝突領域内に検出された計 107 個の分子雲のうち、Firecracker ともう一つの分子雲のみが極めて似通った性質を有していることがわかった。これは、系外銀河における HVCC 様分子雲として貴重なターゲットを提供するものである。

1

Introduction
アンテナ銀河 NGC4038/4039 は太陽系からおよそ 6300 万光年の距離に位置しており、2 つの銀河が激しくぶつかり合う衝突銀河である。衝突領域には
高密度分子雲が集中しており、爆発的な星形成が進むスターバースト銀河としても知られている。この星形成によって形成された多数の超巨大星団 (Super

Star Cluster; SSC) の影響で、特に赤外領域において明るく見える銀河である。

またアンテナ銀河は赤外線だけでなく可視光や水素・一酸化炭素の分子輝線も強く放射されることか
ら、新たな観測装置の性能試験の場としても利用される銀河である。アタカマ大型ミリ波サブミリ波干
渉計 (Atacama Large Millimeter/submillimeter Al-

lay; ALMA) においても、Science Verification および

Early Science の一環としてアンテナ銀河の衝突領域の観測が行われた。Science Verification の観測では、

CO J =1–0 輝線の天球面上の強度ピーク位置が先行研究において発見された水素分子輝線の強度ピークと一致することが示され、注目を集めた (Herrera etal. 2012)。その後 Early Science の観測により、同ピークが空間的にコンパクト (r∼25 pc) であるにもかかわらず、異常に速度幅が広い（∆v∼49±3 km·s−1 ）特異な分子雲であることがわかった (Johnson et al.

2015) 。この分子雲は発見者らによって Firecrackerと名づけられ、十分に大きい質量および圧力を有し、また星形成領域と有意に離れていることから SSC の前身として非常に有力な候補であると結論づけられた。

一方で、Firecracker の空間的にコンパクトであるが速度幅が広いという性質は、高速度コンパクト雲 (High

Velocity Compact Clouds; HVCC) のそれと一致する。HVCC とは、Central Molecular Zone; CMZ と呼ばれる銀河系中心部 (r∼200 pc) の強く分子ガスが集中している領域において複数発見されている天体

群で、空間的にコンパクト (d≤5 pc) かつ広い速度幅（∆v≥50 km·s−1 ）を有する特異分子雲である。HVCCの起源は未解明な部分が多いものの、超新星爆発や中質量ブラックホールとの関連性が示唆されている(Oka et al. 1998; Oka et al. 2016)。

本研究では、ALMA Early Science の観測データを再較正することによって、アンテナ銀河の衝突領域

における Firecracker 引いては HVCC 様分子雲の探査を行った。

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2

Methods/Instruments
and Observations
本研究では、2012 年 4 月から同年 11 月にかけて

アンテナ銀河の衝突領域を ALMA によって観測したデータを使用した (Project code: 2011.0.00876.S)。
観測輝線は CO J =3–2 輝線 (周波数 345.7960 GHz),

HCO+ J =4–3 輝線 (周波数 356.7342 GHz), HCN

J =4–3 輝線 (周波数 354.5055 GHz) および ∼850 µm
電波連続波、角度分解能は 0"". 56 × 0"". 43、速度分解能は 822.15 m·s−1 であった。データの再較正にはCommon Astronomy Software Applications(CASA)
ver.4.3.1 を用いた。

3

Results

図 1: アンテナ銀河の衝突領域。積分範囲はいず

れも 0.02 Jy beam− 1 から 0.52 Jy beam− 1 である。

(左) 積分強度図。Filament1 3(シアン)、SGMC1, 2,

4/5(マゼンタ) が示されている。 (中) 平均速度図 (右)速度分散図の分子雲が同定された。同定された分子雲については、
CO J =3–2 輝線データの再構成を行った結果、分 それぞれサイズパラメータ S(S = D tan√σ σ 、RA Dec子ガスの空間分布と速度構造が図 1 の様に得られ D は太陽系からの距離、σ および σは赤経・赤た。積分強度図の様子から、衝突領域の分子ガス構

RA

Dec

緯方向の強度の広がり), 線幅 σv , 分子ガス質量 MCO

造はおおよそフィラメント状 (fillament1∼3) になっ を求めた。
ており、フィラメント同士が接触している部分に特に分子雲が集中している様子が見て取れる。この分子雲が集中している領域は先行研究によって Super

Giant Molecular Complex; SGMC と名付けられた領域である (SGMC1, 2, 3, 4/5)。

平 均 速 度 図 で は 、フィラ メ ン ト の 速 度 が1550 km·s−1 付 近 と 1650 km·s−1 付 近 の 大 き く
2 成分に分けられることがわかる。この 2 成分は衝突する銀河それぞれに由来するものと考えられる。
また速度分散図からは、filament に含まれる領域、
特に SGMC1, 2, 4/5 の近傍に速度分散の大きい分子雲が分布している様子が見られる。

4.2

Firecracker との比較同定された 107 個の分子雲のうち Firecracker と共通した性質を有する分子雲を抽出するために、サイズ-線幅関係およびサイズ-質量関係について比較を行った。

同定された全分子雲についてサイズ-線幅関係をプロットすると図??の上図の様になった。ただし、図中の ID 番号は CLUMPFIND を行う際に各分子雲に付けられるもので、7 番が Firecracker に該当する。
また図中の直線は、銀河系中心部の一般的な分子雲について知られるサイズ-線幅関係である。この図よ4

Discussion

り、1, 6, 54, 95 番については、Firecracker と同様に4.1

分子雲の同定High Velocity Clouds; HVCs と表記する)。

観測領域中の分子雲クランプを同定するために、本研究では修正 CLUMPFIND アルゴリズムを用いた。
これは CO 輝線の強度分布から分子雲を同定するアルゴリズムである。結果として、観測領域中には 107 個

サイズに対する線幅が大きいという結果を得た (以降同様にして同定された全分子雲のサイズ-質量関

係をプロットすると図??の下図の様になった。図中の直線は同定された全ての分子雲に対して最小二乗法を用いてフィッティングしたものである。図より、

6, 11, 15, 17 番はサイズに対して質量が大きいとい2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
う性質が Firecracker に共通していることがわかった(以降 High Mass Clouds; HMCs と表記する)。

814 µm、555 µm) の観測結果である。同定された分子雲の位置を観測写真に重ね合わせた結果を図 3 および図 4 に示す。Firecracker は先行研究で述べられているとおり対応する天体が見られず、星形成領域から有意に離れていた。同様に対応する天体が見られなかったのは 6, 11, 17, 54, 95 番の分子雲であった。

図 3: HST によるアンテナ銀河の衝突領域の赤外線

写真の上に、HVCs および HMCs のピーク位置を重ねた (マゼンタ=HVCs、シアン=HMCs、緑=HVCsと HMCs の両方に該当する分子雲/Firecracker)。

4.2 および 4.3 の結果より、観測領域中の分子雲

図 2: (上) 同定された分子雲 (赤) のサイズ-線幅関係。Firecracker 及びそれに近い性質を有する分子雲については 図中に番号をふってある。また、直線

σv = 4.2 S

0.4は銀河系中心部の一般的な分子雲について知られるサイズ-線幅関係である (Oka et al.

2001)。(下) 同定された分子雲 (紫) のサイズ-分子ガス質量関係。図中の直線 MCO = 11.4S 3.0 は同定された分子雲について、最小二乗法を用いてフィッティ
ングしたものである。

4.3

対応天体

のうちサイズ-線幅関係、サイズ-質量関係、対応天体の有無の全てにおいて Firecracker と共通している分子雲は 6 番の分子雲のみに絞られることがわかった。

Firecracker と 6 番として同定された分子雲は系外銀

河中の HVCC 様分子雲として貴重なターゲットと言
える。

4.4

銀河系との比較

最後に、銀河系中の分子雲とアンテナ銀河中の分子雲についてサイズ-線幅関係を用いて比較を行った。
図 5 より、アンテナ銀河の分子雲は銀河系中の分子雲のトレンドを大きく逸脱することはなく、おおよそ同

じ直線状に分布しているように見えた。ただし、アン

4.2 で検出された HVCs、HMCs について、星形成 テナ銀河を観測した際の分解能と修正 CLUMPFINDとの関連性を調べるために赤外線および可視光で対の関係により 10 pc 程度以下の大きさの分子雲はサ使用したのは Hubble Space Telescope; HST にば、比較的銀河系中心部に近いトレンドを持ってい応天体が存在するかを調べた。

よる近赤外線 (波長 187 µm) および可視光 (波長イズが過大に評価されてしまっていることを考えれると考えられる。また、この分解能の限界により系

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図 5: アンテナ銀河 (赤)、銀河系中心 (青)、銀河系円
盤部 (緑) 分子雲のサイズ-線幅関係。HVCs には ID

番号を示してある。直線 σv = 4.2 S 0.4 は銀河系中心部の一般的な分子雲について知られるサイズ-線幅関係 (Oka et al. 2001)、直線 σv = 1.0 S 0.5 は銀河系円盤部の一般的な分子雲について知られるサイズ-線幅
関係 (Solomon et al. 1987) である。斜線部は銀河系内にみられる HVCC の該当範囲である。
図 4: HST によるアンテナ銀河衝突領域の可視光写真に、HVCs および HMCs のピーク位置を重ねた (マゼンタ=HVCs、シアン=HMCs、緑=HVCs と HMCsの両方に該当する分子雲/Firecracker)。 (上) 可視光
線 (波長 814 µm)(下) 可視光線 (波長 555 µm)子雲を検出することはできなかった。今後はより太陽系に近い銀河をターゲットとし、数 pc 程度のより高分解能な観測結果を元に探査を行うことで、銀河系との比較や物理状態の議論が可能であるような候
補天体を検出することを目指す。

内で発見される HVCC と同程度のサイズの分子雲はReferenceに HVCC と単純に比較を行うためには最低でも数 pc

Herrera, C. N., Boulanger, F., Nesvadba, N. P. H. &Falgarone, E. 2012, A&A, 538, L9

検出することはできなかった。銀河系内の分子雲、特程度の分解能が必要になると言える。

5

Conclusion

Johnson, K. E., Leroy, A. K., Indebetouw, R. et al.
2015, ApJ, 806, 35
OKa, T., Hasegawa, T., Sato, F., et al. 1998, ApJ, 118,
455

ALMA によるアンテナ銀河 NGC4038/4039 の衝突 OKa, T., Hasegawa, T., Sato, F., et al. 2001, ApJ, 562,1
領域の観測結果を再較正し、修正 CLUMPFIND アル
ゴリズムによって同定されたサイズ-線幅関係やサイズ-質量関係を調べた結果、観測領域中に Firecrackerに準ずる HVCC 様分子雲を一つ検出することができた。

しかしながら分解能の限界により、この観測結果を用いて系内 HVCC に匹敵するようなコンパクトな分

OKa, T., Mizuno, R., Miura, K., et al. 2016, ApJ, 816,
L7
Solomon, P. M., Rivolo, A. R., Barret, J. & Yahil, A.
1987, ApJ, 319, 730

——–index

星間 9
著しく非対称な重力崩壊型超新星残骸
G350.1-0.3 におけるイジェクタ速度の測定
立教大学理学研究科物理学専攻
土岡智也

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著しく非対称な重力崩壊型超新星残骸 G350.1−0.3 におけるイジェクタ速度の測定
土岡 智也 (立教大学大学院 理学研究科)

Abstract
近年、超新星のシミュレーションと観測の比較研究から超新星爆発が非等方的であることが示唆されている。しかし爆発前の星や爆発自身は点源としてしか観測できないため、非等方爆発メカニズムに迫る観測手段として十分とは言えない。空間構造が見られ、なおかつ輝線やアバンダンスといった情報をもつスペクトルが得られる超新星残骸の研究は、爆発構造や元素合成の描像を解明する上で非常に重要であると考えられる。G350.1−0.3 は X 線でのイメージが非常に歪な形状を示してるほか、中性子星の速いキック速度が予測されており (Lovchinsky et al. 2011)、爆発時の非対称効果を議論する上で最適の天体であると言える。
本研究では視線垂直方向に対しては Chandra X 線観測衛星による 2009 年と 2018 年の観測画像の比較解析
から、視線方向に対しては輝線のドップラーシフトを捉えることによって速度を推定した。結果、明るい東側の領域に関してイジェクタが視線垂直方向に 2000-4500 km s−1 で移動していることを示した (天体までの距離は Gaensler et al. 2008 より 4.5 kpc と仮定した)。そして視線方向に関しても多くの領域で 1000-2000

km s−1 の赤方偏移が見られた。これらの解析結果から、本天体は非常に若く、非対称的な超新星残骸であることが考えられる。今回の解析ではその分布だけでなく運動学にも迫れる事が分かったので、今後非対称
爆発の原因解明に重要なサンプルになり得る。

1

Introduction

本研究の対象天体である G350.1−0.3 は、X 線で観測される形状が著しく非対称な銀河系内の天体で太陽の 10 倍以上の質量をもつ星は、進化の最終段
階で重力崩壊型の超新星爆発を起こす。しかし、重力崩壊超新星（CC SNe）につながる詳細な爆発メカ
ニズムは未だに解明されておらず、現代の天体物理学における長年の問題の１つである。そこで、現時
点での超新星の研究で注目を集めているのが爆発機
構の「非対称性」であり、CC SNe の駆動に重要な役割を果たすことが示唆されている (Hughes at el.

2000)。超新星残骸（SNR）のイジェクタの分布や運動を観測データから引き出すことは、爆発の非対称性を調べる上で効果的な手法の１つである。特に、最近の観測研究では、非対称なイジェクタ分布と中性子星（Neutron Star：NS）キックの関係が、CC SNeの駆動仕組みを理解する上で重要であることを示している (Katsuda at el. 2018)。ただし、イジェクタと NS の両方の運動学を直接調査できる SNR は非常に少ないため、超新星モデルと詳細に比較することは困難である。

ある。これまでに偏光、熱的、非熱的な X 線、電波での放射が観測されており、これらの放射特性から歪な形をしているが SNR であると考えられている。残骸と同じ爆発で生まれたと考えられる Central Com-

pact Object（CCO）、XMMU J172054.5−372652 が存在しており (Gaensler et al. 2008, Lovchinsky et

al. 2011)、その位置から約 2 arcmin 東に偏ったイジェ
クタの構造を示している。天体の幾何学的な情報は、
この残骸が 600–1200 歳と非常に若いことや、CCO
が西方向に 1400–2600 km s−1 の大きい速度を持つ
ことを示唆している。
本研究では、X 線で観測される形状が著しく非対称な超新星残骸である G350.1−0.3 において、爆発によって生じたイジェクタの速度を Chandra 衛星の2009 年と 2018 年の観測データから測定し、「極度に非対称な超新星の運動学に迫る」ことを目的とした。

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図 1: 左：G350.1−0.3 の X 線イメージと optical flow を用いて算出した proper motion の速度ベクトル。
中央：差分 (2018 年 − 2009 年) のイメージ。緑の box は proper motion の解析に用いた 6 つの領域。右：2009 年のフラックスイメージ (0.5–7.0 keV)。

2

Observations
Chandra X 線観測衛星は赤外線領域の Spitzer 宇

宙望遠鏡、可視光領域の Hubble 宇宙望遠鏡、γ線領域の Compton γ線観測衛星と並ぶ米国 NASA の“Great Observatories” の１つであり、1999 年 7 月
23 日に打ち上げられた大型 X 線観測衛星である。角度分解能が視野の中心付近で約 0.5 秒角と他の X 線
望遠鏡に比べて非常に高く、本解析に適していると言える。

Chandra は対象天体である G350.1−0.3 を 2009 年
4 月と 2018 年 7 月に、観測装置の 1 つである Advanced CCD Imaging Spectrometer Spectroscopicarray (ACIS–S) によって観測している。それぞれの露光時間は 82.97 ks、および 189.24 ks である。 解析にはソフトウェアの CIAO（version 4.11）とキャ
リブレーションデータの CALDB（version 4.8.2）をに存在し 9 年間では位置が動かないと仮定した。更新後、2009 年と 2018 年の 8 つの点源の位置の比較
から CCD の Systematic Error として 0.377′′ を採用する。
図１の中央の図は G350.1−0.3 の特に明るい東部の領域において、2018 年のフラックスイメージから2009 年のフラックスイメージを差し引いたイメージを表している。よって濃い部分では 2009 年の、薄い部分では 2018 年のフラックスの影響が強い部分を示している。この図からは南北に伸びるフィラメント
構造があらゆる箇所で見られる。
今回、SNR の明るい東部のイジェクタの定量的な速度ベクトルを取得するために、動画や画像の解析
ツールの 1 つである optical flow を使用して 2009 年と 2018 年のフレーム間の物体の動きを計算した。その結果得られた速度ベクトルを以下の図１の左図で
示す。

