2020 年第 50 回
天文・天体物理若手夏の学校

集録

観測観測機器分科会

index観測 1

寺内健太

新型大気蛍光望遠鏡による極高エネルギー宇宙線の観測

観測 2

加藤勢

ALPAQUITA 実験による南天の最高エネルギーガンマ線天文学の開拓

観測 3

佐々木寅旭

C T A 大口径望遠鏡に用いる光電子増倍管の性能評価

観測 4バクスタージョシュ

IACT における Gamma hadron separation について

ア稜
観測 5

宇佐見雅己

超小型衛星 SONGS 搭載太陽中性子・ガンマ線検出器の積層プラスチックシンチレータ部
の性能評価

観測 6

野橋大輝

集積回路 ASIC を用いた超小型衛星搭載用太陽中性子・ガンマ線検出器の性能評価

観測 7

吉田有良

銀河系内外拡散 MeV ガンマ線観測のための高角度分解能化を目指した SMILE-3 計画

観測 9

八木雄大

太陽アクシオン探査に特化した超伝導遷移端型 X 線マイクロカロリメータの開発

観測 10

田中圭太

TES 型マイクロカロリメータにおけるインピーダンス測定

観測 11

小林紘之

超伝導量子干渉計を用いた断熱消磁冷凍機下での X 線検出機読み出し環境の構築

観測 12

加藤颯

X 線マイクロカロリメータ用断熱消磁冷凍機の常磁性体カプセルの開発

観測 13

畠内康輔

CMOS イメージセンサを用いた硬 X 線撮像偏光計の開発

観測 14

渡邊泰平

硬 X 線偏光撮像システムを搭載した超小型衛星のための軌道上バックグラウンド評価

観測 15

井上諒大

湾曲 Si 結晶を用いたブラッグ反射型偏光計の分光性能評価

観測 16

内野友樹

高温塑性変形技術を用いた湾曲ブラッグ結晶偏光計の開発

観測 17

橘建志

金沢大学超小型衛星搭載広視野 X 線撮像検出器 T-LEX の撮像性能試験とその評価

観測 19

作田紗恵

MEMS 技術を用いた Schmidt 配置 Lobster eye 光学系の開発

観測 20

芳野史弥

Athena 衛星に搭載する SPO 望遠鏡の DLC コーティング

観測 21

川本莉奈

鹿児島大学 1m 望遠鏡用可視光 2 波長同時撮像装置の開発

観測 22

沖中陽幸

せいめい望遠鏡における近赤外偏光撮像装置のための波長板回転機構の設計と製作

観測 23

坂部健太

「小型屈折型補償光学装置 CRAO の開発：AO シミュレーションによるエラーバジェット
の評価」

観測 24

渥美直也

極限補償光学における tip/tilt 補償装置の開発

観測 25

佐藤大樹

近赤外線輻射輸送計算による生体光イメージング：甲状腺癌の診断に向けて

観測 27

谷口暁星

データ科学的装置開発によるサブミリ波分光観測の高感度化

観測 28

松英裕大

NASCO 受信機の搭載から現在までの開発進捗

観測 29

南大晴

1.85m 電波望遠鏡の新 IF 回路の検討

観測 30

松本健

1.85m 電波望遠鏡の新制御システム開発

観測 31

星野百合香

半波長板の結晶軸のずれが CMB の B モード偏光観測に与える系統誤差の評価

観測 33

西ノ宮ゆめ

CMB 偏光観測に用いる TES の電気的・熱的特性評価および光学試験の進捗状況

観測 34

村田雅彬

次世代 CMB 偏光観測実験 Simons Observatory の小口径望遠鏡に搭載する偏光角較正装置の製作と性能評価

観測 35

寺崎友規

CMB 偏光観測に用いるマイクロ波多重化読み出し回路の性能評価

観測 36

坂栗佳奈

宇宙マイクロ波背景放射 (CMB) 実験で用いる反射防止膜 (AR coating) の作成と性能評価

増村亮

LiteBIRD 衛星搭載の焦点面検出器 (TES) の開発実験

海老原大路

次世代赤外天文衛星に用いる MOSFET の特性評価

藤田康平

多重薄版型 KB ミラーの光学設計

竹内智美

高感度近赤外線高分散分光器 WINERED -分光スペクトル像にみられるゴースト光の対策-

——–index

観測 1
新型大気蛍光望遠鏡による極高エネルギー宇宙線の観測
京都大学理学研究科物理学専攻
寺内健太

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

新型大気蛍光望遠鏡による極高エネルギー宇宙線の観測
寺内 健太 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
極高エネルギー宇宙線は地上最大の粒子加速器で到達可能なエネルギーより 7 桁以上も大きいエネルギーを持つ、宇宙で最もエネルギーの高い粒子である。その起源・加速機構を研究することは宇宙の爆発的な極高天体現象の解明へと繋がることが期待される。検出原理としては、地球大気に入射した極高エネルギー宇
宙線が大気中で発する紫外線蛍光発光を地上に設置した光学系で集光し、焦点面にある光電子増倍管で撮像する大気蛍光法が使用されている。しかし極高エネルギー宇宙線の到来頻度は極端に少なく、年間 100 km2
あたりにわずか１粒子しか到来しない。そのため極高エネルギー宇宙線の起源・加速機構を明らかにするた
めには年間観測事象数を格段に増やす必要がある。Fluorescence detector Array of Single-pixel Telescopes(FAST) 実験は、極高エネルギー宇宙線への感度を飛躍的に高め、さらに極高エネルギー領域の中性粒子の初検出を目指した次世代の宇宙線観測実験である。FAST 実験では、直径 1.6 m の小型光学系と 4 本の口径

20 cm の光電子増倍管から成る、30 度× 30 度の視野角を持つ低コスト型の新型大気蛍光望遠鏡を 20 km
間隔でアレイ状に展開し、現状よりも一桁多い極高エネルギー宇宙線の年間観測事象数を実現する。FAST
実験の開発研究として、これまでに米国ユタ州の TA に新型大気蛍光望遠鏡を 3 基、アルゼンチン・メン
ドーサの Auger に 1 基設置し、日本からの遠隔操作により定常観測を続けている。現在 Auger に 2 基目の建設へ向けた準備が進行中で、自立稼働に向け高速波形収集回路を新たに開発している。本講演では、極高エネルギー宇宙線の観測の現状と両サイトでの新型大気蛍光望遠鏡の観測状況及び開発中の高速波形収集回路について報告する。

1

Introduction

1.1

極高エネルギー宇宙線

極高エネルギー宇宙線（UHECR, Ultra High En-

ergy Cosmic Ray) は 1020eV 以上ものエネルギーを

UHECR は宇宙背景放射との相互作用によりエネルギーを失うため、スペクトルにカットオフが見られることが予測されている (K. Griesen 1996),(G.T.

Zatsepin and V.A. Kuzmin 1966)。このスペクトルのカットオフは GZK カットオフと呼ばれている。

持つ宇宙線であり、宇宙で最もエネルギーの高い粒子である。その莫大なエネルギーのため、銀河磁場で曲げられずに地球まで到来していると考えられて

1.2

現行の UHECR 観測実験

いる。またその起源は、高エネルギー天体が生み出

現在稼働中の UHECR 観測サイトは、テレスコー

す衝撃波によって加速されるボトムアップ説と超重プアレイ実験 (以下 TA) とピエールオージェ観測所

粒子の崩壊または対消滅を起源とするトップダウン(以下 Auger) である。

説の二つが考えられている。もし天体起源だとする

米国ユタ州に建設された TA は、有効検出面積 700

km2 に 1.2 km 間隔で設置された 507 台の地表検待でき、宇宙のどこで生成されているのかを明らか 出器アレイと、周囲の三つのステーションに設置さにすることができる。いずれにせよ、UHECR の観 れた計 38 台の大気蛍光望遠鏡によって宇宙線を観と、UHECR の到来方向と既知の天体との相関が期

測を通して我々はその起源・加速機構を研究し、宇測している。現在有効検出面積を 3000 km2 にまで宙の極高エネルギー現象を解明することを目指して拡張することを目指す TA ×４計画が進行中であるいる。

(http://www.telescopearray.org)。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
Auger は南米アルゼンチンのメンドーサに位置し、また FAST 実験では次世代の大規模実験を見据え、

2

3000 km の有効検出面積に 1660 台の水チェレンコ ソーラーパネルで充電して自動でデータ収集を開始
フ検出器からなる地表検出器アレイと 4 箇所に 6 台できる完全自立型の検出器としての運用を目指してずつ配置されている大気蛍光望遠鏡によって宇宙線いる。そのためには大気蛍光望遠鏡の消費電力を従を観測している (http://www.auger.org)。

来より抑える必要がある。

現状上記の実験による UHECR の観測によりカットオフを持つエネルギースペクトルが報告されているが、その成因については年間観測事象数が不十分であるため明らかになっていない (A. Batista et al.

2019)。

2

FAST 実験

2.1

概観

図 1: 新型大気蛍光望遠鏡の試作機

現在我々が進めている Fluorescence detector Arrayof Single-pixel Telescopes (FAST) 実験は、有効検出面積を従来の 10 倍にすることで UHECR への感度2.2期待される観測事象数を飛躍的に高め、さらに極高エネルギー領域の中性

図 2 は TA と Auger にてこれまでに観測された粒子の初検出を目指した次世代の宇宙線観測実験で

UHECR のエネルギースペクトルを表したものであある (https://www.fast-project.org)。現在稼働している Auger や TA の持つ有効検出面積を一桁増やす
ことは、従来の観測手法の単純拡張では、コスト・管理の面からとても現実的ではないという大きな課題を抱えている。そこで FAST 実験では、新技術として大気蛍光望遠鏡を地表粒子検出器アレイのように等間隔でアレイ状に配置し、複数台で UHECR を同る (O. Deligny et al. 2019)。図中の実線は宇宙線
源が等方的に宇宙に分布していると仮定したときの、UHECR の最大加速エネルギー Emax 毎の GZK
カットオフ、およびカットオフから回復するモデル（GZK recovering) を表している (V. Berezinsky et

al. 2001)。”evolutionary” と記載のあるモデルは宇宙線源の数密度が遠方で増加していることを意味す

時観測するという手法を導入した。それにより、検る。また、図中の感度曲線は FAST 実験で期待され出器同士の間隔を大幅に広くすることができ、広大る 90%検出感度を観測年数毎に描いたものである。

な有効検出面積を確保できる。

ここではバックグラウンドフリーな状況を想定して以上のことを実現するために、現在低コストな新いる。FAST 実験で 10 年観測すれば図中の最大加速型大気蛍光望遠鏡の開発が進められている。光学系

エネルギー Emax = 3·1020 eV となるモデルは、1020には小型のものを使い、焦点面に用いる光電子増倍eV 以上で 204 事象 （ポアソン分布による統計誤差7.0%) 観測されると期待され、”evolutionary” モデ
ルは 380 事象 (統計誤差 5.1%) の観測が期待される。
倍管にすることで大幅なコストダウンを実現できる。
管を従来の数百本からわずか 4 本の大口径光電子増現在新型大気蛍光望遠鏡のプロトタイプとして、直径 1.6 m の小型光学系と 4 本の口径 20 cm の光電子増倍管から成る、30 度× 30 度の視野角を持つ大2.3

現在までの観測状況と課題

気蛍光望遠鏡が開発されている。(図 1) それらを 20

これまでに TA に新型大気蛍光望遠鏡を 3 基設置

km 間隔でアレイ状に展開し、現状よりも一桁多いしており、日本からの遠隔操作により定常観測を続

極高エネルギー宇宙線の年間観測事象数を実現する。 けている。TA で行われた試験観測では、UHECR の候補事象が 44 事象見つかり、新型大気蛍光望遠鏡

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
ルから成っている。本研究では、その中のアンプ回路について主に記述する。

3

アンプ回路設計3.1

必要性能

まず、必要なゲインについて述べる。光電子増倍管のアノードから出力される電流を、抵抗を用いて電圧変換すると -4 mV となる。後続の FADC に十分な大きさの波形を渡すため、入力信号を 50 倍に増幅させるとする。終端抵抗で電圧が 1/2 倍になることを考慮すると、アンプ自身で 100 倍のゲインが必要になってくる。
次に必要な周波数帯について述べる。大気蛍光望
図 2: Auger と TA でこれまでに観測された UHECR

遠鏡を 20km 間隔で設置する FAST 実験では、そののエネルギースペクトル (O. Deligny et al. 2019)。 ジオメトリーから 32.5 MHz のサンプリング周波数
実線は最大加速エネルギー毎のモデルを表しているが必要になる。よってナイキストの定理より、検出(V. Berezinsky et al. 2001)。点線や破線は FAST 実 限界は 16.25 MHz となる。本研究では、要求される験で期待される 90%検出感度を観測年数毎に描いた ゲインを達成しつつなるべく通過させる周波数帯をものである。
伸ばすことを試みている。

で UHECR を観測できることを示した (M. Malacari

et al. 2020)。一方 Auger には 1 基設置しており、現在 2 基目の建設へ向けた準備が進行中である。また、Auger でも UHECR が観測されている。
しかし、現状の大気蛍光望遠鏡はソーラーパネル
で生み出した電力で運用するには消費電力が大きいという問題点があった。そのため、現在消費電力の小さい大気蛍光望遠鏡の波形収集回路の開発を進めている。本研究では波形収集回路のうち光電子増倍

3.2

回路設計

前節で述べた必要性能を満たすようなアンプ回路を設計したものが図 3 である。差動増幅器として今回は Texas Instrument 社の完全差動オペアンプ(THS4521) を用いた。またゲイン 100 倍を確保するため、オペアンプの段数を二段としている。各段が二次のローパスフィルタであるので、全体で四次のローパスフィルタとなっている。

管、ローパスフィルタに続く完全差動アンプ回路を開発している。今回はアンプ回路の持つ、ローパス
フィルタとしての特性と回路パラメータを FAST 実
験に適したものに決定し、回路シミュレーションで
検証した。

2.4

FAST エレクトロニクス

FAST 実験のエレクトロニクスは主にアンプ・
FADC・FPGA・GPS モジュール・高圧電源モジュー

図 3: 完全差動アンプを用いたローパスフィルタ

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

4回路シミュレーション

5

まとめ・展望設計したアンプ回路をアナログ回路シミュレーショ

現在までに FAST 実験の新型大気蛍光望遠鏡を TA

ンソフト Tina-TI を用いて検証した。入力信号としに 3 基、Auger に 1 基設置しており、宇宙線の定常ては立ち上がり時間が 1 us、立ち下がり時間が 2 us

観測が続けられてきた。今後も観測を継続していくであり、波高が -4 mV の波形を入力して、そのとき所存である。加えて、Auger に 2 基目の新型大気蛍の AC 伝達特性および過渡特性について調べた。

光望遠鏡が設置される予定である。その他には消費図 4 には AC 伝達特性が表されている。通過帯域

電力を抑えたエレクトロニクスを現在開発しており、でのゲインは 34 dB となり、これは電圧比に直すと本集録ではそのうちのアンプ回路について紹介した。

50 倍となっている。通過帯域のゲインから 3 dB 減 今回はシミュレーションを用いて解析したが、今後少する周波数をカットオフ周波数と定義すると、こ は実際の回路で予想通りの挙動を示すか検証する予のアンプ回路のカットオフ周波数は約 4 MHz となっ 定である。開発中のエレクトロニクスは 2020 年度中ている。

のインストールを目指している。

図 5 には過渡特性が表されている。出力波形には目立ったリンギングやオーバーシュートが見られなかった。波形の半値全幅をここでは波形幅と定義す

Reference

ると波形幅は 1.47 us となり、入力波形の波形幅 1.5

武多 昭道, 東京大学, 2006, 修士論文

us とほぼ変わらない値となった。

T. Fujii et al., 2015, Astropart. Phys. 74, p.64-72
K. Griesen, 1996, Phys. Rev. Lett. 16, 748
G.T.Zatsepin and V.A. Kuzmin, 1966, JETP. Lett. 4,
78”TA”,
TELESCOPE
ARRAY
http://www.telescopearray.org”Auger”,
PIERRE
AUGER
https://www.auger.org

図 4: AC 伝達特性

PROJECT,OBSERVATORY,

A. Batista et al., 2019, Front.Astron.Space Sci. 6, 23”FAST Project”, Fluorescence detector Array of Singlepixel Telescopes, https://www.fast-project.org
M. Malacari et al., 2020, Astropart. Phys. 119, 102430
O. Deligny et al., 2019, PoS (ICRC2019) 234
V. Berezinsky et al., 2001, hep-ph/0107306

図 5: 過渡特性

——–index

観測 2
ALPAQUITA 実験による南天の最高エネルギー
ガンマ線天文学の開拓
東京大学理学系研究科
加藤勢2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALPAQUITA 実験による南天の最高エネルギーガンマ線天文学の開拓
加藤 勢 (東京大学大学院理学系研究科物理学専攻)

Abstract
宇宙線エネルギースペクトルの knee 領域の起源を解明するためには、100 TeV を超える、観測史上最も高いエネルギーのガンマ線観測が重要である。南半球は銀河中心及びその近傍の銀河面に面しており、TeV 領域
において明るい天体が非常に多く存在する。100 TeV ガンマ線の観測により、銀河系内における knee 領域宇宙線加速の証拠を得ることを目的の一つとして、南半球のボリビアにおいて、ALPACA 実験が計画されている。そして現在 ALPACA 実験のプロトタイプ実験として、ALPAQUITA 実験が、年内の実験開始を目指して建設中である。本講演では、ALPAQUITA 実験による一年間の観測における、天体からの 100 TeV ガン
マ線の検出可能性を評価し、南半球における最高エネルギーガンマ線天文学の開拓可能性について議論する。

1

イントロダクション

しい。なぜなら南半球は銀河中心及びその周辺の銀河面に面しており、TeV 領域で、北半球を凌駕する
1912 年、Victor Franz Hess の気球実験による宇宙 数のガンマ線天体が確認されているからである (A.
線の発見以来 (Hess. V. F (1913))、100 年以上未解 Abramowski et al. (2018))。また銀河中心からは、決な謎として、宇宙線エネルギースペクトルの knee knee 宇宙線の加速源の存在を示唆する結果も得られ領域がある。knee 領域とは全核種を含むエネルギー
スペクトルの ≃ 4 × 1015 eV において見られる折れ曲がりを言い、スペクトルのベキが ≃ 2.7 から ≃ 3.1 とている (A. Abramowski et al. (2016))。さらに南半
球では、100 TeV ガンマ線に感度を持つ実験は現時点で存在しない。従って、南半球での 100 TeV ガンマ線

急峻に変化する領域である。knee 領域のエネルギー

観測は宇宙線物理学のフロンティアであり、100 TeV

は、宇宙線が銀河系内で加速され得る最高エネルギー

ガンマ線に感度を持った実験の登場が待たれている。

であると考えられており、その有力な加速源として
超新星残骸が挙げられるが (E. Amato and P. Blasi.

(2006))、直接的な証拠は存在しない。
宇宙線の加速源を解明する手法の一つとして、宇宙線が、加速源周辺の星間物質との相互作用により生じた、中性パイ中間子の崩壊ガンマ線の観測が有効である。崩壊ガンマ線のエネルギーは、親宇宙線のエネルギーの 10% 程度にまで迫るため、knee 宇宙線加速源の特定には 100 TeV 超のガンマ線観測が重要となる (T. Naito and F. Takahara (1994))。

2019 年 4 月、北半球のチベット実験が、かに星雲からの 100 TeV ガンマ線観測に世界で初めて成功した (M. Amenomori et al. (2019))。それに続き、北半球の HAWC 実験が、かに星雲を含めた 4
天体からの 100 TeV ガンマ線観測に成功している(A. U. Abeysekara et al. (2019), A. U. Abeysekara
et al. (2020))。しかし最高エネルギーガンマ線天文学を開拓する上では、南半球における観測が望ま

2

ALPACA 実験、ALPAQUITA 実験
ALPACA 実験 (Andes Large area PArticle detec-

tor for Cosmic-ray physics and Astronomy) は日本を含んだ国際共同実験である。実験サイトはボリビ′

ア・ラパスのチャカルタヤ山中腹 (南緯 16◦ 23 、西′経 68◦ 08 、大気厚さ 572 g/cm2 ) である。ALPACA
実験は空気シャワーアレイ実験であり、プラスチッ
クシンチレーション検出器から成る地表の空気シャ
ワーアレイと、地下の水チェレンコフ型ミューオン
検出器から構成される。地表アレイ及びミューオン
検出器の総面積は 83, 000 m2 及び 5, 400 m2 である。
地表アレイを用いて、宇宙線が大気中で生成する空気シャワーをトリガーし、ミューオン検出器を用いて、一次ガンマ線と宇宙線の弁別を行う。検出器が安価で容易に大面積へ展開可能であることや、天候や2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
太陽光に影響を受けず稼働率が高い (> 90%) など、 た場合の、バックグラウンド宇宙線の除去率、ガンマ統計数の少ない 100 TeV ガンマ線観測において利点

線天体への感度を評価した。シミュレーションでは、を持つ。狙う物理として、上に挙げた knee 領域宇宙

空気シャワーの発生に Corsika-76400 (D. Heck et al.

線の起源解明の他、宇宙線による月の影を用いた星(1998))、シャワーに対する検出器レスポンスの再現

間磁場の研究、宇宙線エネルギースペクトルの核種に Geant4.10.04.p02 (S. Agostinelli et al. (2003)) を組成の研究等がある。

用いた。Corsika を用いて、ガンマ線及びバックグ

現在 ALPACA 実験のプロトタイプ実験として、 ラウンド宇宙線を、南天の明るいガンマ線天体 RX

ALPAQUITA 実験が、年度内の実験開始を目指し

J1713-7.3946 の軌道に沿って発生させ、Geant4 を用て建設中である。図 1 に ALPAQUITA 実験の検出

いて、イベントを ALPAQUITA 地表空気シャワーア

器配置を示す。、ALPAQUITA 地表アレイは 97 台

レイの中心から半径 300 m 以内の円領域にランダムのシンチレーション検出器から構成され、総面積はに入射させた。そして、600 ns 以内に最低 4 台のシ

2

18, 450 m で、ALPACA 地表アレイの 4 分の 1 程 ンチレーション検出器が 0.5 粒子以上検出した場合
度の大きさである。また地表アレイ中心部地下に総にトリガーをかけ、イベントの再構成を行った。

2

面積 900 m のミューオン検出器を設置し、ガンマ線・宇宙線の弁別能力を高める狙いがある。これは、シミュレーション解析

南半球の最高エネルギーガンマ線天文学の開拓を、 4

ALPAQUITA 実験の段階で達成することを目的としているためである。

トリガーされたイベントについて、一次粒子の到来方向、エネルギーを再構成する。到来方向を求めるためには、空気シャワーイベントの中心 (コア) 位置を推定する必要がある。シャワーのコア位置は、各シンチレーション検出器が検出した粒子の数密度を

ρ として

∑ 2 )
(∑ 2
ρ x
ρ y
∑i i 2 i , ∑i i 2 i
ρ
i i
i ρi

で求める。ただし xi 、yi は、AS アレイの中心を原点とした時の各検出器の座標を表し、和は粒子を検出した検出器全てについて取る。得られたシャワー
コアをもとに、シャワー面の形状を円錐型であると
図 1: ALPAQUITA 実験の検出器配置。プラスチックシンチ
レーション検出器から成る地表空気シャワーアレイ (黒) と、地下の水チェレンコフ型ミュー検出器 (赤) から構成される。インナー
エリアについては、4 章を参照のこと。

仮定したコーンフィットで各検出器の検出時刻を補正し、到来方向決定残差

χ2 =

∑

wi (l · xi + c(ti − t0 ))2(

wi = ρi /Σi ρi

)

i

(1)

3

研究手法
本講演では、ALPAQUITA 実験による一年間の観が最小となるような粒子の到来方向 l を決定する。ただし ti は、コーンフィットによる補正後に得られた各検出器の粒子検出時刻である。

測における、ガンマ線天体からの 100 TeV ガンマ線

エネルギーは、検出総粒子数密度 Σρ から推定さの検出可能性を評価し、南半球における高エネルギーれる。具体的には、各 Σρ ビンにおいて得られたエ

ガンマ線天文学の開拓可能性について議論する。これ

ネルギー分布のピークを、logΣρ の多項式で近似すを達成するため、Monte Carlo シミュレーションを用る。後に述べる解析条件を通過したイベントに対しいて、地表空気シャワーアレイのエネルギー・角度分
解能等の基本的性能を始め、ミューオン検出器を用い

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
測で平均 1 イベント未満であり、ガンマ線への感度て、エネルギー E は

log

( E )
TeV

(

)) 2

( Σρ
= 3.6 × 10−2 log
m−2
)
( (
)
Σρ
− 0.13 (2)+ 0.71 log
m−2

は、天体からのガンマ線フラックスのみに依存する。

表 1: 100 TeV における ALPAQUITA 実験の各種性能。
角度分解能
0.29◦

と表される。
再構成されたイベントを解析で用いる際、以下の5 つの解析条件を課している。
1. 最低 4 台のシンチレーション検出器が、0.8 粒子

エネルギー分解能+36% − 27%

ガンマ線保持率75%

宇宙線除去率99.9%以上検出すること。

2. 最も検出粒子数が多いシンチレーション検出器の上位 4 台中 3 台が、図 1 に示すインナーエリア内に存在すること。

3. 到来方向決定残差 χ(式 (1)) について χ < 1 m であること。

4. 再構成されたイベントの到来天頂角 θ について
θ < 40◦ であること。
5. 各イベントに対し、以下のような、Σρ を用いて表される半径を持つ解析窓を開いた時に、注目する天体が解析窓内に存在すること。

5.8◦
r= √

Σρ
m−2

5

ただし

0.5◦ ≤ r ≤ 1.5◦

図 2: 解析条件を通過したガンマ線及び宇宙線の散布図。縦軸 ΣNµはミューオン検出器によって検出された総ミューオン数である。
ΣNµ < 0.1 のイベントはミューオン数 0 と見なし、ΣNµ = 0.01に示してある。また各 Σρ ビンにおいて、ガンマ線及び宇宙線イ
ベントの 16%、50%、84% を含む点を示してある (青及び赤縦線)。赤の折れ曲がり線は、ガンマ線の検出有意性が最大となる
カットラインを示す。

結果

図 3 は、H.E.S.S. 銀河面サーベイ (A. Abramowski

et al. (2018)) 及び HAWC 実験 (A. U. Abeysekara
表 1 に、ALPAQUITA 地表アレイの基本性能を示す。≃ 1◦ 程度の広がったガンマ線天体が比較的多く存在することを考慮すると、ALPAQUITA の角度分解
能 (≃ 0.3◦ ) では形状解析が可能である。エネルギー
分解能は、検出総粒子数密度 Σρ から (2) によってエet al. (2020)) によって観測されたガンマ線天体のうち、ALPAQUITA 実験の視野内に存在する天体に対して、ALPAQUITA 実験の感度曲線をプロットしたものである。比較のため、ALPACA 実験の感度曲線も示してある。両感度曲線とも、点源に対する、一ネルギーを求めた時の、上側及び下側分解能を示し

年観測における 5 σ の検出感度曲線である。一年間てある。ガンマ線保持率及び宇宙線除去率は、ミューの観測で、5 個の H.E.S.S. 天体からのガンマ線検出

オン検出器を用いて、空気シャワーに含まれるミューが可能であり、うち 1 天体から、100 TeV 超のガンオン数の違いに応じたイベント弁別を行った際に保マ線検出が期待出来る。

持されるガンマ線、及び除去される宇宙線の割合である。具体的には図 2 に示したように、ガンマ線の検出有意性が最大となるような、ミューオン数を用

6

未知の天体：HESS J1702-420

いたカットラインを求め、この線よりも下に存在するイベントのみを取得した場合のガンマ線の残存率、

ALPAQUITA 実験による一年観測では、1 個のガ及び宇宙線の除去率である。カット後に残存する宇ンマ線天体:HESS J1702-420 から、100 TeV 超のガン宙線数は、100 TeV 領域において、点源からの一年観2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 左：H.E.S.S. 実験により観測された HESS J1702-420 の

図 3: ALPAQUITA 実験のガンマ線に対する検出感度曲線 (黒太線) を、視野内に存在するガンマ線天体に対してプロットしたもの。比較のため、ALPACA 実験の感度曲線も示してある (紫太線)。両感度曲線とも、点源に対する、一年観測における 5 σ の検出感度曲線である。天体のエネルギーフラックス (細線) は天体
種で色分けし、赤：超新星残骸、青：パルサー星雲、灰：天体種
不明である。既に観測された領域を実線で示しており、未観測の領域を点線で外装している。

ガンマ線強度分布。右：左図と同じ領域の、電波領域での観測結果。H.E.S.S. の観測結果を重ねてある。また G344.7-0.1、PSR
J1702-4128 等、近傍の天体の位置も示してある。F. Aharonian
et al. (2008) より転載。

観測で 100 TeV ガンマ線の検出に成功することは、
この状況を打破する起爆剤としての役割を担う。今後は K. Kawata et al. (2017) に述べられたエネル
ギー推定法の採用や、到来方向決定時のコーンフィッ
トの傾きを最適化することで、地表空気シャワーア

マ線検出が期待出来ることがわかった。HESS J1702-

レイのさらなる性能向上を目指す。

420 は H.E.S.S. 実験により発見されたガンマ線天体であり (F. Aharonian et al. (2006))、TeV 領域でのみ明るく光り、他の波長域に対応物を持たない。またReference

近傍には、超新星残骸 G344.7-0.1 (E. Giacani et al.

Hess. V. F, Physikalische Zeitschrift 14, 1153 (1913)(2011)) や、パルサー PSR J1702-4128 (C. Chang etal. (2008)) が存在するが、ガンマ線放射領域とは離れており、周辺の星間物質との分布の相関も見られないため (J. C. Lau et al. (2019))、ガンマ線放射との関係は明らかでない (図 4 参照)。さらに、観測されE. Amato and P. Blasi, Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 371, 1251 (2006)
T. Naito and F. Takahara, J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 20 477(1994)
M. Amenomori et al., Physical Review Letters 123, 051101(2019)たガンマ線エネルギースペクトルのベキが ≃ 2.1 とA. U. Abeysekara et al., The Astrophysical Journal 881, 134(2019)

ハードなことや (F. Aharonian et al. (2008))、すざくA. U. Abeysekara et al., Phys. Rev. Lett 124, 021102 (2020)

XIS による X 線観測の結果から、原子核由来のガンA. Abramowski et al., Astronomy & Astrophysics A1, 612 (2018)

マ線である可能性が指摘されている (T. Fujinaga et

A. Abramowski et al., Nature 531, 476 (2016)

al. (2011))。これら先行研究の結果から HESS J1702-

D. Heck et al., Report FZKA 6019 (2008)

420 は、種の不明な宇宙線加速天体である可能性がある。ALPAQUITA 実験による観測で、100 TeV ガ

S. Agostinelli et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A 506,
250 (2003)

ンマ線の放射分布や、エネルギースペクトルを精度

F. Aharonian et al., The Astrophysical Journal 636, 777–797(2006)

良く求めることで、HESS J1702-420 の宇宙線加速

E. Giacani et al., Astronomy & Astrophysics, 531, A138 (2011)

描像に、新たな情報を提供することが期待される。

C. Chang et al., The Astrophysical Journal 682, 1177 (2008)
J. C. Lau et al., Monthly Notices of the Royal Astronomical
Society 483, 3659–3672 (2019)

7

今後の展望
南半球における最高エネルギーガンマ線天文学は、

未だ未開拓の領域である。ALPAQUITA 実験による

F. Aharonian et al., Astronomy & Astrophysics 477, 353–363(2008)
T. Fujinaga et al., Astrophysical Society of Japan 63, S857–S864(2011)
K. Kawata et al., Exp Astron 44, 1 (2011)

——–index

観測 3
C T A 大口径望遠鏡に用いる光電子増倍管の性
能評価
埼玉大学理工学研究科物理機能系専攻
佐々木寅旭

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

CTA 大口径望遠鏡に用いる光電子増倍管の性能評価
佐々木 寅旭 (埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract
宇宙線は 109 –1020 eV と幅広いエネルギーに渡るが、高エネルギー宇宙線によって生成されるガンマ線の観測により、未解明の加速源についての情報を得る。超高エネルギー (VHE) ガンマ線は、地球大気と相互作用して電子・陽電子対生成を起こし空気シャワーを形成する。このシャワー中の電子・陽電子が、空気中の光速を超えるとチェレンコフ光を放射する。地上望遠鏡での、チェレンコフ光の観測が GeV、TeV 帯域では有用である。Cherenkov Telescope Array (CTA) は、20 GeV – 300 TeV のガンマ線を従来の望遠鏡よりも、10 倍の感度で観測することを目標としている。本計画では南北半球の 2 サイトに異なるエネルギー帯域に感度を持つ大中小の 3 つの望遠鏡を設置する。日本チームは低エネルギー側 (20 GeV–3 TeV) に感度を持つ大口径望遠鏡 (Large Sized Telescope : LST) の開発に貢献しており、2018 年 10 月にスペイン領ラパ
ルマ島に LST の初号機が稼働し観測を開始している。LST の焦点面検出器には 1 台あたり 1855 本の光電子増倍管 (Photomultiplier Tube : PMT) が用いられる。この焦点面検出器では、300 MHz の夜光ノイズの重複によるトリガーを防ぎ、電荷積分の幅を狭め、SN 比向上のため、PMT 出力信号の幅は平均 3.0 ns(FWHM) 以下に抑えることが要求される。また最低エネルギーの閾値を 20 GeV まで引き下げるため、複数の PMT 信号を足し合わせて 1 つの信号にするアナログサムトリガー方式を採用している。正確な PMT
信号足し合わせのために、PMT の電子走行時間のばらつき (Transit Time Spread : T.T.S.) が小さいことが重要である。運用時 PMT にはチェレンコフ光を集光するライトガイドが装着されるがこれまでの計測では、LST2-4 号機用 PMT についてはライトガイド付きでは上述の項目は未測定である。PMT の電子走行時
間は光子入射位置によって変化するためライトガイド装着により、光子の入射経路が変化し出力信号の幅やT.T.S. に影響することが分かった。今回これらの物理量を PMT に multi p.e. (20 p.e. 程度) と 1 p.e. を照射することで算出し、出力信号の幅は全ての印加電圧で 3.0 ns (FWHM) 以下、T.T.S. は印加電圧に依存
し、標準偏差で 0.40–0.70 ns 程度となることが分かった。本発表では詳しい測定方法及び結果を発表する。

1

Cherenkov Telescope Array MST) は 80 GeV – 50 TeV に感度を持ち、銀河面ス
キャン、全天スキャンを効率良く行うために視野を(CTA) 計画
可能な限り広くし一様なイメージを得るデザインとVery High Energy (VHE) ガンマ線は数十 GeV 以 なっている。小口径望遠鏡 (Small Sized Telescope :上のエネルギーを持つガンマ線で、このような超高 SST) は 1 TeV – 300 TeV に感度を持つが、このエネエネルギーガンマ線が地球大気に突入した際、大気

ルギー帯域ではチェレンコフ光は十分に明るいが到の原子核と相互作用し大気シャワーを形成する。大来頻度が少ないため、多数の SST を設置して広い面

気シャワーにより生成される粒子が空気中の光速を積をカバーする。CTA は現行の MAGIC や H.E.S.S.

超えるとチェレンコフ光を放射する。CTA ではこのといった望遠鏡よりも 1 桁上の感度である。感度向チェレンコフ光を観測することで、間接的に VHE ガ

上により、宇宙線の加速やガンマ線の放射機構など

ンマ線の観測を行う。

未解明の現象についてアプローチできる。望遠鏡はCTA 計画は対象とするエネルギー帯域が異なる 南北半球の 2 サイトに建設される。北サイトはスペ
大・中・小の 3 つの望遠鏡を配置し観測を行う。大口 イン領ラパルマ島である。現在 LST 初号機が完成し径望遠鏡 (Large Sized Telescope : LST) は 20 GeV観測を開始しており Crab Pulsar からの信号検出に– 3 TeV の低エネルギー帯域に感度を持ち、十分な成功した。南サイトはチリのパラナルに建設予定でチェレンコフ光を集光するために 400 m 以上のミある。この 3 つの望遠鏡のうち LST の焦点面検出器

ラーの面積が必要となる。また LST の焦点面検出器の開発に貢献している。

2には、量子効率が 40 ％程の高感度の光検出機が用いられる。中口径望遠鏡 (Middle Sized Telescope :2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校が入射する夜光ノイズの重複によりトリガーがかかることを防ぎ、さらに SN 比を向上する目的がある。

module は 1 つあたり 7 本の PMT で構成されている。そのままでは PMT 間に隙間が生まれてしま
うため Light Guide を装着しチェレンコフ光を集光
し隙間を埋める。Light Guide により、本来 PMT 管面に当たるはずではない光も当たることになるため
図 1: LST 初号機

光量及び光の当たり方が変わる。また、装着により管面が絞られる。T.T.S. は PMT 管面の位置依存性

2

LST 焦点面検出器が強いため Light GUide 装着により変化するはずである。以下に Light Guide を装着した PMT と Light

LST の焦点面検出器は 265 本の module で構成 Guide の有無による正面からの管面の図を示す。
されている。さらに module はチェレンコフ光を集光するための Light Guide、光を電気信号に変える

Photomultiplier Tube (PMT) そして波形サンプリ
ングボード (Dragon) からなっている。LST では、
低エネルギー閾値 20 GeV を達成するためにアナロ
グサムトリガー方式を用いている。アナログサムト
リガー方式とは、隣接する複数の module の信号を
図 3: Light Guide 付き PMT

足し合わせてトリガーを生成する方法である。正確に信号を足し合わせるためには、PMT の時間応答性能を知っておく必要がある。LST2-4 に使用される

PMT は、ダイノードが 7 段の R12992-100 が用いられる。PMT の概略図を図 2 として示す。

図 4: Light Guide の有無による管面の差

図 2: PMT 概略図 浜松ホトニクス株式会社 編集委

3

研究目的
LST の低エネルギー閾値 20 GeV 観測の達成には、

員会 (1998)

PMT 後段の信号処理部のトリガータイミングを揃
PMT は光電効果により発生した光電子を後段のダ えることが必要不可欠である。先行研究 (砂田 修士
論文 (2018)) で T.T.S. 測定のための基礎実験系が構イノードで増幅し微弱な光を検出する光検出器である。光子が入射窓に侵入してから光電子を叩き出し電

築されたが、PMT 単体の測定で Light Guide の効

気信号として出力されるまでに要する時間を Transit

果は未測定である。T.T. は光電面の光子入射位置にTime (T.T.) という。初段ダイノードまでの距離は依存する。これは、光電子が叩き出されてからの経管面の位置に依存するため光子イベントごとに T.T.

路に違いが生じるためである。T.T.S. はそのばらつにある程度のばらつきが発生する。このばらつきをきであるから光子が入射する管面が絞られると小さTransit Time Spread (T.T.S.) という。T.T. は光子 くなるはずである。本研究では、Light Guide をつが管面中心に入射した時には遅くなり、端に入射す け管面が絞られた状態での T.T.S. を測定を行った。
るほど応答が速くなる。また T.T.S. 及び、後段ダイノードでの増幅さらに光源のパルスの広がりにより出力信号は幅を持っている。この幅をパルス幅とい

4

測定方法

う。パルス幅には平均 3.0 ns という制限が設けられ

2 本の PMT についての測定を行った。シリアルナている。この制限は運用時に 300 MHz で 1 光電子

ンバーは AA1480 と AA2358 である。また reference2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
PMT として AA1497 を使用した。実験系を図 5 と を持ったパルスが重なりあって出力されたものと考2える。すると、multi p.e. のパルスの広がり (σmulti)

して以下に示す。

は次に挙げる 3 つの要因がある。1 p.e. のパルスの
2
2
広がり (σ1p.e.
)、T.T.S. (σT.T.S.
) と光源のパルスの
2
広がり (σpulser) である。これらを考慮すると以下の式が成り立つ。
2222σmulti= σ1p.e.
+ σT.T.S.
+ σpulser

図 5: 実験系(1)

multi p.e. のパルス幅については前述の方法で測定しているから 1 p.e. のパルス幅を測定すれば T.T.S.

図 5 の PMT1 が reference PMT、PMT2 がを算出できる。

Light Guide 付きの PMT となっている。光源には発光時間が 80 ps (Yusuke Inome (2019)) のレー
ザーダイオードを用いた超高速パルス光源を用いている。データ取得には DRS4 evaluation board

4.3

1 p.e. イベントセレクション

1 p.e. のパルス幅測定では、ノイズイベントと 1(https://www.psi.ch/en/drs/evaluation-board) を p.e. イベントの切り分けが非常に困難である。そこ用いており、サンプリング周波数は約 5 GHz でデー で 1 p.e. イベントとノイズの弁別をするためイベン
タ取得を行った。取得イベント数は、大光量イベント トセレクションを行う。まず全イベントに対して波(multi p.e.) に対しては 20,000 events、光子が 1 個 形を積分してイベント毎の PMT 出力電荷 (charge)
管面に低確率で当たるイベント (1 p.e.) に対しては の分布図 (図 7) を作成する。
100,000 events 取得した。1 p.e. イベントを発生させるにあたっての光量は統計揺らぎなども考慮し、2

p.e. イベントが起こらないように十分暗い光量で測定を行った。印加電圧は 1400,1300,1200,1150,1100

V である。

4.1

multi p.e. パルス幅測定

パルス幅の測定については、multi p.e. での波形を

図 7: charge 分布

1 event ごとガウス関数で ﬁtting しパルス幅分布を作成した。作成した分布をさらにガウス関数で ﬁtting
し、multi p.e. のパルス幅を決定した。

図 7 の charge の値が 0 (mV ns) 付近に見られるイベントはノイズ由来のものである。charge が 20(mV ns) 付近に 1 p.e. イベントが見えているため、この分布をガウス関数で ﬁtting しその 1σ の領域を用いて 1 p.e. イベントを抽出する。
しかし、charge 分布だけではノイズと 1 p.e. の切り分けが不十分でノイズが混入してしまう。そこで波形の到来タイミングを用いてさらにイベントセレ
クションを行う。1 p.e. の波形が到来するタイミン
グは実験系に依っており、あらかじめどの程度のタ
図 6: σmulti 分布

イミングで到来するかは既知である。よって全イベントの peak time を求め到来タイミングの範囲内に

peak time があるものを 1 p.e. イベントとした。得ら

4.2

T.T.S. 算出方法

multi p.e. は光電面で生じた光電子が後段のダイノードでそれぞれ増倍され、その過程である程度幅れた 1 p.e. イベントについて 1 つの波形について初期パラメータを与えたガウス関数で ﬁtting を行った。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

結果
multi p.e. (20 p.e. 程度) でのパルス幅測定の結果を以下図 8 に示す。黒線がライトガイド無しのもの
で、赤線がライトガイド付きの結果である。パルス
幅については図 8 のガウス関数の 1σ を、T.T.S. については (1) 式より multi p.e. と 1 p.e. の結果から誤差を評価した。
図 10: FWHMmulti vs supply voltage

図 8: FWHMmulti vs supply voltage
図 11: T.T.S. vs supply voltage

Light guide 装着により、multi p.e. のパルス幅は装着前に比べ平均して 0.2 ns 程小さくなった。また
全印加電圧において、PMT の性能要求値である平均 3.0 ns を満たすことが確認できた。
次に、T.T.S. について以下に示す。

パルス幅及び T.T.S. について、PMT の個体差はそれぞれのエラーバー内に収まる結果となった。
以上より、Light Guide 装着により管面が絞られ

T.T.S. が小さくなることがわかった。T.T.S. が小さくなることで、multi p.e. のパルス幅も小さくなり
全印加電圧において要求性能である平均 3.0 ns を満たすことが確認できた。

6

展望Light Guide 付きでの PMT 出力信号の変化がど

図 9: T.T.S. vs supply voltageの程度なのかが分かったため、今後は PMT の個体差がどれほどなのかを、測定する PMT を増やすこLight Guide 装着により、T.T.S. が小さくなることによって見積もる。

とがわかった。これは Light Guide によって PMT
へ光子が入射する際の管面が絞られ T.T. 分布の広がりが狭まったためと考えられる。1 p.e. イベント
は管面に光子が 1 発のみ当たっている状態で Light

Guide の有無に依らない。そのため multi p.e. のパルス幅が小さくなったのも T.T.S. が Light Guide の効果を反映し小さくなったことが原因である。
次に異なる PMT 間での multi p.e. のパルス幅とReference
浜松ホトニクス株式会社 編集委員会 (1998)「光電子増倍管-その基礎と応用-」 浜松ホトニク
ス株式 会社
砂田裕志 埼玉大学理工学研究科 修士論文

(2018)

T.T.S. の個体差を Light Guide 付きで見ていく。シ

「ガンマ線天文台 CTA 大口径望遠鏡に用いる光

リアルナンバー AA1480 と AA2358 について結果を

電子増倍管の時間特性の測定」

以下に示す。

Yusuke Inome (2019)
A 100-ps Pulse Laser as a Calibration Source ,IEEE——–index

観測 4
IACT における Gamma hadron separation について東京大学理学系研究科物理学専攻
バクスタージョシュア稜

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

IACT における Gamma hadron separation について
Joshua Ryo Baxter(東京大学大学院)

Abstract
ガンマ線を観測することで、高エネルギー天体における粒子加速、宇宙線起源、巨大ブラックホールとジェットの関係など多様な宇宙現象の解明が有望視されている。現代では宇宙から到来した GeV-TeV ガンマ線を観測する手法として主に (1) 衛星による直接観測 (2) 地上型望遠鏡や空気シャワーアレイなどによる間接観測が用いられている。Fermi-LAT は GeV ガンマ線帯を高感度で観測できる代表的衛星であるが、有効面積が小さく高エネルギー側での光子統計量の不足が課題である。反対に地上型の解像型大気チェレンコフ望遠鏡（Imaging Atmospheric Cherenkov Telescope, IACT) である MAGIC では 100 GeV 以下のエネルギー帯域の感度が不十分である。そこで (1) と (2) の課題を同時に解決するのが現在建設中の次世代 IACT のCherenkov Telescope Array (CTA) である。CTA は Fermi 衛星の 10000 倍以上の有効面積を持ち、その感度は MAGIC の 10 倍、そしてエネルギー領域は 20 GeV から 300 TeV である。到来したガンマ線は大気と相互作用を起こし、粒子カスケード (空気シャワー) を形成する。IACT はカスケード中の荷電粒子によって放出されたチェレンコフ光を観測することで、ガンマ線のエネルギーと到来方向の決定を行う望遠鏡である。
ハドロンで構成された宇宙線もガンマ線と同様に大気中でチェレンコフ光を放出し、背景雑音となる。しかしこれら 2 つのシャワーは幾何学的構造に着目することで弁別が可能である。本発表では、背景雑音の除去方法として IACT で現状用いられている解析手法のレビューを行う。

1

現代のガンマ線観測の手法

ャワー中の粒子を直接検出する空気シャワーアレイ
実験やシャワー中のチェレンコフ光を観測する解像

ガンマ線と物質の支配的な相互作用の種類はエネ型大気チェレンコフ望遠鏡 (Imaging Atmospheric

ルギーに応じて異なるため、観測したいガンマ線のエCherenkov Telescope,IACT) が挙げられる。特にネルギーによって異なる観測手法が用いられている。 IACT は Fermi-LAT の 10000 倍以上の有効面積、エ数十 MeV 以下の MeV 領域のガンマ線ではコン

ネルギー分解能約 20%、角度分解能は数分角程度を持プトン効果が主な反応となる。コンプトン衛星のつ。代表的な現行の IACT には MAGIC、H.E.S.S.、COMPTEL 検出器は、検出器中で散乱された二次 VERITAS が挙げられる。次世代型の IACT とし
ガンマ線や電子のエネルギーを測定することで、一 て建設が進められている Cherenkov Telescope Ar次ガンマ線のエネルギーと到来方向を決定している。 ray(CTA) は 20 GeV から 300 TeV のエネルギー帯
数十 MeV 以上では電子-陽電子対生成が主な反応域において 従来の IACT の約 10 倍高い感度を達成となり、20 MeV-300 GeV のエネルギー帯域では、 する。
電子-陽電子対の飛跡を追跡する Fermi 衛星の大面積
望遠鏡 (LAT) などのガンマ線検出器が用いられている。ガンマ線は一般にエネルギーの増加に伴ってそ

2

IACT によるガンマ線観測

2.1

電磁シャワーの到来頻度が減少するので、数十 GeV 以上のエネ
ルギー帯域では衛星という制約もあり十分な有効面積が確保出来ず、光子統計量が不足する。

ガンマ線と大気の相互作用により発生した電子とそのため数十 GeV から数百 TeV のエネルギー

陽電子は制動放射により再びガンマ線を放射し、この帯域では、その帯域で顕著となる空気シャワー現象

反応が繰り返されることで電磁シャワーを形成する。

を利用した観測手法が用いられている。それにはシ2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
電磁シャワー中の荷電粒子の速度が大気中の光速

3Gamma hadron separationの方法を超えていると、チェレンコフ光が発生する。IACT
ではチェレンコフ光を大型の反射鏡で焦点面に集光し、光電子倍増管等の光検出器を多数並べたカメラ

空気シャワー撮像における像の形状の差異から親を用いて撮像を行っている。撮像したイメージの明粒子の種類の弁別が可能である。明るいガンマ線源

るさや形状から、大気に入射したガンマ線のエネルとして知られる Crab Nebula の場合であってもガンギーと到来方向の決定を行っている。

マ線とハドロンの Event 比は約 1:104 であり、大部分を占めるハドロンの除去性能がガンマ線の検出感

2.2

ハドロンシャワー

電磁シャワーはガンマ線の他に、陽子といった高度に非常に重要である。この章では個々のイメージ
パラメータの値を直接分別に用いる従来の方法よりも性能の高い機械学習を用いた方法を紹介する。

エネルギー荷電粒子の宇宙線が入射した際にも発生する。宇宙線は空気中の原子と強い相互作用を起こし、二次粒子として主に π 0 、π ± 等の中間子を生成す

3.1

イメージパラメータ

る。π 0 は 8.4 × 10−17 s の崩壊寿命で速やかに 2 つの空気シャワーの親粒子を弁別するために、IACT でガンマ線光子に崩壊して電磁シャワーを作るが、26はシャワー像をイメージパラメータを用いてその特ns の長い崩壊寿命を持つ π ± は大気との強い相互作

徴量を抽出している。まずカメラ面上の位置 (xi , yi )用をその後も一定の確率で続け、シャワーを形成すにおける i 番目の光検出器が受けた光量を si , 光量の∑る。この宇宙線由来の空気シャワーをハドロンシャ 総量を s = i si とすると、このとき光量の分布モーワーと呼ぶ。
一般に強い相互作用で生成される粒子は電磁相互作用で生成される粒子の方が平均的な横方向運動量が大きいため、ハドロンシャワーは電磁シャワーと比べ、横方向に不規則に発達した形状を持つ。そのためシャワー形状に差異が生じる。IACT による観測では、ハドロン由来のチェレンコフ光はガンマ線由来のものに比べ横に広がった像として観測される。

メントを以下で定める。

1∑
si xi
s i
1∑
⟨x2 ⟩ =
si xi 2s i
1∑
si xi yi⟨xy⟩ =
s i
⟨x⟩ =

1∑
si yi
s i
1∑
⟨y 2 ⟩ =si yi 2s i⟨y⟩ =そして、Size,Width,Length と呼ばれるパラメータ2

2

を σx = ⟨x2 ⟩ − ⟨x⟩ , σy = ⟨y 2 ⟩ − ⟨y⟩ ,σxy = ⟨xy⟩ −⟨x⟩⟨y⟩ を用いてSize = s(1)√
Width = (σx + σy − z)/2(2)√
Length = (σx + σy + z)/2(3)√と定義する。ただし v = σyy − σxx , z = v 2 + 4σxyである。これらのパラメータ値に特定の閾値を設定
図 1: シャワー形状の違い。左がガンマ線シャワー、右がすることでγ/h 分離を行っている。上記の代表的なハドロンシャワー。[1]パラメータのみでは既知の点源天体以外に十分な弁別性能、エネルギー推定に期待出来ない場合がある
ため、他に最大光量を受けたピクセルの光量を size
で割ったパラメータや分布の非対称性を反映する三次のモーメント量、カメラピクセルへの光の到達時

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校の方法として主に Bagging 法と Boosting 法が挙げられる。

Bagging 法 訓練データから複数回復元抽出したデータを基に独立な複数の決定木を作成する手法

Boosting 法 1 つ前に作成した決定木の情報を用いて次の決定木を作成し、複数の決定木を通過させる手法
図 2: イメージパラメータの定義図。size,length,width 以

Boosting 法を用いた決定木のアンサンブル (Boosted

外にカメラ中心と楕円重心の距離、楕円重心の方位角などの量も定義されている。[3]Decision Tree) による解析は主に H.E.S.S. で用いられており、Bagging 法を用いた決定木のアンサンブル(Random Forest) は MAGIC 等で用いられている。
間を考慮したパラメータなどがイメージパラメータとして用いられることもある。

3.2.2

3.2

Random Forest

Random Forest による弁別

Random Forest による弁別では訓練データとしてガンマ線は MC(モンテカルロ) データ、ハドロンとし機械学習における教師あり学習は、ラベル付けさて既知のγ線源が存在しない領域の観測から得られたれた訓練データを基に未知のデータの予測を行うた

陽子の実データを使用している 12 。Random Forest

めにモデルを学習するアルゴリズムである。

による弁別は主に次のステップを経る。

IACT におけるγ/h 分離は、
「ガンマ線由来か」or「そうでないか」を判定する必要のある分類問題で

1. 訓練データから n 個のサンプルを無作為に抽出あるが、この種の分類問題は機械学習のサブフィー

2. n 個のサンプルから決定木を作成する。この際、ルドの１つである。近年ではγ/h 分離は、イメー

d 個の非復元抽出されたパラメータに基づいてジパラメータに基づいて機械学習の手法が用いられ決定木の分割 (ノードの分割) を行うている。実際に MAGIC で行われている弁別方法として Random Forest analysis が挙げられ、Random

3. 手順 1-2 を k 回繰り返す

Forest は複数の「決定木」と呼ばれるモデルから構

4. 決定木ごとの予測について平均値を取り、弁別成される機械学習のアルゴリズムの１つである。

の最終的な予測値を算出する
各ノードで行われる場合分けの分岐条件はジニ不純

3.2.1

決定木

度と呼ばれる量に基づいて行われる。あるノードに決定木とは真/偽で回答可能な質問に従ってデータおけるガンマ線 (由来) クラスの数を Ngamma 、ハドを枝分かれ状に分類させていき、入力データのクラロンクラスの数を Nh としたとき、ジニ不純度はスラベルを推定するアルゴリズムである。用意した訓練データに対し、決定木は訓練データのパラメー
タに基づいた最適な質問を学習し、その分類性能を向上させる。
単一の決定木では過学習に陥りやすくなることがあるため、決定木のアンサンブルを用いて汎化性能の向上を図ることがあるが、アンサンブルの取り方

Q=4

Nγ Nh
Nγ (N − Nγ )
=4
N N
N2

(4)

1 電磁シャワーは対生成と制動放射を繰り返す単純な反応であり、QED で厳密に記述されるため精度良くシミュレーションが行
えるが、ハドロンシャワーの場合は p-p だけでなく、p-Air,HeAir,CNO-Air などの核-核相互作用を考える必要があり、厳密な記述は難しい。
2 またγ/h 分離では機械学習を用いて背景雑音のカットをする必要のあるハドロンは主に陽子が支配的であるので、ハドロンとして陽子の実データを用いている。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
で定義される。ただし N = Nγ + Nh である。例えばの性能評価は曲線下の面積により定量化されるため、あるノードが純粋な場合、つまり N = 0 or Nh = 0

より急峻なグラフが高い弁別能を示した解析方法にという場合、ジニ不純度は 0 となる。つまりジニ不純

対応している。図 4 よりこのシミュレーションでは

度は、異なるクラスのサンプルがどの程度同じノーRandom Forest を用いた解析方法の方が Direct cut

ドに属しているかを表す指標である。分岐条件はジのものより高い弁別性能を示している。

ニ不純度を最小化させる条件として定まる。
分岐が繰り返された後、最終ノードで class labelℓ (ガンマ線ならば 0, ハドロンならば 1) 3 を定め、各決定木の予測値 li (v) の平均値をとることで「ハドロンらしさ」(Hadroness)(図 3) をh(v) =n∑treesℓi (v)/ntrees

(5)

i=1

で与える。ただし v は学習に用いたパラメータである。
図 4: ROC によるγ/h 分離の性能比較。青い曲線が Random Forest, 赤い曲線が Direct cut による弁別の性能を表している。なおこのシミュレーションにおける Direct cut
ではイメージパラメータのエネルギー (size) 依存性を補正したパラメータ (Scaled Hillas) を用いている。[2]5まとめ
IACT におけるγ/h 分離の手法について Direct

図 3: ガンマ線 (黒) とハドロン (赤) の 2 つのテストサン
プルの Hadroness の値。[2]cut,Random Forest を中心に概観した。
弁別性能は訓練データであるガンマ線の MC デー
タの精度にも依存するが、ガンマ線天体からの信号による検証では少なくとも 100 GeV - 10 TeV の領域に

4

弁別方法の比較

ついては十分な精度だと認識されているため、弁別の向上は主に機械学習の方法に依存するところが大き

MAGIC の観測シミュレーションの結果として、イ い。近年では CNN (Convolutional neural network)
メージパラメータに閾値を与える従来の方法 (Direct などの深層学習を用いた弁別も検討され始めており、
cut) と Random Forest による解析手法の比較を行 CTA の完成が近づく中、弁別方法の比較・検討は今後も必要性のある検討課題である。
なった J. Albert(2007) の結果を紹介する。
15000 event の MC シミュレーションをハドロン (陽子) は 200 GeV < E < 30 TeV, ガンマ線は 50 GeV <E < 30 TeV のエネルギーで行い、その弁別性能の比

Reference

較を ROC(Receiver Operating Characteristic curve)[1] Heinrich J. V¨ olk Konrad Bernl¨ ohr, Experimental
Astronomy 25 173-191 2008

を用いて行なった。２つの手法のシミュレーション
結果は図 4 に示されている。ROC によるクラス分類
3 ガンマ線とハドロン、どちらのクラスのサンプルも最終ノードに存在していた場合、class label ℓ は ℓ = Nh /(Nh + Nγ ) で算出される[2] J. Albert et al., Nucl.Instrum.Meth. A588:424-432,
2008.
[3] F. Aharonian et al,Astron. Astrophys. 457:899915,2006

——–index

観測 5
超小型衛星 SONGS 搭載太陽中性子・ガンマ線検出器の積層プラスチックシンチレータ部の性能評価
名古屋大学理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
宇佐見雅己

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

超小型衛星 SONGS 搭載太陽中性子・ガンマ線検出器の積層プラスチックシンチレータ部の性能評価
宇佐見 雅己 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究の目的は超小型衛星を用いて太陽中性子観測分野を開拓し、宇宙と地球の連携により太陽におけるイオンの加速機構に迫ることである。宇宙には超新星爆発、巨大ブラックホール近傍など様々な粒子加速源があることが知られており、地球に最も近い恒星である太陽でも、太陽フレアに伴ってイオンの加速が起きることが知られている。しかしながら、多くの波長帯で観測されている太陽でさえ、その加速機構はよくわかっていない。宇宙空間で太陽中性子観測を行うことにより、エネルギースペクトルを観測し、太陽フレアによるイオンの加速機構を解明する。そのために太陽中性子観測用の超小型衛星を打ち上げるべく、検出器である積層プラスチックシンチレータの性能評価を行う。今回搭載予定の太陽中性子検出器はプラスチックシン
チレータの角棒を層状にして弾性散乱による反跳陽子の飛跡を捉え、同時にコンプトン散乱を利用してガンマ線を検出する原理である。中性子は太陽から来ていると仮定し、検出器で得られた反跳角とエネルギー損
失からその入射エネルギーを決定する。プラスチックシンチレータの両側に光検出器として SiPM を用いる
ことにより、小型化を実現しつつ、両側での光量の比から飛跡の位置を特定する。4 mm × 4 mm × 64 mmの一本のプラスチックシンチレータバーについて表面状態を擦りガラス状にし、反射材としてアルミ蒸着マ
イラを巻いたものを衛星搭載予定の集積回路を用いて評価し、ガンマ線の信号を検出した。また、放射線源として 137 Cs を用い、プラスチックシンチレータバーの両側読み出しによる位置依存性について評価し、線源の位置を変更しながら読み出しを行うことにより、4 mm 以下の位置分解能を達成した。本講演では、プラスチックシンチレータバーの両側読み出しによる位置依存性やスペクトルについて報告する。

1

研究背景

線となって地球に到達する。荷電粒子は磁場によって曲げられるため、太陽フレアによって加速された

宇宙線の加速機構はその発見が 100 年以上経過しイオンや電子は直接観測したとしても太陽由来であた現在でも未だによくわかっていないと、物理学者

るかどうかは判別ができない。一方、太陽フレアには口を揃えて言う。そのため、宇宙線がいつどこでより加速されたイオンが太陽大気と相互作用するこどのように加速されたかについて研究することは宇とにより生成された中性子は、太陽磁場や地球磁場

宙線研究分野において重要な課題となっている。宇の影響を受けることなく直進し地球に到達する。こ宙線の主成分は陽子を始めとする荷電粒子であるたの太陽中性子を地上での太陽中性子望遠鏡や人工衛

め磁場の影響により進行方向を常に変化させながら星に搭載した中性子検出器で検出することにより、イ

地球に到達する。そのため、地球で宇宙線の到来方

オン加速の情報を得る。また、加速されたイオンと向を観測したとしても、その先は宇宙線の起源とは

太陽大気との相互作用でガンマ線や中性パイオンが限らない。これが宇宙線の加速機構と起源を特定す生成される。中性パイオンは不安定なため、すぐにるのを困難にしている理由の一つである。

ガンマ線へと崩壊する。そのため、これらのガンマ

しかしながら、唯一宇宙線の起源が判明している線を観測することでもイオンの加速について間接的ものがあり、それは私たちに一番近い恒星の太陽でに情報を得ることが可能である。太陽中性子とガンある。太陽では太陽フレアと呼ばれるエネルギー解

マ線を観測することでイオンの加速機構の解明を行放現象により粒子が加速され、その粒子は太陽宇宙

うというのが今回の研究の目的である。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
ンでは名古屋大学工学部の協力のもと、3U サイズ(10 cm × 10 cm × 30 cm) のキューブサットに太陽
中性子観測機器を搭載し、打ち上げられた衛星デー
タを用いることにより太陽中性子の観測研究を行う。
最終的な目標としては宇宙からの太陽中性子観測に基づいて太陽フレアにおける粒子の加速機構の解明を行うことである。
図 1: 太陽中性子・ガンマ線の地球への到来について荷電粒子は磁場の影響を受けるが、中性子は直進し、太陽近傍の加速情報を保持したまま地球に到来する。
太陽大気で生成された中性子は寿命約 900 秒で地球に到達する。100 MeV の中性子では約 20 分かけて地球に到達するため、太陽大気で生成された中性子の
うちの 30 パーセントしか地球で検出できない。さらには、中性子は地球大気により減衰を受け、100 MeV
以下の中性子は地上での観測が困難となる。太陽中性子観測を地上と宇宙空間で行うことにより、地上での観測が困難であった 100 MeV 以下の太陽中性子のエネルギースペクトル観測を宇宙空間で行い、地上の検出器により高エネルギーの中性子についてエ
ネルギースペクトルの測定を行う。エネルギースペ

図 2: 太陽中性子とガンマ線の検出例

中性子はプ

ラスチックシンチレータ内の水素原子核と弾性散乱を起こし、反跳した陽子を捉える。一方、ガンマ線
は下部の無機シンチレータにより検出可能となる。

クトルの測定により、その形から、イオン加速が電検出器部分は 1.2U サイズ (10 cm×10 cm×12 cm)子と同様磁気リコネクションであるのか、コロナ質

で 4 mm × 4 mm × 64 mm のプラスチックシンチ

量放出であるのかについて決着をつけると共に、そレータバーを 16 本一層として互い違いに積み重ねれらが瞬間的かそれとも持続的なものであるのかを16 層とし計 256 本の積層プラスチックシンチレータ解明する。

で太陽中性子を検出する。弾性散乱による反跳陽子

しかしながら、地上での太陽中性子イベントの検の飛跡を捉え、同時にコンプトン散乱を利用してガ出例は 10 例程となっており、未だに太陽でのイオンンマ線を検出する原理である。中性子は太陽から来加速機構の解明を後押しするための十分な検出例はていると仮定し、検出器で得られた反跳角とエネル揃っていない。さらに、今現在、宇宙には太陽中性ギー損失からその入射エネルギーを決定する。また、

子観測専用の人工衛星は存在しておらず、太陽中性散乱体である積層プラスチックシンチレータの下部

子検出は地上での中性子モニターと太陽中性子望遠に GAGG (Ce) (Cerium doped Ga3 Al2 Gd3 O12 ) シ

鏡に頼っているのが現状である。

ンチレータアレイを設置することにより、太陽起源のガンマ線も検出可能とする。プラスチックシンチ

2

超小型衛星 NU-SONGS
この状況を打開するべく、超小型衛星 NU-SONGS

レータバーの両側に光検出器として SiPM (Silicon

Photomultilier) を用いることにより、小型化を実現しつつ、両側での光量の比から飛跡の位置を特定す(Nagoya University-SOlar Neutron and Gamma-ray る。散乱体の周囲にはアンチシンチレータを設置し、Spectroscopy) ミッションが始動した。このミッショ アンチシンチレータとプラスチックシンチレータバー

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校のアンチコインシデンスを取ることにより荷電粒子

るとの弁別を行う。

E1 =Eγ P
exp{−α(L/2 + x)}
E0(1)

ここで、Eγ はガンマ線によるエネルギー付与、P は

3

実験内容

片側で発生した光量子が隣接する MPPC で 1 個の光電子を生成する確率、E0 はシンチレータ内で発生し私は今回、検出器部分の 1 本のプラスチックシンチ

た光量子あたりのエネルギー付与、α は光の減衰係

レータバーについて性能評価を行う。使用するプラ数である。両端の MPPC についてこの式を適用し、スチックシンチレータは ELJEN 社の EJ-200 という

シンチレーションが起こった位置の直接的な指標がシンチレータである。両側での信号の読み出しの際、 得られる。
1 E2
光量を高く保ちつつ、中性子やガンマ線の飛跡位置
x=
ln
(2)
2α E1
決定精度を上げるために、プラスチックシンチレータ
バーの側面の表面状態を擦りガラス状とし、反射材と また、式 (1) より、してアルミ蒸着マイラを側面に巻く。プラスチック

Eγ =シンチレータバーの両側の読み出しには浜松ホトニ√
E0
E1 E2 eaL/2
P(3)

クス社の MPPC (Multi-Pixel Photon Counter) であとなり、2 つの MPPC の信号の積の平方根は、シンる S13360-3050VE (3 mm 角) を使用する。MPPC

チレータバー内の位置に関係なく、全シンチレーショ

は、SiPM と呼ばれるデバイスの一種で、ガイガー

ン光を表す指標となる。

モード APD をマルチピクセル化した半導体光検出

ここで、両端での信号の平方根をエネルギー分解器である。MPPC は低電圧 (∼ 50 V) で動作し、高能として考え、プラスチックシンチレータバーの中い増倍率 (∼ 106 )、さらには磁場の影響を受けないな

央からの距離 x での位置分解能を計算すると、

ど宇宙空間で使用するために必要な条件を満たしてσx =いる。MPPC で検出した信号を処理するためにノル
ウェー IDEAS 社製の 16 チャンネルアナログ処理集
積回路 ASIC (IDE3380) を使用する。これにより一系統あたり 2 mW 弱と低消費電力化でき、多チャンネル化も実現可能となる。

eαL/4 (eαx + e−αx )1/22α(Eγ P/E0 )1/2

(4)

となる。
プラスチックシンチレータバーの下に 2 mm 径、厚さ 5 mm の鉛コリメータを使用し、放射線源 137 Cs
を置き、位置を変化させながら、各点での位置分解能を比較していく。図 5 では式 (3) を元に全シンチ
レーション光を指標とするパラメータでヒストグラ
ムをプロットする。これは横軸がエネルギーに対応している。ここでは、今回用いた放射線源 137 Cs のγ線のエネルギーである 662 keV のコンプトンエッジである 478 keV を確認した。
さらに、式 (2) から線源をある位置に置いた場合で

図 3: 実験のセットアップ
今回の実験のセットアップを図 3 に示す。一般に、ガンマ線によってシンチレータ内でシンチレーショ
ン光が発生し、その光が発生した距離に従って一方の端で測定される光の強度は指数関数的に減衰する[3]。両端での MPPC の信号をそれぞれ E1 、E2 とすの横軸を左右の MPPC の信号を ADC 値とした時の比の対数表示としヒストグラムをプロットする。 図

5 のようになりガウスフィットすることにより位置に対するパラメータを算出する。この実験を放射線源を移動させながら行い、9 点でのガウスフィットの中央値とその誤差から図 6 を得る。この傾きは、式(2) より位置に対する物理量から距離に変換するパラメータを求めることができ、この傾きに図 5 のヒスト

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
location resolution
sigma[mm]# of events

spectrum(sqrt(ch1*ch2)) No.1
h1
EntriesMean
Std Dev

104

79965
161.6
237.3

3.6

3.4

3.2

10

3

3

2.8

102
2.6
−30

10

1
0

200

400

600

800

1000

−10

0

10

20
30
location of radiation source[mm]図 7: 放射線源の位置と位置分解能の関係

1200
1400
sqrt(ch1*ch2)

図 4: 662 keV ガンマ線によるエネルギースペクトル−20グラムのガウスフィットの標準偏差の値を位置分解能として、各点での位置分解能は図 7 となる。式 (4)より位置分解能は中央で最小となるはずであるが、今回の実験ではそのような結果は得られなかった。しかしながら、今回のセットアップ及びプラスチック
シンチレータバーで位置分解能が 4 mm 以下という実験結果を算出した。また、今回のプラスチックシ
ンチレータバーでの光の減衰定数は α = 0.0438 と算
出した。

4

今後の展望
今回の結果を踏まえ、今後は複数本でのプラスチッ

図 5: 右側の MPPC の ADC 値を ch1 とし左側のクシンチレータバーの読み出し及び、位置決定精度

MPPC の ADC 値を ch2 とした時の両端の MPPC の変化についての実験を行う予定である。また、地上での実験は宇宙空間での想定を地上で検証するもの ADC 値の比のヒストグラムのであり、宇宙空間で検出器が-20 度から 40 度まで

ln(ch1/ch2)

locationχ2 / ndf

5
4

591.3 / 7

p0

− 0.1643 ± 0.001203

p1

0.08757 ± 8.519e− 05

晒されることも考慮される。そのため、この温度範
囲でのエネルギースペクトルや位置決定精度の変化

3についても実験する予定である。また、衛星に搭載

2

予定の検出器で荷電粒子を弁別するためのアンチシ

1

ンチレータについても読み出しを行い、地上でどれ0だけ荷電粒子を排除できるのか宇宙線ミューオンを−1

用いて検証を行なっていく予定である。

−2
−3
−4
−5

−30

−20

−10

0
10
20
30
location of radiation source[mm]Reference[1]Xiao Xia Yu. et al., 2015, New Astronomy 39, p.25-35

図 6: 放射線源の位置と発光位置に対応するパラメー[2]2006 年度 修士論文 丸山泰弘 名古屋大学

タとの関係[3]Glenn F. Knoll, 2013, 放射線計測ハンドブック第 4 版,
オーム社

——–index

観測 6集積回路 ASIC を用いた超小型衛星搭載用太陽中性子・ガンマ線検出器の性能評価
名古屋大学理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
野橋大輝

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

集積回路 ASIC を用いた超小型衛星搭載用太陽中性子 · ガンマ線検出器の性能評価
野橋 大輝 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
宇宙線の発生源の中で最も地球に近い天体として太陽が挙げられ, これまでにフレアによる粒子加速機構の解明のために太陽中性子を対象とした観測が地上の中性子モニターや中性子望遠鏡で行われてきた. 中性子やガンマ線などの中性粒子は荷電粒子と異なり, 太陽地球間の惑星空間磁場に影響せず, 生成時の情報をほとんど保持して伝搬され地球近傍, あるいは地上で観測することができる. しかし, 地球大気中での相互作用で大幅に減衰してしまうため, 地上での検出は稀でありこれまでの検出数は限られている. そこで我々のグルー
プでは宇宙空間からの中性子観測分野の開拓のため, 超小型衛星搭載用中性子・ガンマ線同時観測用検出器の開発を進めている。同時観測のため, 中性子モニターとコンプトンカメラの両方の機能を持つ検出器は, 上部の散乱体に積層プラスチックシンチレータバーを, 下部の吸収体には GAGG(Ce) シンチレータアレイをそれぞれ配置することで構成される. センサーには Si 半導体光センサーの MPPC を用い, 約 670 CH にも及ぶ信号読み出しには集積回路 ASIC と FPGA を用いた処理を行う。本公演では吸収体の 4 × 4 GAGG(Ce)シンチレータアレイの温度依存性や入射粒子のイベント弁別, 及び ASIC・FPGA 搭載の信号処理 BBM で読み出した時の性能評価結果について発表する。

1

太陽宇宙線観測

ならば地上の中性子望遠鏡で観測することができる.
これらの観測からガンマ線や中性子のエネルギー, 方

太陽の爆発現象に伴って惑星空間に放出された粒向, 到来時刻を知ることは太陽宇宙線がいつ, どこで,子は太陽宇宙線と呼ばれ, 高エネルギー宇宙線の加速

どのようにして加速が起きているかを知る手がかり

機構を知る上で重要な情報を保持している. 太陽宇となる. しかし, 地上よりもはるかに検出数が多い

宙線は主に太陽表面での太陽フレアやコロナ質量放SEDA-AP は既に運用を終了しており, 中性子望遠鏡

出に伴って加速される電子や陽子, イオンやそれらのによる太陽中性子イベントも地球大気によって地上粒子と太陽大気中の物質や磁場との相互作用で生じに到達する中性子が大幅に減衰してしまうため, 検出

る X 線やガンマ線, 中性子などが挙げられる.