用いた。

3.2

3

Analysis & Results

3.1

Image analysis

まずはじめに 2009 年と 2018 年のイメージを比較する際に、同じ位置のイメージを見ているのかを評価する必要がある。それぞれのイメージから SNR の周りに共通して存在する（CCO を除く）8 つの点源を選定し比較することで、2018 年の観測に点源が近づくように 2009 年のイベントファイルのアスペクト
ソリューションを更新した。ここで点源は十分遠く

Proper motion

図１の box1〜box6 の領域についてフラックスイ
メージの一次元投影を行なった。図２のプロットは、

box4 の投影データを示している。box の西側の辺を移
動距離 0 として box 東方向が正となる移動軸を定義する。図２の横軸はその移動 pixel 数 (1 pixel=0.492′′ )を表しており、縦軸はそれぞれの移動 pixel に関してbox 内のフラックスを移動軸の垂直方向に積分したものを示している。これらの領域と矢印の方向は、画像の差のイメージと optical flow で計算した速度ベクト
ルから決定した。2009 年と 2018 年の投影データを、

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それぞれ最小二乗法を用いてガウス関数でフィット

た proper motion の速度は以下の表１のようになった。6 つの領域に関して図１の右図に載っている矢印の方向に 4000 km s−1 前後の速度でイジェクタが運動していることがわかった。

normalized counts s−1 keV−1

et al. 2011) と仮定し、それぞれの box 領域で求め

normalized counts s−1 keV−1

速度を求めた。天体までの距離を 4.5 kpc(Lovchinsky

0.1

reg2
reg5
reg6

0.1

0.05

0.02

0.01

2.3

2.35

2.4
2.45
Energy (keV)

2.5

2.55

(data−model)/error

し、２つのガウシアンの中心軸の差からイジェクタの

0.01
10−3
10−4
10−5
2
0
−2
1

2
Energy (keV)5

図 4: 左：Chandra による G350.1−0.3 の S–Kα 輝線
付近のスペクトル（黒：reg2、赤：reg5、緑：reg6）。
右：reg3 における全体のスペクトル、best-fit モデル、
およびその残差（黒：2009 年、赤：2018 年）。

CIAO の specextract コマンドを使用して、6 つの領域からスペクトルを抽出した。エネルギー帯として 0.5–6.0 keV を使用した。鉄の K 輝線は、イオン化状態の変化の影響を受けやすいと考えられているため (中性状態で ∼ 6.4 keV、H-like に電離した状態で ∼ 7.0 keV)、そのエネルギー帯は含めなかった。
これらのスペクトルを、非平衡な熱的プラズマからの放射を再現する “vnei” および星間媒質による光図 2: box4 の投影データ。赤と青のプロットはそれ

電吸収を再現する “tbabs” の２つのコンポーネント

ぞれ 2009 年、2018 年の観測データを示している。赤でフィットした。今回は、各領域の 2009 年と 2018 年と青の放物線は 2009 年と 2018 年のデータに最小二のスペクトルデータで joint fit を行なった。図４の乗法でフィットしたガウス関数である。

右図は G350.1−0.3 のスペクトルと best-fit モデルおよびその残差を表している。
図４の左図は S–Kα のエネ

3.3

Radial velocity

ルギー帯にフォーカスした３つの領域のスペクトルを表し
G350.1−0.3 の視線方向に沿ったイジェクタの速度 ている。この図から輝線の重を直接測定した。図３は、Chandra でドップラーシ 心エネルギーが領域によってフトを解析するために使用した領域を示している。

変動していることがわかる。

“vnei” のパ ラ メ ー タ の １ つである redshift の値から視線
方向 (Line-of-sight direction、

図 5: 図３の各領域
における LOS 速度と電離パラメータ
LOS direction) の速度を求めた。図５は LOS 速度と電離パラメータ1 の関係を示している。東の 4 つ領域では 700–1800 km s−1 でredshift が、北の領域では Doppler shift がほとんど、
図 3:G350.1−0.3 のフラックスイメージ (0.5 −7.0 keV)。白いダッシュの楕円はドップラーシフトの解析に用いた６つの領域（左：東の reg1 から reg4、
右：北の reg5 と南の reg6）。

もしくは全く起きておらず、南の領域では 2500 km

s−1 以上で redshift が生じていることがわかった。
1 “vnei” モデルのパラメータの 1 つ。プラズマの電子密度 neと加熱を受けてからの経過時間 t の積で表され、輝線の重心エネ
ルギーに影響を及ぼす。

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表 1: 各領域のイジェクタの速度

regionavelocity[km s−1 ]angular direction bline-of-sight direction

total

1

3820 ± 380

4170+420−500

24170 ± 150

33530 ± 170

43660 ± 18053740 ± 260

64400 ± 250

1670+600−890
2150+90−840−330+180−260+1501340−240
840+80−30
1170+400−520a

図１の 6 つの box の番号に対応

b

天体までの距離を 4.5 kpc と仮定

3.4

Combined velocity field

54690+140−410
3540+170−170
3900+180−190
3830+250−250
4550+270−270

Conclusion

同じ領域に対して計算された proper motion と超新星の非対称爆発の機構に着目して、超新星残LOS 速度という２つの直行する速度を組み合わせ 骸 G350.1−0.3 のイジェクタ速度を見積もった。視て、それぞれの合計速度ベクトルを計算できる。3.3 線垂直方向に対しては Chandra X 線観測衛星によると全く同じ手法を用いて、スペクトル解析から図１

2009 年と 2018 年の観測画像の比較解析から、視線方の 6 つの box の LOS 速度を取得した。次に、表１に向に対しては輝線のドップラーシフトを捉えること示すような合計速度の絶対値を算出した。特に reg1、 によって速度を推定した。これらの 2 つの結果から2、6 のような SNR の明るい端の部分で 4000 km s−1

東の明るい領域で 3400–4800 km s−1 の速度を測定

以上の速度が観測された。

した。今後の課題としては CCO についても propermotion を測定することや爆発の中心を推測すること

4

Discussionなどがあげられる。

G350.1−0.3 は極度に非対称なイジェクタの分布を示しているが、その運動学については先行研究でも不明な点が多かった。本解析では３次元的なイジェ
クタ速度の測定に基づき、G350.1−0.3 の東側の領域
ではイジェクタのほとんどが、NS から遠ざかる方向に、3500 km s−1 以上の高速で広がっていることがAcknowledgement
とても変則的な状況が続く中、第 50 回天文・天体
物理若手夏の学校の開催にあたり尽力してください
ました運営の方々に心より感謝申し上げます。

わかった。さらにドップラーシフトの解析から、視線方向に着目すると、東側の領域は 700–1800 km s−1 、 Reference
南の領域ではさらに速い 2500 km s−1 以上でイジェ
クタが遠ざかっており、北の領域ではほとんど運動が見られないことを推定した。爆発の中心位置を決定[1] Gaensler, B. M., et al. 2008, ApJL, 680, L37[2] Hughes, J. P., et al. 2000, ApJL, 528, L109

するのが難しいが、これは非対称的な膨張をしてい[3] Katsuda, S., et al. 2018, ApJ, 856, 18

ることを示している。今回の解析では SNR の分布だ

[4] Lovchinsky, I., et al. 2011, ApJ, 731, 70

けでなく運動学にも迫れる事が分かったので、今後[5] Sato, T., et al. 2018, ApJ, 853, 46

非対称爆発の原因解明に重要なサンプルになり得る。

——–index

星間 10
宇宙線のフェルミ加速の計算法と精度の比較
名古屋大学理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
樋口諒

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

宇宙線のフェルミ加速の計算法と精度の比較
樋口 諒 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
宇宙線とは宇宙空間を飛びまわる高エネルギーの陽子、原子核、電子といったものを指す。それらは 102 eVから 1020 eV にわたる広いエネルギー分布を持っており、べき型の分布をしている。そのべきの値は 1015.5 eV付近で変化しておりこのエネルギーは knee energy と呼ばれている。それ以下のエネルギーを持つ宇宙線の起源は超新星残骸によって加速されていると考えられている。その理由は超新星残骸 (SNR) の衝撃波面で粒子が加速される機構である、フェルミ加速が考えられているからである。フェルミ加速を考えることで宇宙線のべき型分布とべきの値を説明できる (Bell 1978、Blandford ＆ Ostriker 1978) が、宇宙空間の典型的な物理量の値では宇宙線が knee energy まで到達できない問題が知られており、宇宙線の起源に対する議論は未だ決着がついていない。
この問題を解決するため、数値的に宇宙線の振る舞いを解く必要がある。本研究は四つの数値的解法でテスト計算を行い、優れた数値的解法の特定を行った。その結果最も精度良く計算が可能な計算コードを特定することに成功した。

1

Introduction
宇宙線の加速が行われる現場として有力な天体

は超新星残骸である。一般的に 8M⊙ 以上の質量を持つ恒星はその一生の終わりに超新星爆発を起こす。
その際に星間空間に物質を放出しながら衝撃波を作り、超新星残骸と呼ばれる天体になる。陽子や電子といった荷電粒子がこの衝撃波からエネルギーを受け取り、高エネルギー宇宙線になると考えられている。まずはその加速機構を定性的に解説する。
図 1 は宇宙線加速の概念を示した図である。超新星残骸の衝撃波静止系で考える1 と、衝撃波上流の流体速度 uu と下流の流体速度 ud は図の左から右に速度をもち、uu > ud である。衝撃波上流と下流ではともに流体の運動によって磁場が擾乱され電磁波が発生している。この衝撃波面に宇宙線陽子が侵入した場合、まず下流の磁場の擾乱と追突することで

図 1: フェルミ加速の概念図。背景流体は図左から右の速度を持っており、p は宇宙線陽子を表す。
運動量の交換を行い、上流に染み出す現象が起こる。
この際に宇宙線の運動量は光速度 c を用いて − 43 ucd倍になる。次に上流に染み出した宇宙線陽子は上流の磁場の擾乱と正面衝突し、下流に戻る。この際に宇宙線の運動量は 43 ucu 倍になる。いま uu > ud であるので宇宙線陽子が衝撃波面を往復すると結果として運動量の収支は正となり、加速が起こる。この加速をフェルミ加速と呼ぶ。

1 正確には Alfven 波静止系であるが、典型的に超新星残骸の衝撃波の速度は 103 km s−1 であり、Alfven 速度は 6km s−1 であるため衝撃波静止系としている。

フェルミ加速を記述するには移流拡散方程式を解け

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
ばよい。今回は 1 次元の移流拡散方程式 1 を用いる。

∂f (x, p, t)∂f (x, p, t) p ∂u ∂f (x, p, t)
+u
−
∂t
∂x
3 ∂x
∂p
2
∂ f (x, p, t)
=k
∂x2

∝ p

fs

u
− uu3u−ud(3)

ここで、強い衝撃波の極限では圧縮比 uu /ud → 4(1)であるので式 4 が成り立つ。

f は宇宙線の分布関数、p は宇宙線の運動量、uは流体の速度、k は拡散係数である。式 1 の左辺第fs

二項は宇宙線が背景流体とともに動く作用を表した
項、左辺第三項は背景流体の圧縮膨張によって宇宙線が加減速する作用を表した項、右辺は流体中の電磁波との相互作用により宇宙線が実空間上を拡散する項である。

∝ p−4(4)

解析解がわかっているので、移流拡散方程式の解をもとにテスト計算を行うことができる。本研究では移流拡散方程式を四つの方法で解くことで計算法の精度を検証した。

2

Methods
本章では比較する計算法の紹介を行う。まずは数値計算を行う上での注意を説明する。数値計算を行う際には空間を点に区切る差分化という作業が必要であるが、空間の区切り方と時間の区切り方には制約があり、コンピューター上の信号の速さが物理的な信号の速さを上回ってはいけないというものである。この条件を CFL 条件と呼び、拡散形の微分方
程式 ∂t f = k∂x2 f の際の時間刻み ∆t の条件は、空間
図 2: 背景流体の速度分布の図。図左が衝撃波上流、
図左が衝撃波下流である。x = 0 で不連続な階段関
数であり定常と仮定する。

刻み ∆x を用い ∆t < ∆x2 /k である。つまり時間刻
みは空間刻みの 2 乗によっており、空間分解能を倍上げようとすると時間刻みはその 2 乗で小さくしなければならないため、計算時間は単純に４倍になる。

この 1 次元移流拡散方程式は定常状態かつ、背景流体の速度分布が図 3 のように定常な階段関数で書

そのため、時間刻みの取り方は計算コストと深く関係する。

けるときのみ解析解が存在する。その上流での分布

次に比較する四つの計算手法を説明する。以降、あ関数の解は式 2 で表される。(Brandford & Ostriker

る物理量 fin は、i, n が整数として時間が n × ∆t 後

1978)の i × ∆x の場所の物理量を表す。一つ目は陽解法であり差分化を式 5 で行う。

f (x, p) = f0 (p)

( ∫ 0
)
uu
+ {fs (p) − f0 (p)} exp −
dx
x k
(2)

fin+1 = fin + k)∆t ( nnf− 2fin + fi−1∆x2 i+1(5)

この手法はプログラミングが簡単であるが、分解能の上昇により時間刻みが ∆x2 で小さくなってし

f0 は上流無限遠での分布関数、fs は衝撃波面で まい、計算に時間がかかる。
の分布関数である。また、衝撃波面での分布関数は
式 3 の性質をもつ。

二つ目は陰解法である。差分化は式 6 のように行う

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
れた方法で解いた。

fin+1 − k)∆t ( n+1
n+1
fi+1 − 2fin+1 + fi−1
= fin
2
∆x

以上四つの計算法を比較した。手法としては 1 次(6) 元移流拡散方程式 (式 1) を解き、定常状態での解析

この手法では左辺を行列とみなし、連立方程式を解くことで次の時間の物理量を計算する。この手法では CFL 条件がなく、時間刻みを大きくとることができる。しかしながら連立方程式を解くため計算コストは増え、またスーパーコンピューターでの運用は難しいという問題がある。
三 つ 目 は Supertime-stepping(STS) 法 で あ る(Alexiades 1994)。この手法の差分化の方法は式 5 の陽解法と同じであるが、時間刻み ∆t の決定の仕方が異なる。普通、CFL 条件は 1 ステップごとに計算が発散しないようにとるが、この手法ではあるステッ
プごとに計算が発散しないように CFL 条件をとって解との一致を調べた。衝撃波面での宇宙線の分布関
数 f の解析解は f ∝ p−4 である。しかし数値計算でこれを解くと、f ∝ p−4−ϵ と、べきの値が小さい方にずれる。このずれ ϵ の値をみた。背景流体は図 1 のように定常状態とし、宇宙線から流体に対する寄与は考えていない。運動量空間の分解能は一定にしたまま実空間上の分解能3 を変化させ、べきのずれ ϵ をみた。
求められる精度としては、衝撃波上流に逃げていく宇宙線陽子が引き起こす電流の誤差が 5%程度に収まる値を考えている。分布関数のずれ ϵ に換算すると ϵ < 0.01 を満たす計算法を探す。

いる。これによって時間刻み ∆t を陽解法よりも大きくとることが可能になり、高速化がなされた計算法である。この手法の優れた点は計算が早いという

3

Results点である。しかし精度はどの程度までよいかは実際計算を行って検証する必要がある。
最後に、電信方程式系を解くという方法である。これはそもそも 1 次元移流拡散方程式を解くものではない。まず移流拡散方程式はフォッカープランク方
程式を分布関数の等方成分 f0 で展開したものである。
この際に分布関数の１次の非等方成分 f1 まで展開した式である式 7 と 8 を解く (Bell et al. 2013, Inoue2019)。2∂f0 (x, p)∂t∂
p ∂u ∂f0 (x, p)(uf0 (x, p)) −
∂x
3 ∂x
∂p
c ∂f1 (x, p)
(7)
= −
3
∂x
∂f1 (x, p)∂+(uf1 (x, p))∂t∂x∂f0 (x, p)
c2
= − c
−
f1 (x, p)
(8)
∂x
3k
+

この手法を使うと、時間刻みが ∆x2 ではなく ∆x
によって決まるようになるため、より時間刻みを大きく取ることができる。しかしその精度は計算によって確認が必要である。これを Inoue (2019) で用いら
2 この二つの式の c → ∞ の非相対論的な極限をとり、F を1消去すると式 1 の 1 次元移流拡散方程式に戻る。

図 3: 縦軸が分布関数のべきのずれ ϵ であり下に行くほど高精度。横軸は拡散長 uu /k 内のセル数であり右に行くほど高分解能。Telegrapher-type が電信方
程式系の解法 (このデータは名古屋大学西野提供)。
結果、陽解法、陰解法、STS 法も分解能の向上とともに精度の上昇が見て取れるが、いずれも電信
方程式を解いたものの精度に及んでいない。その上求められる精度である ϵ < 0.01 を満たすものは電信
方程式解いたもののみである。さらなる高分解能の3 実空間上の分解能とは拡散長 k/u の中に入るメッシュ数のuことである。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
計算を行うことを考えた際にも電信方程式を解いたものが更なる精度の向上が期待できる。