が稀で検出数が 10 例程度と限られてしまう.

生成されたガンマ線や中性子などの中性粒子は電そのため本研究で, 我々は宇宙空間から太陽中性荷を持たないため, 太陽磁場や惑星空間磁場の影響を

子観測分野の開拓のため, 太陽中性子 · ガンマ線分受けることなく直進する. そのため, 到来方向とエネ

光観測に特化した超小型衛星 NU-SONGS(Nagoya

ルギーが検出できれば TOF(Time of Flight) 法を用

University-SOlar Neutron and Gamma-ray Spec-いることで粒子の生成時刻や場所を求めることがで

troscopy) ミッションの開発に現在取り組んでいる.

きる. どちらの情報も太陽フレアに伴う粒子加速機
構の解明には重要な情報であり, 他の太陽観測衛星から同時刻に得られる様々な波長帯のデータと同期をとることで粒子加速の発生時刻, 位置, そして加速メ
カニズムの理解に貢献できる.

2太陽中性子 · ガンマ線分光観測
衛星 NU-SONGS

特に中性子は寿命が約 15 分で, 1 AU 間を伝播し地

現在我々が開発を進めている太陽中性子球近傍で観測することができ, 100 MeV 以上のもの· ガンマ線分光検出器は上部の積層プラス

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
チ ッ ク シ ン チ レ ー タ バ ー,

下 部 の GAGG(Ce)

レータアレイのいずれかの結晶で発光した際に, 隣接(Cerium doped Gd3 Al2 Ga3 O12 ) シ ン チ レ ー タ ア する結晶への光漏れの影響を補正を行った.
レイ, そして周囲のアンチコインシデンス検出器で構成された 10 cm 角の大きさの中性子 · ガン
マ線追跡型のシンチレーション検出器である.

上

3.1

実験セットアップ部の積層プラスチックシンチレータバーは 1 本

4×4 GAGG(Ce) シンチレータアレイと受光面が同4 mm × 4 mm × 64 mm のプラスチックシンチレー

じ規格の MPPC アレイ (S14161-6050HS) をオプティ

タバーを, 1 層 16 本を 16 層に互い違いに組み上

カルグリースを用いて光学結合し, 恒温槽 (ESPECげ, 下部の GAGG(Ce) シンチレータアレイは 6 mm

SU-262) 内に設置した. この時, GAGG(Ce) シンチ
角のブロックを 12 × 12 のアレイ状に配置した.(図 レータアレイは周囲と隣接するシンチレータ間に白色
1) センサーには浜松ホトニクス社製の光半導体デ 塗料 BaSO4 が反射材として塗布されている. MPPC
バイス MPPC (Multi-Pixel Photon Counter) を使

アレイからの信号読み出しは 16 CH 独立に入力電用し, その信号処理を低消費電力の集積回路 ASIC

荷処理, 波形整形, 12 bit ADC による AD 変換を行

(Application Specify Integrated Circuit) と FPGA う ASIC を用いて行い, ASIC からの信号は PC と(Field Programmable Gate Array) を使用する.
の IF ボードが内蔵された GALAO ボードを使用した. センサー上部には 137 Cs を放射線源として設置
し, −20 ∼ 40 ◦ C の範囲で 20◦ C ずつ変化させて信号読み出しを行った.(図 2) またこの時, 温度変化によって MPPC の増倍率が変化してしまうため, シン
チレータの温度依存性を測定するために, 各温度で増倍率が一定となるように印加電圧を調節して測定した.

図 1: 中性子 · ガンマ線分光検出器

3

4 × 4 GAGG(Ce) シンチレータ
アレイの性能評価
人工衛星の機体内部の熱環境は宇宙空間では宇宙背景放射や太陽光放射によって過酷な熱環境に曝されるため, ある程度の温度領域で保つ必要がある. そのため, 今回我々は 4 × 4 GAGG(Ce) シンチレータ
アレイの温度依存性を −20 ∼ 40 ◦ C の範囲で評価した (プラスチックシンチレータバーの評価について
は宇佐見の集録を参照 [1]). また評価の際に, シンチ

図 2: 実験セットアップ

3.2

4 × 4 GAGG(Ce) シンチレータアレ
イの温度依存性

まず初めに 137 Cs の読み出しを行い, 各 CH でのスペクトルを確認した. その結果, 16 CH 全てのス
ペクトルから図 3 のように複数のピークがあることが確認できた.

137

Cs のガンマ線のエネルギーから1500 ∼ 2000 ADC 値の間にあるピークは 662 keV

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校の光電吸収ピーク, 500 ADC 値付近にあるピークは

Cs の特徴的なピークであることがわかる. しかし, 後方散乱ピークよりも低い位置に 137 Cs 由来ではないピー

Center of Gravity
Arbitary Y [mm]182 keV の後方散乱ピークであり, いずれも

137

10
102
5

クが現れていた. これは隣接するシンチレータの光漏れが原因と考えられる. そのため, 初めにこの光漏010れの補正について考察した.
Counts

CH13

−5

104

Additional peak

1
−10

103

Back-scattered peak
Photo-peak

−10

102

−5

0

5

10
Arbitary X[mm]図 4: 重心演算 (COG) 法による入射位置情報マップに対して GAGG(Ce) シンチレータの発光量が高く,

10

高エネルギーのイベントに対して Pixel 面で飽和が10起きていると考えられる。そこで, 次式の MPPC の
500

1000

1500

2000

2500

3000

3500

4000

ADC

図 3: 137 Cs の読み出しから得られたスペクトル.
まず, 各 CH でのシングルイベントの抽出のため,
イベント毎に重心演算 (Center of Gravity(COG)) を飽和の関係式 ([2] 浜松ホトニクス社資料)
)}
{
(
ϵNpho
Npix = Ntot 1 − exp
Ntot

(1)

を用いた. ここで Npho は入射光子数, Ntot は全 Pixel
数, Npix は実際に励起した Pixel 数, ϵ は光検出効率

トで, 直線状に分布するイベントはコンプトン散乱やを表す. 式 (1) を電荷の関係に直すと次式が得られる.
)}
{
(
Q′
(2)
Q′′1 = A 1 − exp − 1
A

同時入射によるマルチイベントを表す. 今回は光漏式 (2) を用いて, 測定から得られた CH1 での電荷量れの影響を確認したいため, ピーク周囲のイベントを
次に, 各 CH でのシングルイベントによる隣接すQ′′1 を本来期待される電荷量 Q′ 1 へ補正する関係式は()
A − Q′′1Q′1 = −A ln(3)Aるシンチレータへの光漏れの影響を, 隣り合うシンで与えられる. ここで, A は得られる受光面の全 Pixel

行い入射位置のマップを示した.(図 4). 図 4 よりイベントが集中する箇所が各 CH でのシングルイベン

抜き出すことで選択した.

チレータ間でのイベントの相関をとることで確認した (図 5(左)). ここで, ASIC のテストパルスを使用
して, 発生する電荷量と ASIC 内の信号処理で求まるが励起した時に期待される電荷量を表すが, シンチ
レータの減衰時間や励起した Pixel の回復時間によって変動するため, 図 5(左) の Fitting(赤線) のパラメー
ADC 値の間の非線形性の効果を 4 次関数で補正し, タから決定した. Fitting に使用した関数は式 (2) とADC 値を pC 単位の電荷に変換した. 以降電荷で議 式 (3) から

{

論する.

図 5 から, CH1 と CH2 の間で CH1 でヒットしたイ
ベントによって CH2 に光が漏れてしまっていること

Q′2 = A

1−(

A − Q′1
A)B12 }(4)が確認できた. また, 図 5(左) では黒色で示した直線で与えられる. ここで, B12 は CH1 のシンチレータと比較して, エネルギーの増加に伴って分布が曲がっでの発光による CH1 と CH2 の MPPC への集光率ていることがわかる. これは MPPC の有効 Pixel 数の比で, 飽和補正後の直線状分布の傾きと一致する.

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
ギー側のスペクトル形状が明らかになった. また, 光Correction
CH2-Charge[pC]CH2-Charge[pC]

No-Correction

2500

漏れ補正時の分解能は補正前の 5.22 ± 0.18 % に比べ

2500

2000

て補正後は 6.68 ± 0.22 % となり, 飽和のため, ピー

1500

1500

クが鋭くなり, 見かけ上エネルギー分解能が良く見え

1000

1000

500

500

2000

0

ていることがわかる.
これらの効果を考慮して, GAGG(Ce) アレイの温

0
0

2000

4000

6000

8000 10000 12000 14000

0

2000

4000

6000

度依存性を Gain 補正をした 16 CH 分の Sum スペ

8000 10000 12000 14000

CH1-Charge[pC]CH1-Charge[pC]

クトルで評価した. GAGG(Ce) アレイ Sum スペク
図 5: CH1 のシングルイベントによる CH1 と CH2トルの分解能の温度依存性の結果を表 1 に示した.

の相関分布 (左 : 補正なし, 右 : 補正あり). 赤線は補40 ◦ C ∼ −20 ◦ C の間に光量が 1.2 倍程度増加して正前の分布の Fitting 曲線で, 黒線は飽和の影響が無おり, 分解能は光量の平方根の逆数に比例するので,い場合に期待される直線状の分布.

40 ◦ C の時の分解能 8.17 ± 0.06% から 7.48 ± 0.06%まで向上することが期待され, 補正後の分解能が表 1に示したように期待通りの結果が得られた. ([3] M.

Yoneyama et al.(2018))
表 1: GAGG(Ce) シンチレータアレイの温度依存性
Degree (◦ C )
-20
0
20
40

4

FWHM (%)
補正なし
補正あり
5.98 ± 0.04 7.32 ± 0.05
6.15 ± 0.05 7.57 ± 0.06
6.33 ± 0.05 7.72 ± 0.06
6.85 ± 0.05 8.17 ± 0.06

Conclusion
本実験では 4 × 4 GAGG(Ce) アレイと MPPC アレイで構成したガンマ線検出器の温度依存性を, 光漏れや光の飽和の補正を行って評価した. センサー CH間の相関関係を使うことで, MPPC の光の飽和や周囲の光漏れの効果を補正する方法を確立した. 今後
図 6: 補正前後の CH1 のスペクトル. 上から順に補はマルチヒットイベントの評価を行うと共に, フライ

正なし, 飽和の補正, 光漏れの補正.

トモデルでは 12 × 12 GAGG(Ce) アレイを扱うため,
今後さらに CH 数が増えた問の評価にこの手法を応

図 5(右) に飽和による補正を施した後の相関分布

用していく予定である.

を示した. CH1 での真の電荷量 Q1 は Fitting から得られる 16 個分のパラメータを用いて

Q1 =

16
∑

B1j Q′1

Reference(5) [1] 宇佐見雅己, 2020, 夏の学校 集録 instrument 5

j=1で補正される. 飽和と光漏れの補正を施した時の CH1のスペクトルを図 6 に示す.
図 6 から補正を施す度に光量が改善し, 低エネル

[2] 浜松ホトニクス社資料,
https://www.hamamatsu.com/resources/pdf/ssd/
03_handbook.pdf[3] M. Yoneyama et al, 2018, JINST 13, P02023-P02023.

——–index

観測 7
銀河系内外拡散 MeV ガンマ線観測のための高角度分解能化を目指した SMILE-3 計画
京都大学理学研究科物理学・宇宙物理学専攻
吉田有良2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系内外拡散 MeV ガンマ線観測のための高角度分解能化を目指した

SMILE-3 計画
吉田 有良 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
MeV ガンマ線のエネルギー帯域ではコンプトン散乱優位となること、宇宙線が観測器と相互作用することによって生じた雑音が多いことが原因で観測が難しく、進んでいない。MeV ガンマ線天文学は光子による天文学の中で最も未開拓と言える。
この状況を打破するために、我々は SMILE 計画として電子飛跡検出型コンプトンカメラ (ETCC) の開発を進めてきた。ETCC は入射ガンマ線のコンプトン散乱における散乱点と散乱ガンマ線のエネルギーと吸収点、電子の反跳方向と運動エネルギーを測定するので 1 事象毎に入射ガンマ線のエネルギーと到来方向を一意に再構成できる。そのため疑似信号が少なく、宇宙線等が観測器と相互作用して生成する雑音ガンマ線は到来方向により除去可能となるので、SN 比が良く広視野であることが特徴である。実際、SMILE-2+計画
ではかに星雲を 3 σで、銀河中心領域の 511 keV 付近の事象を 5 σで検出し、気球高度での ETCC の天体観測能力を実証した。
次期計画である SMILE-3 では、銀河系内外拡散ガンマ線や、銀河中心領域の電子陽電子対消滅線の分布の観測を目的としている。そのためには PSF5 度の角度分解能と観測可能なエネルギー帯域は 200 keV∼5 MeVが求められる。本発表では SMILE-3 で期待される観測と、ETTC の開発状況を報告する。

1

MeV ガンマ線天文学

Bouchet et al. 2008)。図 1 にエネルギーごとに観測
時間 106 秒で達成される感度を示す。これより分か

MeV ガンマ線領域では放射性同位体からのライン
ガンマ線が検出できる。短寿命の同位体由来のラインガンマ線からは元素合成の場所や合成の過程の様子が測定できると期待されている。また長寿命の同位体、例えば 26 Al (1.807 MeV) は半減期 106 年と銀河内の物質拡散のタイムスケール程度であるため、物質循環のトレーサーとなることが期待されている。
他にも、511 keV のエネルギーを持つ電子陽電子対消滅線も検出できる。銀河中心領域の電子陽電子対消滅線の分布を観測できれば陽電子起源の解明や、暗黒物質探査に貢献できる可能性がある。
しかしながら、MeV ガンマ線領域の観測は難しく、

90 年代 CGRO 衛星に搭載された COMPTEL(V.

図 1: 高エネルギー領域での宇宙観測の感度

Sch¨ onfelder et al. 1993) が 10 年間の観測で約 30個の定常天体を発見して以降大きな進展はなく (V.

るように MeV よりも高エネルギーの GeV、TeV に

Sch¨ onfelder et al. 2000)、INT EGRAL 衛星 (G. 比べても数桁感度が低い。COMPTEL で用いられた
Vedrenne, et al. 2003) がサブ MeV 領域の観測によ コンプトンイメージング法の概要を図 2 に示した。
り 600 keV 以上で 4 天体を検出したにとどまる (L.

COMPTEL では反跳電子の方向を取得できなかった
ため、個々のガンマ線ごとに到来方向の決定が円環2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: コンプトンカメラの概要。到来方向が円環状にしか制限できず注目範囲外からの BG を除去できない

図 3: ETCC の概要

でしか制限できなかった。それゆえ多くの偽信号をは飛跡の決定精度が影響を及ぼす。図 4 に反跳電子

生み、注目範囲外からの入射ガンマ線のもれこみをの飛跡情報の有無がイメージングに与える影響を示

抑えることができず SN 比が悪い観測となった。陽子

す。飛跡情報なしの左図は個々のガンマ線ごとに到等が飛び交う宇宙空間の強い放射線環境はそれ自体

来方向の決定が円環でしか制限できないため疑似信がバックグラウンドとなるのみならず、機器本体や号を生み出してしまっていることがわかる。

地球大気と相互作用して、ガンマ線、中性子や荷電粒子を生む。COMPTEL はこれらを排除するため前段検出器と後段検出器の距離を離すことで、2 つの検出器のトリガーの時間差 (time of flight:ToF) を計測することで到来方向に制限をかけたが、雑音除去には十分な感度とは言えず計画の感度に届かなかった (G. Weidenspointner et al. 2001)。

図 4:

左図:飛跡情報なし 右図:飛跡情報あり(Y.Mizumura et al, JINST 2014)

2

Electron Tracking Compton 飛跡検出器としての特徴として、荷電粒子がガス検出器内を走る際イオン化に伴うエネルギー損失と飛Camera

跡長の関係から粒子判別することができる。荷電粒
ETCC は主にガス飛跡検出器とシンチレーション 子がガス検出器で落としたエネルギーと飛跡長の関検出器で構成される。ガス飛跡検出器では反跳電子 係を示したのが図 5 である。これにより電子イベンのエネルギー、散乱点、反跳方向を測定し、シンチトを選び出すことができ、重い遮蔽物 (コリメータ)

レーション検出器では散乱ガンマ線の吸収点とエネ

や VETO 検出器を必要とせずに雑音源の除去と広い

ルギーを測定する。測定したこれらの物理量を用いて視野が実現できる。また、散乱ガンマ線と反跳電子

入射ガンマ線の到来方向とエネルギーが一意に決めの方向の開き角αについて、運動学敵に得られる α

ることができる。散乱角の決定精度を Angular Res-kin と、幾何学的に得られる αgeo とは完全に独立しolution Measure(ARM) と呼び、散乱平面の決定精た観測量から得られる。2 つの量が分解能の範囲で度を Scatter Plane Deviation(SPD) と呼ぶ。一光

一致する事象を選ぶことで、コンプトン運動学を満子の到来方向のエラー範囲は ARM と SPD によりたす事象が選び出せる。

扇形に制限されるため、ETCC は鋭い Point Spread

Function(PSF) を持つことが特徴である。散乱点と吸収点の位置分解能は ARM と SPD 両方に影響を及し、また ARM にはエネルギー分解能が、SPD に2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: 観測した銀河中心領域の on,oﬀ マップと解析
図 5: エネルギー損失率粒子判別 (T. Tanimori et al,

結果

ApJ 2015)

3

SMILE 計画とこれまでの観測
現在我々は ETCC 搭載衛星による全天観測を目指し、ETCC の地上での性能評価実験、段階的な気球実験 SMILE(Sub-MeV gamma-ray Imaging Loaded-

on-balloon Experiment) 計画を進めている。2 年前、SMILE-2+気球実験がオーストラリアで行われた。
SMILE-2+は ETCC の天体観測能力の実証が目的で

図 7: 観測したかに星雲の on,oﬀ 領域と解析結果

ある。

けられる。
ISAS/JAXA の気球グループによってオーストラ
まず一つ目にシンチレータの改良が挙げられる。
リア・アリススプリングスにて 2018 年 4 月 7 日
SMILE-2+では GSO シンチレータと PMT(H8500,
6:24(ACST time) に SMILE-2+は放球された。そし浜松ホトニクス) を用いていたが、SMILE-3 では 30て目的の高度であった高度 37.7km から 40.4km の間
日間のフライトを予定しているため省電力化が求めを 26 時間に渡り水平浮遊することに成功した。そしられ、PSF5 度角度分解能を実現するために ARM をて銀河中心領域とかに星雲の観測時間はそれぞれ 8
5 度以下にすることが必要である。そこで GSO の時間と 6 時間で要求していた観測時間を満たすこと
発光波長 440 nm に対して PMT の約 2 倍の感度をができた。フライトデータの解析結果を図 6,7 に示
持ち、PMT より省電力である MPPC を使用するこす。銀河中心領域の 511 keV の事象を 5 σで、かにとによって、エネルギー分解能を向上させ、その結星雲を 3 σで検出し、ETCC の天体観測能力を実証
果 ARM が 1.2 倍改善された (斎藤 要 2018, 修士論
した。
文)。これにより ARM が 5 度以下に改善されることが期待できる。エネルギー分解能が改善された様子

4を図 8 に示す。

SMILE-3 に搭載予定の ETCC 2 つ目はガス飛跡検出器の改良である。SMILE-2+での開発状況と期待できる観測例 はアルゴン (0.95) 、フッ化炭素 (0.03)、イソブタン
SMILE 計画における次期計画である SMILE-3 では検出感度を向上させて科学観測を行うことを目的としている。具体的には有効面積を 5 倍以上、角度分解能を 2 から 3 倍向上させることを目標としている。SMILE-2+からの改良点として大きく 2 つに分(0.02)(圧力比) のガスを 2 気圧封入していた。SMILE3 では有効面積を増やすため、光電吸収を抑え、コンプトン散乱断面積を増やし、1 種類の分子自身である程度のガスゲインを持つようなガス分子を考える必要があった。これを満たすガス分子は核電荷が小2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
陽電子対消滅線の空間分布がある。現在、陽電子の分布としては、26 Al がβ崩壊することによって放出される陽電子由来であるならば 26 Al の 1.8 MeV 放射
マップのように銀河面に広く分布しているはずであるというモデルと、SPI の観測を説明できる、銀河中
心でハロー状に広がったモデル (Siegert et al. 2016)の二つが考えられる。SMILE-3 による観測によって
電子陽電子対消滅線の空間分布を観測できれば陽電子起源の解明が進むことが期待できる。銀河中心領域の電子量電子対消滅線の空間分布の期待できる観測例を図 10 に示す。
図 8: シンチレータのエネルギー分解能の向上 (斎藤要 2018, 修士論文)
さく電子数の最も多いフッ化炭素であり、フッ化炭
素ベースのガスを 3 気圧封入することにより有効面積を 3.5 倍改良することを目標としている。

図 10: 銀河中心領域の電子陽電子対消滅線の分布の

また飛跡読み出しを担う検出器である u-PIC は

観測例

SMILE-2+では 2 軸読み出しであったため u-PIC に平行に走った飛跡や、短い飛跡は飛跡の決定精度が悪
く SPD を大きく悪くする原因となっていた。SMILE-

3 では u-PIC を 2 軸読み出しから 3 軸読み出しに入れ替えることで u-PIC に平行に走った飛跡や、短い飛跡の飛跡決定精度を大きく上げ、その結果 SPD が大きく改善されることが期待される。図 9 は 2 軸で解けなかった飛跡を 3 軸にすれば解けるようになった飛跡のシュミレーションの例である。

5

まとめSMILE-2+では ETCC の天体観測能力を実証した。

SMILE-3 からはいよいよ科学観測を目標とし、改良点としてシンチレータ、ガス飛跡検出器を述べた。

SMILE-3 では電子陽電子対消滅線の空間分布を観測することによって陽電子起源の解明が進むことを期待できる。

Reference
斎藤 要 2018, 修士論文

L.Bouchet et al.,ApJ,679,1315(2008)
Y.Mizumura et al,JINST.(2014)
T.Siegert et al. (2016)
V. Sch¨ onfelder et al.(1993)

図 9: 2 軸から 3 軸に代えることで解けるようになる

V. Sch¨ onfelder et al.(2000)

飛跡の例

G.Vedrenne, et al.(2003)

SMILE-3 で期待される観測例に銀河中心領域の電子

G. Weidenspointner et al.(2001)
T. Tanimori et al, ApJ (2015)

——–index

観測 9
太陽アクシオン探査に特化した超伝導遷移端型
X 線マイクロカロリメータの開発
東京大学 JAXA/宇宙科学研究所理学系研究科物
理学専攻
八木雄大

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽アクシオン探査に特化した超伝導遷移端型 X 線マイクロカロリメータの開発
八木 雄大 (東京大学大学院理学系研究科 JAXA/ISAS)

Abstract
宇宙物質の 85%を占める正体不明の「暗黒物質」を検出するため、世界中で研究開発が行われている。とくに理論上の粒子「アクシオン」は最有力候補のひとつであり注目が集まっている。2020 年 6 月には暗黒物質探索実験 XENON1T により、太陽アクシオンの兆候らしき超過事象を観測したことが発表されたが、精度が不十分でアクシオンの存在を結論付けることはできていない (XENON Collaboration 2020)。
アクシオンは素粒子標準模型の枠組みを超える未知の素粒子であり、素粒子物理や宇宙物理において存在が期待されているものの、膨大な質量範囲の探索が必要であり、検出を困難にしている。ところが、太陽内部で生成された「太陽アクシオン」は、57Fe と共鳴し光子に変換し、14.4 keV の輝線を出すことが提唱され (Moriyama 1995) 、探査すべきエネルギー範囲が明確である。そこで我々は 14.4 keV の X 線帯域に高い感度をもち、輝線測定に強みをもつ「超伝導遷移端型 (Transition Edge Sensor; TES) X 線マイクロカロ
リメータ」の開発を進め、太陽アクシオン検出を目指している。

TES カロリメータは極低温下で、高いエネルギー分解能を誇る最新の X 線熱検出器であり、半導体検出器に比べ 60 倍以上高い感度で観測ができる。吸収体に 57Fe を用い、14.4 keV の太陽アクシオンを共鳴させる
ことで光子に変換する。この光子のエネルギーを吸収体で熱に変え、熱の微小な温度上昇を超伝導遷移端における急激な抵抗変化として測定することで高感度を実現する。しかし、強磁性体である 57Fe のつくる磁場
は、TES の超伝導特性や分高性能を劣化させてしまう (Ishisaki et al. 2008; Hijmering et al. 2012)。そこ
で、磁場の影響を低減するために吸収体 57Fe と TES を離して横置きにする新構造を考案し、磁気と熱伝導性をシミュレーションすることで、構造の最適化を行ってきた (Maehisa 2018; Konno et al. 2019; Konno

2020)。本講演では、シミュレーションをもとに試作した新構造の TES カロリメータの物性評価および X 線
パルス取得試験の結果と、今後の観測計画について報告する。

1

研究背景

性を破る項が含まれているが、実験的には強い相互作用では CP 対称性が良い精度で保たれており、そ

我々の身の回りにあるふつうの物質は、宇宙の中での機構は明らかになっていない。この問題を解決すはごく僅かな量しか存在しない。宇宙の物質の 85%

るために導入された理論 (Peccei and Quinn 1977)

は正体不明の「暗黒物質」から成ることが観測事実

では、質量をもつ新粒子「アクシオン」の存在が示から分かっている。この暗黒物質の素性は 100 年近唆される (Weinberg, Wilczek 1978)。

く不明であるが、現在の宇宙の大規模構造を説明す

素粒子物理学にとって、アクシオンの発見は強いる上で極めて重要であり、世界中が探査のための研力の CP 問題を解決し、標準理論の枠組みに無い素究開発に取り組んでいる。いよいよ真剣に暗黒物質

粒子の存在を証明したことになり、新しい素粒子模を探す時代に突入している。現在では暗黒物質の最型の構築に対する強い動機付けとなる。また、素粒有力候補であるアクシオンの探査にとくに注目が集子とは対極のスケールにある宇宙物理学や天体物理

まっている。

学からも暗黒物質としてその存在が期待され、宇宙素粒子標準理論では、原子核をまとめている力で創成メカニズムの理解を大きく進展させる重要な手

ある強い相互作用を記述する量子色力学に CP 対称

がかりとなる。そのため、アクシオンの検証は現代2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
物理学の極めて重要な課題と言える。

シオン質量に調整しなくても、質量に関係なく固有のエネルギーをとるような変換過程であれば検出器のエネルギ ー分解能を上げることで感度の向上を目

2

アクシオンの探査方法指せるのである。

アクシオンは電気的に中性でふつうの物質とはほとんど相互作用しないため、如何にして検出するかが問題になる。アクシオンは光子が磁場と作用する
ことで変換され出現する (プリマコフ変換、図 1)。
そこでこの変換の逆反応を利用できれば、宇宙から地球へ飛来したアクシオンを磁場中で光子に変換し検出することができる。 この逆変換を用いたアクシ
オン検出器が世界中で開発されている。アクシオン
は質量がモデルに依存するため、広範囲の質量探査が必要であり、比較的軽い質量をもつ暗黒物質アクシオンの探査と、比較的重い質量をもち太陽内部で生成された太陽アクシオンの探査の 2 つが行われて

図 2: 太陽から飛来するアクシオンの diﬀerentialいる。

ﬂux。太陽の黒体放射光子が内部磁場でアクシオンに変換されるために生じる連続成分と 57 Fe との反応

γB

プリマコフ変換gaγγにより得られる 14.4 keV の輝線がある。Moriyama

Axion(1995), ﬁg.1。
そこで我々はこの 14.4 keV 輝線の太陽アクシオン

逆プリマコフ変換探査に特化した超伝導遷移端型マイクロカロリメー
タ (Transition Edge Sensor; TES カロリメ ータ) の

図 1: アクシオンと磁場との相互作用。アクシオンは開発を行っている。大半の原子核遷移は MeV 帯域

磁場中においてある確率で光子に変換される。

だが、57 Fe は第一励起エネルギーが X 線帯域の 14.4

keV であり、X 線で高エネルギー分解能をもち輝線
暗黒物質アクシオン探査としては、ADMX (Axionの測定に強みをもつ TES カロリメー タにはうって
Dark Matter eXperiment) や Dark Matter Radio つけである。過去に同様の検出方法で、X 線半導体
(Chaudhuri et al. 2019) が国際コラボレーションで 検出器を用いた実験が行われたが、 感度が低く検出行われている。これらの実験では、アクシオンの質には至らず、質量制限 ma < 216 eV を得た (Namba

量に合わせて探査する周波数をチューニングするこ

2007)。TES カロリメータであれば、高エネルギー分とができ、さまざまな質量に対して探査できる。し解能を活かすことで 60 倍以上の感度向上が実現でかしながら、膨大な質量範囲をすべて探査する必要きる。

があり、アクシオンの検出を困難にしている。

最近では、2020 年 6 月に暗黒物質探査実験である

太陽は熱光子を大量に生成し、強い内部磁場と反応

XENON1T により、太陽アクシオンの兆候らしきもしアクシオンが大量に生成されるため、探査天体としのが確認されたことが報告された (XENON Collab-て最適である (Sikivie 1983; Bibber et al. 1989)。まoration 2020)。しかし、有意な検出感度に達しておた、黒体放射光子により太陽中に多く存在する 57 Fe

らず、太陽アクシオンの存在を決定付けることはでが熱的に励起し、14.4 keV のアクシオンを放出しきていない。我々の TES カロリメータは、とくにて脱励起するという磁気双極子遷移も考えられる

太陽アクシオンに対して高い感度をもち、この兆候(Moriyama 1995, 図 2)。必ずしも探査帯域をアクに対してより高精度な結果を得ることが可能であり、2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
我々は単素子でカロリメータとしての動作実証を検出の期待が高まっている。

行うため、図 4 右図の試験素子を製作した。TES には Ti/Au (厚み ∼ 120 nm) の二層薄膜を使用してお試験素子の製作

り、吸収体 Fe (厚み ∼ 5 µm) と TES をつなぐ熱パを誇る最新の X 線熱検出器であり、高い検出感度での観測が実現できる。本探査では 14.4 keV のアクシ
オンを、磁場の代わりに吸収体 57 Fe で共鳴させ光子に変換する。その光子のエネルギーを吸収体で熱にスには Au (厚み ∼2 µm) を用いている。吸収体 Feの成膜は早稲田大学 本間研究室と共同で行っているが、マイクロサイズの成膜条件および成膜後のプロセスが確立されておらず歩留まりが低いため、今後改善が必要である。

変え、熱の微小な温度上昇を超伝導遷移端における

14.4

n
AxiokeV

Axion

①

③

〜

②γ

熱が伝わる

吸収体 (57Fe )

抵抗値 R

Sun

14.4 keV

100µm

超伝導遷移端
常伝導

超伝導

180µm

Membrane structure

急激な抵抗値変化として測定する (図 3)。

Absorber

Thermal path

Fe

Front-side

Al wireAu path
TES

100µm
Si

微小な温度上昇が④ 急激な抵抗変化
として検出できるAl wireAu path

温度 T

TES

TESカロリメータ

Back-side

180µm

TES カロリメータは極低温で高エネルギー分解能

100µm

3

Si

熱浴 (~ 100 mK)

図 4: 左図: 太陽アクシオン用 TES カロリメータの
γ
57

Fe

図 3: 吸収体

57

Fe を用いた TES カロリメータによる 構造模式図。右図: 製作した試験素子の前面と背面か太陽アクシオンの検出方法。吸収体に太陽アクシオ
らみた写真。模式図中の熱パスのサイズと実際の素Earth
ンが入射すると、内部で光子に変換され、そのエネ

子のサイズは異なる。この写真では TES と Fe とのルギーが熱として、TES カロリメータに伝わる。

距離が 100 µm のものを載せている。切り抜かれて

図1. TESカロリメータの新構造いるように見える部分がメンブレン構造である。試TES カロリメータにおけるアクシオンを止める役 験段階のため吸収体には高価な 57 Fe ではなく、56 Fe
割をもつ吸収体には 57 Fe を用いたいわけだが、Fe は を使用している。
強磁性体であり、TES は磁場の影響を受けやすい超伝導薄膜から成るため、Fe の近くで TES カロリメー
タを動作させると超伝導特性およびエネルギー分解
能に影響を与えることが懸念される (Ishisaki et al.

2008; Hijmering et al. 2012)。そこで、図 4 のような、Fe のつくる磁場が影響を与えないように Fe とTES を横に離した新構造を考案し、磁気シミュレー
ションおよび熱シミュレーションを行うことで、構造の最適化を行ってきた (Maehisa 2018; Konno et al.

2019; Konno 2020)。従来は TES の直上に吸収体を設置していたのに対し、今回のような横置きの TES
カロリメータを製作したという前例はない上に、超伝導薄膜への磁場の影響は、薄膜の製作工程に依存するため、実際に素子を作成し、特性を評価する必
要がある。

4

線源照射試験の結果
横置きの新構造をもつ試験素子がカロリメータとして機能するか実証するため、現在、線源照射試験を行っている。線源照射試験では、エネルギーの分かっている 55 Fe 線源 (5.9 keV, 6.5 keV) を用い、放射位置を絞るコリメータを設置することで、吸収体

Fe にのみ線源を当てている。そのため、吸収体が線源由来の X 線を止め、熱エネルギーに変化させ、熱パスを通して TES まで熱を逃がすことなく伝えることができれば、シグナル (パルス) として検出することができる。パルスのカウントを貯めることで、5.9

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
keV および 6.5 keV のエネルギーを検出することがめっき面積における Fe の電析プロセスの確立を目指できているか確認することができる。そのなかで、吸す。次に、多素子アレイ化用の設計および多素子同収体に X 線が落ちパルスになったと思われるものを時読み出し用の冷凍機の構築を行い、16 素子のアレ

図 5 に示す。きちんとした解析はまだ行っていない

イで実際に太陽アクシオンの試験観測を行う。系統が、新構造の試験素子はカロリメータとして動作し、 誤差の評価をし、有意な検出に必要な観測時間を計
吸収体 Fe でのイベントを検出できている可能性が示算した上で、最終的には 64 素子の TES カロリメー

唆される。

タアレイを製作し、本観測を行い、アクシオンの検出ないしはアクシオン-光子の結合定数の制限をつけ

Voltage (V)0.00

ることを目指す。

-0.05

謝辞
-0.10

本研究を進めるにあたり、指導教員である山崎教
0

1

2

3

4
5
6
Time (msec)

7

8

9

10

図 5: 55 Fe 線源を用いたパルス取得試験で得られた吸収体で検出したと思われるシグナルの波形。パル
スハイトが入射したエネルギーを表す。この素子は授と満田教授からは多大な助言を賜り、研究室の先輩である紺野さん、林さんには素子製作から測定までご指導頂きながら、一緒に研究させていただいた。
また、共同研究者である早稲田大学 本間研究室には、Fe の成膜にご協力いただいた。深く感謝申し上げる。

吸収体 Fe と TES の間が 20 µm 離れている。

References
5まとめ
太陽内部から地球に飛来する太陽アクシオンの初観測を目指し、14.4 keV の輝線観測に適した高エネ

Peccei, R. D., Quinn, H. R., 1977, Phys. Rev. Lett. 38
1440; R.D. Peccei, H. R. Quinn, 1977, Phys. Rev. D
16, 1791.
Weinberg, S., 1978, Phys. Rev. Lett. 40, 223;
Wilczek, F., 1978, Phys. Rev. Lett. 40, 279.

ルギー分解能を誇る TES カロリメータの製作を行っ Sikivie, P., 1983, Phys. Rev. Lett. 51, 1415.
ている。アクシオンを止める吸収体には、磁性体であXENON Collaboration, 2020, arXiv:2006.09721v2

る Fe を使用したいが、Fe のつくる磁場が TES カロ
リメータのもつ超伝導特性や分光性能に影響を与え

ADMX Collaboration, 2018, Phys. Rev. Lett. 120,151301.