4

Conclusion
陽解法、陰解法、STS 法、電信方程式の四つを検証した結果、電信方程式で解く解法が最も精度よく計算ができることが確認できた。以降はこの方法を用いて流体の運動や不安定性の成長などを含めた計算を行い、超新星残骸による加速についての研究を進めていくこととする。具体的には上流に脱出した宇宙線が引き起こす電流が流体に作用し、磁場を強くする Bell 不安定性 (Bell 2004) がある。この不安定性を考えることで宇宙線の獲得エネルギーの上限を上げることができる。

Acknowledgement
本研究を進めるにあたり指導教員の井上剛志准教授から多大な助言を賜りました。厚く感謝を申し上げます。またデータを提供してくださった西野さんや、発表の内容にコメントをくださった研究室の皆様にも厚くお礼を申し上げ、感謝の意を表します。

Reference
Inoue 2019, The Astrophysical Journal
Alexiades 1994, ReserchGate
Brandford & Ostriker 1978, The Astrophysical Journal
Bell 2004, Royal Astronomical Society

——–index

星間 11
数値計算を用いた宇宙線加速に向けたテスト計
算とその応用名古屋大学理学研究科 素粒子宇宙物理学専攻
西野将悟

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

数値計算を用いた宇宙線加速に向けたテスト計算
西野 将悟 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
宇宙線には 1020 eV 以上にも及ぶ高エネルギーな粒子が存在し、そのスペクトルはベキ型分布をしている。

knee energy と呼ばれる 3PeV 程度でベキ指数が変化しており、knee energy 以下のエネルギーの宇宙線は銀河内の超新星残骸で衝撃波を往復することで加速されると考えられている。そのような加速機構は衝撃波フェルミ機構と呼ばれている。しかし、銀河内の磁場強度では衝撃波フェルミ機構で宇宙線が knee energy に到達できないことが知られている。そこで、Bell 不安定と呼ばれる磁場を増幅する機構が提唱されてる (Bell2004)。実際に Bell 不安定の効果を考えることで knee energy を実現できるかどうか確かめるためには、何桁にもわたるエネルギーの範囲で宇宙線加速を数値計算しなければならず、そのためには MHD 方程式と移流拡散方程式 を同時に解く必要がある。そのような計算が行えるコードに Inoue(2019) で開発されたコードがある。ただし、Inoue(2019) では Bell 不安定自体は扱っていたが、衝撃波での粒子加速は扱っておらず、それらを同時に計算していなかった。Inoue(2019) で開発されたコードを衝撃波での粒子加速に適用することで Bell 不安定の効果を入れた粒子加速のシミュレーションができると考えられるが、実際に計算可能かは
テスト計算で確かめる必要がある。今発表ではテスト計算の結果について発表する。また、Bell 不安定に加えて、宇宙線圧力による背景流体へのフィードバックも、衝撃波近傍の物理量を変化させることで宇宙線の加速効率に影響を与えると考えられている。実際にどう宇宙線加速に影響するかについても今発表で議論し
たい。

1

導入

し、Inoue(2019) では Bell 不安定自体は扱っていたが、衝撃波での粒子加速は扱っておらず、それらを宇宙線には 1020 eV 以上にも及ぶ高エネルギーな同時に計算していなかったため、このコードを用い粒子が存在し、そのスペクトルはベキ型分布をしてて実際に Bell 不安定の効果を入れた宇宙線加速の計いる。 knee energy と呼ばれる 3eV 程度でベキ指数算が可能かはテスト計算で確かめる必要がある。

が変化しており、knee energy 以下のエネルギーのまた、Bell 不安定の他に、宇宙線から流体への寄

宇宙線は銀河内の超新星残骸で衝撃波を往復するこ与として、宇宙線圧力によるものが知られている。

とで加速されると考えられている。しかし、銀河内

宇宙線圧力が Bell 不安定を引き起こす電流を変化さの典型的な磁場では超新星残骸による宇宙線加速でせ、宇宙線の最大エネルギーに影響を与えると考え

knee energy を実現することができないことが知らられる。

れている。そこで、Bell 不安定と呼ばれる磁場を増本集録では、テスト計算、および宇宙線圧力によ幅する機構が提唱されている (Bell 2004)。Bell 不安

る宇宙線電流の変化に関する数値計算について、手定とは、宇宙線による電流によって磁場を増幅させ法と結果を記す。

る機構である。実際に Bell 不安定による磁場増幅を考えることで knee energy を実現できるかどうかは数値計算で確かめる必要がある。Bell 不安定を考慮に入れた宇宙線加速の数値計算には、移流拡散方程式と Bell 不安定の効果を入れた MHD 方程式を同時

2

Bell 不安定入り宇宙線加速のテ
スト計算手法に解く必要があり、そのような計算が可能なコード

Bell 不安定の効果を入れた宇宙線加速の数値計算に、Inoue(2019) で開発されたコードがある。しかを行った。パラメーターには超新星残骸のごく初期

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校のものを用いた。超新星残骸のごく初期には、衝撃波は親星が超新星爆発を起こす前に吐き出した恒星
風の影響で高密度、強磁場になっている領域を走る。
表 1 のような物理量を初期条件に用い、マッハ数 100の衝撃波を走らせた。また、δ B 2 /Bx2 =0.1 となるよ
うに磁場の擾乱を white noise で初期に与えた。宇宙線については、式 (1) のようにして衝撃波面に定常にデルタ関数で宇宙線を注入した。
()∂ f0
η n vshock pinj=δ(p − pmin ) δ(x − xshock )∂ t inj
4π p2min pmin(1)
ただし、n vshock は衝撃波に流入する流体の粒子数、

図 2: 衝撃波からの距離とδ B/Bx の関係。ただし、√

δB =By2 + Bz2 。

η は衝撃波に流入する流体の粒子数のうち宇宙線になる割合、pinj は注入される宇宙線の運動量、pminは計算する宇宙線の最小運動量である。今回の計算
では、η = 10−4 、pinj = 1.8 × 10−1 GeV/c、pmin =103 GeV/c を用いた。ボックスサイズは 7 × 1014 cmとし、524288 セルで分解した。運動量は、対数スケー
ルで 103 GeV/c から 107 GeV を 128 セルで分割した。
表 1: 衝撃波上流の物理量の初期条件
ρ
2 × 10−15 g cm−3vx

0 cm s−1P

1.1 erg cm−3

Bx

0.27 G

図 3: 宇宙線のスペクトル。縦軸は宇宙線の分布関数

f に運動量の 2 乗をかけている。
図 1 と図 2 を見ると、上流に逃げ出した宇宙線による宇宙線電流が磁場を増幅させてることが確認で3きる。宇宙線スペクトルは図 3 のようになり、最大Bell 不安定入り宇宙線加速のテ エネルギーは 0.97 PeV となり Inoue(2019) で開発されたコードが PeV 加速の数値計算において有効であ
スト計算結果ることがわかった。

4

宇宙線圧力入りの宇宙線加速計
算手法
宇宙線圧力は、PCR =図 1: 衝撃波からの距離と宇宙線電流の関係

4πc3∫ pmaxpmin

p5 f (x, p)√d ln pm2 c2 + p2(2)から計算できる。ただし、m は陽子の質量である。

MHD 方程式に宇宙線圧力の圧力勾配によって加わ2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
る力、宇宙線圧力がする仕事を加えることで宇宙線圧力による流体への寄与を計算できる。衝撃波のマッ
ハ数を 10 とし、上流静止系における衝撃波の速度を1.5 × 109 cm s−1 とし、アルフベンマッハ数が 6877になるように磁場をおいた。宇宙線の注入は式 (1)を用い、η = 10−3 とした。pinj /mc = 8.7 × 10−2 、

pmin /mc = 1 とし、1 ≤ p/mc ≤ 103 を対数スケー
ルで 128 セルに分解した。ボックスサイズは p/mc =103 の宇宙線の拡散長の 16 倍とし、131072 セルで空間を分解した。宇宙線電流による流体への寄与は入れずに宇宙線圧力を入れた宇宙線加速の数値計算をし、衝撃波構造、スペクトル、宇宙線電流を求めた。 図 5: 宇宙線圧力がある場合の宇宙線スペクトル。縦軸は宇宙線の分布関数に運動量の 4 乗をかけている。

5

宇宙線圧力入りの宇宙線加速計
算結果
衝撃波の構造は図 4 のように、宇宙線のスペクト

ルは図 5 のようになった。

図 6: 宇宙線圧力がある場合の宇宙線電流とない場合の宇宙線電流の比較。電流は e nup vup で規格化している。ただし、e は素電荷、nup は衝撃波上流の流体の数密度の初期条件
ルギー粒子は全体の大きな圧縮比を感じて加速効率が上がるためである。
図 4: 宇宙線圧力がある場合の衝撃波の構造。l は宇宙線圧力がある場合とない場合の宇宙線電流を
p c = m c2 の宇宙線の拡散長。vup 衝撃波静止系にお 比べると、図 6 のようになり、宇宙線圧力がある場
ける初期の上流の流体の速度。時間は l/vup で規格 合の方が宇宙線電流が大きくなることがわかる。
化している。
宇宙線圧力がある場合の良く知られた衝撃波構造、 6

議論

スペクトルが計算で再現できていることがわかる。

宇宙線圧力がある場合に上流の速度が減速するのは、宇宙線圧力がある場合の方がない場合に比べて宇上流に染み出す宇宙線によって流体が押されるため

宙線電流が大きくなる理由を考える。図 4 を見ると、である。スペクトルが変化するのは、拡散長が短い

宇宙線圧力がある場合に上流が減速していることが低エネルギー粒子は衝撃波近傍の小さい圧縮比を感わかる。また、図 5 を見ると、高エネルギーの宇宙線

じて加速効率が下がる一方で、拡散長が長い高エネ

は宇宙線がない場合に比べて加速効率が上がり、量が大きくなっていることがわかる。以上のことから、

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
上流に宇宙線が逃げ出しやすくなり、その結果、宇宙線電流が大きくなると考えられる。

7

結論
Inoue(2019) で開発されたコードを用いた数値計算

が超新星残骸での最大エネルギーを計算する上で非常に有効であることがわかった。また、宇宙線圧力をさらに考慮することで、Bell 不安定を引き起こす
宇宙線電流が大きくなり、宇宙線の最大エネルギーを大きくする示唆を得た。

謝辞
本研究を行うにあたって、井上剛志准教授をはじめ、熱心に指導していただいた同研究室の方々に感謝申し上げます。

Reference
Bell, A. R. 2004, MNRAS, 353, 550
Bell,A.R., Schure, K. M., Reville, B. & Giacinti, G.
2013, MNRAS, 431, 415
Blandford, R. D., & Ostriker, J. P. 1978, ApJ, 221, L29
Inoue, T. 2019, ApJ, 872, 46

——–index

星間 12
middle-aged 期に至る超新星残骸からの非熱的放射の計算
京都大学理学研究科 宇宙物理学教室
小橋亮介

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

middle-aged 期に至る超新星残骸からの非熱的放射の計算
小橋 亮介 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstractknee と呼ばれる 3 PeV 以下のエネルギーを持つ宇宙線は銀河系内由来とされている。加速機構の有力候補の 1 つとして、超新星残骸 (Supernova Remnant; SNR) における拡散衝撃波加速 (Diﬀusive ShockAccleration; DSA) 理論が提案されているが、これで説明できるかは未だ解明されていない。加速された宇宙線は、その周りにある分子雲などとの相互作用により生じる非熱的放射の形で観測することができる。DSA理論を用いた非熱的放射の再現により DSA 理論の妥当性の根拠が得られる。
様々な SNR をガンマ線で観測すると、そのスペクトルには年齢に依存した概形が見られ、またそのピー
クエネルギーも年齢に応じて変動している。この起源については加速機構の不定性も相まって、まだよく分
かっていない。この変動を理解するため、我々の研究室では、全年代にわたって SNR の進化を一つのモデ
ルで再現することを目標に数値モデルを構築している。先行研究である Yasuda & Lee (2019) は、様々な環境における SNR の衝撃波での DSA 理論と、π0 崩壊や逆コンプトン散乱などのガンマ線放射機構を組み合わせることで、超新星爆発後の年代が初期から Sedov 期 (∼5,000 yr) までのガンマ線スペクトルの計算を可能にした。しかし、 SNR の時間経過に伴い温度が低くなることで、衝撃波後方のガスで起こる放射冷却の効果を加味していなかった。そのため、Radiative 期 (≳10,000 yr) の SNR までは考えられなかった。
そこで、Yasuda & Lee (2019) で開発されたコード (CR-hydro code) に、前述した放射冷却の効果を加えることで、Radiative 期にいたる計算を可能にした。本研究も、非熱的放射の一般的な描像を得るために、様々な環境の下で計算することが目標であるが、そのテストとして環境は高密度一様を仮定した。また、宇宙線の加速効率によって流体進化の様子も影響を受ける (Lee et al. 2015)。本発表では、宇宙線の加速効率
パラメータを変えた各場合の計算結果を比較し、議論する。

1

Introduction
銀河宇宙線の起源の候補天体の一つとして、エネルギー論の観点から超新星残骸が挙げられており、その加速機構として衝撃波加速が提案されている。

γ 線放射が観測されていることも、超新星残骸を
宇宙線起源の天体として扱う根拠の一つである。なぜなら、宇宙線が周りにある分子雲などと相互作用して放射されたと考えられるためである。とくに、γ線が宇宙線の起源や加速機構特定に優れている点は、透過性が高いことである。γ 線は生成された場所か
ら観測地点まで星間空間を真っすぐ進むため、それを逆にたどれば発生した場所を比較的正確に特定できる。それに加え、伝搬中のエネルギー損失が少な
いため、加速された宇宙線の情報、ひいてはその加速機構をより正確に把握することができる。

γ 線が生成する反応機構には主に二種類あると考えられている。π 0 崩壊と呼ばれる宇宙線陽子由来の反応と、逆コンプトン散乱と呼ばれる宇宙線電子由来の反応であり、それぞれの起源から hadronic とleptonic とも呼ばれる。γ 線スペクトルから最高エネ
ルギーなどの、加速された宇宙線の情報を導くためには、これらの機構のどちらが優勢であるかが重要となってくる。
過去の先行研究では、超新星残骸の γ 線スペクト
ルの観測結果から、超新星残骸の年齢と γ 線生成機
構に関連があると言われてきた。個々の超新星残骸に対する γ 線スペクトルフィッティングから、およそ1,000 yr 未満、1,000 yr 以上 5,000 yr 未満、10,000
yr 以上の年代において、γ 線生成機構が、hadronic、
leptonic、hadronic と交互に現れるというシナリオが示唆されている。Yuan et al. (2012) では、この γ 線放射の進化は超新星残骸の星周環境、特に密度に依2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
存することに起因すると提唱した。しかしこの主張は観測面からの示唆のみなので、外側の環境の半径依存性や超新星の親星の性質などを考えていなかっ•< 2,000 yr• < 10,000 yr

ISM/stellar wind or
molecular cloud̶Reverse shock
が内部を掃ききる=中心部は加熱た。そこで、このことを確かめるために、Yasuda &Lee (2019) では様々な星周環境を仮定して、5,000 yr

108 K

まで数値シミュレーションを行い、時間発展とともにどの機構が優勢になるのかを導いた。その結果、放射される γ 線は外側の環境での密度や磁場などのパ̶cooling shellの形成• > 10,000 yr

̶Forward shockの減速により加熱効率が低下

ラメータに依存しており、観測から示唆されていたような単純な解釈にはならないということを導いた。
しかし彼らは、2.1 節で説明される radiative cooling

108 K

106 K
106 K

の効果を取り入れていなかったため、10,000 yr 以上の計算は行ってはいなかった。

10,000 yr 以上の SNR である W44 と IC443 のガンマ線生成機構が hadronic だった (Ackermann et al.