る可能性があるため、TES のカロリメータピクセル

Chaudhuri, S., et al. 2019, arXiv:1904.05806v1と吸収体 Fe を離して横置きにする新構造を考案し、 Van Bibber, K., et al. 1989, Phys. Rev. D 39. 2089.
磁気 · 熱シミュレーションをもとに試験素子を製作した。コリメータを用いた線源照射試験では、吸収体 Fe に X 線が落ちたと思われるシグナルを検出し、世界で初めて Fe をつけた TES カロリメータの動作実証された可能性が示唆されている。

6

今後の展望
まずは、単素子での吸収体 Fe 付き TES カロリメー

タの動作実証をするとともに、マイクロサイズの被Moriyama, S., 1995, Phys. Rev. Lett, 75. 3222-3225.
Namba, T., 2007, Phys. Lett. B, 645:398-401.
Ishisaki, Y., et al. 2008, Journal of Low Temperature
Physics, 151(1):131-137.
Hijmering, R. A., et al. 2012, Journal of Low Temperature Physics, 167:242-247.
Maehisa, K., 2018, the Univ. of Tokyo, Master s thesis.
Konno, R., et al. 2019, Journal of Low Temperature
Physics, 199:654-662.
Konno, R., 2020, Kitasato Univ., Master s thesis.

——–index

観測 10
TES 型マイクロカロリメータにおけるインピー
ダンス測定
東京大学理学系研究科物理学専攻
田中圭太

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

TES 型マイクロカロリメータにおけるインピーダンス測定
田中 圭太 (国立研究開発法人 宇宙航空研究開発機構 宇宙科学研究所)

Abstract
我々は、暗黒物質やミッシングバリオン検出を目指して、TES (Transition Edge Sensor) 型マイクロカロ
リメータの開発を行っている。TES 型カロリメータで高い分光性能を達成するには、TES 型カロリメータ
自身の構造や、それに起因するノイズを正しく評価し、改善する必要がある。ノイズの原因を探るには TESを特徴付けるパラメータを正しく求める必要があり、有効な手法として TES におけるインピーダンス測定が報告されている。今回はインピーダンスの測定原理と手法について概説し、TES の電流 I-電圧 V の測定結果から、インピーダンスを求める際に必要なパラメータについて議論する。

1

研究背景

急激な抵抗変化を用いており、その際の電流値の変化を読み取ることで入射 X 線のエネルギーを決定すNASA の WMAP(Wilkinson Microwave Anisotropy る。X 線入射時におけるカロリメータの抵抗値の変Probe) による宇宙マイクロ波背景放射の観測から、 化は、温度感度 α 、電流感度 β 、定常状態における
I
I
宇宙の物質のほとんどが暗黒物質であることがわ TES の抵抗値 R 、温度 T を用いて以下のように表かっている。宇宙の約 5% を構成しているバリオン

0

0

せる。

でさえ、その半分は観測されておらず、未検出のバ
リオンはダークバリオンと呼ばれている。我々は、

R = R0 (1 + αI T /T0 + βI T /T0 )

(1)

∂InR
∂InR
|I0 , βI =
|T ,
∂InT
∂InI 0(2)

ダークバリオンやアクシオンの探査、さらには地球

αI =近傍の地球外物質分析のために、高いエネルギー分解能を持つ TES(超伝導遷移端) 型マイクロカロリ
メータアレイの開発を行っている。

Rseriese
SQUID
Input CoilRshuntZTES

AMP

Output Coil

図 2: カロリメータの動作回路
カロリメータの動作回路は、極低温下で TES に
定電圧バイアスを印加して動作させる。この際、単図 1: X 線マイクロカロリメータの構造に TES に定電圧を掛けるのではなく、Shunt 抵抗を

TES に並列接続することで、室温部からの配線抵抗
X 線カロリメータは図 1 のように、入射 X 線のエ の寄与を減らしている。カロリメータにおける電流値
ネルギーを捉えて熱に変換する吸収体と、素子の温 の変化は、SQUID（超伝導量子干渉計）によって読み度上昇を測定する温度計からなる。特に TES 型で出される。このとき SQUID には、FLL(Flux-Locked

は、温度計として超伝導-常伝導遷移における素子のLoop) と呼ばれる負帰還をかけて動作させる。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

研究目的

2

TES 型マイクロカロリメータの分光性能は、主路中の抵抗におけるジュール熱を Pb 、Phono noise
成分を PPN として以下のように表せる。

に動作温度や吸収体の熱容量などによって制限さLれ、我々が製作したカロリメータは、∆EFWHM =dI= VTh − (IRTh + IR + VIN )
dt

(3)

dT
= −PC + Pb + PPN + PX
(4)dtを制限する主なノイズ要因は、Excess noise と呼ば (3)、(4) 式から求められるモデルインピーダンスは、れる原因不明のノイズ成分であると考えられており、 回路系全体のインピーダンスを Z 、TES インピーダ
4.8eV(@5.9keV) を達成している。エネルギー分解能

C

Excess noise は温度感度 α、電流感度 β に依存する ンスを Z
TES として 以下のように表せる。
ことが報告されている。ノイズ低減のためには、こZ = i(2πf )L + RTh + ZTES
れらのパラメータを正確に求める必要がある。
また、我々が開発している太陽 Axion 探査用 TES(5)2 + βI I02 R0
αI τeﬀ
2CT
1 + i(2πf )τeﬀ
× (−1 +)]
−1 + i(2πf )τeﬀ

(6)

Fluctuation Noise) があり、ITFN は電流感度 β に依I 2 R0Gτeﬀ = ( 0 αI − )−1
CT0
C

(7)

存するため、インピーダンス測定を行うことで ITFN

したがって、定常状態における抵抗 R0 、電流値 I0 、がどの程度エネルギー分解能を制限しているか調べ

熱伝導率 G、Thevenin 抵抗 RTh が既知であれば、型カロリメータは、特殊な吸収体構造を持っており、

ZTES (f ) =R0 [(1 + βI ) +それに伴う吸収体と TES 間での熱伝導度の悪化によってエネルギー分解能が制限されている可能性がある。この構造に起因するノイズとして ITFN(InTernal

ることができる。

測定によって求められた ZTES についてモデルイン
ピーダンスで Fitting を行うことで、αI , βI , C を決定
できる。

3

研究方法

3.1

モデルインピーダンスの導出

3.2

I-V 特性I-V 特性とは、熱浴温度 Tbath 一定下における、TESに掛かる電圧 VTES と電流 ITES の関係である。熱浴
温度 Tbath を一定に保ち、バイアス電流 Ib を変化させ、このときの電流 I を SQUID を介して読み取る
ことで測定を行う。TES の抵抗 R は、以下の関係を
持つ。

R=(

Ib
− 1)RsITES(8)

したがって、オームの法則 V = RI から V と I の関係が求まる。

TES と熱浴間の熱伝導度 G は、
図 3: TES の熱・電気的モデル

G=

dP= G0 T n−1
dT(9)

TES における熱・電気的応答式は、吸収体と TES で定義され各抵抗におけるジュール発熱 P = IV とb
間の熱伝導度が十分に良いと仮定すると、VTh を 熱浴による冷却が釣り合っていると考えると、以下Thevenin 電圧、RTh を Thevenin 抵抗、TES の抵 の式が成り立つ。
抗を R、入力信号を VIN 、熱浴への熱流入を PC 、回Tbath nGT
(1 − (
) )
Pb =
n
T

(10)

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
以上の関係から、Tbath を変化させて I-V 測定を行う

TES におけるインピーダンスの測定回路は図 5 のことで、熱伝導率 G を決定できる。定常状態におけようになる。カロリメータの動作回路に AC bias をる、抵抗 R0 、電流値 I0 と熱伝導率 G を決定。この

印加し、入力信号と SQUID からの出力信号の比か

結果とインピーダンス測定から、パラメータを決定

らインピーダンスを求めることができる。上記の回する。

路は Thevenin の定理から、図 6 のように書き換えられる。したがって TES のインピーダンス ZTES は、

ZTh = RTh + iωL として以下のように表せる。
ZTES =

VTh
− ZTh
ITES

(11)

このとき SQUID からの出力信号 Vout は、FLL gain
を B 、Input coil、Feed back coil の相互インダクタ
ンスをそれぞれ Min 、Mfb としてVout = ITES Rfb

Min
B
Mfb

(12)

となる。VTh = Rshunt Ib = Rshunt Vac /(Rac + Rload )図 4:

インピーダンス測定の結果 (Lindeman etの関係を用いて ZTES を変形すると、

al,2004, Review of Scientific Instruments, 75, 1283)

ZTES =

Vac Rshunt Ifb Min
B − ZTh
Vout Rac + Rload Mfb(13)と表せる。したがって入力信号 Vac と SQUID からの

3.3

入出力信号とインピーダンスの関係

出力信号 Vfb を読み取ることで、(13) 式の関係から

TES のインピーダンス ZTES を求めることができる。

輸送関数補正

3.4
Rdc
Vdc

Idc

Ib

Iac

Rload

分として回路中に含まれるキュパシタンスやインダ

Rseriese
ZTES
L

RshuntRac

Vac

測定から得られるインピーダンス Zobs は、寄生成

ITES

クタンスの影響を受けたものとなる。これらの影響を含めた回路方程式を作成することは困難であるため、その影響を考慮して輸送関数補正を行う必要がある。周波数に依存する関数として T (f ) を仮定す

図 5: TES におけるインピーダンス測定回路

ると、

Zobs = (ZTES + ZTh )T (f )
ITES

=
RTh
L

VTh

ZTES

Vac Rshunt Ifb Min
BT (f ) + ZTh T (f )Vout Rac + Rload Mfb(14)と表せる。T (f ) が動作点付近での超伝導状態と常伝導状態の間で一定だと仮定すると以下のように表せる。
図 6: Thevenin の等価回路(Zobs )normal
Rnormal + RTh + iωL=(Zobs )superRTh + iωL

(15)

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
よって超伝導状態と常伝導状態におけるインピーダ

5

まとめと今後の方針

ンスをそれぞれ測定し、上記の式で Fitting を行うことで Rnormal と L を求めることができる。このとき

T (f ) は、

今回は TES において I-V 測定を行うことができた。今後は、この測定結果から定常状態における抵
抗値 R0 、電流値 I0 、熱リンクと TES 間の熱伝導率

T (f ) = (ZTES + ZTh )G を決定する。また、TES に対してインピーダンス
Vac
Rshunt Ifb Min −1測定を行い、I-V 測定の結果を用いることで各パラ
× (()superB)
Vout
Rac + Rload Mfb
メータを求める。パラメータからカロリメータの構(16) 造の最適化を行うとともに、分光性能を制限していとなる。したがって測定した TES のインピーダンス

るノイズ要因の特定を行う。

は、動作回路における寄生成分を差し引いて

ZTES =Zobs
T (f )(17)と表せる。測定インピーダンス Zobs に対して上記の輸送関数補正を行うことで、正確に TES のインピーダンスを求めることができる。

4

測定結果

図 7: I-V 測定
我々が開発を行っている、吸収体として Fe を用い
た TES 型マイクロカロリメータにおける I-V 測定の結果を示す。0V 付近の直線状の成分は、TES が超伝導状態であることを示している。今後は、測定結果から TES のジュール発熱を見積もることで、熱伝導度などのパラメータを求める。

Reference
Lindeman, M., Bandler, S., Brekosky, R., Chervenak,J., Figueroa-Feliciano, E., Finkbeiner, F., Li, M., &Kilbourne, C. ,2004, Review of Scientific Instruments,
75, 1283

——–index

観測 11
超伝導量子干渉計を用いた断熱消磁冷凍機下での X 線検出機読み出し環境の構築
埼玉大学理工学研究科物理機能専攻物理学
コース
小林紘之

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

超伝導量子干渉計を用いた
断熱消磁冷凍機下での X 線検出機読み出し環境の構築
小林 紘之 (埼玉大学大学院 理工学研究科 物理機能専攻)

Abstract
X 線マイクロカロリメータは従来の X 線 CCD に比べ優れたエネルギー分解能を持ち、また非分散型検出器のため広がった天体に対してもこの分解能は劣化しない。入射光子のエネルギーを素子の温度上昇として測定する X 線マイクロカロリメータを高い分解能 ( E/∆E ≥ 1000 ) で動作させるには、∼ 100 mK の極低
温環境が必要である。
我々は安定したマイクロカロリメータ動作のため、パルスチューブ冷凍機と自作した断熱消磁冷凍機を併用してこの冷却環境の構築を進めているが、依然として目標としているマイクロカロリメータ駆動温度を保持することはできていない。またセンサー素子として、超伝導遷移端での抵抗変化から温度変化を読む TES 型
マイクロカロリメータの使用を目指しており、その信号の読み出しには超伝導量子干渉計 (SQUID) を用いている。この SQUID の不安定なグラウンド環境に起因する外部ノイズが大きく、内部のジョンソンノイズなどよりも測定に影響を与える可能性が高い。150 mK に置かれたマイクロカロリメータで入射 X 線に Mn

K α線を仮定した場合の入射エネルギー 5.9 keV を受けた際に、分解能 100 eV を達成することを考えると、√√現状のノイズ (おおよそ 102 Hz で 10−8 A/ Hz 、104 Hz で 10−8 A/ Hz ) を 1 - 2 桁落とす必要がある。
本研究ではまず現在の冷却試験データと、考えられる熱損失要因を踏まえた冷却性能の見積もり結果を比較した。またノイズ環境の改善としてポンプとの電気的遮断、新たに設置した金属板をグラウンドとした信号系ノイズの安定化を試み、その前後での SQUID の読み出しノイズの測定を行った。冷却性能の見積もりでは熱損失原因を考慮しきれず現在の環境を再現できなかった。SQUID のノイズレベルは全ての周波数帯で√10−10 A/ Hz 程度まで低減することができたが、複数回の測定試験でのデータの再現性がないため、より安定したグラウンド整備が必要であると考えられる。

1

Introduction
我々は将来衛星にも搭載される X 線検出器である TES 型 X 線マイクロカロリメータの動作環境の開発を行っている。X 線マイクロカロリメータは入射 X 線光子一つ一つのエネルギーを素子の温度上昇(フォノン数の増加) により測定する。そのため従来の CCD 検出器などと比べ統計誤差が小さく、高いエ
ネルギー分光能力を持つ。X 線マイクロカロリメー
タの構成の概要を図 1 に示す。エネルギー E の入射

X 線光子を光電吸収した際の温度上昇は、吸収体の熱容量を C として ∆T = E/C とかける。この微小な温度変化を温度計の抵抗変化として測定する。吸収体は弱い熱リンク (熱伝導度 G ) で熱浴と接続されているため、生じた熱は熱リンクを介し熱浴へ逃げて行き、時定数 τ = C/G で指数関数的に元の定常状態へと戻る。

X 線マイクロカロリメータの分解能は素子の熱揺らぎ (= フォノン数の揺らぎ) で決まり、原理的なエ√ネルギー分解能の限界は ∆EFWHM = 2.35ξ kB T 2 C
で表される。ここで、ξ は温度計の感度や動作条件√などによって決まるパラメータで、ξ ∝ 1/α ( α :温度計の感度) (S. H. Moseley et al. 1984)。熱容量の温度依存性を考慮すると、エネルギー分解能は温度に強く依存し、極低温 (∼ 100 mK) で優れたエネ
ルギー分解能が得られる。
図 1 の温度計には超伝導遷移端温度計 (TES: tran-

sition edge sensor) を用いる。これは超伝導遷移端での急激な抵抗変化を温度計として用いるもので、従来の半導体温度計と比べ数十倍の感度を持つ。TES の2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: X 線マイクロカロリメータの模式図
動作電流、出力インピーダンスは極めて小さいため、超伝導量子干渉計 (SQUID: superconducting quantum

interference device) を用いて間接的に読み出す。
本研究では、我々が開発しているの断熱消磁冷凍機の、現在の動作環境での冷却性能の評価、及び SQUID
での信号読み出しを阻害するノイズの評価を行った。

図 2: 冷却過程での温度とエントロピーの関係 (ADR
サイクル)
断熱消磁過程 (B → C) 磁性体を断熱状態にした後、目標温度に到達するまで磁場を少しずつ取り除いていく。断熱状態であるため磁気系のエント
ロピーは変化せず、温度のみが下がる。外部磁場が 0 になるまで消磁したときの到達温度が最

2

実験装置

低到達温度となるがこの場合は到達温度を維持

2.1

冷却装置

過程を踏むために磁場を残しておく。

することはできないため、通常は次の等温消磁

極低温環境を作るにあたって、始めにクライオス

等温消磁過程 (C → D) ADR への侵入熱に相当する

タットの内部を真空引きする。これは内部の空気が分だけ消磁を行い、温度を一定に保つ。この過凍結し機器が損傷する可能性があるため、またそも程で の T dS が磁性体の冷却能力を示している。

そも気圧の低下により温度も下げることができるためである。常温付近から ∼ 4 K までは 2 段式パルス
チューブ冷凍機 (住友重機械工業 RP-082B2S) を用いて冷やす。以下に述べる諸装置は、 ∼ 4 K まで冷等磁場過程 (D → A) 外部磁場がなくなると、ADRへの侵入熱により初期状態 A へ戻る。

4K プレートの概略図を図 3 に示す。磁性体の入っ却された銅板 (4K プレート) 上に設置されている。

た容器をソルトピルと呼び、これに超伝導マグネッ∼ 100 mK までの冷却には断熱消磁冷凍機 (ADR: トを用いて磁場をかける。ソルトピルと熱浴 (4K プ
adiabatic demagnetization refrigerator) を用いるが、 レート) との接続はヒートスイッチを介しており、熱以下で述べるように ADR には熱浴が必要であり、4K平衡状態、断熱状態を制御することができる。

プレートをその熱浴とする。
断熱消磁冷凍機の実際の冷却原理について、磁性体のエントロピーと温度の関係 (図 2) を用いて説明する。断熱消磁冷却は以下に示す 4 つの過程からなる。
等温磁化過程 (A → B) 熱浴と接続した状態で磁性体に磁場を印加することで、磁性体のスピンが揃い始める。スピンが揃うことで磁性体に磁化熱が発生するが、熱浴へと排熱されるため、この過程では磁性体のエントロピーは減少するが

図 3: 4K プレートの概略図。実際は温度計には輻射

温度は変化しない。

を反射するカバーを取り付けている。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.2

超伝導量子干渉計

前述のように TES 型マイクロカロリメータの動作
電流、出力インピーダンスは微小であるため直接電流計を繋ぐことは望ましくない。そのため、回路中にコイルを置き、電流変化に伴うコイルの磁場の変化を超伝導量子干渉計 (SQUID) によって測定する。

SQUID はジョセフソン接合を含む超伝導リングを持つ素子で、本実験では接合を二つ持つ dc-SQUID を用いる。素子に超伝導臨界電流程度のバイアス電流を流しておくと、リング内の磁束が変化したときに量子化された磁束の大きさが変化するよう電流が流れ、電位差が生じる。この電位差の変化を読むことで、元の TES 型マイクロカロリメータの電流変化をすることができ、最低到達温度は 168 mK である。
現在のセットアップで考えられる熱損失要因は、

4K プレートと同程度の温度の周囲からの輻射、ケブ
ラーワイヤー、温度計配線からの伝熱、cold stage 材
質の熱容量による損失が考えられる。図 6 は、これらの影響によるエントロピーの上昇を考慮して計算しプロットした T -S グラフである。消磁開始時の温度は 2.6 K とした。これによると最低到達温度は102.3 mK であり、仮に 130 mK で保たれるように消磁度合いを調節すると、約 10 時間保持される、という結果になった。この結果は実際の測定結果よりも 60 mK の差があり、熱損失を全て考慮できていないことが分かった。

測定することができる。

SQUID は数 10 µA という微小なバイアス電流を用い、磁束量子程度の磁束に感度を持つため、ノイズに対し非常に敏感である。TES の読み出しに SQUID
を用いる場合、SQUID のノイズレベルは TES の固有ノイズレベルよりも低くなければならない。そのた
め SQUID を含む機器のグラウンド環境の整備が重要

図 5: 2020 年 7 月 27 日の冷却試験データである。本研究で用いた SQUID は師岡 利光 (2004)

cold stage はソルトピルを含む冷凍機で最も冷えるで製作された SSA アンプの 128SA(S) であり、この 部分。 (図 3 参照)√
SQUID の固有ノイズレベルは 8.4 pA/ Hz である。

図 4: SQUID を用いた TES 型マイクロカロリメー
タの読み出し回路の模式図

3

冷却性能評価現在の動作環境から考えられる熱損失を計算し、そこから見積もられる最低到達温度と実際の測定デー
タによる最低到達温度を比較した。

2020 年 7 月 27 日に行った冷却試験のデータを図 5に示す。この試験ではこれまでで最も低い温度に達図 6: T = 2.6 K から消磁した場合の T -S 図4

SQUID ノイズ評価
先行研究 (清水 里紗 2018) ではデュワーとパルス

チューブ冷凍機と電気的な接続を切ったが、依然としてノイズは高い状態であったため、実験機器のグ
ラウンド系統を見直した。そこでポンプとの電気的に遮断し、さらに新たな金属板を信号系用グラウンド

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校として設置した。実際にデータを取得するオシロス
コープの接続がどのような影響を及ぼすのかが不明であったため、以下の 4 通りの条件で測定を行った。

1. normal: 電源、グラウンド共にノイズカットト
ランスに接続。
2. ground: 電源をノイズカットトランスに、グラ(a) 5 k Samples/s(b) 50 k Samples/s

ウンドを金属板に接続。

3. ﬁlterless: 電源、グラウンド共にノイズカットされていない電源タップに接続。
4. ﬁlterless ground: 電源をノイズカットされていない電源タップに、グラウンドを金属板に接続。
条件 1. は従来の測定条件である。ノイズ測定は、

SQUID に動作範囲付近であるバイアス電流 Ib =20 µA をかけ、磁束を入れない状態で行った。ノ
イズデータはオシロスコープによりサンプル周波数(c) 500 k Samples/s

図 8: 各サンプル周波数帯でのノイズデータ

old は金属板導入前のデータ

5 k Samples/s 、50 k Samples/s 、500 k Samples/sで測定してそれぞれを高速フーリエ変換した。
機器系統概略図
rack(ammeter, power supply)

GND strap (配電盤GND)
GND strap (dewar/rack GND)

power
plumbing
signalchassis (配電盤GND)
chassis (dewar/rack GND)
条件を変えた箇所

noise
reductiontransformer

SEL-1

配M2

USB

それに近い値まで改善することができた。

1φ 100V

to a PC
oscilloscope

PC

power
strip

1φ 100V

power
strip

1φ 100V

配M2

×FloatSQUID
×Float5

まとめと今後の課題
冷却性能評価では、実際の測定結果が比べ見積もり

USB

TPG

4KPLT

際に、分解能 100 eV を達成することを考えると、√
10−10 A/ Hz 以下にノイズを抑える必要があるが、

power
strip

aluminumplate

Rを仮定した場合の入射エネルギー 5.9 keV を受けた

配M2

turbomolecularpumppulse tube
refrigerator

での値と比べ約 60 mK 高いため、考慮できていない熱損失要因を調べ、現在の冷却環境を再現できるように

配M1
3φ 200V

dewar

図 7: グラウンド系統図

しなければならない。また SQUID のノイズ評価につ√いては、グラウンド環境の改善により 10−10 A/ Hz
程度まで下げることができたが、複数回の測定試験でのデータの再現性がないため、より安定したグラ

測定結果を図 8 に示す。条件 3. は条件 1. とほと

ウンド環境を作る必要がある。

んど変化せず、条件 2. 、4. では全ての周波数帯域においてノイズレベルを下げることができた。以上の結果から、金属板にグラウンドを接続した方がよりReference

ノイズレベルを下げることができることがわかった。 S. H. Moseley, J. C. Mather & D. McCammon. Thermal
またグラウンド環境の改善により、以前のノイズレ
ベルではわからなかったノイズのピークのようなもdetectors as x-ray spectrometers. Journal of Applied
Physics, Vol. 56, No. 5, pp. 1257–1262.(1984)のを見ることができた (60 Hz 、100 Hz)。SQUID

清水 里紗 2018, 埼玉大学卒業論文と信号処理系の開発を行った (酒井 和広 2012) にお

師岡 利光 2004, 埼玉大学博士論文

ける X 線照射実験の条件である、150 mK に置かれたマイクロカロリメータで入射 X 線に Mn K α線

酒井 和広 2012, 東京大学修士論文

——–index

観測 12
X 線マイクロカロリメータ用断熱消磁冷凍機の常磁性体カプセルの開発
埼玉大学理工学研究科物理機能系専攻
加藤颯

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

X 線マイクロカロリメータ用
断熱消磁冷凍機の常磁性体カプセルの開発
加藤 颯(埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract
我々は次世代のＸ線天文衛星搭載に向けた X 線分光器 X 線マイクロカロリメータの開発を行っている。X 線
マイクロカロリメータは、入射した光子のエネルギーを素子の温度上昇として計測する検出器で、高いエネ
ルギー分解能を持つ。さらに、広がった天体にも性能が劣化しないことから、銀河団などの観測においても威力を発揮することが期待される。X 線マイクロカロリメータのエネルギー分解能は温度に強く依存し、安定した極低温環境 (∼100 mK) が不可欠である。極低温環境の構築には、断熱消磁冷凍機 (ADR) を用いる。

ADR は、冷媒として常磁性塩を用い、磁場を与えることでエントロピーを下げ、断熱状態にした後に磁場を取り去ることにより冷却する。
我々は、ADR を用いて ∼170 mK の冷却に成功している。今後極低温環境を用いた実験に向けて、温度だ
けでなく保持時間も考慮していかなければならない。そのため、新たに X 線マイクロカロリメータのための極低温環境として「130 mK を 3 時間保持」を目標とし、常磁性体カプセルの開発を行った。常磁性塩の質量を増加させると冷却能力は向上し、カプセルの質量を減少させると熱損失を抑えられる。数値計算から、目標のためには、常磁性塩の質量 Mf [g] とカプセルの質量 Ms [g] は Mf > 0.43Ms + 31 を満たさなければならない。さらに、ADR の大きさからカプセルは高さ 10 cm、直径 4.3 cm 以内でなければならない。これ
らの条件に、熱伝導率の向上等の工夫を加えて、設計を行った。また製作に向けて、常磁性塩の析出及び磁化測定を行った。磁化測定では、理論値の 60% の磁化を確認出来た。原因は常磁性塩が測定時に風解していたと考えられるが、製作時には表面の風解した部分を取り除くなどの工夫で対処出来ると考えている。

1

Introductionの微小な温度変化を温度計の抵抗変化として測定する。吸収体は、熱浴と熱リンクによってつながって

我々は 2030 年代以降の将来衛星を想定し、X 線マイクロカロリメータの開発を行っている。X 線マイク
ロカロリメータは、入射した X 線光子 1 個のエネル
ギーを素子の温度上昇により測定する検出器で、極低温環境 (∼ 100 mK) において高いエネルギー分解能を得る。さらに、広がった天体にも性能が劣化しないことから、銀河団など広がった観測においても威力を発揮することが期待される。図 1 に基本構造と X 線に対する応答を模式的に示す。X 線マイクロカロリメータは、吸収体 (温度:T , 熱容量:C)、熱リンク (熱伝導度:G)、熱浴 (温度:Ts ) から成る。吸収体に入射した X 線光子は光電効果によって吸収され、そのエネルギーが熱に変わる。入射エネルギー E に対する素子の温度変化は ∆T = E/C と書ける。こいるため、吸収体で生じた熱は熱リンクを通じて熱浴に逃げていき、時定数 τ = C/G で指数関数的に減少し、ゆっくりと定常状態に戻る。一般的には、X
線マイクロカロリメータの原理的なエネルギー分解√
能の限界は、∆EFWHM = 2.35ξ kB T 2 C と書ける。
ただし、ξ は温度計の感度や動作条件などによって決
まるパラメータである。熱容量の温度依存性を考慮すると、エネルギー分解能は温度に強く依存し、極低温（∼ 100 mK）で非常に高いエネルギー分解能が達成される。
本研究では断熱消磁冷凍機を用いて冷却試験を行った。また、新たに X 線マイクロカロリメータのための極低温環境として「130 mK を 3 時間保持」を目標とし、常磁性体カプセルの開発を行った。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 左:カロリメータの基本構造, 右:X 線光子に対する応答

2

断熱消磁冷凍機

2.1

冷却原理

図 2: ADRcycle のエントロピーと温度の関係
度が最低到達温度となる。ただし、この場合は温度を維持することはできない。

X 線マイクロカロリメータを用いて、高いエネル
ギー分解能を得るためには、100 mK 以下の極低温

3. C → D 等温消磁過程で動作させる必要がある。微小重力空間の宇宙で運ADR への侵入熱に相当する分だけ消磁を行い、用することを考えると、極低温環境の構築には断熱

温度を一定に保つ。

消磁冷凍機 (Adiabatic Demagnetization Refrigera-

tor:ADR) を用いる。

4. D → A 等磁場過程
外部磁場がなくなると、ADR への侵入熱によ

我々の環境では、4 K までパルスチューブ冷凍機でり初期状態 (A) へ戻る。

冷却し、それ以下を ADR で冷却する。ADR は常磁性体に外部磁場を与えることでエントロピーを下げ、断熱状態にした後に磁場を取り去ることで冷却する。

ADR の冷却サイクルを図 2 に示す。
1. A → B 等温磁化過程
ヒートスイッチを ON の状態で超伝導マグネッ
トを使って磁場を印加していく。これにより、超2.2

ADR の構造

本実験で用いた ADR を図 3 に示す。ADR の構造
は主に次の 3 つから成る。

• 常磁性体カプセル (ソルトピル)

伝導マグネット中心にある磁性体内部のスピン磁性体の結晶を充填させたカプセルで、超伝導が揃い始める。スピンが揃うことで磁性体に磁マグネットの中心の空洞部に置かれる。ADR の化熱が発生するが、ヒートスイッチが ON の状

中で低温を実現させる部分である。本実験では態であるためヒートスイッチを通じて熱浴へと磁性体にクロムカリウムミョウバンを使用して排熱される。よってこの時、磁性体のエントロいる。

ピーは減少するが温度変化はない。

2. B → C 断熱消磁過程• 超伝導マグネット
磁場を印加することでマグネット中心にセット

ヒートスイッチを OFF にし磁性体を断熱状態したソルトピルを磁化させる。本実験では最大にした後、目標温度に到達するまで磁場を少し

3 T の磁場をかけられる。

ずつ取り除いていく。断熱状態であるため磁気系のエントロピーは変化せず、温度のみ下がる。
外部磁場が 0 になるまで消磁したときの到達温• ヒートスイッチ
ソルトピルと熱浴の間の熱伝導度を変化させて等温状態と断熱状態を作り出す。本実験では He

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

磁性体の選択4.1

ソルトピルに使用する常磁性体としては、想定する温度域で大きなエントロピー変化が得られるものが適している。また、磁気相転移温度以下では磁場による制御が出来なくなるため、目標とする温度より磁気相転移温度は低くなければならない。これらに扱いやすさ等を考慮し、今回は鉄アンモニウムミョ
ウバン (Ferric Ammoniumu Alum:FAA) を用いる。
図 3: ADR の構造とその模式図を用いたガスギャップ式ヒートスイッチを使用
している。

4.2

カプセルの設計

4.2.1

要求値

目標を達成できる冷却性能と ADR の大きさから

3

冷却性能の評価
我々は条件を変えながら幾度も冷却試験を行っている。図 4 に直近の冷却試験の結果を示す。

ソルトピルには制限がかかる。カプセルの質量に対して、要求される常磁性体の質量を図 5 に示す。カプセルはステンレス (Steel Use Stainless:SUS) のみで作られていると仮定した。緑色の範囲内であれば、目的達成かつ導入可能であることを示す。

図 4: 2020 年 7 月 29 日冷却試験の結果。上:超伝導マグネットコイルの電流, 下:ソルトピルの温度
現在は ∼ 170 mK に到達している。しかし、図 2

図 5: FAA 質量に対する SUS 質量からの制限の断熱消磁過程で外部磁場を 0 にして得られた結果である。今後 X 線マイクロカロリメータを導入し実験をするためには、さらなる極低温環境に加え、保

4.2.2

設計

持時間を考慮しなければならない。
カプセルには次のようなことが求められる。

4

ソルトピル設計の検討
我々は X 線マイクロカロリメータの動作試験に向けて、新たに「130 mK を 3 時間保持」を目標とし、
ソルトピルの開発を行っている。

• FAA の熱伝導率は小さいため、熱伝導に優れた構造• 外部から溶液を注入し、結晶を成長させられる構造

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校• 耐強酸性である (FAA の場合)

5.2

4.2.1 節に加え、以上のことを考慮し、設計を行った。
設計したソルトピルの断面図を図 6 に示す。

磁性体の磁化測定析出した FAA の評価として、磁化測定を行った。
磁化測定の結果を図 8 に示す。測定結果は次に示す
理論式の 0.6 倍とよく一致した。
(
M = N gµB J

2J + 12J + 1
1
x
cosh
x−
coth
2J
2J
2J
2J
x≡

)

gµB JBkB T

N は原子数、g はランデの g 因子、µB はボーア磁子、J は全角運動量、kB はボルツマン定数を指す。

60% の性能になった原因は測定時に風解していたからだと考えられる。しかし、製作時には風解した表面を取り除くなどの工夫で問題ないと考えている。
図 6: 設計したソルトピルの断面図

5磁性体の析出と磁化測定

5.1

磁性体の析出ソルトピルカプセルに FAA を析出させる際、次の点に気を付けなければならない。

• 39 度以上で分子が破壊されてしまう

図 8: FAA の磁化測定• 熱伝導率向上のため金線を含むように析出させる• 風解してしまうため、空気中にさらすのは最小限にする

6まとめと今後の課題

以上を踏まえ、析出作業を 7 回行い、析出手順を確

我々は X 線マイクロカロリメータ動作のために立した。図 7 に析出した FAA 結晶の様子を示す。

極低温環境の構築を行っている。冷却試験では ∼170 mK を達成することが出来た。X 線マイクロカ
ロリメータ動作のためには、保持時間を確保が不可欠である。我々は新たに「130 mK を 3 時間保持する」を目標にソルトピルの設計を行った。現在は基礎実験として磁性体の析出及び磁化測定を終えている。今後は製作を進めたいと考えている。

図 7: 左:ビーカー内で析出させた様子, 右:FAA 結晶

Reference
和田 茜 2009, 金沢大学大学院修士論文
谷津 貴裕 2011, 金沢大学大学院修士論文

——–index

観測 13
CMOS イメージセンサを用いた硬 X 線撮像偏光計の開発
東京大学理学系研究科物理学専攻
畠内康輔

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

硬 X 線偏光撮像システムを搭載した超小型衛星のための軌道上バックグラウンド評価
渡邊 泰平 (東京大学大学院 理学系研究科 物理学専攻)

Abstract
X 線帯域での偏光観測は天体の幾何構造や磁場構造を得るのに強力な手段である。しかしながら、非熱的放射が卓越する 10 keV 以上の硬 X 線帯域での偏光撮像は未だ実現の目処が立っていない。そこで我々は現在、このエネルギー帯をターゲットとした X 線偏光撮像システムの開発を進め、超小型衛星への搭載を目指している。偏光測定には必要体積の小さい半導体検出器を、撮像系には符号化開口マスクを利用する。 人
工衛星による宇宙空間での天体の信号観測においては、宇宙空間におけるバックグラウンドの影響を考慮する必要がある。衛星軌道上のバックグラウンドの要因としては宇宙線、宇宙 X 線背景放射 (CXB)、地磁気
束縛粒子、大気ガンマ線等が挙げられる。それぞれの要因によるバックグラウンドレベルをモンテカルロシ
ミュレーションにより予測し、かに星雲を想定した観測の実現可能性を検討した。衛星軌道には ASTRO-H
衛星と同じ高度 575 km、軌道傾斜角 31 度の軌道を仮定し、バックグラウンド粒子として陽子、電子、ガン
マ線を想定した。シミュレーションの結果、衛星を厚さ 1 mm のアルミニウムと厚さ 1 mm の鉛シールドで覆うことで、10-20 keV 帯域において CXB は覆う前の約 0.2%、地磁気束縛電子は約 0.01%にレベルを抑えられることが分かった。

1

偏光 X 線観測とバックグラウン
ド評価の意義器には有感層の厚みが数 µm 程度の可視光用 CMOS
センサを用いるため、厚い有感層を持つ従来の X 線検出器とは光子や荷電粒子に対する応答が大きく異X 線帯域での偏光観測は、放射領域の幾何構造やなる点に注意が必要である。また、宇宙線などの粒磁場構造の情報を与える。そこで近年、偏光 X 線観子の入射に対しては、周辺物質での散乱や二次粒子測によって天体の幾何構造や磁場構造を明らかにし生成の影響が大きく、解析的手法で定量的にバックようとする動きが盛んである。実際、2021 年には 2-8

グラウンドの影響を算出するのは困難である。したkeV の軟 X 線偏光撮像を目的とした、IXPE 衛星 [1] がって、シミュレーションによってバックグラウン
が打ち上げ予定である。しかしながら、非熱的放射 ドレベルを評価することが有効である。本研究では、が卓越する 10-30 keV 帯域の硬 X 線帯域での偏光撮

モンテカルロシミュレーションによりバックグラウ

像に関しては、現在実現の目処が立っていない。そこ

ンドレベルを定量的に調べることを目的とする。

でわれわれは、10-30 keV のエネルギー帯をターゲッ
トとした X 線偏光撮像システムの開発と、超小型衛星への搭載を目指したプロジェクト、cipher(Coded

Imaging Polarimetry of High Energy Radiation) を進めている。偏光測定には必要体積の小さい CMOS
イメージセンサを用いることを予定している。

2

シミュレーションセットアップ

2.1

使用したソフトウェア

本研究のシミュレーションでは、ASTRO-H 衛星

X 線は地球の大気に吸収されてしまうため、X 線の硬 X 線撮像検出器のバックグラウンド計算の枠組

帯域の観測は宇宙空間で行う必要がある。宇宙空間

み [2] (ComptonSoft) を用いた。ComptonSoft では、Geant4[3, 4, 5] をベースにしたモンテカルロシミュ
ンドがどれほど影響があるか考える必要がある。検出 レーションを行うことができる。設定したスペクトでの観測にあたって、観測信号に対してバックグラウ

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
ルの粒子を実験系に入射し、検出器内での放出エネ
ルギーをイベントごとに記録する。今回の実験ではこの記録を元に出力スペクトルを作成した。

2.2

バックグラウンド粒子の設定

バック グ ラ ウ ン ド の 要 因 と し て は 宇 宙 線 、

CXB(Cosmic X-ray Background)、地磁気束縛粒
子、大気ガンマ線等があげられる。
宇宙線は GeV 帯域で大きな影響を与える要因であり、今回は陽子と電子のみ考慮した。高エネルギーであるため、シールドに入射すると二次粒子が生成

図 1: バックグラウンドの入力スペクトル。

されることが予想される。
陽子や電子などの荷電粒子はローレンツ力によって磁場の影響を受ける。そのため、電子や陽子は地球の発する磁力線に沿って束縛されるように分布する。これが地磁気束縛粒子である。高度 1000 km 以
下では、ブラジル南東部に地磁気束縛の陽子と電子がともに多く存在する。この領域は South Atlantic

Anomaly(SAA) と呼ばれる。今回のシミュレーショ
ンでは SAA 領域でのレベルをバックグラウンドとしたが、実際の観測ではこの領域の測定を考慮しないようにすることが有効と考えられる。
今回のシミュレーションでは、衛星軌道として

ASTRO-H 衛星と同じ高度 575 km、軌道傾斜角 31度の軌道を仮定し、衛星軌道上の環境計算システムの SPENVIS[6] 等を用いて、入力ファイルを作成した。シミュレーションの入射粒子のスペクトルは図1 である。

2.3

シールド内での反応

シールド内での粒子のエネルギー損失は、以下のように計算してシミュレーションに取り込んだ。陽子、電子などの荷電粒子が物質中に入射すると、原子核との相互作用により散乱が起こる。このメカニズムに関しては Bethe-Bloch の式を用いて、入射エ
ネルギーに対する平均損失エネルギーを計算することができる。たとえばアルミニウムでの場合、散乱断面積は図 2 のようになる。なお、平均エネルギー損
失を物質の密度で割った量 − ρ1 dE
dx は物質の種類による依存性は低い。すなわち、荷電粒子のエネルギー

図 2: 電子および陽子がアルミニウムを通過するときのエネルギー損失。
を効率よく低減させるには密度の高い物質をシールドとして利用することが効果的であると予想される。
また、光子と物質の相互作用には次の 3 種類がある。

1. 光電効果
2. コンプトン散乱
3. 電子対生成
光電効果は光子が物質中の束縛電子を弾き出す現象
で、コンプトン散乱は数 MeV 程度のエネルギーの光子が電子と衝突し散乱する現象である。電子対生成
は、さらに高い数百 MeV 以上のエネルギーの光子から、電子と陽電子の組が生成される現象である。特に GeV 領域の光子や電子が入射すると、電子対生成と制動放射を連鎖的に繰り返すことにより、多数の2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: 光子が Al,Pb,Cu の各物質を通過するときの減衰係数。NIST XCOM[7] より作成。
粒子が生み出される。これは電磁シャワーと呼ばれている。図 3 は、上述の効果を合計した物質ごとの減衰係数を表している。

2.4

入射粒子とシールド配置の設定

図 4: シミュレーションの設定。バックグラウンド粒子は一様等方に入射し、Crab 信号は開口部から直線的に入射した。

3

結果と分析
まず、シールドを入れない場合のスペクトルは図5 のようになった。地磁気束縛電子と CXB のレベル

今回のシミュレーションでは、入射粒子として宇が黒線の Crab 信号を大きく上回っている様子がわか宙線由来の電子と陽子、CXB、大気ガンマ線、地磁る。シールドとしてアルミニウムを追加すると、電気束縛電子を想定した。地磁気束縛陽子に関しては、 子を減衰させることができると期待できる。また、軽SPENVIS で得られた入力スペクトルが SAA 領域で 量なアルミニウムだけでは光子を阻止するのは難しのものに限定されており、SAA 領域内で観測を避け いと予想されるので、さらに鉛をシールドとして追ると考えて今回は考慮しないことにした。これらバッ 加した。30 keV の光子をアルミニウム 1 mm と鉛 1
クグラウンドとの比較する観測信号として、今回はmm に入射すると、図 3 から減衰率は 8.7 × 10−16 とCrab Nebula からの信号 [8] を想定した。

計算できる。30 keV 以下はアルミニウム、鉛ともにシミュレーションで設定した、検出器とシールド

さらに減衰係数が大きくなるので、このエネルギーの配置は図 4 の通りである。検出器はシリコンで面帯の CXB は阻止できるようになると予想される。

積は 1 cm 四方、厚みは CMOS センサの有感層厚をアルミニウムを 1 mm、鉛を 1 mm シールドとし想定し、5 µm とした。観測信号を得るために、シーて追加したときのスペクトルは図 6 のようになった。

ルドには穴を開けた。穴の見込み角は 1 度に設定し10-20 keV の範囲で、CXB はシールド追加前の 0.2た。バックグラウンド粒子はシールドの外から内側%、地磁気束縛電子は 0.01 %までレベルが低減した。

へ一様等方に、Crab 信号は開口部から直線的に入射

一方で、CXB と同じく光子である大気ガンマ線はした。なお、実際の検出器ではピクセルごとにイベシールドを追加しても効果的な低減は見られなかっントを検出するが、今回のシミュレーションでは簡た。また、シールド追加後の 10-20 keV での Crab 信

単のため検出器はピクセル分割しなかった。

号レベルに対するバックグラウンド全体のレベルは、以上の設定で、シールドの種類や厚みを変えてシ
ミュレーションを実行した。

208 %などとなった。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
シールドを追加しても、依然としてバックグラウ
ンドレベル全体としては Crab 信号より高いままである。二次粒子の侵入を減らすか、他の手段でのさらなるバックグラウンド低減が求められる。

5

今後の展望

今回は検出器にピクセルの情報は含めなかったが、ComptonSoft ではより現実的な検出器に即した解析が可能である。記録されたイベントのリストを元に、実際の観測の露光時間を仮定してフレームデータ化
図 5: シールドをしなかったときの検出スペクトル。 し、イベントの広がり具合を判定してフレームデー
タにセレクションをかけることができる。これによって、X 線イベントではないイベントが除去されることが期待される。今後、ピクセル化によるイベント除去の手法を試みる。
また、今回は ASTRO-H 衛星の軌道をそのまま利用したが、軌道を変更することも検討する予定である。

Reference[1] Weisskopf, M. C., et al. 2016, Proc. SPIE, 9905

図 6: Al 1 mm と Pb 1 mm でシールドしたときの検出スペクトル。

4

考察[2] Odaka, H., et al. 2010, Nuclear Instruments andMethods in Physics Research Section A, 624, 303309[3] S. Agostinelli et al., Nucl. Instrum. Meth. A 506(2003) 250-303[4] J. Allison et al., IEEE Trans. Nucl. Sci. 53 (2006)
270-278

アルミニウムと鉛のシールドを追加することで、 [5] J. Allison et al., Nucl. Instrum. Meth. A 835 (2016)

CXB と地磁気束縛電子は効果的に低減できることが確認された。これは予想した通り、30 keV 以下の一次粒子がシールドによって阻止され、かつ二次粒子の影響が小さかったためと考えられる。一方で、大気ガンマ線は CXB と同じく鉛で阻止できることが予想されたが、予想に反して大気ガンマ線は大幅な低減は見られなかった。図 1 より、大気ガンマ線は

CXB よりも GeV 領域での存在量が多い。したがって、高エネルギーガンマ線がシールドに入射した際に相互作用で二次粒子が発生し、その分多くの粒子が検出器に入ってしまったため、シールドを入れても低減できなかったものと考えられる。

186-225[6] The Space Environment Information
https://www.spenvis.oma.be/intro.php

System,[7] National Institute of Standards and Technology,
https://physics.nist.gov/PhysRefData/Xcom/html/xcom1.html[8] Madsen, Kristin K., et al., 2015, The AstrophysicalJournal, 801, 66

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観測 14
硬 X 線偏光撮像システムを搭載した超小型衛星のための軌道上バックグラウンド評価
東京大学理学系研究科物理学専攻
渡邊泰平

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

CMOS イメージセンサを用いた硬 X 線撮像偏光計の開発
畠内康輔 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
X 線帯域の偏光観測は、高エネルギー天体の磁場や散乱体の構造に対する強力な観測手段であり、その観測手法の確立は長年の課題であった。近年数々のプロジェクトにより、X 線偏光観測が実現しつつある一方、非熱的放射が卓越し、光子フラックスが十分な 10–30 keV 帯域における撮像を含めた偏光観測は実現の目処が立っていない。そこで我々は、この帯域をターゲットに超小型衛星搭載を視野に入れた撮像偏光計の開発を行っている。偏光観測には CMOS イメージセンサ内での光電効果を用い、撮像系には符号化開口マスクの使用を予定している。我々は 2019 年に、この撮像偏光計コンセプトの評価として、SPring-8 での偏光・撮像観測実験を行った。偏光測定評価実験では、偏光検出能力を表す指標として使用されるモジュレーショ
ンファクターを測定し、10，16，24 keV の硬 X 線ビームでそれぞれ 4，12，16% という結果を得た。16，

24 keV では先行研究 [1] との比較において整合しており、本実験ではさらに低い 10 keV でも偏光感度がある
ことを示した。また 16 keV のビームを用いた撮像性能評価実験では、ステージの首振りにより、半径 60′′の円環状放射源を模擬した撮像実験を行った。画像再構成により円環が再現可能であることを確認し、以上の結果から偏光撮像のコンセプトを実証できた。

1

X 線帯域での偏光観測

keV 帯域の撮像まで含めた偏光観測は現在実現の目処が立っていない。

これまでの X 線観測では、光子が持つ空間分布・エネルギー・時間の 3 パラメータを用いた観測に限定されていた。しかし近年の観測技術向上により、新たな手法を用いた X 線帯域での偏光観測が可能にな
り、X 線偏光観測の時代が始まろうとしている。偏2cipher 衛星のコンセプト
我々はこの 10–30 keV 帯域の X 線撮像偏光観測

光観測は天体の磁場や散乱構造に対する多くの情報

を CubeSat で実現するプロジェクト cipher (Codedをもたらす。実際、シンクロトロン放射は磁場に対

Imaging Polarimetry of High Energy Radiation) をして垂直方向に偏光すること、コンプトン散乱の微分断面積が偏光角の依存性を持つこと、強磁場中での光子輸送にその偏光方向が影響すること (複屈折)立ち上げ、そのコンセプトの評価を行っている。図

1 中央は実寸大の cipher 模型であり、従来までの X
線観測衛星と比較して小型化されている。

など、宇宙での高エネルギー現象とそれに起因する放射光が持つ偏光は密接に関連している。
これらの光は熱運動に由来する X 線とは区別して、「非熱的 X 線」と呼ばれ 10 keV 以上の帯域で主に卓越する。これらをイメージとともに観測することで、天体のより詳細な物理を捉えることが可能になる。

8 keV 以下の軟 X 線帯域でのイメージングを伴う偏光は、IXPE 衛星 [2] で観測予定であり、30 keV 以上の硬 X 線は PoGO+ [3] で近年成果が報告されている
等、X 線偏光観測に関する研究はめざましく前進している。その一方で、光子フラックスが十分な 10–30

図 1: 3U サイズの CubeSat を想定して作成した衛星コンセプ
ト模型。第 27 回衛生設計コンテストで、文部科学大臣賞・アイ
デア大賞を受賞した時のもの (春日他)。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.1

X 線偏光測定

観測を超小型の撮像系で実現することができる。ま

10–30 keV 帯域で X 線偏光観測を行うために、
CMOS イメージセンサ (以下、CMOS) 内での光電効果に着目した偏光計の開発を行っている。CMOSは小型でかつ高い空間・エネルギー分解能を有し、冷却装置を必要としない等、超小型衛星での天体観測に適している。CMOS の検出部を形成する Si は

10–30 keV の光子に対して主に光電効果を起こす (図2a)。光電効果の微分断面積は、入射光子の偏光角方た符号化開口による撮像ではイメージ再構成後、放射源像以外にマスク固有の系統的なノイズ (偽像) が現れる。我々は複数種類のマスクを使用して観測を行うことで、この偽像を軽減する手法を打ち出し、

SPring-8 において実証実験を行い、その有効性を確認した [7]。

SPring-8 における実証実験

3

向で最大になる性質があるため、この光電効果イベ

我々は昨年 11 月に CMOS による偏光観測性能、おントの角度分布を観測することで、偏光観測が可能

よび符号化開口マスクによる撮像性能を実証的に評になる。今回の実証実験では 2.5 µm のピクセルサイ

価するため、SPring-8 (Super Photon ring - 8 GeV)ズを持つ CMOS を用いた。光電子の検出器内での直のシンクロトロン光を使用したビーム実験を行った。

線飛跡の長さは Bethe-Bloch の式による計算で、図

我々が実験を行ったビームライン (BL20B2) は全長

2b のように確認でき、10 keV 以上の光電子に対して 215 m で、このような長いビームを使用することで、実際の天体観測を想定した平行光での実験が可能でラッキングが行える。
ある。
は 2.5 µm のピクセルサイズを持つ CMOS で十分ト

3.1

偏光測定実験

我々は 10，16，24 keV のビームを使用し、ピクセ

10–30 keV

ルサイズ 2.5 µm、ピクセル総数 25M の CMOS を使(a) 光子の反応断面積(b) Si 中の電子の飛跡

用して偏光観測の実証実験を行った。CMOS に対す

図 2: 2a：NIST XCOM のデータベースから作成された、Si とる偏光角を 0 –157.5 °の範囲で 22.5 °ずつ変化させ光子の反応断面積 [4]。10–30 keV 帯域では光電吸収がコンプトン
散乱、対生成の反応断面積と比較して明らかに大きくなっている。
2b：Bethe-Bloch の式より計算される、Si 中の光電子の飛跡 [5]。
グラフにおける色の違いは入射時のエネルギーの違いを示す。

ながら、CMOS の応答が偏光角に対して持つモジュレーションを評価した。実験では実際の偏光角を変えることはできないので、回転ステージを使用してCMOS を回転させることでセンサに対する偏光角を

2.2

X 線撮像

変化させ、異なる偏光角のデータセットを取得した(図 3)。

撮像観測を行うために、これまで軟 X 線や硬 X 線
に対してそれぞれミラーを用いた全反射や、多層膜ミラーでのブラッグ反射を用いた集光を行なってきた。これらの手法を用いて X 線観測を行うには、非常に体積の大きな光学系が必要となり、超小型衛星への使用は非常に難しい。そこで我々は、符号化開口 [6] という手法を用いた撮像系を採用した。これは複数の開口部を持つマスクを放射源とセンサの間に置き、マスクによりできた影を撮影後、マスクの効
果を逆解きして元の放射源像を再構成する手法である。この手法を用いることで高い角度分解能の X 線

図 3: SPring-8 での偏光測定実験のセットアップ。CMOS を回転ステージを利用して回転させることで、センサに対する偏光角を変化させながら、CMOS の偏光に対する応答を観測した。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.2

撮像実験

撮像実験では 16 keV のビームを使用し、符号化開口マスクを通して取得したデータを再構成により再現できるかどうかをテストした。また広がった放射源を想定した観測評価テストを行うため、ゴニオス

能評価には式 (1) のモジュレーションファクター (以下、MF) が使用される。この時、N∥ と N⊥ は偏光方向に対して、それぞれ並行と垂直に広がったイベ
ント数で、f はビームの偏光度である。ここでは偏光度を 100%と仮定して解析を行った。

テージを使用して CMOS 面とビーム面との間に角度MF =をつけ、センサ面の向きを環状に走査しながらデー

1 N∥ − N⊥
f N∥ + N⊥(1)

タを取得し、画像再構成によって環状の構造が再現

この時、図 5 から得られる MF は 10，16，24 keV でできるかを確認した。データ取得時には、複数種類

表 1 のようになった。この値は先行研究 [1] と比較しのマスクを使用することで偽像が軽減するかを確かて矛盾せず、これまで調べられていなかった 10 keV

めるため、4 種類 (A–D) の符号化開口マスクを使用の低いエネルギーでも偏光測定性能があることを示して取得したデータと、それと比較するための A–Dした。

それぞれ単一種類で、4 倍の統計を持ったデータを取得した。

図 5: 実験により取得されたモジュレーションカーブ。縦軸が図 4: SPring-8 での撮像実験のセットアップ。マスクとセンサ
は 25 cm 離し撮像した。ビーム口とセンサの間に符号化開口マスクを設置し、マスクによってできた影を取得する。さらにステージを使用して、ビームに対してセンサが円を描くように移動させながらデータを取得した。

4

実験結果

4.1

偏光測定実験

偏光角に対する CMOS のイベント分岐におけるモ
ジュレーションは図 5 のように観測することができた。解析にはイベントが縦方向もしくは横方向の 2 ピ
クセルに広がったイベント (以下、double イベント)を使用し、CMOS における横方向のイベントと縦方向のイベントの差と和の比を使用して、検出器の偏光角に対するモジュレーションを得た。各方向のイベント数を求める際には、無偏光ビームに対する応答の補正をかけた。これは CMOS の構造上の非対称性や、セットアップ時生じるビームに対する CMOSの傾きを補正する効果がある。検出器の偏光検出性

CMOS における x 軸に平行方向に広がったイベントと x 軸に垂直方向に広がったイベントの和と差の比を表す。CMOS の偏光角に対するモジュレーションが観測されている。

表 1: モジュレーションカーブから得られた各エネルギーでの
MF

Energy (keV)

10

16

24

MF (%)

4.2 ± 0.1

11.8 ± 0.2

15.5 ± 0.3

4.2

撮像実験

符号化開口マスクを使用したビームの再構成後イ
メージは図 6 のようになる。4 種類の符号化開口マスクを使用した再構成結果を足し合わせることで、波高値分布の広がりが抑えられ、系統的なノイズが抑えられていることが確認できる。また図 7 は、半径60′′ の環状にステージを移動させながら取得したデータを再構成したものである。4 種類のマスクの再構
成結果を足し合わせることで系統誤差が軽減する傾向は、環状のデータでも見られる。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
定には検出器の有効面積やバックグラウンドレベルの評価が必要とされ、さらなる包括的研究が要求さ
れる。

5.2

撮像実験

今回の実験では点源や環状放射源の再現に加えて、複数種類の符号化開口マスクの使用により偽像の軽図 6: 符号化開口マスクにより取得されたデータを再構成して得られるビーム像。上段左から４枚は (A)–(D) の 4 種類のマスクを使用して得たデータ。再構成によりビーム像が点源として観測される。上段一番右は 4 種類のマスクの再構成結果を足し合わせたイメージ。また下段左から４枚は各マスクで統計を 4 倍にして取得したデータ。下段一番右の図は 4 種のマスクの再構成結果を足し合わせたデータと単一種類のマスクを使用し、統計量を 4 倍にして画像再構成を行ったデータの波高値分布を比較した図。4種のマスクを使用することでノイズの減少が見られる。波高値のカラーバーは最大値を１として規格化している。

減が可能であることがわかった。CubeSat を使用した撮像実現可能性の評価を行うには、使用する符号
化開口マスクパターンの最適化による検出感度向上のテストや、バックグラウンドの影響を考慮した撮像性能評価も必要であり、これからの課題である。

6

結論
我々はこれまでにない、CMOS と符号化開口マスクを使用した新しい偏光撮像計を開発中であり、偏光測定と撮像それぞれの実証実験を SPring-8 で行った。その結果、偏光観測では、先行研究では確認されていなかった 10 keV の低いエネルギーでも偏光観測が可能であることを実証した。また、撮像実験では
図 7: CMOS に対して、半径 60′′ の円状にビームを移動させて取得したデータの再構成後のイメージ。こちらのイメージでも４種類のマスクを使用することでノイズが軽減されているのがわか
る。

5

今後の展望

5.1

偏光測定実験

現在の偏光解析では光電子の軌跡の推定に double

16 keV のビームに対して、単一点源と半径 60′′ の円
環状の放射源の撮像が可能であることを確認した。X線に対する偏光と撮像のそれぞれの観測手法は、独立ではあるが実証に成功し、プロジェクトの実現に大きく貢献すると期待する。

Reference[1] Asakura, K., et al. 2019, JATIS, Vol. 5, No. 03

イベントしか使用していない。実際エネルギーが高[2] Weisskopf, M. C., et al. 2016, Proc. SPIE, 9905

くなるにつれ double イベントの割合は減少し、それ[3] Chauvin, M., et al. 2017, Sci Rep 7, 7816

以上の広がりを持つイベントの割合が増加する。そ[4] 會澤優輝，東京大学，2020，修士論文のため double より大きい広がりを持ったイベントに[5] 春日知明，東京大学，2019，修士論文

における光電子の軌跡を推定することで、高エネル
ギーでの偏光解析の精度向上が見込まれるが、広がりの大きいイベントを用いた偏光解析手法は確立していない。そのため、これらの広がったイベントを用いた偏光解析手法の確立が直近の課題である。さらに天体を想定した偏光解析可能性の検討も必要である。
例えば minimum detectable polarization(MDP) [8]を使用した評価が例として挙げられるが、MDP の推[6] Caroli, E., et al. 1987, SSR, 45, 349[7] Kasuga, T., et al. 2020, JATIS, Vol. 6, No. 03[8] Weisskopf, M. C., 2010, X-ray Polarimetry: A New Window in Astrophysics by Ronaldo Bellazzini, 2010

——–index

観測 15
湾曲 Si 結晶を用いたブラッグ反射型偏光計の分
光性能評価
中央大学理工学研究科物理学専攻
井上諒大2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

湾曲 Si 結晶を用いたブラッグ反射型偏光計の分光性能評価
井上 諒大 (中央大学大学院 理工学研究科)

Abstract
天体からの軟 X 線偏光の有意な検出には、これまでかに星雲のみしか成功しておらず、未開拓領域として残されている。例えば、ブラックホール近傍の幾何構造は、降着円盤からの偏光 X 線を高い分解能で分光観測することにより解明されること、などが期待されている。我々は鉄の蛍光 X 線 (6.4keV) に着目し、5.5 –8.0 keV 帯域の、X 線偏光を高いエネルギー分解能 (〜10 eV) で測定できるよう、ブラッグ反射の原理を利用した Si(100) 結晶と炭素繊維強化プラスチック (CFRP) から成る反射鏡と、焦点付近に位置した X 線イ
メージセンサからなる光学系を考案し、開発を行っている。ブラッグ反射は、反射する X 線のエネルギーと反射角が 1 対 1 で対応しているため、平面の結晶では分光観測ができない。そこで、我々の反射鏡は 9 枚の台形の結晶を 1 つの回転放物面形状に成型し、焦点からイメージセンサをずらすことにより、エネルギーごとの検出位置の違いから分光観測をすることが可能となっている。また、その原理から、焦点からイメージ
センサの位置 d によってエネルギー分解能が変化する。本研究では、宇宙科学研究所の標準 X 線ビームラ
インにおいて鉄ターゲットを用いて反射鏡に X 線を照射し、-10 ≤ d ≤ 40 mm の範囲で分光性能評価を行なった。その結果、検出された Fe-Kα と Fe-Kβ 間のイメージセンサ上での距離は 0.19 × d mm となり、この式とエネルギー差から、エネルギー分解能はΔ E/E = 5.6/|d| % @ 6.4 keV となる、という結論が得られた。実際に、d = 40 mm において Fe-Kα1 と Fe-Kα2(13 eV 差) を分離して検出することに成功した。
今回の実験により、我々の反射鏡は偏光測定能力と同時に、マイクロカロリメータに匹敵する高い分光能力(0.14% @ d = 40 mm) を持ち得ることを実証した。

1

Introduction

射源から出てきた X 線が無偏光状態であったとしても、周辺に分子雲などの物質によってトムソン散乱

光から得られる情報には、明るさ、スペクトル、時間変動、偏光の 4 種類がある。X 線観測では、その中で偏光に関してのみその観測が遅れており、軟偏光

X 線の有意な観測は 1970 年代に OSO-8 衛星が行って以来、行われていなかった。しかし、近年、偏光X 線を観測する動きが活発になってきている。その例として、X 線偏光計を搭載した Cubesat を用いて、かに星雲からの X 線偏光の測定に成功している (Huaを受け、偏光状態となる場合がある。これを観測す
ることにより、直接観測することのできないブラッ
クホール周辺の降着円盤などの幾何構造を推定することができる。
また、ブラックホールの降着円盤の内縁で発生した鉄の特性 X 線 (6.4 keV) は、ブラックホールの非常に強い重力によって重力赤方偏移してしまうと予想されている。しかし、実際には他の要因 (コンプトFeng et al. 2020)。さらに、今後は IXPE 衛星など
ン散乱など) によって発生した連続 X 線も同時に観の大型の衛星を用いての観測が予定されている。
測されるため、鉄輝線のみを切り分けることは非常
X 線の偏光状態は、以下のような要素に依存する。
に困難である。この問題を解決するには、やってく
1 つ目の要素は、磁場である。これは、高エネルギー
る X 線のエネルギーごとの偏光度を調べる方法が有の荷電粒子が磁場中を運動する際、シンクロトロン
効である。鉄輝線自体は無偏光状態であるのに対し、放射を起こす。その際に発生する電磁波は磁場と垂散乱を受けた X 線は偏光している。これを利用すれ直方向に偏光する。これを観測することにより、可ば連続成分と輝線を切り分け、重力赤方偏移の予想視できない、高エネルギーな現象の磁場構造を推定が正しいのかを証明することができる。そのためにすることができる。2 つ目の要素は、散乱である。放2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
は、偏光検出能力と分光能力の両方を高いレベルで備えた光学系が必要である。

2

我々の光学系
我々の光学系は、偏光に対する高い感度を実現するために、ブラッグ反射の原理に着目している。ブ
ラッグ反射は、入射 X 線のエネルギーと入射角が特定の関係を満たす場合のみ反射する現象であり、入射した X 線の結晶面に平行な電場成分と垂直な電場成分はそれぞれ異なる反射率で反射する。図 1 のよう

図 2: 反射鏡のイメージに結晶面に平行な電場成分を Eσ 、垂直な成分を Eπとする。入射角が θ のとき、Eσ の反射率を 1 とすると、Eπ の反射率は cos2 2θ となる。特に θ = 45◦ のとき、Eπ の反射率は 0 となる。

図 3: 作成した反射鏡
図 1: ブラッグ反射の概念図来る。例えば、図 4(左) のように縦に偏光した X 線
我々の光学系では、Si(100) 結晶を回転放物面形状が入射した場合を考える。左右の反射鏡では平行成に湾曲させた反射鏡を用いている。Si 結晶は展延性分として全てが反射して中央に配置された検出器にが低く、切れ目や割れ目なしに精巧な回転放物面に入る。一方、上下の反射鏡では垂直成分として全く変形させることは非常に難しいことである。そこで、 反射しない。このように、方位角ごとの反射率の違
図 2 のように細い台形状に切断した 1 方向にのみ放いを利用して偏光を検出することができる。

物面形状に湾曲した Si 結晶を少しずつ中心角をずら

また、ブラッグ反射は入射 X 線のエネルギーと反しながら回転面状に配置していくことで擬似的な回射角が 1 対 1 で対応している。そのため、図 4(右)転放物面を作成した (図 3)。このようにして作成しのように放物面の位置によって反射するエネルギーた反射鏡を 4 象限分組み合わせ、中心に 4 つの 2 次が異なる。このことを利用して、検出器を反射鏡の元イメージセンサを設置することで X 線の集光・検焦点からずらすことによってエネルギーの違いを検出を行う。

出器上での位置として検出することができる。ここ

我々の反射鏡は 5.5 – 8.0 keV の X 線を反射するようで、検出器を設置した位置 d に応じてエネルギー分に設計されており、中でも鉄の特性 X 線である Fe-

解能が変化する (図 5)。ここで、検出器の位置は反◦Kα(6.4 keV) に着目し、45 で反射するようになって 射鏡の焦点の位置を基準 (d = 0 mm) とし、そこかいる。
ら反射鏡に近づく方向をマイナス、遠ざかる方向を
反射鏡を回転放物面形状にすることで、反射する プラスとする。
位置の違いから X 線の偏光方向を特定することが出2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

実験結果
CMOS を d = 40 mm の位置に設置して、反射鏡で反射した X 線を撮像した画像が図 7 である。同様の実験を CMOS の位置を変化させながら行い、d =0, 10, 20, 30, 40 mm において円周方向にプロジェ
クションを取ったものが図 8 である。ただし、d = 0
図 4: (左) 光学系を上から見た図、(右) 横から見た

mm は他と比べて積分時間が半分になっている。

断面図

この結果から、Fe-Kα と Kβ 間の CMOS 上での距離

D(図 5) はD [pixel] = 16.84 × d [mm]となることが分かった。

図 5: 2 次元検出器の位置 d
現在、我々の反射鏡は偏光検出に関しては、モジュレーションファクター (M 値) という指標を用いて M ≥ 89 % という評価ができている (塚田 晃大2018)。しかし、分光能力については評価ができていない。そのため、今回分光能力の評価を行った。

3

分光性能評価実験

図 7: 撮像した反射 X 線 (d = 40 mm)

実験は宇宙科学研究所にある標準 X 線光源室にある平行 X 線光源装置（30 m ビームライン）にて行った（図 6）。X 線発生装置のターゲットには鉄を用い、鉄の特性 X 線である Fe-Kα、Fe-Kβ を利用した。発生した X 線を反射鏡に照射し、反射した X 線を反射鏡の焦点からずらした CMOS カメラ (1 pixel あたり

11 µm 四方、2048 × 2048 pixel) で撮像した。この状態で CMOS の位置を変化させ、-10 ≤ d ≤ 40 mmの範囲で実験を行った。

図 8: 円周方向へのプロジェクション
図 6: ビームライン2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
この関係から、エネルギー分解能 ∆E を合、∆E/E = 0.14 % @ d = 40 mm となる。これは、Fe-Kα1 の FWHM
|Fe-Kαと Kβ 間の距離 |× Fe-Kαと Kβ のエネルギー差

他の X 線検出器と比較した場合、非常にエネルギー∆E =分解能が高い検出器であるマイクロカロリメータに匹敵する性能である (表 1)。

として求める。
反射鏡で反射した後の Fe-Kα1 は平行光 (FWHM がd に依らない) であることが分かっており (塚田 晃大2018)、今回の実験においては 9 pixel であった。また、Fe-Kα のエネルギーは 6391 eV、Kβ は 7057 eVであるから、エネルギー差は 666 eV となる。
以上より、エネルギー分解能は

355.9
∆E =
[eV]
|d| [mm]

表 1: 他の X 線検出器との比較 @ 6.4 keV
検出器
∆E/E
比例計数管

17 %

蛍光比例計数管

7.5 %

CCD

2.3 %

マイクロカロリメータ

0.078 %

我々の光学系 (d = 40 mm)

0.14 %(1)となる。
さらに、 図 8 の Fe-Kα 部分において、d = 30,

さらに、我々の反射鏡についてはまだ改良の余地がある。反射鏡の成型時に生じる鏡面の歪みの影響である。図 7 や図 8 から、Fe-Kβ が放物線方向に 240 mm で Fe-Kα が Fe-Kα1、Kα2 の 2 つに分離して つに分離していることが分かる。これは Kβ が反射いることが確認できる (図 9)。Kα1 のエネルギーが する位置で段差のような形状になっていることが原6404 eV、Kα2 は 6391 eV であるから、エネルギー因だと考えられ、本来の設計通りに成型できていれ差は 13 eV となる。一方、式 (1) において d = 30

ば、このような現象は起こらないはずである。また、

mm を代入すると、∆E = 12 eV となり、理論的に 本来円周方向に直線になるはずの Fe-Kα も歪んでいる。この影響によりプロジェクションをとった際にも分離が可能であることが分かる。
FWHM が大きくなり、エネルギー分解能が悪くなっていると考えられる。
従って、反射鏡の成型方法を改良し、鏡面精度を向上させることが今後の課題となる。

Reference[1] Hua Feng et al. 2020, Nat Astron 4, 511-516(2020)[2] 塚田 晃大, 2018, 中央大学修士論文[3] 鈴木 涼太, 2016, 中央大学修士論文[4] 泉谷 喬則, 2014, 中央大学修士論文

図 9: Fe-Kα 部分の拡大 (d = 40 mm、∆E = 8.9 eV)

5まとめ
我々の光学系が持つエネルギー分解能は、今回、測定した範囲では最大 8.9 eV @ d = 40 mm であることが分かった。エネルギーを 6.4 keV に固定した場

——–index

観測 16
高温塑性変形技術を用いた湾曲ブラッグ結晶偏光計の開発
東京都立大学理学研究科物理学専攻
内野友樹

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

高温塑性変形技術を用いた湾曲ブラッグ結晶偏光計の開発
内野 友樹 (東京都立大学大学院 理学研究科)

Abstract
X 線天文観測において、空間分布、スペクトル、時間変動に加えた第四番目のパラメータとして偏光観測が発展しようとしている。高エネルギー天体から生じる鉄輝線は発光強度が強く、このバンドで偏光を観測す
る意義は大きい。X 線偏光観測の最も簡単な手法がブラッグ反射であり、Si(100) 結晶における鉄輝線 (6.4

keV 付近) のブラッグ角は 45.5 °となる。その結果、反射面に垂直な偏光成分の反射率がほぼ 0 となるため、高い感度で偏光を検出することができる。これは、最初の宇宙 X 線偏光観測でも用いられた。しかし、ブラッグ反射型偏光計では、ブラッグ条件を満たすエネルギーでなければ偏光を検出することができないという欠点があった。そこで我々は新たに湾曲 Si 基板を用いた手法を開発している。我々が独自に開発を進めてきた超軽量 X 線望遠鏡 (Ezoe et al. 2010) の製作プロセスの一つである、Si 高温塑性変形技術という手法を用いて、結晶面をずらすことで、エネルギー帯域の拡大と集光が可能になると考えている。変形後の形状が保たれるため、構造上安定であり、また厚い基板にも使えるので衛星の打ち上げ環境にも耐えうる。私はまず Si(100) 結晶の平板に、JAXA 宇宙科学研究所 30 m ビームラインにて Fe Kα 6.4 keV の X 線を照射して、光源の偏光度を確かめた。次に、球面変形した Si(100) 結晶に Fe Kα 6.4 keV の X 線を照射し原理実証を行った。本発表では、我々の手法の原理と実験結果について報告する。

1

Introductionが生じている。これに対して小型かつ軽量な装置を開発するアプローチが試みられているが、未だ十分

現代の天文学では、X 線だけではなく様々な波長の電磁波を利用して観測を行う。いずれの波長域でも、偏光は重要な情報源の一つであり、電波や赤外線、可視光においては偏光観測が観測手段として確立され、成果があがっている。X 線領域でも、ブラッな解決には至っていない。そのような状況において、X 線領域での偏光観測は新たな側面として期待されており、その実現にむけて性能の良い偏光検出器の開発が求められている (Bellazzini et al. 2010)。