(2013)) ことから、他の同時期の SNR も含め、膨張し分子雲のような高密度領域と衝突し、それゆえ普遍的に hadronic であると予想される。しかし、Yasuda& Lee (2019) の時と同様に、10,000 yr 以上でも観測から示唆されるシナリオとは違う結果が得られることも期待できる。 そこで我々は、Yasuda & Lee (2019)
では考慮されていなかった放射冷却の効果 (2.1 節)を取り入れることで、10,000 yr に至る長時間の計算を可能にし、ガンマ線放射がどのように進化するのか研究することにした。
本研究の目標は、様々な環境の中で、一つの SNRが一生で加速する宇宙線の時間進化を計算することである。本発表では、その前段階として高密度一様の環境の中でテスト計算としての計算を実行する。

図 1: 超新星残骸の進化における各年代での流体構造
内側に残っている超新星由来の放出物 (ejecta) と、

Forward shock の外側にある星間物質など外側環境
は、冷たいままである (図 1 の左上)。
次に 10,000 yr 程度になると、Reverse shock が中心まで到達し、内側の ejecta をすべて掃ききるので、中心部も加熱された状態になる (図 1 の右上)。
最後に 10,000 yr を超える年齢になると、Forward

shock によって掃かれた物質が過多になり減速していくので、Forward shock による加熱効率が低下する(図 1 の左下)。このため、内側がより熱く、外側がよ
り冷たいような温度勾配が形成される。冷えている
外側の領域が断熱膨張により、放射冷却の効果がよ
り効きやすくなる温度領域 (∼ 106 K) まで冷えると、放射によって外側のエネルギーがさらに失われ減速する。そのため、内側に高温高圧の領域が、外側に低温低圧な領域が形成されることにより、ガスの流

2

Methods

2.1

Radiative cooling

10,000 yr 以降での超新星残骸の進化を追う上で、重要となる radiative cooling について説明する (図1)。
まず 2,000 yr ほどの年齢では、Forward shock とReverse shock と呼ばれる 2 つの衝撃波がそれぞれ外向きと内向きに立っている。Forward shock に取り込まれた星間物質は、shock のエネルギーを貰って加熱される。まだ Reverse shock が到達していない

れが Forward shock のすぐ内側にたまっていくことにより、”cooling shell” (または”radiative shell”) と呼ばれる高密度領域を形成する (図 1 の右下)。
この高密度領域は、スペクトルが増加する方向に働くことが予想される。なぜなら、cooling shell に
よって γ 線を生成するための物質が増えることに加えて、高い密度のプラズマに巻きつく磁場も大きくなり、宇宙線強度が上がることが期待されるからである。また、この現象が起こるとされる年代を radiative

phase と呼ぶことにする。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
ほどの薄い領域に 100 倍ほどの高密度領域が形成さ

cooling function [ erg cm3 s−1 ]

−20
1×10
10−20

cooling[ergcm3s−1]

1×10

れた。

−21

−22
1×10
10−22

1×10

−23

10−24

1×10−24 410000
10100000

6

10 6
1×10

1×107

T T[K]
[K]

8

10 8
1×10

10

10 10
1×10

1×109

図 2: 今回用いた cooling curve (参考文献： Suther-land & Dopita 1993)

2.2

Simulation code

流体コードは、Yasuda & Lee (2019) で用いられた
流体計算と宇宙線加速を同時に行う、複合的なコード”CR-hydro code”を用いた。今回我々は、そこにradiative cooling の効果を導入することで、長時間計算を可能にした。

radiative cooling については、輝線放射や再結合
放射を考慮している Sutherland & Dopita (1993) のcooling curve を用いた (図 2)。
爆発の初期条件として、ejecta 質量を Mejecta =図 3: 500 yr ごとの 5,000 yr までの密度分布の進化。

10 M⊙ とし、爆発エネルギーを 1051 erg として爆 半径は徐々に大きくなっている。上段は高効率、下発させた。また星周環境は一様分布を仮定し、n = 段は低効率の場合。
0100 cm−3 の高密度環境を用いた。環境については、
π 0 崩壊により GeV 領域で明るい SNR の環境に対応しており、また、高密度のため 10,000 yr 未満でradiative phase に到達する環境に相当する。
さらに、粒子加速が高効率の場合と低効率の場合の二つの場合で計算結果を比較した。ここでの効率とは、熱的粒子のうち粒子加速に注入される粒子の割合のことである。
以上の条件で、5,000 yr まで数値計算を行った。

3

低効率の場合に密度構造が急変していた各場合の4,700 yr における圧力分布を図 4 に示す。高密度の場
合、内側から速いガス流が押してくるので衝撃波のすぐ下流で圧縮はされるものの、(熱的な) ガス圧では無く宇宙線の圧力で支えられるために shell 構造はできないものと考えられる。それに対し低密度の場
合には、宇宙線圧力が高効率の場合ほど効かず、 (熱的な) ガス成分が圧縮されたものと考えられる。

Hydronamic Profiles
5,000 yr までの密度分布を 500 yr ごとに図示する

4

Gamma-ray emission(図 3)。高効率の場合は、衝撃波下流で高密度に圧縮

γ 線スペクトルを、GeV 帯域 (1 GeV-100GeV) とはされなかったのに対し、低効率の場合は、0.02 pc

TeV 帯域 (1 TeV-10TeV) それぞれで積分した flux

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 4,700 yr における圧力分布。上段は高効率、下

図 5: GeV 帯域 (1 GeV-100GeV; 上段) と TeV 帯域

段は低効率の場合であり、いずれの図でも紫線はガ(1 TeV-10TeV; 下段) それぞれで積分した γ 線 flux。

ス成分、緑線は宇宙線成分を表す。
子加速を組み合わせたコードに放射冷却の効果を取を図 5 に示す。

り入れることで radiative phase まで計算した。 粒

GeV、TeV ともに同様の傾向が見られた。高効率 子加速が低効率の場合、shell 構造によって γ 線 fluxの場合、徐々に減少していくのに対して、低効率の場が増大傾向を発見した。一方、高効率の場合、shell合、約 4,000 yr から急増していることが確認できる。 構造ができるような圧縮はされず、γ 線 flux はほぼ(ここには図示していないが) γ 線スペクトルにより 一定だった。
確認すると、TeV 領域にピークを持つ逆コンプトン
散乱は、いずれの場合にもほぼ一定であったが、GeV0領域にピークを持つ π 崩壊は、高効率の場合にほぼ一定、かつ低効率の場合に shell 形成を反映した増加傾向が見られることから説明がつく。

Reference
Yasuda, H., & Lee, S.-H. 2019, ApJ, 876, 27
Lee, S.-H., Patnaude, D. J., Raymond, J. C., et al. 2015,
ApJ, 806, 71
Yuan, Q., Liu, S., & Bi, X. 2012, ApJ, 761, 133

5Conclusion
一つの SNR が一生で加速する宇宙線の時間進化を計算することが目標である。SNR の進化を流体と粒

Ackermann, M., Ajello, M., Allafort, A., et al. 2013,
Science, 339, 807
Sutherland, R. S., & Dopita, M. A. 1993, ApJS, 88, 253

——–index

星間 13超新星残骸 W28 における過電離プラズマの生成機構の観測的研究
奈良教育大学大学院教育学研究科教科教育専攻
火物瑠偉

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

超新星残骸 W28 における過電離プラズマの生成機構の研究
火物 瑠偉 (奈良教育大学大学院 教育学研究科)

Abstract
超新星残骸（SNR）のこれまでの観測では、電離が優勢な電離優勢プラズマ (IP)、もしくは電離と再結合が平衡状態の電離平衡プラズマ (CIE) を持つことが確認されてきた。しかし近年、一部の SNR で再結合が優勢な過電離プラズマ (RP) が観測された。RP の生成機構は従来の SNR 進化の描像では説明がつかず、様々な説があるが未だに議論が続いている。 W28 は銀河中心近くに位置する SNR であり、RP をもつことが知られている。X 線天文衛星すざくの公開データを用いて、W28 の中心領域における RP 遷移時のプラズマ状態を調べた。スペクトル解析は「RP 遷移前のプラズマ状態が IP で元素間で電離温度 kTz が異なる」ことを仮定したモデルを用いて行った。その結果、Ne から Fe までの元素で RP 遷移時の kTz が異なることを明らかにした。高密度星周物質の密度を ∼ 100 cm−3 と仮定すると、断熱膨張の場合は爆発後 300 年以内に RP遷移が起きたと制限できた。一方熱伝導の場合、セドフ解による kTz (S) の説明が難しいため棄却された。

1

Introduction

いる。ここでは X 線天文衛星すざくによる観測を行い、元素間における電離状態の違いやシミュレーショ

超新星残骸 (SNR) は、恒星からの噴出物（イジェ
クタ）と爆発衝撃波が掃き集めた星間物質（ISM）で構成される温度 kT ∼keV の高温プラズマを伴う。この高温プラズマが生成される際、まず粒子（電子）の温度（電子温度 kTe ）が上昇し、電子がイオンを電離し電離状態（電離温度 kTz ）が上昇する。この時、kTe > kTz の電離優勢プラズマ (IP) であり、10 万年以上の時間をかけて kTe = kTz の電離平衡状態(CIE) となる、と考えられている。しかし近年、一部の SNR では kTe < kTz の再結合が優勢な過電離プ
ラズマ (RP) が観測された。従来の SNR の進化の描像では RP を生成できず、様々な説があるが、未だに議論が続けられている。これまでの X 線スペクトル
データの解析では、「RP 生成時はある温度の CIE と等しい電離状態であり、その温度よりも低い電子温ンで算出した電離タイムスケール等を調べ、RP 生成の要因は高密度星周物質 (CSM) から希薄な ISM 空間への伝播による断熱膨張であるとした。また Okon

et al. (2018) では kTe の空間分布を調べた結果、分子雲との位置相関から熱伝導による RP 生成を主張した。これらは従来の「CIE プラズマの初期状態」を仮定したモデルを用いており、Okon et al.(2018)の中心領域スペクトルに対するモデルフィットではχν (d.o.f.) = 1.71(343) で、残差が大きく残っていた。
そこで本研究では先行研究と同様のすざくデータを用いて、Hirayama et al. (2018) と同様の過電離
状態遷移時に電離温度が元素間で異なるモデルを用
いて W28 のスペクトルが再現できるかを試みる。それによって W28 の RP の成因を調べることを目的とする。今回は特に統計が多い中心領域を調査した。

度で時間経過している」と仮定したモデルが用いられてきた。しかし多くの SNR のプラズマ状態は IPであり、元素間で kTz は異なる。そこで、Hirayama

et al.(2018) では過電離遷移時に元素間で kTz が異な

2

Observations

るモデルを用いて IC443 のスペクトル再現を試みた。

表 1 に W28 とバックグラウンド（BGD）のスペ

その結果、Ne から Fe、Ni までの元素間で過電離遷クトル作成に使用したすざくの観測データのログを移時において kTz が異なることを明らかにした。

まとめた。W28 は観測データ全体に広がっている

W28 は銀河中心近くに位置する SNR であり、 ため、BGD の見積もりのために近傍の視野（Obs
Sawada & Koyama (2012) により RP が報告されて ID=500008010）のデータも使用した。解析にはすざ2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 観測ログ

Obs ID

露光時間 (ks)(R.A, Dec)
◦

′

備考

505005010′′

18 : 00 : 17, −23 21 59

73.0

天体データ

500008010

18 : 03 : 49, −22◦ 01′ 03′′

40.7

バックグラウンドデータ

くに搭載されている X 線 CCD カメラのうち、XIS0、 al.(2013) と同じ値を仮定し、輝度は 7.8×10−14 、6.5×1、3 で取得したデータを用いた。XIS2 は電荷漏れが 10−14 ergs s−1 cm−2 arcmin−2 を得た。また CXB は確認されたため 2006 年以降の観測を中止した。XIS0 Kushino et al.(2002) を参照し、Γ = 1.4、1 keV でのは 2009 年に不具合により一部データが欠けてしまっ normalization を 8.2 × 10−7 ph s−1 cm−2 arcmin−2ている。解析時、取得した生データから検出器由来と固定した。その結果、スペクトルは概ね再現できのバックグラウンド (NXB) を差し引き、有効面積たため、天体のスペクトルフィットに用いる BGD との補正を行った。用いた解析ツールは、Heasoft ver-

して、このモデルを適用する。

sion 6.24、CALDB (2016-06-07) である。また、ゲインの不定性があるため、使用するプラズマモデルのredshift を用いて、ゲインの調整を行うこととした。

3

Analysis and Results

3.1

Background Estimation

図 1 は W28 の中心領域と Nearby Sky 領域の全エ

図 1: W28 の中心領域（左）と Nearby Sky(右) のXIS1 で観測した全エネルギーバンドイメージ。

ネルギーバンドイメージである。

Okon et al. (2018) では、outside 領域を BGD 領
域として指定した。しかし、この領域は北東 rim 領
域と隣接しており、W28 の影響が及んでいると考えられる。そこでこの領域からのスペクトルを取得
し、Sawada&Koyama (2012) で指定された Nearby

3.2

Spectrum

図 2 は取得した W28 のスペクトルである。先行研

Sky 領域のスペクトルと比較したところ、0.8–2 keV 究同様、0.65–10 keV バンドを用いる。3.1 節で得たで超過が確認された。これは W28 からの漏れ込み BGD モデルは 図 2 中の赤で示している。
で、正確に BGD を見積もることができない。そのため、Sawada & Koyama(2012) に従い隣の視野にある Nearby Sky 領域を BGD 領域として指定した。

Model Aこ の 領 域 か ら 取 得 し た BGD ス ペ ク ト ル を 、

まず、従来の RP 解析で用いられる kTz を元素間

Uchiyama et al.(2013) の 銀 河 リッジ X 線 放 射で共通のモデルでフィッティングを行った。このモデ(GRXE)、前景放射 (FE)、宇宙背景放射 (CXB) を用 ルにはイジェクタからの X 線放射に加え (Ejecta1)、
いてモデルフィットを行った。GRXE は 2 成分から 加熱された星間物質 (ISM) からの X 線放射も入れなり、温度を 1.33 keV と 6.64 keV で固定し、輝度は−14

Mg、Si、S、Fe のアバンダンス、電離パラメータ nt、を得た。FE のプラズマ成分の温度は Uchiyama etnormalization をフリーパラメータとし、Ejecta1 の、2.8 × 10

ergs s−1

cm−2

た。先行研究を参考に Ejecta1 では kT e 、kTz 、Ne、

−2

3.4 × 10−14arcmin2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
Ar、Ca のアバンダンスは S と共通にした。ISM は

表 2: ModelC のベストフィット値

kTe と normalization をフリーパラメータとし、ISMは CIE と考え kTz を kTe にリンクし、アバンダンス
は太陽値に固定した。その結果、2.5–5 keV 以下に大きな残差が見られ、スペクトルを十分に再現できていないことがわかる (χ2 /d.o.f = 2522/459, 図 2a)。

成分

パラメータ

吸収量

NH (cm−2

ISM

kTe (keV)

Ejecta1

0.25+0.04−0.02(4.1) ×10−2

kTe (keV)

0.35+0.08−0.01

nt(s cm−3 )できていないと考えられる。

22(0.61+0.02−0.04 ) × 10

norm#

2.5–3.2、3.2–4 keV はそれぞれ Si と S の RRC に対応している。Si と S について電離状態が正しく再現)

ModelCnorm#

9(8.1+2.0−2.6 ) × 10

(8.9±0.1) × 10−2
kTz (keV)

Ab (solar)
1.5+0.3−0.1

Si

0.48+0.04−0.01
0.65+0.02−0.01
0.95+0.03−0.02

1.1±0.1

アバンダンスは独立にした。2.5–3.2 keV、3.2–4 keV

S

1.2±0.1

0.78+0.21−0.08に見られた残差は解消され (χ2 /d.o.f = 631/435, 図

Ar(link S)

1.0+0.6−0.42b)、Si と S の電離状態が正しく再現されたと考えらCa(link S)

1.9+1.9−1.2

れる。しかし、6–7 keV に残差が見られる。これはFe0.69+0.05−0.04

0.49+0.05−0.06

Model BNe
Mg

そこで、kTz を元素間で異なるモデルを用いてフィッ
ティングを試みた。S、Ar、Ca の kTz はリンクし、

Fe-K 輝線が不足していることを意味する。

Ejecta2

Model C

1.6+2.5−0.3

kTe (keV)Fe

1.7+0.2−0.1

kTz (keV)

Ab (solar)

2.3+0.7−1.2

0.045+0.016

χ2 /d.o.f

567/428

Model B で残った 6–7 keV の Fe-K 輝線の残差を 誤差は 90 %信頼レベル。一部のパラメータの誤差は解消するために、Model B にさらにイジェクタのモ 決まらなかった。
デル (Ejecta 2) を加えた。kTe 、kTz 、Fe のアバンダ # 10−14 × ∫ n n dV /4πD2 で定義される。D は SNRe H
ンスをフリーパラメータとし、他は Model B と同じ までの距離、n 、n は電子と水素原子の密度を表す。
eとした（Fe 以外のアバンダンスは 0 に固定）。結果

Hを図 2c、ベストフィット値を表 2 に示す。6–7 keV の再現できない。一方、本研究で仮定した RP 遷移時に残差は解消され、スペクトルをうまく再現すること元素間で異なるモデルでは残差がかなり小さく、スができた（χ2 /d.o.f = 567/428）。

ペクトルを十分に再現できた。

4

Discussion

4.2

4.1

先行研究との比較

RP の初期電離状態

kTz は元素間で異なることがわかった。すなわち、
W28 の RP は生成時に電離平衡にはなかったこと

Okon et al. (2018) では RP 生成時に元素間の電を意味する。また、IC443 について Hirayama et

離状態が等しいことを仮定したモデルで解析が行わ

al. (2018) で得られた値と本研究のベストフィットれた。このモデルを用いてフィットを行ってみた。先値を比較すると、どちらも Ejecta1 について Ne–S、行研究と同じパラメータをフリーとした。その結果、 Ar、Ca の kT は単調に増加し、Fe の kT は概ね Ne、
図 3 のように 2 keV 以下に大きな残差が確認されるzz

Mg の kTz と一致している。Ejecta2 では kTe と kTz(χ2 /d.o.f = 1319/464)。先行研究においても 2 keV のいずれも Ejecta1 よりも高い。これらのことから以下に残差が見られ、このモデルではスペクトルを2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
10

RP1+3ga+ISM_xis03

1

counts s-1 keV-1

counts s-1 keV-1

counts s-1 keV-1

10

(b)

(a)
0.1

0.01

0.1

0.01

10−3

10−3

4

4
2

!

!

2

!

(c)

1

0

0

−2

−2

−4

−4

1

2

5

10

Energy (keV)

1

2

5

10

Energy (keV)

図 2: 各モデルのスペクトルフィット図 (0.65–10 keV)。赤、グレー、水色実線は BGD、輝線、ISM モデルを示す。(a) 青実線は 1 温度のモデルを示す。(b) 青、橙、緑、マゼンタ、黄色実線は Ejecta1 の Ne、Mg、

counts s-1 keV-1

Si、S・Ar・Ca、Fe を示す。(c)Model B に加え、黒破線は Ejecta 2 を示す。
10

起こったことが制限できる。一方で、分子雲との接1

触による熱伝導の場合は、冷却前にプラズマ温度は

0.1

0.01

本解析で得た最も高い kTz (S)= 1.2 keV よりも高10かったと考えられる。しかし、セドフ解を考えた場−3

合に、天体の視直径 ∼ 30 pc から年齢は ∼ 万年であ

𝜒

5

0

り、典型的な温度は kT ∼ 0.3 keV である。得られた

−5
1

2

5

kTe = 0.35 keV はセドフ解と概ね同じであるのに対10Energy (keV)

図 3: Okon et al.(2018) のモデルを用いたスペクト

し、kTz (S)= 1.2 keV は説明が難しいと考えられる。

ルフィット図。赤、グレー、青、橙の実線は BGD、輝線、低温-kTe RP、高温-kTe RP モデルを示す。

5

まとめ
X 線天文衛星すざくのデータを用いて、超新星残Hirayama et al. (2018) と今回の結果は似た傾向を持骸 W28 の中心領域の解析を行った。スペクトル解析

つことがわかる。

には「過電離遷移時に元素間で電離状態が異なる」モ
デルを用いた。その結果、重元素ほど電離温度が高4.3

RP の起源くなっていることがわかった。RP の成因として、分

SNR のプラズマの通常の進化では IP から CIE に 子雲による熱伝導は説明が難しいだろう。断熱膨張
遷移するが、密度は希薄（n ∼ 1 H cm−3 ）であるた 説では、RP への遷移は爆発後 300 年までに起こっため、CIE (nt > 1013 s cm−3 ) に至るには長く時間がと制限できる。

かかる。W28 についても、通常の進化における IPのある時点で RP に遷移した、と考えられる。
先行研究では、W28 の RP の成因として 2 つの説

6

引用文献

が考えられている。1 つ目の可能性は断熱膨張によ

Hirayama, A. et al., 2018, PASJ, 64, 4, 81

る kTe の急激な冷却である。これは衝撃波が CSM かKushino, A. et al., 2002, PASJ, 54, 327

ら希薄な ISM へ抜けることで起こると考えられていNobukawa, K., et al., 2018, ApJL, 854, 87

る。2 つ目の説は分子雲との接触による熱伝導によOkon, H. et al., 2018, PASJ, 70, 3, 35

る kTe の急激な冷却である。

Sawada, M., & Koyama, K., 2012, PASJ, 64, 4,

断熱膨張説の場合は、CSM の密度が n ∼ 100 cm−3とすると、爆発後 300 年までの間に RP への遷移が81
Uchiyama, H. et al., 2013, PASJ, 65, 19

——–index

星間 14
XMM-Newton 衛星搭載の RGS を用いた超新星
残骸 J0453.6-6829 の X 線精密分光による共鳴散
乱と電荷交換の探索
京都大学理学研究科物理学・宇宙物理学専攻
小柴鷹介

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

XMM-Newton 衛星搭載の RGS を用いた超新星残骸 J0453.6-6829 のX 線精密分光による共鳴散乱と電荷交換の探索
小柴 鷹介 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
超新星残骸 (SNR) の X 線スペクトルの解析において、従来考慮されてこなかった物理過程である電荷交換(CX) と共鳴散乱 (RS) の兆候が複数示されている。CX と RS は、標準的なプラズマの熱的放射に比べてヘリウム様酸素 Kα(OVII Heα) 線の禁制線/共鳴線の強度比 (f/r 比) を大きくする。その f/r 比の測定には、

OVII Heα 線の禁制線や共鳴線を分光できるエネルギー分解能を持つ検出器で観測しなければならない。本
研究では、OVII Heα 線の f/r 比の測定が可能なエネルギー分解能を持つ XMM-Newton 衛星搭載の反射型
回折分光器 RGS を用いて SNR J0453.6-6829 の解析を行った。得られたスペクトルは、一般的な電離非平衡プラズマの熱的放射モデルだけでは説明できず、OVII Heα 線の禁制線に顕著な残差が見られた。我々は、

J0453.6-6829 における OVII Heα 線の f/r 比に着目し、CX と RS の可能性を探った。

1

Introduction
SNR の X 線スペクトルの解析から、元素組成比やプラズマの温度、電離状態などを正確に測定するためには放射過程への正しい理解が必要である。近年、SNR の X 線スペクトル解析において従来考慮されてこなかった物理過程である CX と RS の兆候がマではこうした輝線の放出過程として、衝突励起が優勢であるため共鳴線が支配的である。CX は再結合のプロセスなので禁制線の強度が大きくなり、RSは輝線光子が散乱することでプラズマ中において支配的な共鳴線の強度が小さくなる。これら CX や RSの影響で、f/r 比が大きくなる。
今回観測に用いる RGS は、回折格子を用いた分光

複数示されている (Uchida et al. (2019), Amano et

器であり、f/r 比の測定が可能である。RGS のエネ
al. (2020), Suzuki et al. (2020))。CX はイオンと中ルギーバンドは、5–38 Å で、1.5arcmin の広がりを性物質の反応であり、衝突の際にイオンが中性物質持つ天体に対し、22 Å にて 0.14 Å のエネルギー分から電子を受け取り、その電子が脱励起する際に輝解能を持つ。本来は点源に適しているが、視直径が線光子が放射される。RS はイオンと輝線光子の反応
小さい SNR には適用可能となり、OVII Heα 線の禁であり、輝線光子がイオンに吸収された後に、再び制線や共鳴線の分光を可能とする。
輝線光子が放射されることで、見かけ上の散乱が生J0453.6-6829 は、年齢約 1.3 万歳の重力崩壊型 SNRじる。
で、内部にパルサー風星雲 (PWN) が存在する。RGSSNR の熱的プラズマからの X 線輝線の放射は、衝スペクトルでは、他の天体と比べて特に禁制線の強突励起と内殻電離、二電子再結合による主に 3 つの度が大きい。本研究では、CX と RS が SNR で一般プロセスからなり、衝突励起が支配的である。プラ的であるかどうかを検証するために、J0453.6-6829
ズマ中のヘリウム様イオンからの輝線は、励起準位の RGS でのスペクトル解析において、OVII Heα 輝が複数に分裂しているため、複数の中心エネルギー線に着目して、CX と RS の可能性を探っていく。
の異なる輝線からなり、共鳴線 (r)、異重項間遷移線(i)、禁制線 (f) と呼ばれる。選択則により、共鳴線は許容遷移とされる準位間の遷移から放出され、異重2Observations

項間遷移線と禁制線は禁制遷移とされる準位間の遷移から放出される。SNR に一般的に見られるプラズ

本研究では、XMM-Newton 衛星が 2001 年 3 月

29 日に観測した J0453.6-6829 のデータ (Obs. ID

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
0062340101) を用いる。データの再プロセスには のスペクトルに注目すると、OVII Heα 輝線におい
XMM-Newton チームが配布する標準的な解析ソフト てモデルとデータの間に不一致がある。
ウェアである Science Analysis System version 18.0.0

以下では、OVII Heα 輝線強度の不一致の原因をを用いた。RGS のカバーするエネルギー帯は 5–38

検証していく。図 2 の (a) より、この輝線に大きくÅ なので、より広いエネルギー帯をカバーする CCD 寄与しているのは ISM 成分である。図 3 にデータの検出器 (EPIC-MOS) によって取得したスペクトルとOVII Heα 輝線の強度から測定した f/r 比の値と、本の同時フィットを行う。

解析で使用したプラズマモデル neij によって計算した f/r 比の値を示す。J0453.6-6829 のスペクトルから測定した f/r 比の値はイオン化タイムスケール (ne t:

3

Results and Discussion
スペクトル解析には SPEX version 3.05.0 を用い、統計には w-stat を用いた。エラーは 68%の信頼区間で与える。図 1 に示すように、J0453.6-6829 は視直径約 2.5 arcmin の広がりをもつ。これによるスペク
トルの広がりを考慮するために、SPEX 搭載の Lpro
モデルを使用した。Lpro は MOS1 の画像から取得した天体の輝度分布を他のモデルにたたみこむモデルである。本解析では、星間吸収のモデルは銀河系内と大マゼラン雲での吸収の 2 成分を考える。
我々はまず、McEntaﬀer et al. (2012) で用いられた、ISM と ejecta を起源とする電離非平衡プラズマ

2 成分に、PWN からの放射を表す PowerLaw を加えたモデルでフィットした。ベストフィットの結果を図2 の (a) に、パラメータを表 1 に示す。2 NEI モデル
は CCD の MOS のスペクトルを再現するが、RGS

ne は電子の個数密度、t はプラズマが加熱されてからの経過時間) が 1010 − 1012 scm− 3 という合理的な値の範囲内で、kTe < 0.05 keV の値を要求する。ISM
プラズマがこのような電子温度の場合、2NEI モデル
はスペクトル全体を全く説明しなくなる。以上より、

J0453.6-6829 のスペクトルは 2 成分の熱的なプラズマモデルでは再現できないと判断した。
そこで、我々はこの OVII Heα 輝線の f/r 比を説明するものとして、CX を検証した。SNR の衝撃波によって、ISM 成分が周囲の中性物質と衝突して反応することで CX が起きるとした。そのため、CXモデルの abundance と kTe の値は ISM 成分とカップルさせ、2 NEI モデルに CX モデルを追加した。

2NEI + CX モデルのベストフィットの結果を図 2 の(b) に、パラメータを表 1 に示す。CX モデルの追加
により、OVII Heα 輝線の f/r 比を含めフィットは改善した。しかし、依然として OVII Heα 輝線の禁制
線や OVIII Lyβ に残差が見られた。図 4 に示すように、プラズマからの熱的放射のみのモデルとそれに

表 1: ベストフィットパラメータ一覧
Component
Absorption

2.5 arcmin

PWN
ISM

Ejecta

図 1: EPIC-MOS によって取得した J0453.6-6829 のイメージ (0.3–2.0 keV)。緑の実線は RGS の分散軸
垂直方向の視野を表す。RGS のスペクトルを抽出した領域は緑の破線に囲まれた領域である。

CX

Parameters(unit)
NH (MW)(1022 cm−2 )NH (LMC)(1022 cm−2 )ΓkTe (keV)ne t(1011 scm−3 )EM (1056 cm−3 )kTe (keV)
kTinit (keV)
ne t(1011 scm−3 )O(=C=N)Ne
Mg
Fe(=Ni)EM (1056 cm−3 )kTe (keV)abundance
EM (1056 cm−3 )W-statistic/d.o.f.

2 NEI
0.06(ﬁxed)
0.11
3.5(ﬁxed)
0.131
50.0(ﬁxed)
4539
0.28
0.0005(ﬁxed)
5.4
0.54
0.64
1.2
0.43
1669

4312/3690

2 NEI + CX
0.06(ﬁxed)
0.057
3.5(ﬁxed)
0.177
50.0(ﬁxed)
2030
0.40
0.0005(ﬁxed)
2.0
0.74
1.1
1.5
1.2
210.5
(= ISM 成分)(= ISM 成分)
208
4204/3689

(a)




C Lyα



O VII Lyβ

Mg XI

Ne X



O VII He αrif

Si Heα 



O VIII Lyα

Ne HeαISM 成分ejecta 成分



Fe XVII(3d-sp)
O VIII Lyβ
Fe XVII(3s-2p)
O VII Lyβ2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校









(b)








O VII He αrif

2.5arcmin
C Lyα





O VII Lyβ

Mg XI

Ne X





Si Heα 





O VIII Lyα

Ne HeαISM 成分ejecta 成分
CX 成分





Fe XVII(3d-sp)
O VIII Lyβ
Fe XVII(3s-2p)
O VII Lyβ























図 2: J0453.6-6829 の RGS1+2 のスペクトル (黒) と MOS1 のスペクトル (灰色)。(a) の実線は 2 成分プラズマモデルによるベストフィットの結果を、(b) の実線は 2 成分プラズマ+CX モデルによるベストフィットの結果を示す。

resonance to forbidden ratio

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

Reference

1.2

Uchida et al. 2019, ApJ, 871, 234
1

Amano et al. 2020, ApJ, 897, 12
0.8

Suzuki et al. 2020, ApJ, in press
McEntaﬀer et al. 2012, ApJ, 756, 17

0.6

net = 1012 cm-3 s
net = 1011 cm-3 s
net = 1010 cm-3 s

0.4
00.025 0.05 0.075 0.1 0.125 0.15

electron temperature (keV)

図 3: neij モデルによって計算した f/r 比のプロット。
橙色の実線は J0453.6-6829 のスペクトルから測定した f/r 比の値。灰色の実線は、2NEI モデルでのスペ
クトルフィットによって得られた電子温度を表す。


2 NEI
2 NEI + CX

r

O VII He α
i



f









図 4: RGS のスペクトルのフィット結果の OVII Heα
輝線の拡大図CX を加えたモデルは共に OVII Heα 輝線の禁制線
や共鳴線のスペクトルを十分に説明できない。CX とは異なる物理過程が起きていることが期待される。

4

Conclusion
今回我々は、OVII Heα 輝線の f/r 比が大きい SNR

J0453.6-6829 の RGS による X 線精密分光スペクト
ルの解析を行った。OVII Heα 輝線の f/r 比は、標準的な SNR のプラズマのみのモデルと、それに CX を加えたモデルでは、共にスペクトルを説明できない。
今後、OVII Heα 輝線の大きな f/r 比の原因として、RS などを検討し、議論を進めたい。

——–index

星間 15
XMM-Newton/RGS を用いた超新星残骸
G292.0+1.8 の X 線精密分光
埼玉大学理工学研究科
佐藤諒平

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

XMM-Newton/RGS を用いた超新星残骸
G292.0+1.8 の X 線精密分光
佐藤 諒平 (埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract
大質量星 (>8M⊙ ) が恒星進化の最終段階に引き起こす爆発現象のことを超新星爆発といい、超新星爆発の後に残された星雲状の天体を超新星残骸という。超新星爆発を引き起こした星 (親星) は、検出されるケースが極めて稀であるためよく分かっていない。近年、超新星残骸中に検出される星周物質 (爆発前に親星から放出されたガス) の観測が、親星を推定する有力な手がかりとして注目されている。超新星残骸 G292.0+1.8 (G292)
は、その中央付近に星周物質と目されるベルト状構造が観測されている天体である。本研究では、星周物質の組成比の測定を通じた親星の推定を目的として、 G292 を XMM-Newton 衛星に搭載された Reﬂection

Grating Spectrometer を用いて、X 線精密分光観測した。G292 を 5 つの領域に分割し、スペクトルを抽出した結果、RGS は多数の X 線輝線を見事に分離し、特に一部の領域において、N Lyα の初検出にも成功した。さらに、RGS と同時観測を行う CCD 検出器 (MOS) は、Al Heα の初検出に成功した。RGS と

MOS の観測による各スペクトルは、3 温度の熱放射モデルと冪関数モデルにより再現され、高温成分 (kT〜 0.81keV、kT 〜 1.91keV) の元素組成比は O/Fe 〜 5.25(O/Fe)⊙ など、重力崩壊型超新星の爆発噴出物と一致し、低温成分 (kT 〜 0.22keV) の組成比は概ね太陽組成比と一致していた。 したがって、この成分
は爆発噴出物が掃き集めた星周ガスと考えられたが、元素組成比は N/O 〜 0.89(N/O)⊙ と計測され、重い星の星風で通常観測される窒素過剰と一致しなかった。本講演では、解析結果とともにその原因についても
報告する。

1

Introduction
超新星残骸 (supernova remnant : SNR) は、星が超新星爆発した後に残る星雲状の天体であり、爆発噴出物 (ejecta) と星周物質 (CSM) が衝撃波により加熱されることで高温のプラズマとなり X 線を放射している。X 線放射は主に、熱制動放射が連続成分、特性 X 線が輝線として観測される。

G292.0+1.8 は地球から 6kpc(Park, S., et al. 2007)
離れたところにある重力崩壊型超新星による超新星残骸である。先行研究から、角直径は 8’(Vink, J., et

XMM-Newton 衛星は 1999 年 12 月に欧州宇宙機
関 (ESA) により打ち上げられたの X 線天文衛星であり、RGS, EPIC, OM の 3 種類の検出器を搭載している。このうち、RGS は、反射型分散器による分散光を後方の検出器で検出することで X 線分光を行
い、0.35-2.5keV のエネルギー帯域での測定が可能である。分散角 β は入射角 α、次数 m、波長 λ、溝の幅 d を用いて以下のように書ける。

cos β = cos α − mλ/d(1)

al. 2004)、年齢は 2990 ± 60 yrs (Winkler, P., et al.