グホール周辺の降着円盤の構造や超新星残骸やパルサーの磁場構造等を明らかにする上で、偏光観測が鍵となると期待されている。特にこれらの高エネル
ギー天体から生じる鉄輝線は発光強度が強く、このバンドで偏光を観測する意義は大きい。

X 線領域での偏光観測は、観測機器の開発が技術的に困難なこともあり、1978 年に OSO-8 衛星によるかに星雲から偏光を検出 (Weisskopf et al. 1978) してからは有意な観測がほとんど行われていない。一方で、2021 年には世界初の偏光観測専用の衛星であ

2

原理
我々は、高い偏光感度を持つブラッグ反射型偏光計に着目した。d は結晶の格子定数、θ は X 線の入射角、n は正の整数、λ は X 線の波長とすると、ブラッグ反射の条件式は (1) 式で表される。

nλ = 2d sin θ(1)

X 線がブラッグ反射を起こすとき、X 線の反射面

る、IXPE(Imaging X-ray Polarimetry Explorer) がに対して平行な偏光成分と垂直な偏光成分が異なる
打ち上げられる予定である (Weisskopf et al. 2016)。 反射率で反射する。図 1 のように結晶の反射面に対X 線天文学ではこれまで、空間、波長、時間の観 して平行な電場成分を Eσ 、垂直な電場成分を Eπ と測により発展してきたが、装置の大型化が進み、打ち上げ費用の肥大化、開発期間の長期化などの問題する。結晶がモザイク結晶の場合 X 線の入射角を θ2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校とすると、Eσ の反射率は 1、Eπ の反射率は cos2 2θ
となる。

温度 > 700℃
R 1000mm
凸面治具
Si(100)結晶

x
X-ray
Eσ

Eπ

θ

反射率 cos2 2θ

凹面治具

反射率 1
y

高温雰囲気中z

図 2: 高温塑性変形の概念図

図 1: ブラッグ反射の概念図

理実証を目的としたため、超軽量 X 線望遠鏡で使用している球面の治具で変形を行った。変形後の湾曲

我々はシリコン単結晶を反射鏡に採用した。Si(100)Si(100) 結晶が図 3 である。表面形状から測定した変結晶の (400) 反射を用いると、鉄輝線 (6.4 keV) 付近

形後の基板断面プロファイルを図 4 に示す。図 4 ののブラッグ角が 45.5 °となる。ブラッグ角が 45 °に

下図から、フィッテング結果との残差が 10 µm 以下

近いほど、Eπ の反射率が 0 に近づくため、高い偏光であることがわかる。この結果から、球面変形でき感度が実現できると期待される。しかし、ブラッグたと推測できる。

反射型偏光計はブラッグ条件を満たすエネルギーでなければ、偏光検出することができないという欠点がある。そこで我々は新たに湾曲 Si 基板を用いた手法を開発している。我々が独自に開発を進めてきた
超軽量 X 線望遠鏡 (Ezoe et al. 2010) の製作プロセスの一つである、Si 高温塑性変形技術という手法を用いて、結晶面をずらすことでエネルギー帯域の拡大と集光が可能になると考えている。

3

湾曲 Si 結晶の製作
図 3: 高温塑性変形後の湾曲 Si(100) 結晶

Si(100) 結晶を湾曲させる方法は、高温塑性変形技
術 (Nakajima et al. 2004) を用いた。図 2 のように Si
結晶を凹面と凸面の治具の間に挟み、高温雰囲気中でプレスすることにより治具の形状に変形する。塑
性変形のため、変形後の形状が保持され、構造上安定であり、また厚い結晶にも使えるので、衛星の打ち上げ環境にも耐えうる。

4

偏光測定
JAXA 宇宙科学研究所 30 m ビームラインにて行った。X 線発生装置から放射される X 線を偏光させるた

直径 100 mm、厚さ 300 µm の Si(100) 結晶を変形めに二結晶分光器 (Double-Crystal Monochromatar :し、湾曲 Si 結晶を製作した。一点に集光するために

DCM) を用いた。DCM は、一体加工された Ge(220)は放物面の治具で変形する必要があるが、今回は原の結晶面を平行に向かい合わせた形をしており、入2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
結晶は完全結晶とモザイク結晶が混在するため、この間の値をとると考えられる。この 2 つの値を参考- データ- ﬁtting
R = 1021.205に M 値を算出し、得られた結果を評価する。

0.089mm

表 1: DCM の理論偏光度Ge(220) 結晶の種類 偏光度
完全結晶

55.7%

モザイク結晶

85.2%

10μm

Si<100>結晶

図 4: 表面形状から測定した変形後の基板断面プロ
ファイル。上図は測定データと円形フィッテング。下

θx回転

鉄の特性X線

図はフィッテングとの残差。
射 X 線は 2 回のブラッグ反射によって単色化、さらに偏光が起きる。DCM を通すことで、偏光した鉄のCZT検出器検出面 5x5mm

特性 X 線 Fe Kα のみを Si(100) 結晶に照射できる。

θxドラム

Si(100) 結晶と CZT 検出器を図 5 のように配置した。図 5 の X 線偏光測定用治具を θx 方向に回転させることで、Si(100) 結晶の反射面を回転させる。各々の θx における X 線のカウント数を CZT 検出器で測定することで、偏光を測定する。カウント数の最大値を Cmax 、最小値を Cmin とすると (2) 式で偏光度を計算できる。

mM
Cmax − Cminm=
Cmax + CminP =図 5: X 線偏光測定用治具の 3Dcad 図。Si(100) 結晶は独立して回転でき、X 線の入射角を調整できる。

CZT 検出器は独立して平行移動でき、反射光を探すことが可能。

(2)(3)

P : X 線の偏光度
m : 測定で得られた偏光度
M : モジュレーションファクター
モジュレーションファクター (Modulation Factor: M 値) は、偏光度 100% 、すなわち完全偏光の X
線が入射したときのモジュレーション (m) として定義される。M 値は 1 以下の値をとり、1 に近づくほど偏光の検出感度が良い観測機器であることを意味する。
今回照射した X 線の偏光度は、DCM Ge(220) 結晶の種類によって変わる (表 1)。実際は DCM Ge(220)5結果
まず初めに、平板 Si(100) 結晶に 3 mm × 3 mm のX 線を照射した。横軸に X 線偏光測定用治具の θx (10°ピッチ、180 °まで測定) とし、縦軸を各々の θx におけるカウント数でとったグラフが図 6 である。このグラフを正弦波でフィッテングした結果、Cmax =(6.57 ± 0.39) × 105 、Cmin = (1.44 ± 0.09) × 105 となり、(3) 式に代入した結果、m = 64.1 ± 2.5% となった。DCM の理論偏光度 (表 1) と (2) 式から平板Si(100) 結晶の M 値は、M = 1 から M = 0.75 の間であることがわかった。
次に、湾曲 Si(100) 結晶の中心に 1 mm × 1 mmの X 線を照射した。平板と同様にして得られたグラフが図 7 である。このグラフを正弦波でフィッテン

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

8×105

表 2: 湾曲 Si(100) 結晶の複数の地点から得られたモ, SN= 2.5667E+05, CO= 4.0050E+05

4×105

0

50

100
angle[deg]
[deg]
θ

150

PE= 180.00, PH= 41.98

2×105Counts[cts/500s]
カウント数

6×105

ジュレーション
照射地点

x6

モジュレーション中心

48.6 ± 16.2%

20 mm 地点47.0 ± 16.5%

40 mm 地点48.2 ± 16.3%

まとめと今後高温塑性変形で湾曲させた Si(100) 結晶を用いて世図 6: 平板 Si(100) 結晶に X 線を照射したときのモ
ジュレーションカーブ

界で初めて偏光を測定した。今後は、平板と湾曲基板のモジュレーションの違いや我々の光学系の性能評価のために他の色の X 線を照射する予定である。

グした結果、Cmax = (1.68 ± 0.50) × 104 、Cmin =(0.58 ± 0.17) × 104 となり、(3) 式に代入した結果、 Referencem = 48.6 ± 16.2% となった。DCM の理論偏光度 (表M. C. Weisskopf et al. 1978, ApJ 220, 121

1) と (2) 式から湾曲 Si(100) 結晶の M 値は、M = 0.87
M. C. Weisskopf et al. 2016, Results Phys. 6, 1179
から M = 0.57 の間であることがわかった。
2×104

Y. Ezoe et al. 2010, Microsys. Tech. 16, 1633

, SN= ï5488.

104, CO= 1.1281E+04

K. Nakajima et al. 2004, Nat. Mater. 4, 47

0

50

100

angle[deg]
[deg]
θ
x

150

PE= 180.00, PH= ï40.21

5000

Counts[cts/500s]
カウント数

1.5×104

R. Bellazzini et al. 2010, X-ray Polarimetry: A New
Window in Astrophysics, Cambridge University Press

図 7: 湾曲 Si(100) 結晶の中心に X 線を照射したときのモジュレーションカーブ
最後に、湾曲 Si(100) 結晶の中心から動径方向に20 mm、40 mm 地点に X 線を照射した。同様にして得られたモジュレーションが (表 2) である。3 つの地点のモジュレーションが誤差の範囲で一致した
ことから、湾曲基板上でモジュレーションの違いはないことが示唆された。

——–index

観測 17
金沢大学超小型衛星搭載広視野 X 線撮像検出器
T-LEX の撮像性能試験とその評価
金沢大学自然科学研究科数物科学専攻
橘建志

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

金沢大学超小型衛星搭載広視野 X 線撮像検出器 T-LEX の撮像性能試験とその評価
橘 建志 (金沢大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
短時間ガンマ線バースト (SGRB) の発生源の一つである中性子星を含む連星の衝突・合体はそれと同時に重力波を発生させると言われている。しかし重力波干渉計のみでは重力波源の位置を即座に同定することは難しい。そこで私たちの研究グループは SGRB の X 線観測に着目し、母天体の位置・時刻同定および地上への即時アラートをすることで重力波源の早期多波長観測を促進する。重力波源の電磁波対応天体を観測することで、ブラックホールの形成メカニズムや放出されるジェット機構の解明などが期待されている。
現在、金沢大学が独自に研究・開発を行っている超小型衛星には、広い視野で X 線突発天体をモニターし、

SGRB から放出される電磁波を X 線帯域で観測することで、その発生位置と時刻を即座に同定・アラート
する広視野 X 線撮像検出器 T-LEX が搭載される。T-LEX の要求性能は、エネルギー帯域 4-20 keV、視野

1 ステラジアン以上、方向決定精度 15 分角である。私たちはこれらの要求を達成するように設計したランダ
ムな開閉パターンを持つコーデッドマスクとストリップ型シリコン半導体検出器による撮像を採用している。
本研究ではまず、実際に宇宙に打ち上げるフライトモデル (FM) のマスクの性能評価をするため、検出器・筐体・マスクのうちマスクのみ FM を用いて X 線の入射角を変えながら方向決定精度を検証した。その結果、方向決定の誤差は最大で 4 分角程度に収まり、要求される精度を達成している事が確認できた。
本講演では金沢大学超小型衛星の概要をはじめ、搭載される検出器 T-LEX の FM 撮像性能試験の進捗について報告する。

1

研究背景ができないため、重力波観測と同期した広視野 X 線
モニターの活躍が期待されている。

2017 年 8 月 17 日、重力波観測施設であるアメリ

私たちは SGRB を検出し、その発生方向と発生時

カの LIGO とヨーロッパの Virgo で中性子星連星の刻を地上に速報することで、重力波源の電磁波対応天

衝突・合体によって発生した重力波 (GW 170817)

体を早期に同定することを目的とした広視野 X 線撮が観測された。またその検出から約 1.7 秒遅れて、 像検出器 (Transient Localization EXperiment : T-

Fermi-GBM 衛星によって短時間ガンマ線バースト LEX) の開発を行っている。T-LEX は金沢大学で独(Short Gamma-Ray Burst：SGRB) と思われる突発 自に開発を行っている超小型衛星 Kanazawa-SAT3
天体 (GRB 170817A) が検出された (Abbott et al. に搭載される。2022 年度打ち上げ予定の Kanazawa2017)。それまで SGRB は中性子星を含む連星の衝 SAT3 は T-LEX で得た突発天体の発生方向と発生時突・合体によって発生すると考えられてきたが、こ 刻の情報を、イリジウム衛星を経由して即座に地上の同時観測は SGRB の発生起源を裏付けるものとなった。

にアラートする。この情報によって、早期に地上の望遠鏡による電磁波追観測が促され、未だ謎に包ま
LIGO と Virgo による GW170817 の検出後、重力 れているブラックホールの形成メカニズムや放出さ波源の電磁波対応天体を可視光で初めて観測したのは れるジェット機構の解明などが期待されている。
重力波検出から約 11 時間後のことであった (Abbott

et al. 2017)。重力波干渉計のみの観測では重力波源の特定は難しく、数十平方度の粗い精度でしか特定2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

広視野 X 線撮像検出器 T-LEXする。センサーの有感面積はセンサー基板 1 枚あた
り約 25 cm2 であり、実際の運用では計 4 枚を搭載

広視野 X 線撮像検出器 T-LEX は SGRB などの突するため、検出器全体の有感面積は約 100 cm2 であ発天体を X 線帯域で観測し、その発生方向と発生時る。コーデッドマスクの開口率が約 20%であること

刻を特定するものである。T-LEX の全体写真を図 1から、検出器全体の有効面積は約 20 cm2 となる。

に示す。

T-LEX の要求性能を表 1 に示す。
表 1: T-LEX の要求性能
観測エネルギー帯域
4-20 keV

図 1: 広視野 X 線撮像検出器 T-LEX の全体写真

T-LEX は 1 次元コーデッドマスク、ストリップ型シ3

視野

1 ステラジアン以上

方向決定精度

15 分角

時間分解能

8 msec.

コーデッドマスクによる X 線の到来方向決定リコン半導体検出器 (Silicon Strip Detector：SSD)、

前項にも示した通り、T-LEX ではランダムな開閉

高利得アナログ集積回路 (ALEX-02)、FPGA からなパターンを持ったコーデッドマスクによる撮像およ

るデータ処理系で構成されている。

び X 線源の位置決定を行っている。広い視野を持つ

コーデッドマスクは開口部と閉口部がランダムにことが可能で、突発天体である SGRB の観測にコー配置されたタングステン製マスクである。到来した

デッドマスクは最適である。したがって、私たちは
X 線はマスクの開口部だけを通過するため、検出器に コーデッドマスクによる撮像を T-LEX で採用していは X 線強度分布としてマスクパターンが投影される。 る。マスクは検出器よりも大きく、幅 0.3 mm、542

SSD は長さ 32 mm、幅 0.3 mm のストリップ状電 本のスリットで構成されている。
極が 1 枚のセンサー基板当たり 256 本 (strip) 並んだ
データ処理を行うための FPGA にはマスクのラ構造になっている。コーデッドマスクから入った X ンダムな開閉パターンが 542 strip 分の 0(Closed)、
線による検出器上の X 線強度分布とマスクパターン

1(Open) の情報で保持されている。SSD に投影されとの相互相関をとることで元の光源の位置を特定す

た X 線強度分布データとマスクパターンデータの相ることができる。SSD からの光電吸収による電荷信互相関をとり、最もマッチングするポイントで相互

号を ALEX-02(ASICs for Low Energy X-ray ver.02)

相関強度のピークが立つことから X 線の到来方向がで読みだす。

決定される。マスクパターンが SSD に投影されるイ

ALEX-02 は T-LEX の観測エネルギー帯域である メージを図 2、X 線強度分布と相互相関イメージの4-20 keV の X 線を読み出すための低エネルギー観 例を図 3 に示す。相互相関の関係式は、式 (1) の通測に特化した ASIC である。ALEX-02 は 1 チップに りである。
つき 64 チャンネルのアナログ信号処理回路を持っており、4 チップの ALEX-02 で 256 本分の入力信号を読み出すことができる。データ処理を行うためのInt[i] =∑dist[j] × mask[i + j]

(1)

j

FPGA が搭載された 1 つのデータ処理基板の上には Int[i] は i 番目の相互相関強度、dist[j] は SSD に投
2 枚のセンサー基板が載っている。これらを直交に 影された j 番目の X 線強度分布、mask[i + j] は i + j
2 つずつ配置することで 2 次元で光源の方向を決定

番目のマスクの開閉パターンであり、この式の i は2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
相互相関をとる際のずらし量として Shift Index と定の入射角に対応するイメージが得られるかを評価す義する。

るため、T-LEX 本体を回転ステージの上に固定し、Shift Index と X 線の入射角 θ との関係式はマスク ステージを回転をさせることで X 線の入射角を変化と SSD の構造・位置関係 (図 2) から幾何学的に与らさせていった。測定範囲は検出器に入射する X 線がれ、式 (2) のように求められる。

全てマスクを通過する範囲内 (フルコーデッド) としi=た。この測定範囲を 1 °ずつ回転させて測定し、方向(2) 決定の誤差が最も大きくなる検出器正面付近 (-0.5 °

π
L
tan
θ
d
180

d はマスクパターンと SSD の幅、L はマスクと SSD 〜0.5 °) と、フルコーデッドの端付近 (-33 °〜-32 °、32 °〜33 °) ではより細かく 3 分角ずつ回転させ測定の距離、θ は X 線の入射角 [deg.] である。
した。

d

Count

Intensity

図 2: マスクパターンが SSD に投影されるイメージ

図 4: 回転ステージ上に固定された 1 次元分の T-LEX
本体
当実験室の環境では標的金属である Mo の板を検Ch

Shift Index

出器から十分に離せなかったため、実際に宇宙で観測される平行光を完全に再現できておらず、特性 X

図 3: X 線強度分布 (左)、相互相関イメージ (右) の例

線 (17.5 keV) は広がりを持った光として検出器に入射している。X 線光源の広がりイメージ図を図 5 に
示す。

4

センサー

撮像性能試験
フライトモデル (FM) のコーデッドマスクの撮像性能が要求される方向決定精度 15 分角を満たしていdθMo 17.5keV

4cm

500cm

るかを評価するため、撮像性能試験を行った。試験環境を図 4 に示す。今回のセットアップでは、d およ
び L はそれぞれ 0.3 mm と 68.6 ± 0.1 mm であった
68.6±0.1
ため、 L= 228.7 ± 0.3 となった。金沢大
d =0.3

図 5: X 線光源の広がりイメージ図
この影響で相互相関イメージのピークの像が広が学実験室にある 5 m のビームラインを用いて試験を ってしまう。Shift Index と入射角 θ の関係式 i =行った。X 線発生装置から X 線を発生させ、モリブLπd tan 180 θ：式 (2) より、図 5 のように光源と T-LEX

デン (Mo) に照射し特性 X 線 (17.5 keV) を発生させ間の距離を 500 cm、SSD の横幅を 4 cm として、今る。この特性 X 線を恒温槽内 (10 ℃) に配置されて回のセットアップでの L
d の値を用いると、真のピー

いる T-LEX が検出し、イメージを生成する。X 線

ク位置が検出器の真正面 (θ = 0) のとき、ピーク位

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
L
d = 228.7 ± 0.3 と誤差の範囲で一致しており、妥当置の広がり di を計算すると、なフィッティングであると言える。
フィッティングで得られたモデル関数と較正ピーク

L π
1
dθ
d 180 cos2 θdi == 228.7 × 0.0174 × 1 × arctan= 1.83 ≃ 2

(3)
4
500

位置との残差を図 7 に示す。残差が最大でも 4 分角程度に収まっており、目標性能である 15 分角を充分に達成できることを実証できた。

となり、今回のセットアップでは真のピーク位置
から左右に約 2 Shift Index 分の広がりを持つことが分かる。そこで、相互相関強度が最高値を取る Shift

Index とその左右 2 Shift Index の計 5 点でとった重心を今回の測定による X 線光源方向の最良推定値とした。以降、重心をとったピーク位置を較正ピーク
位置と定義する。

5

測定結果と考察π
図 7: モデル関数 i + i0 = L
d tan 180 (θ + θ0 ) と較正πdθ
測定した X 線の入射角に対する較正ピーク位置を、 ピーク位置との残差。赤線は di = ± L
d 180 cos2 θ ：式π
式 (2) よりモデル関数 i + i0 = L
d tan 180 (θ + θ0 ) で(3) において、dθ = 4[arcmin] としたものである。

フィッティングしたものを図 6、および表 2 に示す。

6

まとめと今後FM のコーデッドマスクが T-LEX の要求性能を満たしているかを評価するため撮像性能試験を行った。

X 線源の広がりを較正した 5 点重心で求めた較正
ピーク位置を用いると、パラメータ L
d のフィッティ
ング値と設計値は誤差の範囲で一致し、妥当なフィッティングであると言える。
また、フィッティングで得られたモデル関数と較
図 6: X 線の入射角に対する較正ピーク位置

正ピーク位置との残差が最大で 4 分角程度に収まり、

T-LEX の目標性能である方向決定精度 15 分角の半分以下を達成したことを確認した。
表 2: フィッティング結果
パラメータ
フィッティング値

i0−0.436 ± 0.001

θ00.0526 ± 0.0002 [deg.]Ld228.6 ± 0.0004

本研究結果を元に今後、マスク・筐体・基板全て

FM を用いて同様の撮像性能試験を実施する。

Reference
Abbott et al. 2017, Phys.Rev.Lett, Vol. 119, p. 161101

L
パラメータ Ld のフィッティング値は d = 228.6 ±

0.0004 であった。これは今回のセットアップでの値

宮尾耕河, 金沢大学, 2019, 修士論文

——–index

観測 19
MEMS 技術を用いた Schmidt 配置 Lobster eye 光学系の開発
東京都立大学理学研究科物理学専攻
作田紗恵

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

MEMS 技術を用いた Schmidt 配置 Lobster eye 光学系の開発
作田 紗恵 (東京都立大学大学院 理学研究科)

Abstract
私は、Schmidt 配置の Lobster eye 光学系の開発を行っている。Lobster eye 光学系は、殻類の目のような四角穴が球面に格子状に並んだ構造である。X 線を四角穴の側壁に 2 回反射させるため、集光像は十字となるが、広視野と高い有効面積が実現できる。Lobster Eye 光学系には正方形の四角穴による Angel 配置と、スリット状の穴を 2 段に重ねた Schmidt 配置の 2 つがある。前者は 1 枚の基板でいいが、四角穴の加工時の丸まりや、側壁の形状評価が困難であった。後者では、長方形スリットを直交させて重ねることで正方形穴とするため、穴の丸まりや評価が容易にな る。私はそこで Schmidt 配置用フォトマスクを設計し、それを用いて 4 インチ、300 μ m 厚の Si 基板をドライエッチング加工することで、微細穴構造を自作した。側
壁粗さは 100 μ m で 17nm rms 程度と良好であり、現在は高温アニールで側壁を平滑化している。今後は、
高温塑性変形で基板を球面状にし、X 線照射試験で性能を確かめる予定である。

1

MEMS 技術を用いた宇宙 X 線 野を実現でき、将来衛星での全天モニターへの搭載が期待されている。Lobster eye 光学系には２種類の光学系配置があり、Angel 配置と Schmidt 配置がある。前X 線（0.1–10keV）に対する物質の屈折率は 1 よ 者は 1 枚の基板に正方形の微細穴が格子状に並んでりわずかに小さい。そのため、宇宙 X 線光学系では いるのに対し、後者はスリット型の微細穴を直交さ
可視光のような直入射の光学系は難しく、全反射をせて重ねることによって正方形の穴構造を作る。そ利用した斜入射光学系が広く用いられる。しかし、光れぞれの集光イメージを図??に示す。

学系の角度分解能と有効面積当たりの重量はトレー

本研究室では、Angel 配置 Lobster eye 光学系のドオフの関係にある。そこで本研究室では、MEMS

製作及び X 線照射試験を実施し、十字型の集光像の技術を用いることによって軽量かつ高性能な X 線光獲得に成功した。しかし、基板製作や形状評価が困

学系を開発している。MEMS とは微小機械電子シス

難であることや、ドライエッチング時に微細穴の角テムであり、半導体に微小な電子部品や電気回路がが丸まってしまうという課題点があった。私は、そ構成されたシステムである。我々は、Si 基板を微細穴

れらの点を改善するために、 Schmidt 配置 Lobster

貫通し、穴の側壁部分を反射鏡とした超小型 X 線光eye 光学系の開発を始めた。

学系を自作している。この技術は「JAXA 宇宙技術
ロードマップで獲得すべき技術」に認定されている。

2

Lobster eye X 線光学系
近年、Lobster eye optics という概念が注目されている。甲殻類の複眼のように微細四角穴が格子状に配置されており、格子内の側壁で全反射させることにより結像する。特徴として、側壁の 1 回反射成
分は十字型を形成し、2 回反射成分が光軸中心に集光する。X 線の大角度入射でも像を結ぶため、広い視

図 1:

Lobster eye 光学系の集光イメージ(左)Angel 配置モデル (右) Schmidt 配置モデル

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Schmidt 配置 Lobster eye 光 きた。Angel 配置 Lobster eye 光学系と比較すると、角の丸みが減り、垂直性が改善されたと言える。
学系の製作方法と実験結果

3.1

全体フロー
Schmidt 配置 Lobster eye 光学系のプロセスフ

ローを図??に示す。Si 基板にドライエッチングで微細穴を開け、高温アニールで側壁の平滑化を行った
上で、高温塑性変形で球面状に変形する。同じプロ
セスを用いることで、 原理的に Lobster eye 光学系の試作が可能である。以下に各工程の手順と実験結果を述べる。

ドライエッチング後の微細穴写真
図 3: (左)Angel 配置 (右) Schmidt 配置

3.3

側壁形状粗さドライエッチング後の側壁形状評価を dektak(触針式装置) を用いて行った。dektak 装置は、微小なサ
図 2: Lobster eye 光学系のプロセスフロー

イズの材料を非常に細い針を用い、ステージに乗せた
試料を横断することで表面の段差や粗さを高精度に測定することができる。dektak 装置を用いてスリット

3.2

ドライエッチング
光学系の基板製作はこれまで本研究室が Wolterの表面形状を測定し、その結果を図??に示す。Angel
配置モデルは、スリットが小さく側壁の形状評価を行えなかったため、同じレシピで製作した Wolter I

I 型の開発で培ってきた技術を用いた。Wolter I 型 型の結果と比較したところ、 Wolter I 型に遜色のな
は、回転放物面と回転双曲面でそれぞれ 1 回の全反 い低い形状粗さを実現できた。また、パターンの違射によって集光結像するモデルの光学系であり、従 いよる影響はほとんど見られなかった。
来の衛星において広く用いられてきた。
使用する基板の材質は Si、直径 10cm、厚さ 300 μm である。基板表面に保護膜を作るために Al を蒸着し、フォトレジストと呼ばれる感光材を塗布する。これを乾燥させたのち、フォトマスクを介して UV 照
射し現像液に浸して露光部分を溶解させパターニン
グする。パターニング部分にエッチングを施し、Si
基板を微細穴貫通させる。
本研究で製作した基板 lob59 lob60 の光学顕微鏡
での観察結果をに示す。本研究室が確立してきたレ
シピで、パターン通りに微細穴貫通をすることがで

図 4: dektak で評価した側壁形状粗さ

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.4

アニールと高温塑性変形
高温アニール加工によって、ドライエッチングで形成された側壁の表面粗さを nm レベル以下にし、た角の丸みが激減し、垂直性が改善することが分かった。dektak 装置での表面形状測定では、Schmidt 配
置 Lobster eye の微細穴側壁は十分低い表面粗さであることも確認された。パターンの違いによる高温
X 線反射鏡として利用できるようにする。Si 基板を
塑性変形精度の比較をすると、＝＝＝であることが高温条件下 (1200 ℃) の Ar 雰囲気中にさらすことでわかった。Schmidt 配置モデルの特徴である 2 段型
原子の自己拡散を促し、側壁を平滑化する。 高温アの組み立て、固定方法を確立することができた。
ニール後、高温塑性変形を行い、基板を球面に変形
今後は、X 線照射実験に向けて、これらの結果をすることで平行 X 線を集光することが可能になる。
もとに新たなマスクパターンを決定し、X 線照射試
高温雰囲気中でプレスすることにより加圧を取り除験に向けて再度製作をしていきたいと考えている。X
いても形状を保つ。
線照射試験では、十字型の集光像を獲得し、Angel が配置モデルとの性能を比較していきたい。

3.5

X 線照射試験にむけた組み立て
Schmidt 配置モデルは 2 段構造であるため、2枚の基板を直交させて重ねることにより正方形の微

Reference
Y. Ezoe, et al., 2010, Microsys. Tech. 16, 1633

細穴を作る。本研究で開発した Schmidt 配置モデル

L. Pina, et al., 2017, Proc. SPIE, 103870, 103870Dには、四隅に幅 100 μ m の位置合わせ用スリットを

R. Otsubo, et al., 2019, Proc. MNC

パターニングしており、ここに Al またはステンレ
スの SIM チップを挟み込むことで 2 枚の基板を固定する。これにより、X 線照射試験において基板がずれることを防ぐことができる。

図 5:

4

基板の四隅にある亀裂の光学顕微鏡写真(左) 亀裂内側(右) 亀裂外側

まとめと今後の展望
本研究では、Schmidt 配置 Lobster eye 光学系の開発に着手し、現在の MEMS 技術、製作プロセス
で微細穴貫通の製作及びアニール、高温塑性変形を実証することができた。基板製作、形状評価が容易であることや、Angel 配置モデルで課題となってい——–index

観測 20
Athena 衛星に搭載する SPO 望遠鏡の DLC コー
ティング
中央大学理工学研究科物理学専攻
芳野史弥

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

Athena 衛星に搭載する SPO 望遠鏡の DLC コーティング
芳野 史弥 (中央大学大学院 理工学研究科)

Abstract
Athena (Advanced Telescope for High-Energy Astrophysics) は 2030 年代に ESA から打ち上げ予定の大型 X 線天文衛星である。Athena のミッションは (1) 宇宙の大規模構造がどのように形成されてきたか (2) 巨大ブラックホールがどのように成長してきたのか、の二つを X 線観測によって解明することである。Athena
は X 線の集光系に口径約 3 m、焦点距離 12 m の Wolter I 型望遠鏡 Silicon Pore Optics (SPO) を搭載している。SPO は、Ir コーティングした Si 基板を積層することで角度分解能約 5 秒角、有効面積は 1 keV において 1.4 m2 を実現可能である。さらに Ir 面上に 10 nm 以下の炭素膜をオーバーコートすることで、積分反射率の向上を見込んでいる。当初炭素膜はグラファイトを用いていたが、SPO を化学洗浄する際にグラファ
イト膜が剥離する問題が生じている。そこで代替素材に、グラファイトと同等の積分反射率を有しながら耐薬品性に優れる Diamond-Like Carbon が期待されている。今回我々は中央大学プラズマ CVD 装置を用いて 10 nm 以下の DLC 膜を作成した。まず DLC を 10 nm 以下で成膜できる条件を見出すために、Si 基板
上で蒸着を行った。AFM による膜厚測定の結果、C2H2 ガスの流量を 10 SCCM、パルス電圧を 4 kV、蒸着時間を 2 分以下とすれば膜厚を 10 nm 以下にできることがわかった。SPO に対しても同様の条件で蒸着し、膜厚 7.7 nm で表面粗さ (Ra) が 0.25 nm 及び膜厚 3.8 nm で Ra が 0.22 nm の DLC 膜の蒸着に成功した。さらに、作成した試料でラマン分光解析を行った結果、DLC 由来の 1700〜1100 cm−1 にわたるブロー
ドピークを持つラマンスペクトルが得られた。

1

Introductionとなっている (?)。

Athena (Advanced Telescope for High-Energy
Astrophysics) は 2030 年代に欧州宇宙機関 (ESA) から打ち上げが予定されている大型 X 線天文衛星である。この衛星のミッションは、(1) バリオンがどのように集積し、今日の宇宙大規模構造を形成したのか(2) 巨大ブラックホールがどのように成長し、周囲に影響を与えたのかを X 線観測によって解明することである (?)。これらを解明するために、Athena は集光系に直径 3 m、焦点距離 12 m の Wolter I 型 X 線望遠鏡 Silicon Pore

Optics (SPO) を搭載している。SPO は、複数のリブをつけて切り出したシリコンウェハープレートを

図 1: Athena 衛星に搭載予定の SPO plate

積層し湾曲させたモジュールを Wolter I 型になるように配置することで形成されている (図??)。プレー

鏡面にはさらに Ir 面の上に 10 nm 以下の炭素膜のトの鏡面には、X 線を全反射させるために Ir を〜10

オーバーコートを行う。こうすることで積分反射率nm コーティングしている。SPO は角度分解能約 5 の向上が見込める。当初炭素膜はグラファイト膜を用
秒角、有効面積は 1 keV において 1.4 m2 を実現可能 いる計画だったが、SPO を積層する際に SC-1 (Stan-

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
dard Clean) による洗浄を行う際に graphite 膜が剥離してしまう問題が生じている。そこで、グラファイ
トの代替素材として、DLC (Diamond-Like Carbon)が期待されている。DLC とはグラファイトとダイヤ
モンドの中間的な性質を持つ非晶質で、高硬度、対摩耗性、対薬品性に優れているなどの特徴を持つ。
本公演の目的は、Ir コーティングされた SPO の鏡面上に膜厚 10 nm 以下の DLC をコーティングを行うことである。
図 2: 中央大学プラズマ CVD 装置の外観

2

Instruments

2.1

プラズマ CVD 法

2.2.1

Nanocalc-10N

Nanocalc-10N(東京インスツルメント社製) はハロ
DLC 薄膜の作成には、プラズマ CVD (chemical ゲン光源を試料に垂直入斜させ、多層膜の干渉光をvapor deposition) 法を用いて蒸着を行う。プラズマ 解析することにより膜厚を測定できる非接触型測定
CVD 法とは薄膜形成法の一つで、原料分子を含むガ 器である (図??)。Nanocalc-10N では 10 nm〜2 µm
スをプラズマ化し、対象の基板上に原子を堆積させ の膜厚を持つ DLC 薄膜に対し測定が可能であり、測る方法である。その成膜プロセスは以下の通りである。

定分解能は 0.1 nm、4 層ないし 10 層までの膜厚を測定できる。ハロゲン光源のスポットサイズは 100
1. 蒸着したい試料を入れたチャンバーを真空にする。 〜400 µm である。

2. 原料ガスをチャンバーに充満させる。
3. 装置内に高電圧をかけ、原料ガスをプラズマ化させる。

4. 高電圧により加速された原子が試料に衝突し、薄膜が蒸着される。
今回の実験では中央大学が所有するプラズマ CVD 装置を用いた (図??)。原料ガスに C2 H2 ガスを用いており、電離した炭素原子により DLC を蒸着可能である。またガスの流入量を変えることで、成膜速度を調整することができる。

2.2

図 3: Nanocalc-10N

膜厚評価装置2.2.2

次に、蒸着した DLC 薄膜の膜厚を評価する機器について説明する。試料に蒸着させた膜厚を測定する
ためには、基板と薄膜の間に段差を作る必要がある。

AFM

原子間力顕微鏡 (AFM：Atomic Force Microscope)とは、試料と探針の原子間力を検出することで、試段差を作るには、試料にマーカーを用いてマスクを料の表面形状を測定する顕微鏡である (図??)。AFMした状態で蒸着を行う。蒸着後にマーカーを剥がせの測定範囲は 1 nm〜1000 nm、分解能は 0.1 nm でば、薄膜と基板の段差ができている。この段差を膜あり、Nanocalc-10N の測定限界以下の膜厚を測定す厚として評価を行った。

る際に用いる。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: (左) 膜厚と時間の関係 (右) 膜厚と流量の関係

Nanocalc-10N で膜厚を測定した結果が図??である。
電圧 V を 4 kV 以下にしても膜厚が変化しないこと
から、電圧は 4 kV で固定することとした。
図 4: AFM の外観

3

Results

3.1

DLC 蒸着のパラメータ洗い出し

まず、蒸着の際のパラメータである蒸着時間 t min
を変化させると膜厚がどのように変わるか調べるた
めに、Si 基板に対して蒸着を行った。r = 30 SCCM,

V = 5 kV で固定し、蒸着時間 t = 1, 5, 10 min と変化させて蒸着を行い、Nanocalc-10N で膜厚を測定し

図 6: 膜厚と印加電圧の関係

た結果が図??(左) である。直線フィッティングにより成膜速度は 23.1 nm/min とわかった。このことか

以上より、r = 10 SCCM, V = 4 kV かつ蒸着時

ら、膜厚 10 nm 以下の DLC 薄膜を作成するには蒸間を t = 2 min 以下にすることで膜厚 10 nm 以下の着時間を 30 sec 以下とすれば良い。しかし、ガスのDLC 薄膜を作成可能であることがわかった。