RGS は高いエネルギー分解能を持ち、点源の場合、いる。本研究は、XMM-Newton 衛星に搭載されて= 2-3eV @ 1keV である。

2009) 程度であり、その中央付近に CSM であると推 エネルギー分解能は 1 次光 (m = 1) で FWHM =定されるベルト状の構造が存在することが知られて 5-6eV @ 1keV であり、2 次光 (m = 2) では FWHM
いる Reﬂection Grating Spectrometer(RGS) を用いて、G292 の元素組成比の測定を行うとともに、その測定結果から親星の推定を行った。

また、RGS はスリットを装備しないため、基本的に点源用であり拡散源には適さないが分散角が大き
いため、天体の拡がりに鈍感である。定量的にみると、光軸から角距離 θ 離れた方向から入射する X 線

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
は、光軸の X 線が分散される波長位置から∆λ[Å] = 0.138θ[arcmin]/m(2)ずれる。よって、光軸から θ = 1′ 離れた方向から入射する X 線の分散光の 1 次光のエネルギーのずれは10eV @ 1keV となる。ゆえに、RGS は、サイズが 1程度の天体には十分有効であり、従来の X 線 CCD
カメラより 1 桁以上も分光精度の高いスペクトルを得ることができる。これにより、現代の標準的な X
線観測装置である非分散型 X 線 CCD で検出できな
かった輝線を検出することができる。G292 の直径は8であるので G292 全体で高分散スペクトルを得るのは難しい。しかし、ベルト状の構造の分散方向の拡がりは 1’ 程度なので、この構造に対しては、高分
散スペクトルを作成し、元素組成比の測定と親星の推定を行った。

図 1: ソーススペクトルを抽出した領域
い Chandra 衛星のイメージを用いて、応答関数を作

2

Analysis

成した。

バックグラウンドスペクトルの抽出については、通XMM-Newton による超新星残骸 G292.0+1.8 の観 常の RGS の解析ではソーススペクトルの抽出の際
測は過去に複数回行われている。本論文ではその中に用いなかった領域から抽出するのが主流であるが、で最も観測時間が長いものを選択した。観測の詳細は以下の表の通りである。

図 1 から分かるように、ソース領域が RGS の観測
領域全体に広がっていたためそのような手法は用いることができなかった。よって、本解析では代わりに G292 の付近にある点源の観測データを探し、点源のソーススペクトルを除去することでバックグラ
ウンドスペクトルを作成した。スペクトル解析にはデータの再プロセスには解析ソフトウェア Science XSPEC を使用し、モデルフィッティングには CashAnalysis System (SAS) を用いた。RGS のソースス statistic を用いた。
ペクトルを抽出した範囲を図 1 に示す。G292 は前述
図 2 は RGS1 の 1 次光 (黒色)、RGS1+RGS2 の 2の視直径 8’、地球からの距離 6kpc という条件からお次光 (緑色)、MOS2(赤色) のスペクトルである。ス

よそ 30 光年という広い範囲に広がっていると考えら

ペクトルは setplot rebin タスクにより、5sigma にな

れ、RGS の観測領域も 25 光年に及ぶ。よって、多るもしくは最大 20bin にわたってビンまとめした。図

温度・電離度のプラズマが含まれることが想定され2 より、RGS が N Lyα(0.498keV) の輝線、MOS がるので、本研究では、領域を 5 等分 (region A-E) し Al Heα(1.575keV) の輝線を検出できていることが分てスペクトル抽出することにより、最大限データを かる。これらの輝線が G292 で検出されるのは初め単純化した。

てのことである。

また、応答関数についても同様の理由から点源用

region A における RGS のスペクトルのフィッティのものを用いることができない。よって、天体の輝ングの結果を図 3 に、MOS2 のスペクトルのフィッ度分布を畳み込んだ応答関数の作成が必要となった

ティングの結果を図 4 に示す。RGS と MOS のスペク

ため、今回は 0.5-8.0 keV において、角度分解能の良

トルのフィッティングに用いたモデルは同一のもので2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: region A のエネルギースペクトル

図 4: region A における MOS のエネルギースペク
トル。RGS と同様、ベストフィットモデルとして、あり、モデルには X 線スペクトル解析を行った先行powerlaw が緑色、低温成分の VPSHOCK が紺色、研究 (kamitsukasa et al. 2014) を参考に pulsar wind

高温成分の VVPSHOCK が橙色 (kT 〜 0.81keV) とnebula(PWN) からのシンクロトロン X 線放射 (pow- 桃色 (kT 〜 1.91keV) で示されている。
erlaw) と ejecta における 2 温度の電離非平衡プラズ
マからの放射モデル (VVPSHOCK+VVPSHOCK)

ベストフィッティングパラメータを表１に示す。

と CSM における電離非平衡プラズマからの放射モ

温度は、高温成分が kT = 0.81+0.01−0.01 keV、kT =デル (VPSHOCK) に星間ガスによる光電吸収のモデ+0.05
1.91+0.11−0.14 keV、低温成分が kT = 0.22−0.01 と測定

ル (TBabs) を掛けたものを採用した。

された。元素組成比は、高温成分においては O/H+0.33= 14.97+1.55−2.05 (O/H)⊙ 、Fe/H = 2.85−0.15 (Fe/H)⊙ と測定され、これより O/Fe 〜 5.25(O/Fe)⊙ と求まった。これは重力崩壊型超新星の爆発噴出物と一致している。一方で、低温成分においては N/H =0.60+0.57−0.26 (N/H)⊙ など、元素組成比は太陽組成比と概ね一致していた。したがって、この成分は爆発噴
出物が掃き集めた星周ガスであると考えられる。また、N/O 〜 0.89(N/O)⊙ と測定された。以上より、元素組成比から判断して高温・低温成分の起源はそれぞれ ejecta と CSM と考えられる。

図 3: region A における RGS のエネルギースペ
クトル。ベストフィットモデルとして、powerlaw が緑色、低温成分の VPSHOCK が紺色、高温成分の

VVPSHOCK が橙色 (kT 〜 0.81keV) と桃色 (kT 〜
1.91keV) で示されている。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Conclusion
本研究では、高いエネルギー分解能を持つ XMM-

Newton 衛 星 の RGS で 観 測 さ れ た 超 新 星 残 骸
G292.0+1.8 の X 線スペクトルを解析した。解析の結果 G292.0+1.8 から初めて N Lyα の輝線を検出することに成功し、N 組成比が N/O 〜 0.89(N/O)⊙ であると分かった。しかし、この結果は先行研究で導かれた赤色超巨星における N/O 比の値と矛盾しており、親星の推定までには至らなかった。よってこの問題を解決するため、データ解析を精緻化する必要がある。また MOS は Al Heα の輝線を分離することに成功した。今後は、他の領域においても region

A と同様に MOS と RGS のスペクトルの同時フィッティングを行い、N/O の比を求め、親星の推定ができるか検証したい。

Reference
Kamitukasa, F., et al. 2014, PASJ, 66, 3
Vink, J., et al. 2004, NuPhS, 132, 62
Park, S., et al. 2007, APJ, 670, L121
Winkler, P., et al. 2009, APJ, 692, 14893

Discussion
低温成分 (CSM) の N/O 比に着目し、その組成比を元素合成モデルと比較する。吉田 敬 氏 (東京大学)
より提供いただいた計算結果によると、赤色超巨星(太陽質量の約 10 倍以上) まで進化した星の外層における N/O 比は最も小さい場合で、N/O 〜 5(N/O)⊙
であり、本研究の測定結果 (N/O 〜 0.89(N/O)⊙ ) を説明できなかった。考えられる可能性は 2 つある。

• G292 で観測されている CSM らしき構造 (equatorial belt) が、赤色超巨星まで進化する前段階の親星の外層だった可能性• ejecta 由来の酸素が CSM 成分に混入したため、N/O 比が低下した可能性

——–index

星間 16
XMM-Newton と NuSTAR による Ia 型超新星残骸
3C397 の鉄族元素の空間分布測定
東京大学理学系研究科物理学専攻
大城勇憲

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

XMM-Newton と NuSTAR による Ia 型超新星残骸 3C 397 の鉄族元素の空間分布測定大城 勇憲 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
超新星残骸の X 線観測は、その親星の特定や爆発のメカニズムを探る有効な手段である。3C 397 は Ia 型
超新星残骸 (Supernova Remnant: SNR) であり、X 線天文衛星「すざく」による研究では、非常に豊富な鉄族元素 (Cr, Mn, Fe, Ni) の存在が報告されている。その質量比 Mn/Fe, Ni/Fe は非常に大きく、超新星爆
発時の電子捕獲なしには説明できないことが明らかになっている (Yamaguchi et al. (2015))。この事実は、

3C 397 の親星がチャンドラセカール限界質量 (MCh ≈ 1.4 M⊙ ) に近い白色矮星であったことを示している。
本研究では、「すざく」より空間分解能に優れる XMM-Newton 衛星と NuSTAR 衛星を用いて各 ∼ 130 ksの観測を行い、鉄族元素の空間分布を調べた。その結果、3C 397 の南部において他の領域と比べてクリアな

Ti と Cr の輝線を検出した (Ia 型 SNR における robust な Ti の検出は初である)。高い質量比 Cr/Fe,Ti/Feからこの領域が親星の中心で起こった電子捕獲の影響を強く受けたことの証拠となり、今回の測定はそのような領域を確認した初の例となる。

1

Introduction
Ia 型超新星 (Supernova Remnant: SNR) は炭素と酸素から成る白色矮星が爆発的な核融合反応を起こすことによって起こる現象であり、重元素生成や宇宙論における標準光源としての役割を持つ重要な現象である。しかしその親星の進化や元素合成の過程について詳しいことは未だにはっきりしていない。
現在提唱されている主な Ia 超新星の親星の進化プロ
セスは 2 種類存在している。1 つは single degener-

ate(SD) と呼ばれるもので、これは白色矮星と恒星が連星系を作り、恒星からの質量降着によって白色矮星の質量がチャンドラセカール限界質量 (MCh ≈1.4 M⊙ ) に近づくことで爆発するというシナリオである。もう 1 つは double degenerate(DD) と呼ばれる 2 つの白色矮星が衝突し、その衝撃によって爆発するというシナリオである。

SD シナリオでは、白色矮星の質量がチャンドラセ
カール限界質量に近づくことでその中心密度が大きくなる (ρ ≥ 2.0 × 108 g cm−3 ) ため、電子捕獲(p + e− → n + νe ) と呼ばれる現象が起こる。これによって中性子過剰の元素 (例えば 54 Cr や 55 Mn、58Ni) が生成されるので、鉄に対する他の鉄族元素の生成量が DD シナリオに比べて増えることになる。
本研究での観測対象である 3C 397 は、銀河系内に位置する Ia 型超新星残骸であり、おおまかな年齢は数千年、距離は ∼ 10 kpc である。形状としては電波ではシェル型、X 線では中心に集中して輝く mixed-

morphology 型に分類されている。
X 線天文衛星「すざく」による先行研究によって SNR
全体における質量比 Mn/Fe, Ni/Fe がこれまでに観測されたどの Ia 型超新星残骸のものよりも大きく (それぞれ Mn/Fe ∼ 0.025、Ni/Fe ∼ 0.17)、超新星爆発
時の電子捕獲なしには説明できないことが明らかになっている (Yamaguchi et al. (2015))。この事実は、

3C 397 の親星がチャンドラセカール限界質量に近い白色矮星であったことの証拠となっている。
一方、「すざく」の観測により得られた Mn/Fe や

Ni/Fe 比は、一般的な near-MCh モデルの予想値をも上回っており、爆発時の白色矮星の中心密度が従来の想定よりもさらに高い可能性が指摘された (Daveet al. (2017):Leung & Nomoto (2018))。この解釈が正しければ、Mn,Ni だけでなく Ti,Cr も電子捕獲によって効率的に作られるので、これらの分布が Fe の分布と異なることが予想される。したがって、鉄族元素の分布の調査が親星の密度決定の鍵となる。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
しかし「すざく」には空間分解能の問題があり、推α定された質量比はすべて SNR 全体におけるもので、
電子捕獲の影響が強かった領域の具体的な同定はできていなかった。そこで本研究では空間分解能に優れる XMM-Newton 衛星と硬 X 線帯 (≥ 7.0keV) で)(有効面積が大きい NuSTAR 衛星での観測を行うこと
で、鉄族元素の空間分布とその量を詳細に調べ、親星の密度に制限をつけることを目標としている。

図 1: SNR 全体のイメージ。左図が Cr/Fe 比のマップ
で、白の２つの楕円の和集合に含まれる領域 (South)からスペクトルを抽出した。右図は Fe Kα のバンドイ

2

Observation

メージで、こちらは白の楕円に含まれる領域 (West)のスペクトルを抽出した。

今回は、XMM-Newton 衛星に搭載されている 3
つの CCD カメラ (MOS 1,MOS 2,MOS pn) からなる

プを作るのが有効である。Cr/Fe 比のイメージを作
European Photon Imaging Camera(EPIC) による観 成したところ SNR 南部に明るい領域が見つかったの測データと、NuSTAR 衛星に搭載されている２つの で、この領域を South とする。比較のために Fe Kα

forcal plane module(FPMA,FPMB) による観測デー のバンドイメージで明るい領域を West とし、2 領域
タを解析する。

のスペクトルを抽出した (図 1)。

XMM-Newton 衛星は「すざく」と比べて圧倒的に高い角分解能 (HPD=15′′ 、「すざく」は 2′ ) と大きな有効面積を持ち、今回の目的である残骸中の鉄族元素の空間分布を調べるのに適していると言える。NuSTAR
衛星に関しては硬 X 線帯 (≥ 7.0keV) で有効面積が大きいため、Ni Kα の探索に適している。本集録ではこのうち Ti および Cr の検出に適した XMM-Newton
衛星のデータの解析結果のみを報告する。

3.2

スペクトル解析

XMM-Newton 衛星の MOS1,MOS2,MOS pn のス
ペクトルを用い、XSPEC で解析した。
一般的に SNR の出す X 線は様々な温度の電離非平衡
プラズマからの放射の重ね合わせとなっている。今回のスペクトルフィッティングには２つの温度の電データは XMM-Newton 衛星は 2018 年 10 月のもの

離非平衡プラズマモデルに星間吸収をかけたものを(Obs.ID:0830450101)、NuSTAR 衛星は 2019 年 5 月 採用し、統計は C-Statistic(ポアソン統計) を用いた。
のもの (Obs.ID:40401003002) を用い、バックグラウ フィッティングの結果このスペクトルは低温・高電離
ンドを考慮した有効観測時間はそれぞれ 128ks,138ks

度なプラズマと高温・低電離度のプラズマの重ね合であった。データの再プロセスには Science Analysis

わせでフィットできることがわかった (図 2)。それぞ

System (SAS) と HEASOFT を用いた。

れの領域のベストフィット値を表 1 に示す。表に載っていない元素は全て 1 solar で固定している。誤差範

3

Analysis Results

3.1

X 線イメージ解析

囲は全て 1σ で計算した。
スペクトルからもわかるように、South 領域のスペクトルは West 領域と比較して突出した Cr の輝線と、4.7keV 付近に West 領域では見えなかった Ti

まずは鉄族元素の分布の傾向を調べるためにイメー

Kα の輝線がクリアに見えていることがわかる。まジ解析を行う。Cr は連続スペクトルに対する相対強た、ベストフィット値から算出した質量比を表 2 に度が低いので、単純なエネルギーバンドでイメージ示す。この結果から、South 領域の質量比 Cr/Fe がを作ると輝線スペクトルの正確な情報が得られない

West 領域に比べて 3 倍以上の値 (それぞれ Cr/Fe ∼可能性がある。したがって２つの輝線の強度比のマッ 0.097+0.009 , 0.031+0.005 ) になっていることがわかる。
−0.004−0.004

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
2

Sato et al.
Spectrum(West)Spectrum(East) 2.3−10.0keV(data-model)/error Normalized counts s!" keV !"sion of near-M
Ch WDs where the total masses of merg1
ing WDs exceed the Chandrasekhar limit. On the other
0.1
hand, sometheoretical studies haveindicated that WDmergers0.01
are difficult to be SNe Ia, but instead collapse
to neutronstars (e.g., Saio, & Nomoto 1985). Thus,
10
recent DD scenarios involve the explosionof sub-MCh10
WDs (e.g., Pakmor et al. 2012; Shen et al. 2018).
10 supernova (SN 1604; Vink 2017) is one of the
Kepler’s
5
most well-studied
young SNRs in the Galaxy. The general consensus
that the remnant is a Type Ia SN is based0largely on X-ray observations showing shocked ejecta−5with strong Fe emission and a near
5 absence of O emission
10(keV)(e.g., Reynolds et al. 2007).EnergyTheremnant is thought tobe interacting with a dense circumstellar medium (e.g.,
Spectrum(South) 2.3−10.0keV
Burkey et al. 2013; Katsuda et al. 2015; Blair et al. 2007;
1
Williams et al. 2012),
which supports the SD scenario

0.1
as the Kelper’s
origin. On thehand, an obvi other
Figure 1. An example of the one-dimensional Type Ia companion star that would represent
0.01
ous surviving
the図nucleosynthesis
3: 一次元のDDTモデルによる元素合成計算
modelsin Bravo
et al. (2019). The modelstrongest10 evidence of the SD scenario has not yet been
assumedadelayeddetonation
with the transition density,(Bravo(2019))の結果をグラフにまとめたもの
(Sato
8
3
found (Kerzendorf et al. 2014; Sato & Hughes 2017b;⇢ = 2.8 ⇥ 10 g cm
and the metallicity of 1.61 Z . The
10

et
al.
(2020))。
Ruiz-Lapuente et al. 2018), therefore the origin is still
Fe-rich ejecta must be produced at inner area with the peak10
temperature above ⇠4.8⇥109 K. A discontinuity around 0.2
under debate.
5
M in the abundances is a transition point from deflagration
One important observational signature that would ofto detonation0
fer clues to its origin would be a large amount of Fe.
peak elements
intheremnant.
Patnaudeetal.
(2012)−5
performed hydrodynamical and spectral
modeling of10Ke以上の解析結果を Ia 型超新星の爆発モデルと比較
5
et al. 2019). We infer those Fe-rich knots were pushedpler’s SNR and showed thatEnergy
the(keV)
X-ray spectrum is conしていく。現在一般的とされている
near-MCh の白色out from the inner layer to the SN surface
by somesort
sistent with an explosion that produced ⇠1 M of 56 Ni,ofasymmetrice↵ectduringtheexplosion(e.g.
insta56
矮星の爆発モデル (これは純粋な白色矮星の爆発を考
ruling out the subenergetic models ( Ni mass = 0.3
図2: West 領域のスペクトル (左) と South 領域のス bilities, bouyancy; Khokhlov 2000; Kasen et al. 2009),
M ), suggesting that the remnant was an SN 1991Tえており、上で述べた
SD や DD
while preserving the information
onといった親星の進化
the nucleosynthesis
ペクトル右)。下段はベストフィ
ットモデルとの残like event ((seealso Katsuda et al. 2015).
On the otherandexplosion(seeadetaildiscussion
in section
プロセスは考慮されていないことに注意) は、4.1).
Delayedhand, the light curve recorded ⇠ 400 yrs ago indicates a
差を表す。
There
are
three
di↵erentburning
regimeswhereFe
normal SN Ia at a distance of 5±0.7 kpc (Ruiz-Lapuente
Detonation(DDT) と呼ばれる。図 3 に一次元 DDT
is produced (Figure 1): incomplete Si burning, nuclear2017). Region
Thus, Kepler’s Westsupernova seems to South
have been eiモデルによる元素合成を計算したグラフを示す。初期
statistical equilibrium (NSE), and neutron-rich NSE (n高温成分) SN
vvnei(低温成分
ther aParameternormal bvvrnei(
or brightIa. ) bvvrnei(高温成分) vvnei(低温成分)
N (×10 cm )3(ﬁxed)3(ﬁxed)9NSE). In these regimes, the synthesisof ×the10Fe-peak
条件として白色矮星の密度は
ρc = 2.0
g cm−3
To provide
new4.3information
we focuskT (keV )1.40 on the explosion,
5.0
1.18
elementsischaracterized
by
three
types
of
neutronizan t(10 s/cm )
4.5
11.3
2.7
19.1
on a peculiar“Fe-rich”
knot
at the southwesternregionであり、はMartı́nez-Rodrı́guez
1.61Z⊙ が仮定されている。下0(ﬁxed)1.220(ﬁxed)1.20
S(solar)tion (seemetallicity
a summary inet al. 2017).
0(ﬁxed)0.85
for thisAr(solar)
study (labeled
as 1.03“hand” in 0(ﬁxed)
Cassam-Chenaı̈
etCa(solar)0(ﬁxed)1.70(ﬁxed)1.6
The
neutronization
has
informationontheprogenitor
横軸のLagrangian
Massとは、白色矮星と同じ中心
al. 2004).
knot
is only 8.3slightly
decelerated
Ti(solar)The Fe-rich1(ﬁxed)1(ﬁxed)× 100(ﬁxed)WDs (e.g., metallicity, progenitor mass). Thus, evaluCr(solar)
3.4× 100(ﬁxed)10.5× 100(ﬁxed)(expansion
index,
m⇠0.5–0.8)
with
a
very
high
3D
veで、ある半径をもつ球に含まれる質量を太陽質量でスMn(solar)
9.3
× 100(ﬁxed)10.3
× 100(ﬁxed)ating the neutronization in the Fe-rich ejecta provides
1.0 × 10 (ﬁxed) km/s
0(ﬁxed)(Sato
1.0 ×&
10 (ﬁxed)
locity Fe(solar)of ⇠5,000–8,000
Hughes0(ﬁxed)
2017b).
ケーリングした値で、白色矮星の中心からの距離の指Ni(solar)
5.8
× 100(ﬁxed)4.3× 100(ﬁxed)unique information about the progenitor (e.g., Badenes
The high
impliestheknot3.0may
at
Velocityvelocity
2.7
× 10
× 10 be locatedet al. 2008; Park et al. 2013; Yamaguchi et Peakal. 2015),
Norm
7.5
× 10
7.9
× 10
5.7
× 10
6.9
× 10
標となっている。上横軸は爆発で経験する
Temthe SNR
front(although
it
seems
to
be
a
littleinsideincstat
4733.394579.39after
accountingforradioactive
decaysthattransmute
4602
4601 the Fe-richthe 2D d.o.f
image due to projectione↵ects), andperature
で、縦軸は合成された元素のMass
Fraction
the freshly
syntesized nuclei into their stableisobars.
composition means the knot may have been synthesizedIntheincompleteSiburningandNSE
regimes,
the
である。
表
ット値
(左)
at1:theWest
deep領域のスペクトルのベストフィ
side of the SN Ia. This is because
the Feyieldofneutron-richspecies(e.g.,
those
that
end
as
rich
ejecta領域のスペクトルのベストフィ
can be achieved only at inner areaof SNe(右Ia )。 このグラフから、
DDT モデルによる元素合成は主
と
South
ット値
55
58
59
Mn,
Ni,
Co,
after
beta-decays)ismainlycontrolled
9with the peak temperature above ⇠4.8⇥10 K (see Figにby3the
つの過程に分かれており、白色矮星の外側から
pre-explosion neutron excess carried by 22 Ne inure 1). The existence of clumpy Fe-rich structures has
mass ratio
Cr/Fe
Mn/Fe
Ni/Fe
Ti/Fe
the
WD,
which inIncomplete
turn is set mainlyby themetallicity of
中心に向かってSiliconBurning,Nuclear
been proposed also+0.009
in some other Type Ia
SNe and +0.004
SNRs
South
0.097−0.004 0.053+0.008
0.17+0.03
0.015−0.003
theWD
progenitor(e.g.,
Timmesetal.
2003;
Badenes et−0.008−0.02(Tycho’s SNR, SN+0.005
1885, SNR 0509-67.5;
Vancura et al.
Statistical
Equilibrium(NSE),Neutronrich-NSE(nWest
0.031−0.004 0.048+0.007
0.23+0.08< 0.001al.
2008).
Only
in
the
case
of
near-MWDs
is the in−0.006−0.03Ch
1995; Fesen et al. 2015; Black et al. 2019; Seitenzahl−3−4(data-model)/error Normalized counts s!" keV !"

−5

−3

−4

−5

4

22

H

e

e
10

Discussion

−2

−3

+1.3
−0.7
+0.4
−0.4

+0.04
−0.12
+0.8
−1.2
+0.05
−0.05
+0.07
−0.07
+0.2
−0.2

+0.5
−0.5
+1.3
−1.2
8

8

+2.1
−0.9
+0.2
−0.2
+4.5
−2.1

8

+1.5
−1.2
+0.3
−0.1

8

3

−11

+0.3
−0.3

−3

+0.05
−0.07
+4.1
−3.0
+0.07
−0.07
+0.05
−0.09
+0.2
−0.2

+2.0
−1.8
+1.0
−0.5
+1.6
−1.6
8

8

+0.8
−0.6
+0.3
−0.3
+2.7
−1.5

8

8
8

3

−11

+0.5
−0.4

−3

NSE) と呼ばれている。
表 2: 各領域 Cr,Mn,Ni,Ti の Fe に対する質量比。 ここで注目してほしいのは、Cr(紫) と Ti(緑点線) のWest 領域の Ti/Fe は上限値を与えている。

生成量の振る舞いである。両者は共に Incomplete Sil-

icon burning によって 52 Cr,48 Ti として生成されてい2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
るが、もう１つ、白色矮星の中心で急激に生成量が上がってくる領域が存在する。この領域は Abstractや Introduction で述べた電子捕獲によって中性子過-剰となっていて、生成されるのは 54 Cr,50 Ti である。
したがって South 領域での異常な Cr/Fe,Ti/Fe 比は
電子捕獲の影響を強く受けた白色矮星の中心からの放出物を反映している可能性が存在する。
そこで、次は鉄族元素の Fe に対する質量比を図 3! = 0.0225! = 0.0675の横軸の各 Lagrangian Mass で計算してプロットしたグラフを示す (図 4)。図 4 上で n-NSE に対応する点は緑 ∼ 白の点であり、West 領域は Cr/Fe が n-

NSE,Incomplete Silicon burning のどちらの可能性もある領域に存在している。一方 South 領域では Cr/Fe

と Ti/Fe はどちらも Incomplete Silicon Burning では説明できないほどの大きい質量比となっており、こ-の領域が n-NSE の影響を強く受けたという強い証拠となる。

! = 0.0225! = 0.0675

5Conclusion
XMM-Newton 衛星による Ia 超新星残骸 3C 397の観測によって、n-NSE によって生成された鉄族元素が支配的で Ti の輝線がクリアに見える領域を初め-て発見した。今後は NuSTAR のデータを用いて Niの空間分布の相関を調べるとともに、中心密度の異なるモデルと網羅的に比較することで具体的に親星の密度を制限する予定である。

! = 0.0225! = 0.0675

Reference
Bravo, E. (2019) A&A 624, A139.
Dave, P. et al.(2017), ApJ 841, 58.

図 4:

図 3 の横軸の各 Lagrangian Mass におけLeung, S.-C. & Nomoto, K.(2018), ApJ 861, 143.

る鉄族元素の質量比をプロットし、Peak Temper-

ature で色付けしたものに、今回測定した各領域のSato, T. et al.(2020), ApJ 890, 104 (2020).

質量比との比較 (緑:West, 橙:South)。横軸は３つ共

Yamaguchi, H. et al.(2015), ApJ 801, L31.

通して Cr/Fe となっているが、縦軸は上から順に(a):Mn/Fe,(b):Ni/Fe,(c):Ti/Fe となっている。

——–index

超新星残骸 W49B の過電離プラズマの研究
奈良女子大学大学院人間文化総合科学研究科数
物科学専攻
鈴木那梨

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

超新星残骸 W49B の過電離プラズマの研究
鈴木 那梨 (奈良女子大学大学院 人間文化総合科学研究科)

Abstract星の一生の最期に起こる大爆発の残骸を超新星残骸という。超新星残骸は衝撃波により加熱されたプラズマを持つ。プラズマには 3 つの状態があり、一般的な超新星残骸は電離優勢プラズマや電離平衡プラズマ状態である。しかし近年の観測で、過電離プラズマを持つ超新星残骸が発見された。過電離プラズマ状態になる
メカニズムは未だ不明であり議論が続いている。
本研究の対象天体である超新星残骸 W49B は、先行研究において放射再結合連続放射の構造が発見されており、W49B のプラズマは過電離プラズマであることがわかっている。「すざく」における先行研究では、ス
ペクトル解析を 5–12 keV band の高エネルギー側のみで行っている。本研究では、「すざく」における低エ
ネルギー側も含めたプラズマ全体の解析を行うことで W49B のプラズマの物理状態の解明を図り、過電離プ
ラズマの進化過程の調査を行うことを目的とする。
まず先行研究と同様に、5–12 keV band のスペクトル解析を行い、W49B が過電離プラズマであることを確認した。今後の研究では W49B の空間構造を考えることでより詳細な調査を行う。

1

研究背景

いかと考えられている。
本研究対象の W49B は、先行研究により過電離プ

超新星とは、星の一生の最期に起こる大爆発であラズマを持つと確認された超新星残骸である。「する。この爆発現象は、星の寿命の終わりに巨大なエざく」衛星のデータから、過電離プラズマで顕著でネルギー〜1051 erg が解放されるために起こる。爆発

ある放射再結合連続放射（Radiative Recombinationの速度は音速を大きく超え、星間空間に強い衝撃波

Continuum; RRC）が見つかり、W49B は過電離プを生成する。したがって超新星残骸とは、超音速でラズマを持つと確認された (Ozawa et al. 2009)。

噴出する星の外層が周囲の星間物質中に衝撃波を生また Sun & Chen (2020) や Holland-Ashford et al.

じることで生成された超新星爆発の残骸である。

(2020) において、XMM-Newton での W49B の広エ

超新星残骸は衝撃波により加熱されたプラズマを

ネルギーバンドスペクトルの解析が行われた。その持つ。プラズマには 3 つの状態があり、それぞれ電結果、スペクトルは加熱された星周物質による成分

離優勢プラズマ、電離平衡プラズマ、過電離プラズと２温度の過電離プラズマ成分とで再現された。しマと呼ばれる。電離優勢プラズマは電子温度が電離かし、ここでは過電離状態となった初期状態は電離状態を表す電離温度よりも高く、再結合より電離が平衡状態を仮定している。

卓越したプラズマ、電離平衡プラズマは電離と再結

空間分割したスペクトル解析により、W49B の周合の進行度合いがつり合い、平衡状態となっている

辺環境を理解し、過電離プラズマの起源の解明を行プラズマ、過電離プラズマは電離状態が電子温度のうことができる。NuSTAR による W49B の空間分期待されるものよりも進んでいて、再結合が電離を割した解析が行われ、東側と西側に分けたスペクト

上回っているプラズマである。標準的な超新星残骸

ルに違いが見られた (Yamaguchi et al. 2018)。このでは、高エネルギーの電子が徐々に原子を電離して先行研究では、西側でかなり過電離状態であること

いくので、電離優勢状態から電離平衡状態へと移行が確認された。この結果から、過電離プラズマは断する。この進化過程において過電離プラズマが現れ熱膨張によって生成されたのではないかと報告してることはない。したがって、何らかの特別なイベンいる。

トによって、過電離プラズマが生成されるのではな2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 「すざく」観測ログ

Seq.