電離開始からプラズマが安定して生成され始めるまでに約 30 sec 必要であるため、この方法では薄膜の作成が困難である。
そこで、30 sec 以上の蒸着時間で膜厚 10 nm 以下を達成できる成膜速度となる条件を探した。パラメータとして、C2 H2 ガス流量 r SCCM (standard

3.2

SPO プレートへの DLC 蒸着

SPO プレートに対して、r = 10 SCCM, V = 4 kVを固定、t = 1, 2 min として蒸着を行い、AFM で表面形状を測定した。段差付近のプロジェクションか
cc/min), 印加電圧 V kV を変化させて膜厚がどのよ ら、t = 2 min のサンプルでは膜厚 7.7 nm、t = 1
うに変わるか調べる。t = 5 min, V = 5 kV で固定 min のサンプルでは膜厚 3.8 nm と得られた (図??)。
し、ガス流量 r = 10, 20, 30 SCCM と変化させて蒸 また、DLC 蒸着部の表面粗さ Ra は、t = 2 min の着を行った。Nanocalc-10N で膜厚を測定した結果が図??(右) である。直線フィッティングにより比例係
数は 7.3 nm/SCCM とわかった。
また、t = 5 min, r = 30 SCCM で固定し、印サンプルでは Ra = 0.25 nm、t = 1 min のサンプル
では Ra = 0.22 nm と得られた (図??)。
作成したカーボン薄膜が DLC であることを確認するために、ラマン分光法による解析を行った。ラマ

加電圧 V = 3.5, 4, 5 kV と変化させて蒸着を行い、 ン分光法とは、物質内部の分子結合を調べる際に役

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校術振興財団にてラマン分光解析を行っていただいた。
その結果、グラファイトに起因する 1540 cm−1 付近のピーク及びダイヤモンドに起因する 1370 cm−1 付
近のピークが両サンプル共に観測された。このことから、今回作成したカーボン薄膜が確かに DLC であることが確認できた。

図 7: t = 2 min で SPO プレートに蒸着した DLC の膜厚

図 9: (上)t = 2 min (下)t = 1 min のサンプルにおけるラマンスペクトル4

Conclusion
今回、Ir 面上に膜厚 10 nm 以下かつ表面粗さ〜1

図 8: t = 1 min で SPO プレートに蒸着した DLC の
膜厚

nm 以下の DLC 薄膜を作成することに成功した。今後はこれらの DLC 薄膜が SC-1 洗浄によって剥離せずに済むか検証する必要がある。

立つ非接触型の分析方法である。物質に光を照射す
ると、分子の振動により入射光と波長の異なる光が散乱されて観測される。この時の波長差が分子の結Reference

合に固有のものであるため、内部の分子の状態を知[1] Willingale R. et al. 2013, arXiv: 1306.2307W

ることができる。DLC はグラファイト結合 (sp2 結[2] Willingale R. et al. 2013, arXiv: 1307.1709W合) とダイヤモンド結合 (sp3 結合) が混在している状態のため、ラマン分析を行った際に２つのピークが重なったブロードなピークをもつスペクトルが観測される。
２つのサンプルについて、一般財団法人材料科学技

——–index

観測 21
鹿児島大学 1m 望遠鏡用可視光 2 波長同時撮像装
置の開発
鹿児島大学理工学研究科物理・宇宙専攻
川本莉奈

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

鹿児島大学 1m 望遠鏡用 可視光 2 波長同時撮像装置の開発
川本 莉奈 (鹿児島大学大学院 理工学研究科)

Abstract
中性子星連星合体による重力波源の可視光・赤外線追観測において、可視光と赤外線で光度の振る舞いが異なる結果が得られていることから、重力波源に対して多波長を同時に観測することが求められる。その他にも、短いタイムスケールで可視光と赤外線の光度の振る舞いが異なる激変星や突発天体の観測など、可視光・近赤外同時観測が有効な天体が存在する。
そこで我々は鹿児島大学 1m 望遠鏡用の近赤外 3 波長同時撮像装置 (以下、赤外カメラ) の開発に加え、可視域も観測可能な可視光 2 波長同時撮像装置 (以下、可視カメラ) の開発を始めた。これら 2 つの撮像装置が完成すると、5 つの波長帯の同時撮像が可能となり観測効率が大幅に向上し、日本で最多級の波長を同時撮像できる観測環境が実現する。可視カメラは望遠鏡によって集光した光線を、ダイクロイックミラーを用いて赤外線と可視光線に分け、分けた光線のうち可視光線を可視カメラに入射する光路設計となっている。更に、可視カメラの中にもう 1 枚のダイクロイックミラーを配置し、光線を g′ band(0.48 µm) と i′ band(0.77µm) に分け、2 台の CCD を用いて赤外カメラと同時に撮像する。
本研究では、焦点距離の変換 (F 比の変換) 及び、像面収差の補正を行う補正レンズ系の設計、ダイクロイッ
クミラーによる非点収差が最小になるウェッジ角度、配置などの設計を行った。光学シミュレーションの結果、視野全面において g′ band では RMS radius 6.45 µm(0.16 [′′ ])、i′ band では 13.87 µm(0.35 [′′ ]) のス
ポットが実現できている。現在、光学素子を固定・配置するための機械部品の設計・製作が完了し、光学試験の準備を進めている。

1

Introduction2017 年 8 月 17 日、中性子星連星 (BNS) 合体による重力波 (GW170817) が人類史上初めて検出された。
光・赤外線観測装置を用いた追観測により得られた光度曲線 (図 1) は Kilonova の理論光度曲線と酷似しており、これまで起源が明らかにされていなかった、

r プロセスによる重元素合成の現場を捉えたことを示唆する結果となっている。
図 1 は世界中の研究機関によって得られた BNS 合
体後の紫外線・可視光・赤外線の波長域における光度変化である 1 。図より、それぞれの波長によって時間に対する光度の振る舞いが異なることが確認でき

図 1: 中性子星連星合体後の光度曲線の変化 (出典:V.A.Villar etal.2017)

る。このように光度が時々刻々と変化し、各波長において明るさの異なる天体現象の場合、可能な限り

また、近年、系外惑星のトランジット観測におい多波長で、同時刻の観測を行うことが好ましい。まて、トランジットの様子を異なる波長で観測すると、た、赤外線と可視光の光度の振る舞いが短時間で急それぞれの波長でトランジットの深さが異なる例が激に変化する激変星や突発天体の観測でも、異なる挙げられている。このような観測結果は、トランジッ

波長を同時に撮像する必要性がある。

トの多波長観測によって惑星大気の有無を判断でき2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校ることを示している 2 。このような観測でも、多波長ず、光学部品を固定式にすることによって装置トラ

同時観測は威力を発揮する。

ブルを最小限に抑えることができる。

そこで我々の研究グループでは既に行っている赤

ここで可視カメラの設計に関して要求されること

外カメラの開発に加え、可視域も観測可能な可視カが 3 点ある。

メラの開発を始めた。これら 2 つの観測装置が完成

1. 望遠鏡と赤外カメラの間の空間に設置できる構造

すると、日本で最多級の波長帯を同時撮像できる観2. 赤外カメラと同等なピクセルスケール

測環境が実現する。

3. 光学収差による像の乱れを最小限に抑え、シーイ
ングリミットよりも良い結像性能の実現

2

鹿児島大学 1m 望遠鏡
鹿児島大学 1m 望遠鏡（図 2）は鹿児島県薩摩川内

市に設置されており、有効主鏡径 1000 mm、有効副鏡径 245.24 mm を有するのリッチー・クレチアン式
反射望遠鏡である。リッチー・クレチアン式反射望
遠鏡は、主鏡、副鏡ともに双曲面に似た高次非球面となっており、球面収差とコマ収差が補正された光学系を持つ。

1. に関して図 3 に示
すように、望遠鏡のフランジ面から赤外カメ
ラの間には 15cm の空間が存在し、この空間に可視カメラを設置する予定である。空間の高さ方向の制約のため、省スペースな光学設計と機械設計を行う必要がある。

2. に関して、可視カ
メラと併用する赤外カ

図 3: 光学系の概観

メラのピクセルスケー
ルは 0.6 秒角である。解析の都合上、赤外カメラと可視カメラのピクセルスケールは同等であることが好ましい。焦点面でのピクセルスケールは、望遠鏡の焦点距離を変換 (F 変換) することによって、指定
図 2: 鹿児島大学１ m 望遠鏡

することができる。望遠鏡の焦点距離を任意の値に変換するために、可視カメラ光学系内に屈折率を有するレンズを 2 枚挿入している。

表 1: 鹿児島大学 1m 望遠鏡

3. に関して、光学収差を最小限に抑え、観測所の有効主口径

1 m(F2)

シーイングリミット (1.5〜2 秒角程度) よりも良い結

光学系

リッチー・クレチアン

像性能を実現する必要がある。ここで補正すべき光

焦点

カセグレン (F12)

学収差は望遠鏡のリッチー・クレチアン光学系によ

架台

経緯台

る像面湾曲、ダイクロイックミラー (DM) による非点収差、光学補正レンズによって発生する色収差である。像面湾曲については、F 変換レンズの曲率半径を調節することによって補正している。DM によ3可視カメラの特徴と光学設計
現在、開発を行っている可視カメラは g′ band(0.48

る非点収差は DM にウェッジ角度をつけ、DM に入射する光線の光学的な距離をそろえることによって補正を行う。光学補正レンズによる色収差に関してµm) と i′ band(0.77 µm) の 2 波長を同時に撮像でき は、波長分散の異なる材質のレンズを組み合わせるる光学系になっており、フィルターホイールを用い ことによって補正を行う。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
補正）、焦点距離を 8000 mm に近づけ (視野の調節)、
焦点面でのスポットサイズが回折限界に近づくように設定を行った。
以下にシミュレーションの結果を示す。3 × 3 のspot diagram は、検出器面上のそれぞれの場所での光学像に対応しており、図中の薄いグリッド線で書かれた 1 マスは検出器の 1pixcel(24 µm) に対応している。像を取り囲む赤い円は観測所の平均的なシーイン
グサイズ (1.5〜2 秒角) を、光学像の中心の黒い円はその波長における回折限界を表している。g′ ,i′ band
図 4: optical designのシミュレーション結果は検出器面上の全ての位置で、観測所の平均的なシーイングサイズ (1.5〜2 秒以上の要求を満たすために、Zemax という光線追角程度) よりも小さな像を実現できている。

跡ソフトウェアを用い光学系の最適化を行った。今回の光学シミュレーションでは、以上の 3 つの要件を満たしつつ、装置の開発にかけるコストを抑える
ため、焦点面での光学像の大きさを回折限界に近づけることよりも、シーイングサイズと同程度または小さくすることに重点を置いている。
表 2: 可視カメラの仕様

焦点距離8011 mm

視野10.24 分角

ピクセルスケール

0.6 秒角′g band 中心波長0.48 µm′

0.77 µmi band 中心波長4図 5: simulation results of g′ band

光学シミュレーションの結果
Zemax によるシミュレーションでは理想的な光学系を想定しているため、光学系内の気流の乱れや、レンズの製造誤差、レンズに含まれる不純物は考慮されていない。また、光の波動的な部分が効いてくる
ため、シミュレーションによって計算される光学像の大きさは、回折限界よりも小さくすることはできない。

Zemax は光学シミュレーションを行う際に、評価関数というものを作成し、その関数の解の値が最小となるようなパラメータの探査を行う。この評価関

図 6: simulation results of i′ band数への要求として、cut on と中心波長と cut oﬀ のそ
れぞれの波長の重心がそろっていること（色収差のシミュレーションの結果から、検出器上のすべて

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校の場所でシーイングサイズよりも良い光学像が得ら

F 付きビームを使用した際の光学系の spot diagram

れていることを確認でき、我々が求める結像性能をを以下に示す。光学系が理想的に設置されている場

十分に満たしている。

合、検出器の中央で以下のような像が得られることが確認できている。

5

光学系の性能評価方法
可視カメラの光学設計は実際に観測で使用する

CCD(KAF-1001) を用いた際に、検出器面での光学像が 3 × 3pixel に収まるように設計されている。実験室内で検出器面でのスポットサイズを評価するた
めに、可視カメラ外部から内部光学系へ点光源を導入する F 付きビーム光源を作成した。

F 付きビーム光源とは、鹿児島大学 1m 望遠鏡の図 9: F 付きビームを用いた際の光学系

収束光を模した F12 の点光源である。F 付きビームのレンズユニットは焦点距離の異なる 2 枚のレンズとレンズホルダーから構成されおり、レンズユニッ
トの片側に設置したピンホールから射出された光は現在、光学試験のために必要な光学部品や機械部品は調達済みで、組み立て作業を進行中である。

1 枚目のレンズを透過後に平行光線となり、2 枚目のレンズを透過後、集光する (図 7、図 8)。2 枚目のレンズの焦点距離が 275 mm であるため、F 値を求める公式よりレンズカセットの絞りの径を 22.9 mm にすることによって光量を絞り F12 を再現した。
また、光学系の調整上 g′ と i′ band の光学試験で同じ F 付きビームを使用できるのが好ましいため、波長 0.4〜0.8 µm にかけてレンズの焦点距離が大幅に変化しない硝材の選定を行った。

図 10: F 付きビームアセンブリ

6

future work
現在、光学素子を固定・配置するための機械部品の設計・製作が完了し、光学試験の準備を進めてい図 7: F 付きビーム断面図

る。真空容器やシャッターの設計、CCD イメージセ
ンサの読み出し回路の設計、装置の冷却系の検討を行い、今年中の装置の完成を目指す。

Reference
図 8: F 付きビームを用いた際の光学系 (i′ band)

1

V.A.Villar et al. 2017,ApJL

2

N.Narita et al. 2012, PASJ

——–index

観測 22
せいめい望遠鏡における近赤外偏光撮像装置のための波長板回転機構の設計と製作
京都大学理学研究科 宇宙物理学教室
沖中陽幸

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

せいめい望遠鏡における近赤外偏光撮像装置のための波長板回転機構の設計と製作
沖中 陽幸 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
我々の研究グループでは岡山県に建設された口径 3.8m のせいめい望遠鏡に設置する近赤外偏光撮像装置の開発を進めている。国内最大の光学望遠鏡を用いて星間偏光や散乱偏光を観測することによって、星間空
間や降着円盤のダストの詳細な情報を得ることを目標としている。
開発する近赤外偏光撮像装置は J,H バンドの 2 バンド同時観測を目的としており、検出器および、再結像のためのオフナー光学系など装置の大部分は真空容器内部で冷却する。ただし 1/2 波長板のみ冷却せず容器の外側に設置する。1/2 波長板は入射した偏光を光学軸に対称に反転させる性質を持ち、検出器と波長板の間に偏光子を置いたうえで波長板を回転させると検出強度が周期的に変調し、これを解析することで偏光状態を導出することができる。ところが 1/2 波長板は波長依存性を持つため、2 バンド同時観測を行う場合には遅相量が 1/2 λからずれてしまい、波長板を回転させる際に生じる検出強度の変調が不規則になり、また波長板を透過した後の偏光度が低下するという問題が生じる。そのため複数のバンドで同時観測を行う場合
は通常、複屈折性を持つフィルムを積層させ広帯域に対応させた波長板を用いる。しかし、検出強度の変調
から偏光状態を導出する際の計算方法を改良すれば、広帯域波長板を用いずとも偏光観測が可能になると考えた。
本発表ではまず、近赤外偏光撮像装置の概要を紹介した後、1/2 波長板の選定過程を説明し、さらに 1/2
波長板の回転機構の設計の詳細について発表する。

1

Introduction

1.1

赤外線偏光観測の意義

赤外線偏光の主な光源としては星間偏光があげられる。星間偏光とは星間空間中のダストが背景光を吸収散乱することで直線偏光を示す現象で、星間空間の磁場によってダストが一方向に整列していることが原因だと考えられている。磁場は星形成初期に1.2

せいめい望遠鏡

せいめい望遠鏡は岡山県浅口市の標高 355m に建設された、東アジア最大の口径 3.8m の分割式の主鏡を持つ光学赤外線望遠鏡である。(図 1) ナスミス
焦点には複数の観測装置が設置されるナスミス台があり、突発天体に備え迅速な装置切り替えが可能となっている。望遠鏡は 2019 年 2 月に完成し、各種観測装置の開発が現在も進められている。

おける分子雲収縮のメカニズムにおいて主要なパラメータの一つであるが、磁場がどのように収縮に影響するのか、詳しいことは分かっていない。

2

近赤外偏光撮像装置

2.1

光学系の概要そこで我々は国内最大の口径 3.8m の主鏡を持つせいめい望遠鏡を用いて偏光観測を行うことで、よりダストの密度が濃く減光が大きい分子雲中心部の磁場構造を解析しようと試みている。

近赤外偏光撮像装置の開発に当たって、IRSF 望遠
鏡 (南アフリカ) の SIRIUS を参考に光学系を設計している。SIRIUS は J,H,Ks バンドの 3 バンド同時観測が可能な撮像装置であり、偏光器 SIRPOL を取り2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.2

偏光観測の仕組み

1/2 波長板には入射した直線偏光の偏光方向を、波
長板の光学軸に対して反転させる特性があり、波長板自体を回転させることで透過する偏光の方向を変調させる。変調した偏光は検出器手前の偏光ビーム
スプリッターで垂直方向と平行方向の 2 つの偏光成分に分離され、最終的に検出器で強度測定を行う。観
測の際は 1/2 波長板を 0◦ , 22.5◦ , 45◦ , 67.5◦ と回転させ 4 回撮像を行い、得られた 4 つのデータから観測対
象の偏光状態を表すストークスパラメータ I,Q,U,Vを求める。なお 1/2 波長板を用いた偏光観測装置で
図 1: せいめい望遠鏡
付けることで偏光観測も可能となる。検出器への結像にはオフナー反射光学系を用いられており、せい
めい望遠鏡の近赤外偏光撮像装置も同様の光学系を採用している。(図 2)

図 3: 偏光観測の方法
はこのように 1 度の観測に要する時間が長いため大気揺らぎの影響を受けやすい。そのためせいめいでは各バンドに 2 つずつ検出器を用い常に縦横 2 成分の偏光を観測することで観測に要する時間を半分に短縮し観測精度の向上を目指している。

1/2 波長板の選定

3

近赤外偏光撮像装置の開発において、私はクライオスタットの外側に独立して設置される 1/2 波長板
図 2: 近赤外偏光撮像装置の概要
望遠鏡の第 3 鏡からきた光は 1/2 波長板を透過したのち一度焦点を結び、オフナー光学系を経由した
後ビームスプリッターで J,Hs バンドの検出器に向かの回転機構の設計・製作を担当した。まず波長板の選定から行い、次に従来の偏光観測から用いられているストークスパラメータの導出方法について、使用する波長板に合わせて修正を行った。

う光線に分かれ最終的に検出器で再結像する。また
可視多色カメラと光路を共有するため、光路の途中

3.1

1/2 波長板の中心波長の決定にダイクロイックミラーを設置し装置の外へ光を分ける設計となっている。
近赤外線用の検出器を冷却する必要があるため、

1/2 波長板を除き装置全体はクライオスタットと呼ばれる真空容器内部で冷却されるようになっている。

波長板は結晶構造が異方的な複屈折性物質からできており、光学軸に平行な偏光と垂直な偏光で位相速度が異なる光学素子である。光学軸に垂直な偏光を正常波、平行な偏光を異常波と呼ぶ。1/2 波長板
は異常波が正常波に対して π だけ位相が先行するよ2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
う調整され、入射した直線偏光を光学軸にたいして2(I ′ (0) − I ′ (45))
1 − cos ∆ϕ2(I ′ (22.5) − I ′ (67.5))U =1 − cos ∆ϕ2(I ′ (45) + I ′ (0) cos ∆ϕ)I=
1 − cos ∆ϕ

対称に反転させる性質を持つ。波長板を透過するこQ=とで生じる正常波と異常波の位相差 ∆ϕ は波長板の材質や厚さだけでなく、入射する偏光の波長にも依存するため J,Hs バンドが波長板を共有している本観測装置においては J バンド (1250nm) と Hs バン
ド (1550nm) の両方で ∆ϕ = π を満たすことはでき

ただしここでは機械偏光を考慮していない。

ない。そのため、偏光方向に対する感度を J,Hs バン

これまで変数として扱った ∆ϕ については今後波長ドで均一にするよう J バンドに対する波長板の位相板の光学試験を行い正確な値を求める。

差 ∆ϕJ 、Hs バンドに対する波長板の位相差 ∆ϕHsと π との差が等しくなるように中心波長を決めると、∆ϕ ∝ λ という性質から、使用する 1/2 波長板の中4波長板回転機構の製作

心波長は ∼ 1380nm と定まった。

3.2

ストークスパラメータの計算

従来の偏光観測装置では ∆ϕ = π という前提条件
で撮像結果からストークスパラメータを導出する。
しかし本装置では波長板の中心波長と観測波長が一致していない為、∆ϕ を変数として補正を行う。撮像
結果から観測領域からの偏光の方向を求める方法は、ミュラーマトリクスを用いて説明できる。
1/2 波長板のある波長に対する位相差を ∆ϕ、水平面からの回転角を α とすると、1/2 波長板のミュラー
マトリクスは次のようになる。


1
 0

 0
0

0
C + S cos ∆ϕCS(1 − cos ∆ϕ)
S sin ∆ϕ0
CS(1 − cos ∆ϕ)
C 2 + S 2 cos ∆ϕ−C sin ∆ϕ0−S sin ∆ϕ C sin ∆ϕ 
cos ∆ϕ

図 4: 波長板回転機構
図 4 は実際に製作した波長板回転機構の写真である。この機構はシグマ光機製の回転ステージ OSMS-

注：ただし C = cos 2α, S = sin 2α と省略

120YAW および THK 製のリニアステージ SKR26 をとなる。また消光比を 1:r とすると偏光ビームスプ
リッターのミュラーマトリクスは組み合わせて製作した。波長板の角度および位置の−1 + r2
1 + r200

転ステージとリニアステージを固定する部品の応力

1 + r2
 −1 + r2


0
0

0
0
2r
0


0
0 

0 
2r

誤差が発生すると結像性能が低下してしまうため、回に対する変位量の計算を行い、望遠鏡主鏡と検出器を繋ぐ光軸方向の変位量が最大で 0.1µm 以下となるとなる。これらのマトリクスをストークスパラメー

よう設計を行った。この基準は回転機構そのもののタ I,Q,U,V に作用させると、最終的に検出器に届く

設置誤差よりも小さい値を選択している。また回転

偏光の状態が求められるので、4 つの角度 α に対す機構は上下反転した状態で長時間固定される場合がる観測結果から連立方程式を立てると観測しているあるので、回転ステージがリニアステージから脱落

直線偏光のストークスパラメータを導出できる。

しないよう各部品の静止荷重に対する安全率は 10 以計算の結果として、波長板の回転角 α の時の検出
強度を I ′ (α) とすると、ストークスパラメータ I,Q,U
は以下のように導出できる。

上になるように設計を行った。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: 想定される荷重によって生じる光軸方向への部
品の変位量

図 6: 安全率 (機械的強度/荷重による応力)

5

まとめと今後の展望
この研究では近赤外偏光撮像装置の一部品である

波長板回転機構の設計製作のため、2 バンド同時観測に際し必要な波長板の選定と、部品の応力計算を行った。今後は装置の完成に向けて、すでに設計が進められているオフナー光学系の公差解析、器械偏光の解析を行う予定である。

6

参考文献

Eugene Hecht『光学 II 』尾崎義治, 朝倉利光訳, 丸善
出版,2010 年

——–index

観測 23「小型屈折型補償光学装置 CRAO の開発：AO シ
ミュレーションによるエラーバジェットの評価」
京都産業大学理学研究科物理学専攻
坂部健太

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

小型屈折型補償光学装置 CRAO の開発

AO シミュレーションを用いた波面エラーバジェットの評価
坂部 健太 (京都産業大学院理学研究科 物理学専攻)

Abstract
我々は「小型で安価な AO」の試作機である小型屈折型補償光学装置 (CRAO) の開発を行っている。既に開発した１号機では、補償後の最良シーイング〜2.4”@550nm が得られているものの、目標性能である＜ 1”には到達していないため、CRAO の性能未達成の原因調査を実施した。まず、AO シミュレータ・YAO を用いた限界性能の推定を行ったところ、オンスカイ観測で得られているシーイングと同等の値が得られ、現行システムはすでに限界補償性能に達していることが分かった。次に、解析的な手法によるエラーの評価を行った。得られたシステム波面残差 σsys = 672nm は、AO シミュレーションの結果 σsim = 679 ± 169nm と同等であり、シミュレーションの妥当性が示された。また、同評価を通して AO 動作時間遅れによって発生する波面残差が CRAO において支配的であることが分かった。

1

イントロダクション

された AO の場合、可変形鏡上に瞳像形成を行う入射光学系 (ミラー) と星像の再結像を行う結像光学系

補償光学 (AO) は、大気擾乱によって乱れた天体(ミラー) がお互いの光路に干渉しないように設置す

光の波面を補正し、高コントラスト像を実現する光る必要があるため、結果的に光学系の占有面積が広学技術である。21 世紀の光赤外線天文学において、 くなってしまう。ところが、両光学系を屈折系に置きもはや必須の技術になっている。2020 年以降の次世

換えれば、両光学系を 1 つのレンズ系のみで代用で代型 AO においては、補償視野の拡大、高空間分解きるので、光路と素子の干渉を気にすることなく結能がテーマとなっており、それらを実現する GLAO、 果的に小型化が実現できる。CRAO は、2011 年から

MCAO、MOAO といった AO システムが検討されて 検討が開始され 2014 年に神山天文台 1.3m 反射望遠
いる (e.g., Anderson 2006)。それらは複数の AO ユ 鏡に搭載してのファーストライトを迎えた。試験観
ニットを必要とするため、システム全体の装置サイズ

測の結果、達成シーイングとして〜2.5”@500nm(北の巨大化は避けられないが、望遠鏡に搭載できる観尾 2014) が得られたが、目標シーイング 1 に到達測装置の体積や重量には限りがあるため、小型化のしていなかった。そこで、AO シミュレータを用いた技術開発は必須とされている。また、小型化は AO を

原因調査を目的に研究を進めており、本稿ではその中・小型望遠鏡への標準装備の実現にも欠かせない。 現状を報告する。CRAO の仕様を表 1 に示す。
こうした「小型化」とそれに伴う「コストダウン」を実現する 1 つのアイデアとして、我々京都産業大学

表 1: CRAO の仕様のグループでは「屈折型補償光学装置」 を提案して項目おり、そのプロトタイプとして Compact Refractive

光学系

透過型

補償方式

Modal-Control w/closed loop

波長域400 〜 700nm

Adaptive Optics(CRAO) の開発を行ってきた (北尾2012)。
図 1 は CRAO の光路の模式図を示している。歴史

動作周波数

200Hz

波面センサー (WFS)
可変形鏡 (DM)

的に AO は、赤外線波長域で発展してきた分野とい視野う背景もあり、多くの AO システムの光学系は、反射

限界等級

系 (ミラー) を中心に構成されてきた。反射系で構成

仕様値

目標性能

Shack-Hartmann 式 (12×12 素子)
40 素子 Unimorph 型
30” × 30”
4 mag (V-band)

seeing＜ 0.8” for natural seeing (3”)

許容波面残差＜ 450nm for natural seeing2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
wood wind モデル (式 1, Hardy, 1988) でフィッティ
ングした結果を用いた (図 2)。
Wind Speed Profile

40

Estimated v(z) with GW model
Shionomisaki
WazimaYonago35

Altitude[km]

30
25
20
15
10

図 1: CRAO の光路図。焦点面の後段に配置された透5過型光学系 (レンズ系) が望遠鏡からの入射光を DM

05

上に瞳像形成すると同時に、DM からの反射光をサ

10

15

20

25

30

35

Wind velocity[m/s]40

45

イエンスカメラに再結像させる役割を担っている。
図 2: ラジオゾンデの観測結果と Greenwood モデル

2

AO シミュレーション

CRAO の AO シミュレーションには、Yorick Adaptive Optics(YAO, Rigaut & Dam 2013) を用いた。
YAO は、Yorick と呼ばれるインタプリタ形式の言語

によって推定された風速プロファイル[]
T 2
v(z) = vG + vT exp −( z cos(ζ)−H
)
×
LT
[ 2
]
1/2
sin θ + cos2 θ cos2 ζ(1)(http://yorick.sourceforge.net/) で記述されており、豊富なグラフィック機能を備えている。そのた

ここで、vG は低高度での風速、vT は対流圏界面でめに、AO で用いられる Deformable Mirror(DM)、 の風速、ζ は観測天体の天頂角、HT は対流圏界面高
Wave-Front Sensor(WFS)、サイエンスカメラ (SC) 度、LT は対流圏界面厚さ、θ は風向である。風向も上での波面情報や、疑似 PSF を視覚的にかつ容易にラジオゾンデの結果を用いたが、同結果は 1000m 以

確認可能という特徴がある。

下の高度の測定値が存在しないため、地上付近の風複数の層に分割し、それぞれの層に対して位相スクの任意性の影響は小さいと考えられる。最後に、各

リーン、風速、風向、各位相スクリーンの重みのパラ層の重みについては高度 (h) ごとの大気の屈折率のメータを設定できる。大気乱れの影響度が大きい地

構造定数 Cn2 (h) を表現する HV モデル (式 2, Tyson◦
AO シミュレーションにおいて、大気状態の設定は 向は 0 (E → W ) とした。図 2 から分かるように、非常に重要である。YAO では、地球大気を高度毎に 地上付近においての風速は非常に小さいため、風向& Frazier, 2004) を再現するように決定した。
( )2
るために必要な最小限の層数として、4 層を大気の分W2−23 10exp(−h)Cn (h) = 5.94 × 10 h
割数とした。位相スクリーンは Kolmogorov 乱流大27
気にアウタースケールを考慮した von Karman モデ+2.7 × 10−16 exp(−2h/3) + A exp(−10h)
表付近と上空 10km 付近の 2 か所のピークを再現す

ルを用い、アウタースケールは 30m、フリード長は(2)

r0 ＝ 3.4、3.7、4.1cm ＠ 500nm とした。風速は、気象庁のラジオゾンデの観測 (https://www.jma.go.jp/

jma/kishou/know/upper/kaisetsu.html) から特定の複数の日における京都を囲む 3 点の (潮岬、輪ここで、−5/3 2

A = 1.29 × 10−12 r0島、米子) 風速の高度プロファイル結果を、Green-

W

=

λ

−5/3 2−1.61 × 10−13 θ0
λ − 3.89 × 10−15(3)−5/3 227 × (75θ0
λ − 0.14)1/2(4)

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
であり、θ0 はアイソプラナティク角を示す。

CRAO を YAO で再現するためには、AO の 3 要素である WFS、DM、制御コンピュータ (CC) をモ

表 2: シミュレーション条件
項目

条件

大気

デリングする必要がある。WFS は、CRAO で用いてを設定した。WFS のカメラのピクセルサンプリング
た。暗電流は露光時間が短いため無視できる (0 e− )とした。DM は 40 素子の StackedArray を設定した。

3.4 , 3.7 , 4.1

大気層の高度 (m)0 , 400 , 6000 , 10000

風速 (m/s)いる 12×12 のレンズレット (MLA) を配置した WFS
は、0.39”pixel−1 、リードノイズは 20 e− と設定しフリード長 (cm)ガイド星8.5 , 11 , 30 , 42

風向 (◦ )

0 , 0 , 265 , 265

高度ごとの重み係数

0.1 , 0.3 , 0.2 , 0.4

波長 (nm)550

観測等級 (V-band)

1 mag

観測天体

波長域 (nm)望遠鏡

有効径 (m)

1.3

中心遮蔽率

0.35

補償方式

closed loop

CRAO で、採用している DM はモノモルフ型である

overall

が、印加する電圧に比例してストロークが決まるの

動作周波数 (Hz)で原理的な違いはない。DM の各素子の形状を示す

シミュレーション回数 (時間)

WFS

方式

400 , 550 , 700

200
4000 回 (20 s)
Shack-Hartmann 式

影響関数は搭載されている DM の実測値を用いた (図レンズレット数12×123)。また、ストローク、ヒステリシスについても実測

レンズレットサイズ (pixels2 )

16×16

ピクセルサンプリング (”/pixel)

0.39

リードノイズ (e− )20AO

露光時間 (ms)DM

方式
最大ストローク (µm)

CC

540 素子 StackedArray
2.5

ヒステリシス (%)

14最大電圧 (V)100

逆行列計算方法

特異値分解 (SVD)

トしてある。フリード長 r0 =3.4、3.7、4.1cm の場合(natural seeing にして 3.3”、3.0”、2.7”) の計算を行ったが、、改善度はいずれも 30%程度にとどまり目標
図 3: CRAO 搭載されている DM(DMP-40) の影響

性能＜ 1”に到達出来てないことが分かった。この結関数の例

果はオンスカイ試験での結果とも矛盾はないことが値から決定した。CRAO において Tip/Tilt 補正は、メインの DM では行っておらず、別駆動の Tip/Tilt
ステージに DM をマウントする形で設けられている。
そこで YAO においては第 2 の DM として設定した。

CC では、WFS での入射波面形状 ϕ(x, y) の再構成を見てとれる。
一般に、AO における補正後のシステム全体の波面残差 σsys は、以下で表現できることが知られている (Hardy 1988)。
2
σsys

2
2
2
2
2
= σM
+ σT
+ σF2 + σA
+ σD
+ σTR
(5)

行うために、WFS で得た波面傾斜ベクトル ⃗g を DM
⃗ へ変換する行列を用の各素子の印加電圧ベクトル V

ここで、σM は WFS の波面測定誤差、σT は大気変いるが、その行列導出には実機と同様に特異値分解動に対する AO 動作の時間遅れによる誤差、σF は(SVD) を用いる設定にしている。シミュレーション DM の形状再現誤差、σA はガイド星と観測天体の方で用いた大気パラメータと AO パラメータを、表 2 位差に起因する波面誤差、σD は大気分散に起因するにまとめる。

波面誤差、σTR は望遠鏡のトラッキングエラーが生成する波面誤差を表す。CRAO では、オンソースガ
イディングを行っており、かつ波面測定はサイエンス

3

結果と議論
図 4 にシミュレーション結果を示す。過去に行った CRAO のオンスカイ実験の結果も合わせてプロッカメラと同じ波長帯域で実施しているので、σA =0、

σD =0 とできる。また、今回は短時間 (20 s) でのシ
ミュレーションのため、低周波成分である σTR は無2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.50
3.25

On-sky vs Simulation

比べて、ループ周波数 (200Hz) が遅いことを考える

2014/8/28
2014/9/2
2014/9/7
This workと自然な結果ともいえる。今後は、シミュレーショ
ンにおいても、同様の誤差分布が得られるを確認す

w/AO FWHM["]

3.00√
0.3 × 1.3[m]/ 40 × 1/42[m/s]=0.0014s (680Hz)) にるとともに、波面残差の Zernike 展開を行うことに

2.75

よって、誤差要因の詳細分析を行い、改善方法の提2.50

案を目指す。

2.25
2.00
1.75
1.50

1.50

4
1.75

2.00

2.25

2.50

2.75

natural seeing["]

3.00

3.25

3.50

まとめ
我々は、小型化とコストダウンを目指した AO 装

置、「CRAO」の開発を行っている。YAO を用いて
図 4: オンスカイ実験 (北尾 2014) と今回のシミュレー

CRAO を再現し、AO シミュレーションを実行した

ション結果の比較。横軸に natural seeing(FWHM)、 ところ、星像改善率においてオンスカイ実験の結果
縦軸に補正後の PSF(FWHM) をとっており、破線よ と矛盾のない結果が得られた。この結果は、一般的
りも下の領域にあれば補正が効いていることを意味に知られている解析解とも矛盾はなく、シミュレー

する。

ションが妥当であることも確認できた。同時に得られたシステム波面残差の主要因である AO 動作時間

視できるとした。さらに、σM 、σT 、σF は以下の解遅れの効果を、高次波面誤差も含めて定量的にシミュ析解が得られている。

レーションによって再現し分析することで、CRAO(

π 2 Kq4(SN R)

)2 [(

ds
r0

)2

(
ds
+ θ
λs

2
σM

=

2
σT

= k (fG /fs ) + 28.4(τs fG )5/3
( )5/3
dA
= aF
r0

σF2

1.5

5/3

Kq : 検出素子間ギャップによる損失係数) ]2のさらなる性能改善を実現できると考えている。

(6)
(7)

Reference(8) Anderson.R, Eikenberry.S, & Fletcher.M 2006, The

MOAO system of the IRMOS near-infrared multiobject spectrograph for TMT. Proc. SPIE 6269,
62694KSN R : 1 レンズレットあたりの SN 比ds : WFS のレンズレット