Date (start–end)

観測時間 [ks]503084010

2009-03-29 02:33:12 – 2009-03-30 11:15:18

52.2

504035010

2009-03-31 12:43:35 – 2009-04-02 01:28:20

61.4

W49B の過電離プラズマの起源の探求には、鉄輝線と RRC 構造の検出が不可欠である。それには鉄輝線バンドと鉄イオンの RRC が見える〜12 keV までの帯域で高感度を持つ「すざく」衛星が最適である。
本研究では「すざく」における 1–12 keV 範囲の広
エネルギーバンドスペクトルによる解析を行うこと
で、どのような初期状態から始まり、過電離プラズ
マに移行したかの調査を目的とする。東西で領域分けを行い、比較していくことで W49B のプラズマ構
造をより詳細に調査する。

3.1

X 線イメージ

図 1 は W49B の 2 つの観測データの XIS0 と XIS3を足したイメージを示す。中心から半径 3 分の明るい円の内部を source 領域に、その周りの領域よりドーナツ状に半径 5 分から半径 7 分までを background 領域として指定した。background 領域は Calibration

Source に被らない領域までとした。
図 2 示す通りに W49B の空間分割を行った。2 つの四角の領域がそれぞれ東と西の source 領域である。

background 領域は、図 1 の全体のものと同じ領域を指定した。また鉄成分を確認するため、6.4–6.85 keV

2

観測

範囲で領域を指定したイメージを図 3 に示す。図 3では、東側に鉄成分が集中していることがわかる。

X 線天文衛星「すざく」のデータを用いて解析を行った。表 1 に示す W49B の 2 つの観測データを用いた。この 2 つのデータは観測時間にそれほど差がな
いため、光子統計をあげるために、2 つのデータを足して解析を行った。W49B において高エネルギー側に重要な鉄輝線がある。したがって本研究では、高エネルギー側の感度が悪い裏面照射型 CCD ではなく、表面照射型 CCD の XIS のみを用いた。XIS は 0 か
ら 4 まであるが、故障がなく使用可能なもので表面照射型 CCD の XIS である、XIS0, XIS3 を用いた。

3

進捗状況
現在までの進捗は、スペクトル解析により先行研究である Ozawa et al. (2009) の W49B の高エネル

図 1: W49B の 1–10 keV 範囲の X 線イメージ。緑色の円内が source 領域、白線のドーナツ状の内部がbackground 領域である。

ギー側の結果との確認を行った。また、東西に領域を分けて比較を行うことで、Yamaguchi et al. (2018)の結果の確認をしつつある。

3.2

スペクトル

5–12 keV 範囲でのスペクトル解析を行った。Ozawa
et al. (2009) では「すざく」による 5–12 keV 範囲の解析が行われており、その先行研究結果との確認が目

0.01
10−3
10−4

normalized counts s−1 keV−1

0.1

12020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

10−5

図 2: W49B の 1–10 keV 範囲の X 線イメージ。緑1 の source 領域を示す。

10
Energy (keV)

色の四角が東西に分けた領域を示す。白色の円は図

図 4: W49B の 5–12 keV 範囲のスペクトル。横軸が

0.01
10−3
10−4

normalized counts s−1 keV−10.11

エネルギー（keV）、縦軸がカウント数である。

10−5

図 3: W49B の鉄輝線バンド（6.4–6.85 keV）の X 線
イメージ。

10
Energy (keV)的である。図 4 に示す通り、9 keV 付近から 12.0 keVにかけて過電離プラズマで顕著である RRC が確認できる。これは Ozawa et al. (2009) で確認された過電離プラズマの証拠の一つであり、これにより W49B
は過電離プラズマであるとわかる。また、6.6 keV 付
近で顕著に鉄輝線が見られる。詳細なスペクトルモ

図 5: W49B の東側と西側の 5–12 keV バンドのスペクトル。黒が東側のスペクトル。赤が西側のスペクトル。
同様に、本研究でも東側のスペクトルの方で鉄成分が強いこと、西側の方で RRC が強いことがわかる。

デルは現在調査中である。現時点では、電子温度が約 1.4 keV、初期電離温度が約 4.6 keV であり、初期電離温度は電子温度より大きい値であることが確認できている。

4

今後の研究
本研究の目的は、広エネルギーバンドのスペクト

東と西に分けたそれぞれの領域でも 5–12 keV 範ルによる詳細な調査を行うことで、W49B のプラズ

囲のスペクトルから強い鉄輝線と RRC の存在を確

マの物理状態の解明を図ることである。スペクトル認した。東と西のスペクトルを図 5 に重ねて示した。 の空間構造を見ることで W49B の周辺環境を理解で
Yamaguchi et al. (2018) で確認されたスペクトルと きると考える。周辺環境の理解により、近くに冷た2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
いものがあるかどうかや、周りにたくさんの高速粒子があるかどうかなど、過電離プラズマに進化する
際に影響を与えたであろう特別なイベントの調査が行える。これは、過電離プラズマの進化過程や起源の解明に繋がる。
現在、先行研究と同様の結果が得られることを確認しつつある。今後の研究計画としては、5–12 keV範囲で行ってきた解析を、1–12 keV 範囲に広げた詳細な解析を行う。図 3 からわかる通り、鉄成分は全体とは異なっており、低エネルギー側と鉄付近では構造が異なり、より複雑な構造である可能性が考えられる。
スペクトルモデルは現在調査中ではあるが、Sun& Chen (2020) や Holland-Ashford et al. (2020) と同様に、単純な１成分ではなくプラズマの状態が異なっていることが確認できている。様々な進化過程の可能性を考えるため、現在、Sun & Chen (2020) やHolland-Ashford et al. (2020) とは異なる初期状態のモデルも考えている。今後は W49B の過電離プラ
ズマを上手く再現できるモデルの確立を行っていく。

Acknowledgement
本研究を行うにあたり、奈良女子大学でご指導くださっている山内茂雄教授をはじめ、研究室の皆様に感謝申し上げます。

Reference
Holland-Ashford, T., et al. 2020, arXiv:2007.11593
Ozawa, M., et al. 2009, ApJ, 706, L71-L75
Sun, L., & Chen, Y. 2020, ApJ, 893, 90
Yamaguchi, H. et al. 2018, ApJ, 868, L35

——–index

高速度コンパクト雲 HCN-0.009-0.044 の質量分布の推定
慶應義塾大学大学院理工学研究科基礎理工学専攻
河上瑛

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

高速度コンパクト雲 HCN–0.009–0.044 の質量分布の推定
河上 瑛 (慶應義塾大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河系の中心部には高温かつ高密度な分子雲の集中する銀河系中心分子層 (CMZ) が半径約 200 pc にわたって広がっている。CMZ 内には高速度コンパクト雲 (HVCC) と呼ばれる広い速度幅 (∆V ≥ 50 km s−1 ) を持つ一方で空間的にコンパクト (d < 10 pc) な分子雲が約 100 個同定されている。

HCN–0.009–0.044 は銀河系中心核 Sgr A*の約 9 pc 東に発見された HVCC である。2019 年の ALMAによる追観測により HCN–0.009-0.044 の高解像度イメージが得られ、それが明瞭な速度勾配を有する 2 つの構成要素からなることが明らかになった。この構成要素の形状・運動は分子雲中心に M ∼ 3 × 104 M⊙ の点状天体を仮定した場合の Kepler 運動により説明できることがわかった。このような点状かつ見えない重力源として中間質量ブラックホール (IMBH) が想定される。
今回の研究では先行研究の結果を確認する目的で HCN–0.009–0.004 内の質量分布を推定することを試みた。使用データは ALMA による HCN J =4–3 および CS J =7–6 回転繊維スペクトル線データである。検証の方法としてまず、点状重力源の位置を固定して Kepler 軌道を決定し、その後軌道半径を変化させること
で軌道内の質量が変化するかを確認した。結果として中心位置から 0.19 pc 以内の範囲では有意な変化は確認されず、空間的に広がった質量分布の存在は見られなかった。

1

Introduction
宇宙空間にある銀河のうち我々の住むものは銀河系と呼ばれている。この銀河系の中心約 200 pc の範囲
は銀河系中心分子層 (Central Molecular Zone; CMZ)と呼ばれる分子雲の密集する領域がある。CMZ 内は
温度が 30 K、密度が 104 cm−3 程度と銀河系円盤部ににより高解像度イメージが得られた。HCN–0.009–

0.004 は Balloon と Stream と呼ばれる 2 つの構成要素からなることが判明し、その速度勾配・形状は(l, b) = (−0◦.0096, −0◦.0451) に中心質量 M = (3.2 ±−10.6) × 104 M⊙ 、視線速度 V = −49.5+1.0
で−0.7 km s

動く点状天体周辺の Kepler 運動によって説明できる
ことがわかっている。そのようなコンパクトかつ見比べ高温、高密度になっている。CMZ 内には高速度コ

えない重力源としては中間質量ブラックホールが想ンパクト雲 (High-Velocity Compct Cloud; HVCC)定される。

と呼ばれる特異な分子雲が約 100 個ほど同定されている。これは空間的にコンパクト (d < 10 pc) である
一方、その速度幅が非常に広い (∆V ≥ 50 km s−1 )というものである。これらの HVCC は何らかのエネ
ルギー供給により加速されたと考えられているものの、その多くの形成メカニズムは未解明である。

HCN–0.009–0.044 は Takekawa et al. (2017) によTakekawa et al. (2019a) では HCN–0.009–0.044の速度分布について Balloon および Stream の軌道分
布を点状質量と仮定し質量推定を行っている。そのため、HVCCn 内の質量分布については明らかになっておらず、分子雲周辺の質量分布が空間的に広がっている可能性がある。そこで、本研究では Balloon 領
域内の質量分布を軌道半径の関数として推定し、空り James Clerck Maxwell Telescope を用いて観測さ間的に広がった質量分布の有無を確認すること目的れた HVCC の 1 つである。この HVCC は空間サイズとする。

が 2 pc 以下と非常に小さい一方、50 km s−1 以上の広い速度幅を持ち、多くの HVCC 同様に対応天体は見られない。その後、Takekawa et al. (2019a) による

Atacama Millimeter/submillimeter Array (ALMA)

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2

これを用いてに軌道内部の質量を決定した。まず、Observations and Analysis
本研究では 2018 年 5 月 13、14、24、28 日にチリの ALMA にて観測されたデータを使用した。観測は CS J =7–6 輝線 (342.9 GHz)、HCO+ J =4–3 輝線 (253.6 GHz)、HCN J =4–3 輝線 (354.5 GHz) を対象とし、観測範囲は (l, b) = (−0◦.009, −0◦.044) を′′′′中心とした 54 × 54 であった。
これらのデータより積分強度図を −80 km s−1 ≤VLSR ≤ −20 km s−1 の範囲で作成した。(図 1(a)-(c))
また、最もスペクトル輝線が強く観測された HCN

J =4–3 輝線から視線速度図を図 1(d) のように作成した。

楕円軌道上にある点を軌道平面上で 10 度ごとに 36点選んだ。各座標における図 1(d) での視線速度 vobs,iと軌道要素から求めた理論的な視線速度 (Zhao et al.

2009) から χ2 を求めた。ここで f は真近点角である。このとき速度の誤差はその座標点での速度分散の値を使用した。この χ2 が最小となるような中心質
量 M および質量中心の視線速度 v0 を決定した。
さらに、中心の位置を固定し、軌道要素のうち軌
道長半径 a のみを a = 0.06 − 0.019 pc の 6 つの値に変化させ、各軌道内部にある質量を算出した。これ
らにより Balloon 内の軌道長半径に対する質量分布を求めた。質量分布の推定に用いた各軌道は図 2 に示した。

図 1: (a) HCN J =4–3 輝線の積分強度図 (b) HCO+

図 2: HCN J =4–3 輝線視線速度図上での各 Kepler

J =7–6、(C) CS J =7–6 の積分強度図。カラーバー

軌道。フィッティングにより得られた a = 0.11 pc のは観測された輝線の強度を表す。(d) HCN J =4–3 輝軌道を白線、a = 0.06、0.009、0.13、0.15、0.19 pc の線の視線速度図。カラーバーは視線速度を表す。

軌道を灰色の線で表した。また、質量推定に用いた
視線速度は各色の点で表された座標から取得した。

これらの画像のうち、明瞭に Balloon の円環構造がわかる CS J =7–6 輝線の積分強度図と、HCN J =4–3
輝線による視線速度図を用いて軌道要素の決定を行った。まず、CS 積分強度図から輝線が強く観測された構造のうち最も内側にある点を 10 点決定し、この点に最もフィットする楕円方程式 Ax2 + Bxy + y 2 +Cx + Dy = E のの係数を Mathematica を用いて決3

Result & Discussion

3.1

分子雲の軌道運動

図 1(d) より速度場が放射状に見えることからその定した。次に、HCN 視線速度図から運動の中心を決

中心位置の座標 (l, b) = (−0◦.0100, −0◦.0448) を軌道定した。運動中心と楕円方程式の係数から Zhao et al.

運動の中心とした。ここから軌道要素は表 1 のよう(2009) にある式をもとにニュートン法を用いてケプ に求められた。ここで、HCN–0.009–0.044 と地球の距離は銀河系中心と同程度 (∼ 8 pc) であると仮定しラー運動の軌道要素 (a, e, i, ω, Ω) を決定した。

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た。また、Takekawa et al. (2019a) との 3 次元的な区間を取った。表 4 に v0 − M 平面上の棄却率の分軌道の比較を図 3 に示す。この図より今回選択した布を示す。

軌道は Takekawa et al.(2019a) での軌道より小さい
ものの傾きは同程度であると分かった。

この結果は先行研究と比較し約 0.3 倍の値となっている。これは 4.1 節で述べたように軌道決定によ

この軌道の相違として、先行研究では HCN J =4–3

るものであり、先行研究及び本研究での手法では軌輝線による積分強度図を使用している一方で本研究

道や運動中心を選択する際の自由度より質量決定精では CS J =7–6 輝線の積分強度図を軌道推定に使用度が ∼ 104 M⊙ であることが考えられる。

している点、質量中心位置の決定基準が異なっている点が挙げられてると考えられる。
表 1: Kepler 軌道での軌道要素の値
軌道要素
値

†

軌道長半径 a0.11 pc

離心率 e

0.24

昇交点黄経 Ω

87◦

近点引数 ω

27◦

軌道傾斜角 † i147◦ (or 33◦ )軌道傾斜角は軌道運動の回転方向によって決定される。

図 4: v0 − M 平面上の棄却率の分布。等高線は最も内側から 1σ 、2σ 、3σ を示す。

3.3

質量分布の推定

4.1 節で述べた軌道を含む軌道長半径のみが異なる
6 つの軌道それぞれで質量推定を行った結果を図 5 に示す。エラーバーを考慮した結果これらの軌道内の質量は ∼ 1 × 104 M⊙ でほぼ一定とみなせる。従って

Balloon 領域には 0.2 pc 程度に広がった質量分布は見られず、質量の存在は (l, b) = (−0◦.0100, −0◦.0448)
を中心とした 0.06 pc 以内の狭い領域に限られると推測される。
図 3: 本研究での a = 0.11 pc の軌道 (赤線)、a =0.23 pc の軌道 (黄色)、Takekawa et al. (2019a) での軌道 (青色) の 3 次元軌道での比較。点はそれぞれで選ばれた軌道中心位置を示す。

3.2

中心質量の推定a = 0.11 pc での軌道と HCN J =4–3 輝線での視線速度から、軌道中心の質量は M = 1.2±0.4×104 M⊙−1、視線速度は v0 = −44+1.8と求められた。
−1.1 km s

誤差の範囲は自由度 2 の χ2 における 1σ (68.3%) の2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
間的に広がった質量分布は確認されなかった。また、

0.06 pc 以内の狭い領域に ∼ 1 × 104 M⊙ の質量が存在していることが分かった。この結果は先行研究が指摘した HCN–0.009–0.044 内部に IMBH がある可能性を支持していると言える。
一方、軌道内の質量評価すなわち IMBH 候補天体の質量評価については本研究の結果から軌道や中心の取り方により 104 M⊙ 程度の不確かさが生じることが明らかになった。従って、今後の研究として軌
道形状や中心位置をパラメーターに含むような解析
図 5: 軌道長半径と軌道内の質量の関係。質量の計算

や、Stream を含む分子雲全体の運動解析により詳細

結果を黒点で、1σ の区間をエラーバーで表した。半な質量評価が求められると考えられる。

径の小さな領域でエラーバーが小さい理由は、その領域での輝線強度が小さく、χ2 の誤差として利用した速度分散の値が小さくなったことに起因する。また、外側の 3 つの軌道は図 2 で示すように視線速度が取得できなかった領域を含んでいる。

Reference
Oka, T., Hasegawa, T.,Sato, F., et al., 1998, ApJS, 118,
455
Takekawa, S., Oka, T., Iwaata, Y., et al., 2017, ApJL,
843, L11

4

Conclusion
HCN–0.009-0.044 は CMZ 内に存在し、その空間サイズが 5 pc 以下とコンパクトである一方、50 km s−1以上の広い速度幅を持った特異な分子雲である。このような分子雲は HVCC と呼ばれる。HVCC HCN–

0.009–0.044 は Takekawa et al. (2019a) によりその広い速度幅の起源として 3.2 × 104 M⊙ の点状重力源
による Kepler 運動が考えられていた。ただし、先行研究では広がった質量分布の有無は評価されていない。
そこで本研究では中心位置を固定し、Kepler 軌道
長半径を変数として軌道内質量をひゅかし、その値がどのように変化するかを検討した。まず、ALMA に
よる CS J =7–6 輝線の積分強度図より HCN–0.009–

0.044 の円環状の構造を認め、その軌道を満たすような軌道内の質量を求めた。HCN J =4–3 輝線の視線速度図を用いた結果、その質量は 1.2 ± 0.4 × 104 M⊙と求められた。これは CS J =7–6 輝線の視線速度を4用いたものでも同程度の結果 (2.5+0.1−0.4 × 10 M⊙ ) が得られている。
次に、質量の軌道長半径依存性を評価した。その結果、0.2 pc 以内の領域で有意な変化は見られず、空Takekawa, S., Oka, T., Iwata, Y., et al., 2019, ApJL,
871, L1
Zhao, J.-H., Morris, M. R., Goss, W. M., et al., 2009,
ApJ, 699, 186