λs : WFS の観測波長

θ : ガイド星のシーイング
k : DM の応答関数によって決まる定数

fG : グリーンウッド周波数
τs : AO システムの時間遅れ

fs : ループ帯域幅dA : アクチュエータサイズ

aF : DM の影響関数によって決まる定数

北尾 2012, 京都産業大学修士論文
北尾 2014, 天文学会秋季年会 V213a

F.Rigaut, & M.V.Dam 2013, Proceedings of the Third
AO4ELT Conference

式 (6)〜(8) を用いて、CRAO のシステム波面残差 の そ れ ぞ れ の 寄 与 を 計 算 す る と 、σM =89nm、σT =665nm、σF =25nm となり、システム波面残差として σsys =672nm が得られる。この結果は、今回実施したシミュレーションで得られたシステム波面残差 σsim =679±169nm (r0 =3.3cm) と矛盾がなく、シミュレーション結果が妥当であることの証左である。
なお、システム波面残差を構成する誤差要素を比較す
る σT が支配的であることが分かる。これは、DM に√おけるコヒーレンス時間 ts (∼ 0.3D/ N×1/v10km =https://www.jma.go.jp/jma/kishou/know/upper/
kaisetsu.html
Hardy.J.W 1988, Adaptive Optics for Astronomical
Telescopes, no. 16 in Oxford Series in Optical andImaging Sciences. Oxford University Press, New York
Tyson.R.K, & Frazier.B.W 2004, Field Guide to Adaptive Optics, vol. FG03 of SPIE Field Guides. SPIE
Press, Bellingham, WA

——–index

観測 24
極限補償光学における tip/tilt 補償装置の開発
京都大学理学研究科物理学・宇宙物理学専攻
渥美直也

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

極限補償光学における tip/tilt 補償装置の開発
渥美 直也 (京都大学大学院 理学研究科 宇宙物理学教室)

Abstract
1995 年に初めて主系列星を公転する系外惑星が検出されて以来、現時点で 4200 以上の系外惑星が検出されてきた。その多くは木星型であったが、太陽系の惑星とは異なる性質を持っており、惑星形成理論に新たな問題を投げかけた。木星型惑星の表面温度や大気組成を得ることで、惑星形成理論に制約を与えることが期待されるが、従来の間接法では難しい。一方で直接観測法であれば、惑星の光を直接検出するので、それらを知ることができる。我々のグループでは、せいめい望遠鏡（京大岡山 3.8m 望遠鏡）を用いて木星型惑星の直接観測を目指している。しかし、地上からの観測では地球大気の揺らぎにより、光の波面は歪み、空間分解能は低下する。また、惑星は主星に比べて非常に暗いため、主星の散乱光により惑星の光は隠されてしまう。
そこで我々は、空間分解能を向上させる補償光学と、主星の散乱光を打ち消すコロナグラフという二つの要素から成る観測装置、SEICA（Second-generation Exoplanet Imager with Coronagraphic Ao）を開発している。コロナグラフが正しく機能するためには、前置光学系である補償光学において、星像の位置を 0.01
秒角未満で安定化させ、ストレール比を 0.9 以上にすることが求められる。この二つの条件を達成するために、我々は高いストレール比が望まれる極限補償光学を選んだ。さらに、波面の歪みを tip/tilt、低次の歪み、高次の歪みの三段階に分けて考え、段階的に補償するシステムを採用した。本研究では、tip/tilt と呼ばれる星像のふらつきを補償する装置の開発を行う。この装置では、tip/tilt をセンサで計測し、それを補正す
るように光路中の鏡を高速制御することで、星像の位置を 0.01 秒角程度で安定化させることを目標にする。

1

Introduction

1.1

系外惑星探査

気の揺らぎによって光の波面は歪み、空間分解能が低下する、2. 惑星は主星に比べて非常に暗いため、主星の散乱光に惑星光が埋もれる、という２点におい系外惑星の検出方法は大きく分けて、惑星の光をて、系外惑星の直接観測は困難である。よって、そ直接捉える直接観測法と、惑星が周囲に及ぼす影響の乱れた光波を補償し、分解能を向上させる補償光を捉える間接法の二種類あるが、現在検出されてい学装置と、主星の光を隠してコントラストを向上さる系外惑星のほとんどは視線速度法やトランジット

せるコロナグラフは系外惑星直接観測において重要法といった間接法によるものである。これらの手法な技術である。次にこれら二つの技術のうち本研究で惑星の表面温度や大気組成の情報を得ることは不テーマである補償光学の概要について述べる。

可能に近い。対して、直接観測では惑星光を直接検出するので、それらの情報を得ることができ、惑星形成理論に新たな制約を与えることが期待される。また、

1.2

補償光学の概要

地球型惑星に酸素の吸収線が発見されれば光合成生

上空の大気は温度の違いなどにより屈折率の分布物の発見になる。したがって今後の系外惑星探査にを持っている。この大気の影響で天体から来た光のおいて直接観測は非常に重要である。我々はこの直波面は乱され、その結果望遠鏡で得られる像はぼや

接観測に着目し、せいめい望遠鏡 (京大岡山 3.8m 望

けてしまう (この乱れは波面収差と呼ばれる)。この遠鏡) を用いて、主星近傍に存在する木星型惑星の直乱れた波面を補償し、理想的な波面に近づけるのが接撮像を目指している。

補償光学である。一般的な補償光学は図 1 のように

しかしながら、地上から観測する場合、1. 地球大波面センサ、可変形鏡、制御装置の三つの要素から

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校成り立つ。波面センサが測定した波面の情報をもとに制御装置が計算を行い、可変形鏡の表面形状を変形させることで乱れた波面を補償する。この動作を高速で繰り返すことで、波面の乱れの時間変化に対
応する。

1.3

SEICA

我々の目標は系外惑星の直接撮像および、惑星のキャラクタリゼーションである。先にも述べたように、系外惑星は主星のごく近傍に存在するため、非常に高い空間分解能とコントラストの向上が要求される。そこで我々のグループでは、主に補償光学とコロナグラフの二つの要素から成る、せいめい望遠鏡用の系外惑星撮像装置 SEICA(Second-generation

Exoplanet Imager with Coronagraphic Ao) を開発している。本装置のコロナグラフが十分な性能を発揮するには、星像位置が 0.01 秒角未満で安定していること、そして SR を 0.9 以上にすることが要求される。これらの条件を達成するために、我々は高い

SR が望まれる極限補償光学を選んだ。SR が 0.9 以上となるには、波面誤差を約 60nm まで補償しなけ
図 1: 一般的な補償光学の概要図

ればならない。一方で望遠鏡に入射する波面の乱れ

補償光学がどの程度波面を補償することができる

単一の補償光学で対処するのは難しい。よって我々はかを表す指標にストレール比がある。これは回折限極限補償光学系を三つのサブユニットに分割し、そ界像の PSF のピークを 1 とした時、実際に得られたれぞれを段階的に補償するシステムを採用した。つ像の PSF のピーク値を表す (図 2)。波面乱れの大きまり図 3 のように、まず星像の重心位置のふらつき

さを σ(rad) とすると、ストレール比 SR は近似的にを tip/tilt AO で抑え、続いて波面誤差が大きく空間は 5µm 程度であり、ダイナミックレンジが広いため

2exp(−σ ) と書ける。

周波数が低い収差を Woofer AO で補償し、最後に波
面誤差は小さいが、空間周波数の高い補償しきれな
かった収差を Tweeter AO で補償することによって、波面誤差を 60nm とするのである。

図 2: ストレール比の概念図
また現在の補償光学開発は、中程度の SR で広視

図 3: 極限補償光学の概略図

野を補償する広視野多天体補償光学と挟視野で非常

tip/tilt とは、星像の重心位置変化を生み出す波面に高い SR を達成する極限補償光学の二つの目標に収差であり、波面誤差に最も大きな影響を与える。

分かれて研究開発が進められている。

したがって、これを専門に補償する tip/tilt AO は極限補償光学系で重要な役割を果たす。本研究では、

Woofer/Tweeter AO へ導入する光が 0.01 秒角未満で安定化することを目標に、tip/tilt AO の開発を行う。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

tip/tilt 補償装置の開発

2.1

動作原理

2.2

要求性能

Greenwood frequency によると、岡山大気でのtip/tilt の時間変動は 10Hz 程度である。したがって、
tip/tilt AO の動作原理は一般的な補償光学の場合 これよりも十分早い 100Hz のループ速度で制御を行と同じである。波面センサで星像の重心位置 (tip/tilt わなければならない。また、2 節で述べたようにコ成分) を検出し、目標値からのずれを計算機で計算し、 ロナグラフでの要請から、tip/tilt AO では 0.01 秒角
その分だけ鏡を傾ける。これを tip/tilt の変動がない

未満の精度で星像の位置が安定していることが要求とみなせる時間スケールのうちに行い、繰り返すこされる。本研究では以上二点を満たすように tip/tiltとで tip/tilt を補償する。また、tip/tilt AO では 0.4-

AO のセットアップを決める。具体的には、0.5µm の波長帯で tip/tilt の検出を行うので、今回用いる波面センサはこの波長帯に感度のあるものを

1. センサでの露出時間選定した。表 1 にその仕様を示す。

2. 重心計算する領域

表 1: thorlabs CMOS カメラ CS505MU
Eﬀective Number of Pixels
2448×2048

Pixel Size

3.45µm×3.45µm

Read Noise< 2.5e− (RMS)

Peak Quantum Eﬃciency

79% at 600nm

一方 tip/tilt AO の可変形鏡 (DM) として、図 4 のように PI 製の S-330.2SL Piezo Tip/Tilt-Platformにシグマ光機の超広帯域誘多膜平面ミラー TFMS-

50C08-4/11(外径 ϕ50mm、厚さ 8mm) を装着したものを製作した。tip/tilt ステアリングマウントの最大
傾き角は 2mrad、分解能は 0.05µrad である。

3. センサに導入する星像の FWHMの三つの値を見積もる。

2.3

100Hz のループ速度

ここでは 100Hz のループ速度で制御をするという要求から、2.2 節の 1、2 の値を絞っていく。制御 1
ループはセンサでの露出・読み出し、重心計算、鏡の応答の三つの処理からなる。各処理にかかる時間を計測した結果、表 4 のようになった。また、鏡の応答時間は約 0.6msec であった。

表 2: 露出読み出し時間
露出
露出読み出し表 3: 重心計算時間
計算領域 計算時間(pixel)(msec)(msec)(msec)

5×5

0.8

6.0

9.0

7×7

1.2

5.0

7.0

9×9

1.7

4.0

5.3

11×11

2.1

3.0

3.6

13×13

2.5

15×15

3.2

図 4: 左図が PI 製の tip/tilt ステアリングマウント。

4 本のアクチュエータにより、上方部フラット面の傾
きが変動する。右図は鏡を接着した後の画像。

三つの処理時間の合計が 10msec 以内かつなるべく

S/N が稼げるように、センサでの露出時間を 5msec、
重心計算する領域を 5×5〜13×13 と決定した。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.4

0.01 秒角の位置安定性

CMOS センサでの重心位置 XG の検出は、複数のピクセルのカウント値を読み出すことで、∑
Ii xi
XG = ∑ii Ii

限界等級は 9 等であることがわかる。また他の計算領域に対して要求精度を満たす FWHM と限界等級を表 4 にまとめた。

と求められる。ここで Ii が i 番目のピクセルでのカウ
ント値、xi が各ピクセルの中心座標である。この Iiには読み出しノイズやフォトンノイズも含まれるため、上の式で求めた重心位置と真の重心位置との間に無視できない誤差が生じる。このために鏡を制御しても星像の位置が完全に安定することはなく、この誤差精度を 0.01 秒角未満にする必要がある。この
誤差精度を決定するパラメータは、2.2 節の 2、3 の値である (図 6)。これらが小さすぎても、大きすぎても誤差は大きくなってしまうので、適切な値を選ばなければ、誤差 0.01 秒角未満は達成できない。

図 6: 計算領域 7×7 の場合の FWHM に対する重心位置の誤差。横軸はセンサ上でのピクセルスケールとしている。点線は今回の要求精度である 0.01 秒角の誤差である。

表 4: 各計算領域に対する FWHM と限界等級
計算領域 FWHM 限界等級

5×5

1.5〜2.09

図 5: 星像の FWHM と重心計算する領域の概略図

7×7

1.5〜3.09

9×9

1.5〜4.5

8

そこで、いろいろな計算領域に対して、FWHM に

11×11

1.5〜6.08

対する重心位置の誤差を以下のようにシミュレーショ

13×13

2.0〜7.58ンで求めた。一例として計算領域が 7×7 の場合を図6 に示す。
• 2.3 節で決めたように、露出時間は 5msec、計算領域は 5×5〜13×13 とする。また、光源の等級
は 7〜10 等とする。

• 星像は Gaussian で仮定し、読み出しノイズとフォトンノイズを一様乱数でのせる。

• 真の重心位置をランダムにずらし、誤差の RMS

3

今後の展望
要求精度を満たす各パラメータの値を見積もることができた。今後はこれらの値でのセットアップの下、追従性、即応性、位置安定性のよい制御パラメー
タを実際の tip/tilt AO を模した実験系で決定する。
そして、せいめい望遠鏡を用いた実用観測を目指す。

を計算する。
図 6 より、FWHM をおおよそ 1.5〜3.0pixel と選べ

Referenceば要求精度を満たし、この精度で観測できる天体の夏目 典明 2014, 修士論文, 京都大学

——–index

観測 25
近赤外線輻射輸送計算による生体光イメージン
グ：甲状腺癌の診断に向けて
筑波大学理工情報生命学術院数理物質科学研究
群物理学学位プログラム佐藤大樹

近赤外線輻射輸送計算による生体光イメージング：甲状腺癌診断に向けて佐藤 大樹
筑波大学大学院 理工情報生命学術院 数理物質科学研究群 物理学学位プログラム

M1

共同研究者 矢島 秀伸
筑波大学 計算科学研究センター

Abstract
近赤外光を用いた医療診断手法は人体に侵襲することなく、癌を診断できる可能性がある診断手法である。この診断手法に関する研究として我々は生体中の光・光音響波の伝播や仮想的な検出器での観測結果を数値シミュレーションの観点から行っている。本論ではまず、近赤外光を用いた診断手法について概説する。次に「Fujii et al. 2016」の論文で行われた人体の頚部での光伝播に関する二次元輻射輸送方程式の数値シミュレーションのレビューを行い、人体頚部における臓器の存在や屈折率の違いの影響について議論する。その後、我々が現在行っている輻射輸送方程式の形式解を用いた数値シミュレーションやその結果を用いた光音響波の数値シミュレーションについて解説を行う。

1

Introductionである。また、生体に照射した光が生体組織や臓器に吸収されると、その生体組織や臓器は熱膨張を起こし、光音響波と呼ばれる超音波を発生させる。二つ目の手法はこの光
音響波を生体外部で測定し、画像の再構築を行う手法を「光音響トモグラフィー（PAT)」である。
この二つの手法は測定対象こそ違うものの、共通して正確な生体内部での光の伝播を知る必要がある。この光の伝播を表す方程式を輻射輸送方程式という。この輻射輸送方程式は光のエネルギーや輻射圧といった宇宙における基礎的な物理現象を考える上で重要であり、宇宙の分野において様々な手法で輻射輸送計算を考慮した数値シミュレーショ
ンが行われてきた。我々はこの宇宙の分野で培ってきた数
値シミュレーションを、この近赤外光を用いた医療診断に応用し、発展させようと考えている。

生体に光を入射した場合、光は血管や筋肉、脂肪などの生
体組織や臓器によって吸収・散乱される。この吸収・散乱は入射した光の波長によって程度が異なる。この光の波長による吸収・散乱の程度の違いをヘモグロビンと水ついてグラフ化したものが Figure1 である。

2

Literature review（Fujii et al.
2016）

本論では、人体の頚部において気管・血管・脊髄・脊柱といった臓器と気管内部の空気と生体組織の屈折率の違いを考慮に入れた (1) 式の二次元輻射輸送方程式の数値シミュ
レーションが行われた。

Figure 1: ヘモグロビンと水における吸収・散乱強度 [4]1 ∂I(l)+(l·∇)I(l) = −µa I(l)−µs I(l)+µsc ∂t∫ϕ(l, l′ )I(l′ )dΩ′(1)
この図よりある波長帯において光の吸収より散乱が優位に起こることがわかる。これによってこの波長帯の光は他のI : 輻射強度
波長に比べて生体組織深部へと浸透することができること
µa : 吸収係数がわかる。この波長帯に含まれている中でも 700〜1000nmµs : 散乱係数
の光を近赤外光といい、これを用いて生体内部の診断を行
ϕ(l, l′ ) : 散乱確率密度
える可能性がある。
この近赤外光を用いた医療診断には二つの手法がある。一つ目は生体に照射した光の中で生体組織や臓器で散乱され、 人体頚部は Figure2 のようになっており、仮想的な光源と生体外部に放出された光を測定し、そのデータから生体内 検出器として Figure3 を想定した。
部の画像の再構築を行う「光拡散トモグラフィー（DOT）」
1

出器での測定結果のグラフを Figure6 と Figure7 に示す。

Figure 2: 人体頚部の MRI 画像と離散化画像 [1]Figure 6: 人体頚部での光の伝播 [1]Figure 3: 光源と検出器の位置 [1]
また、臓器や屈折率の影響を比較するために Figure4 の
四つのモデルで数値シミュレーションを行なった。このときの臓器の吸収係数や散乱係数などの光学特性値は Figure5のものを使用した。Figure5 に記載されている g という値
は散乱の異方性を示すパラメーターであり、1 に近づくほど前方に-1 に近づくほど後方に散乱されることを示す。

Figure 4: 数値シミュレーションモデル [1]Figure 7: 各検出器での測定結果 [1]Figure6 の 70ps では気管内部と周辺の生体組織の屈折率の違いにより、モデル C が最も早く伝播していることがわ
かる。
また、モデル C では気管表面で光の反射が起こるため 160ps
ではモデル B に比べて気管前方のフルエンスが大きくなっている。
500ps 以降ではモデル C の方がモデル B に比べて減光していることがわかる。これは気管表面での反射により気管内部の吸収率が低い空間を通過する光がモデル B に比べて少ないことによるものだと考えられる。検出器の結果からもモデル B に比べてモデル C の方が減光速度が速いことがわかる。
次にモデル C と D を比較して人体頚部での臓器の影響を考えていく。Figure8 は Figure6 の時と同様にフルエンスの分布図であり、右側の立て三つの図はモデル C とモデル D の違いを明確にするためにモデル C/モデル D の対数を取っ

Figure 5: 各臓器の光学特性値 [1]2.1Results

まず、Figure4 の A〜C のモデルに関する生体内部での輻射強度を立体角積分したフルエンスの分布図と Figure3 の検2たものである。また、Figure9 は L1〜4 の検出器での結果を比較したものである。
Figure8 より血管や脊髄の周りでフルエンス分布に対して様に生体内部の光の伝播を知るということは必要不可欠なものである。
そこで本論では我々が行なっている生体内部での光伝播の数値シミュレーションと、その結果を用いた光音響の数値
シミュレーションについて概説する。

3.1

MethodFujii et al. 2016 での数値シミュレーションとは異なり、我々は輻射輸送方程式の形式解である (2) 式を用いて生体内の光の伝播に関する数値シミュレーションを行なっている。
I(τ ) = I(0)e

−τ

∫ τ
+

′

S(τ ′ )e(τ −τ ) dτ ′(2)0光の経路を s としてdτ = (µa + µs )ds


µs Φ
S=

∫µa + µs
Φ = ϕ(l, l′ )I(l′ )dΩ′Figure 8: モデル D の人体頚部での光の伝播とモデル C との比較 [1]さらに、このシミュレーションの結果得られた光の伝播の様子から各場所ごとでの光の吸収量を求め、その場所から発生する光音響波についてのシミュレーションも行なっている。この光音響波は光音響波動方程式と呼ばれる (3) 式に従って伝播する。

∇2 P (r, t) −影響が出ていることがわかる。また、背景の生体組織の吸収率に近い脊髄では他の臓器と比較して影響が小さいことがわかる。
Figure9 では、大きい血管から遠い L1 と L2 での測定結果
は両モデル共にほぼ一致しているのに対して、大きい血管に近い L3 と L4 では測定結果に差異が生じ、より大きい血管に近い L4 の測定結果では測定される最大値に対しても大きな違いが見られる。これらの測定結果の傾向は R1〜4の検出器でも見られた。
大きい血管に遠い場合、両モデルには差異が生じないことから、気管以外の臓器は全て背景の生体組織に含めることができる可能性があることが考えられる。

光の吸収と、それによる熱膨張にかかる時間は光音響波の伝播に比べて充分に短いことから、光の吸収については∂H(r,t)≈ A(r)δ(t) とし、それによって生じる初期の光音
∂t
響波を
βv 2
P0 =
A(r)
(4)
Cp
とする。

Conclusion

3.2

今回の数値シミュレーションの結果より、気管の内部の空気の屈折率と周辺の生体組織の屈折率の違いは光の伝播と測定結果に大きな影響を与えることがわかった。一方で、気管以外の臓器（血管・脊柱・脊髄）に関しては検出器と光源が大きな血管から遠い場合、背景の生体組織に含めて計算できる可能性があることがわかった。

3

(3)



 v : 生体内の音速
β : 熱膨張係数
Cp : 比熱H(r, t) : 吸収される光エネルギー密度

Figure 9: L1〜4 の検出器での測定結果 [1]2.2

1 ∂ 2 P (r, t)β ∂H(r, t)
=−
v2
∂2t
Cp
∂t

Results

まず、輻射輸送方程式の形式解 (2) 式を以下の条件でシミュレーションする。プログラムは共同研究者の矢島先生（筑波大学）よりいただいたものを使用した。

検査体の大きさ： 4cm × 4cm

空間のグリッド数: 64
光源の位置： x = 0cm, y ≈ 1.6cm
検査体内に半径が 2.5mm の吸収体を一つ設置

吸収体の吸収係数と散乱係数： 0.64mm−1 , 22.63mm−1
吸収体以外の吸収係数と散乱係数： 0mm−1 , 22.45mm−1

Photo acoustic tomography

Section1 で説明した DOT と PAT だが、PAT には DOT に比べて、より生体深部のデータを取得できるという利点がある。このことから我々は DOT の研究に加えて PAT の研 この条件を用いて 5000ps までシミュレーションを行い、各究も行っている。ただ、PAT であったとしても DOT と同 場所での光の吸収量を分布図にしたものが Figure10 である。
3

4の位置の吸収係数を同定することができる
実際の診断で使用する場合には、血管などの吸収体の位置だけでなく、その箇所の吸収係数という光学的特性値まで計測できる可能性があり、これらを合わせることで吸収係数まで加味した生体内部の画像の再構築が行える可能性がある。

25"test_7941.dat" using 1:2:3

3.5
20
3

cm

2.5

15

3.3

Conclusion&Discussion2

形式解と光音響波動方程式のシミュレーションを用いることで吸収体の位置や吸収された光の量を知ることは可能である。
これはシミュレーションを用いることで実際に人体を対象
15とした臨床実験を行う前に様々な状況下での光の伝播と検0.5
出結果について把握することができる可能性を示している。
今回のシミュレーションに骨などによる反射や Fujii et al.
002016 での人体頚部の様々な臓器の影響を加えてより人体に
0
0.5
1
1.5
2
2.5
3
3.5
4
近い状況下でのシミュレーションを行いたいと考えている。
cm
その一方で光音響波のシミュレーションの精度については
Figure 10: 光の吸収量の分布図, 右のカラーバーは光の吸 まだまだ改善の余地があり、今後はより精度の高い数値計算の手法を用いてシミュレーションを行いたいと考えてい収量 (erg/cm3 ) を表す
る。
この分布図の値を発生する光音響波を式 (4) にしたがっ また、最終的には形式解、光音響波動方程式ともに三次元て決定し、その伝播については波の伝播する各方向への移 に拡張し、様々な状況下での数値シミュレーションを行い流方程式に分けて一次の風上差分を用いて以下のような条 たいと考えている。
件下で数値シミュレーションを行なった。
10

1.5

Acknowledgement


検査体の大きさ： 4cm × 4cm

空間のグリッド数: 64 検出器の位置： x = 0cm, y ≈ 1.6cm
生体内の音速： 0.15[cm]
光音響波の減衰や反射は起こらない

 βv2

Cp = 1

共同研究者である矢島先生を始め、発表に向けて様々な助言を筑波大学宇宙物理理論研究室の方々に頂戴いたしました。ここに感謝を申し上げます。

References

シミュレーションを行なった結果が Figure11 である。

[1] H. Fujii, Y. Yamada, K. Kobayashi, M. Watanabe, Y.
Hoshi, Modeling of light propagation in the humanneck for diagnoses of thyroid cancers by diﬀuse optical tomography, International Journal for Numerical
Methods in Biomedical Engineering, 2016, 33

3.5

3[2] Changhui Li, Lihong V. Wang, Photoacoustic tomography and sensing in biomedicine, Phys Med Biol.,2009, 54(19), R59–R97

2.5

振幅

2

[3] S. Okawa, T. Hirasawa, K.Tsujita, T. Kushibiki, M.
Ishihara, Numerical Simulation of Photoacoustic Effect and Its Possible of Applications to Diagnostic
Imaging and Treatment Support, 日レ医誌 (JJSLSM),
2020, 40, 4

1.5

1

0.5

0
0

5

10

15

20

25

30

時刻(μs)

Figure 11: 検出器 (x=0cm,y=1.6cm) での光音響波の測定
結果
このグラフよりまず、音速がわかっているので光音響波の到達時刻より光音響波を発生した位置がわかる。また、計測された振幅よりそこで吸収された光の吸収量を同定することができ、このデータと入射した光の強度がわかればそ

4[4] 文 部 科 学 省 第 3 章 健 康 な く ら し に 寄 与 す る
光3
光 を 用 い た 非 侵 襲 生 体 診 断, https://www.mext.go.jp/b_menu/shingi/gijyutu/
gijyutu3/toushin/attach/1333543.htm

——–index

観測 27
データ科学的装置開発によるサブミリ波分光観測の高感度化名古屋大学理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
谷口暁星

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

データ科学的装置開発によるサブミリ波分光観測の高感度化
谷口 暁星（名古屋大学大学院 理学研究科）

Abstract
本講演では、観測データが持つ統計的な性質に注目して観測や解析の方法をデザインし直すことで、ソフトウェアの面からミリ波・サブミリ波分光観測の感度向上を目指す「データ科学的装置開発」の概要と成果を発表する。ミリ波・サブミリ波は、ダストによる減光を受けずに分子・原子ガスの分光観測が可能な波長帯として、近傍から遠方宇宙にわたる星形成活動の研究に使われている。ALMA 望遠鏡（干渉計）による高感度・高空間分解能を生かした個別天体の観測成果は今や枚挙にいとまがない。一方、空間・周波数の 3 次元空間の大規模探査による普遍的な星形成史の解明のためには、干渉計では難しい広視野観測が可能な単一望遠鏡（単一鏡）の役割が重要となる。現在、口径 50m 級の次世代単一鏡計画（LST・AtLAST など）や、超広帯域の分光装置開発（DESHIMA・SuperSpec など）が精力的に進められている。ところが、単一鏡の分光観測やデータ解析の方法論は、電波天文学が誕生した約半世紀前からほとんど検討・改善がなされていない。
特に、同波長帯では地球大気の熱放射の除去が問題となるが、従来の除去方法を使った観測では、装置が本
来達成可能な感度を未だ実現できずにいる。そこで我々は、単一鏡分光観測の時間 × 周波数の行列データにおいて、大気放射が周波数方向に相関する性質（低ランク性）や、天体信号がデータに占める割合が小さい
性質（スパース性）を利用した大気放射の除去手法を開発した。低ランク性を利用した周波数変調観測では、従来のポジションスイッチ観測に比べて 1/3 の観測時間で同等の感度を達成できることを示した。さらに、√スパース性を利用した解析では、従来観測の取得済みデータの感度をも 2 倍向上できることを示した。

1

Introduction

波数の 3 次元の宇宙論的体積を無バイアスに分光探査する、広視野のアンテナと広帯域の分光撮像装置

138 億年の宇宙史において星形成活動がどのように始まり、変化を経て現在に至ったのか。これらを解き明かすことは銀河の形成進化を理解する上で極めて重要である。ところが、z ≳ 4 の初期宇宙における星形成活動の役割は、多波長観測により宇宙の星形成率密度の変遷が測定される現在でも依然として解明されていない。この原因として、赤方偏移の決定精度が悪いこと、銀河の統計的サンプル数が圧倒的に不足していることが挙げられる。
こうした背景から、分子や電離原子の輝線を使った
分光学的な赤方偏移決定に基づく、ダストの吸収を受けにくいサブミリ波による初期宇宙の分光探査が有力視されている。明るい銀河に対しては、ALMA
望遠鏡による輝線検出による分光探査の方法論が確立しつつある。それでも干渉計である ALMA 望遠鏡
では視野や分光帯域が狭く一般的な明るさの銀河の観測は難しいため、星形成活動を明らかにするために十分な数の測定は得られない。そこで、空間・周を搭載した口径 50m クラスの地上大型サブミリ波単一望遠鏡（単一鏡）が現在計画されている。
多くの開発研究を通して、ハードウェアの技術的
課題は実用化の目途が立っている。一方、ソフトウェ
ア（観測・解析手法）の課題はまだ十分には解決の目途が立っていない。地上のサブミリ波望遠鏡による天体検出は、同波長帯で非常に明るい地球大気の放射との闘いである。特に主成分である水蒸気は風に乗って空間的・時間的に変動するため、観測時・解析
時の大気のモデリングは必須であり、不正確なモデ
ルは観測装置が持つ感度以上に輝線の検出を制限す
る原因にすらなる。にもかかわらず、大気のモデリ
ングの方法論は驚くべきことに電波天文学が誕生した約半世紀前からほとんど改善されておらず、ハードウェアに合わせたソフトウェアの不在が分光探査の最大のボトルネックとなっているのである。
本講演では、観測データが持つ統計的な性質に注（§3.1）

ポジション
スイッチ
高感度化
（§3.2）

分光計チャンネル

周波数
変調観測

X（観測データ）

分光計チャンネル

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

X（観測データ）L（大気放射）＝S（天体信号）＋

L（大気放射）＝観測時間

E（ノイズ）＋

S（天体信号）＋

観測時間

E（ノイズ）
＋

観測時間

観測時間

図 1: データ科学的方法に基づく 2 種類の単一鏡分光観測・解析手法の原理。時系列行列データ（X ）は0.1-1 s の高頻度で取得されるとともに、天体信号スペクトルが空間または周波数的に変調されている。行
列分解によって低ランクの大気放射（L）、天体信号（S ）、ノイズ（E ）成分に分解される。最終的なスペ
クトルは、X − L を時間方向に積分することにより得られる。
目して観測や解析の方法をデザインし直すことで、ソ

ここで Tsys はシステム雑音温度、∆ν は分光計の周

フトウェアの面からミリ波・サブミリ波分光観測の波数分解能、ttotal は総観測時間、ηobs は総観測時間

感度向上を目指す「データ科学的装置開発」の概要

に対する ON 点観測時間の割合（観測効率）である。

と成果を発表する。2 節では、現在最も一般的に用いポジションスイッチ観測は観測・解析手法として簡られる観測手法であるポジションスイッチ観測の問便なため、多くの単一鏡で天体の一点観測に現在も題点とデータ科学的方法に基づく解決策を提案する。 用いられている。また、単一鏡によるマッピング観

3 節では、データ科学的方法に基づく 2 種類の観測・ 測でも同様にスペクトル同士の減算による大気除去
解析手法を紹介し、実観測データへ適用することでが行われている。一方、以下に列挙した問題点によ

感度の向上を実証する。最後に、4 節で手法の応用範

り、観測装置が本来持つ感度よりも観測感度が大き

囲や将来計画に対する展望を議論する。

く低下することが知られている。

2

Methods

2.1

ポジションスイッチ観測と問題点• ON・OFF 点のスペクトルは共に熱雑音を含む√
ため、減算によってノイズレベルが 2 倍悪化√する（そのため式 1 の分子に 2 が現れる）• 時間・空間的に異なる大気成分同士の減算を行ポジションスイッチ（PSW）観測は、観測天体のうため、大気の変動をキャンセルできなかった

座標（ON 点）と別の座標（OFF 点）を交互に観測

場合、スペクトルのベースラインがうねる（実し、得られたスペクトル同士を減算することで、観測効的なノイズレベルを悪化させる）

信号から地球大気放射を除去する手法である (Wilson

et al. 2013)。観測感度 ∆T は以下の通りに表される。
√
2 Tsys.
(1)∆T ≃ √∆ν ttotal ηobs

• ON・OFF 点を同じ割合で観測する必要がある
ため、観測効率が低い（望遠鏡の 2 点間の移動時間も考慮すると、ηobs < 0.5 となる）

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

FMLO観測PSW観測

図 2: 野辺山 45 m 鏡・TZ 受信機による、周波数変調（FMLO 法）を用いた系内天体 IRC+10216 の CS

J=2-1 輝線の観測と PSW 観測との比較 (Taniguchi et al. 2020)。約 3 倍の観測効率の向上を達成した。

2.2

データ科学的方法に基づく観測手法

PSW 観測（従来手法）の問題点は、大気除去のために観測データ同士の減算を行う必要がある点に集約されると言って良い。そこで、減算を行うことなく大気放射を推定することができれば、（観測効率を除く）問題点を解決できることになるだろう。これ分を分離する様子を示した。従来手法と異なり、減算は観測行列とノイズをほとんど含まない推定行列√同士で行われるため、ノイズレベルの 2 倍の悪化が発生しないことが期待される。また、大気の時間変動をリアルタイムで推定することにより、ベース
ラインのうねりも発生しにくいことが利点である。

を実現するため、我々はデータ科学的手法に基づく新たな分光観測手法を提案する。従来手法と比較した際の要素技術は以下に列挙した 3 点である。
高頻度かつ連続的なデータの取得 大 気 の 時 間 変 動をトレースするため、PSW 観測のデータ取得

3

Results

3.1

周波数変調を使ったオフ点不要の高効率な分光観測手法

間隔（典型的に 1-10 s）よりも高頻度（0.1-1 s）

ヘテロダイン受信機を使った観測では、局部発振に分光スペクトルデータを取得する。これを、時器（LO）の周波数を変えることで観測周波数帯を観間 × 周波数の時系列行列データとして保存する。 測中に容易に動かすことができる。我々はこれを応
天体信号の変調 統計的手法を適用するため、時系列

用し、高頻度（∼ 10 Hz）なデータ取得と同時に天体

行列データ中で天体信号成分が連続的にならな信号を周波数方向に変調（FM）させることで、デー

いように観測方法を工夫する。これを天体信号の変調と呼ぶ（3 節で実際の例を紹介する）。

タ科学的方法を応用可能にした周波数変調観測手法（FMLO 法）を開発した (Taniguchi et al. 2020)。2
節で示した利点に加え、FMLO 法は OFF 点を観測す

統計的手法による大気・天体信号の分離 天 体 信 号る必要がないため、非常に高い観測効率（ηobs > 0.9）が変調された時系列行列データを用いることを達成可能である。図 2 に示した野辺山 45 m 鏡にで、時間的・周波数的に相関を持って変動するおける試験観測では、PSW 観測の 1/3 の観測時間で大気成分のみからなる低ランク行列を、行列分同等の観測感度を達成できることを実証した。これ√は、式 1 において、 2 → 1.1、ηobs = 0.92 の改善が解の統計的手法を使って推定する。

図 1 に、変調方法の異なる 2 つの観測手法によっ 達成されたことに対応する。
て得られた時系列行列データから、それぞれ大気成2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

PSW観測・解析手法による結果（ON-OFFによる大気除去）

データ科学的方法による解析結果（低ランクースパース行列分解）

図 3: メキシコ LMT 50 m 鏡・B4R 受信機による、高赤方偏移銀河 PJ020941.3 の CO J=4-3 輝線の PSW
観測を従来・提案手法で解析した結果。スイッチングは 10 s 間隔、データは 1 s 間隔で取得されている。

3.2

ポジションスイッチ観測の高感度化

PSW 観測のスイッチング間隔よりも高頻度（>
1 Hz）でデータ取得ができれば、スイッチングそのものを天体信号の変調とみなしてデータ科学的方法を適用できる。特に、高赤方偏移銀河のように輝線が1-2 本程度しか検出されない場合、天体信号は行列中でスパース（非ゼロの要素が少ない）となるため、低ランク–スパース行列分解手法 (Thou & Tao 2011)

ポジションスイッチ観測の高感度化は、高頻度なデータ取得が可能であれば追加の開発が不要なばかり
か、既存の観測データの感度さえも向上できる可能性を秘めている。また、DESHIMA(Endo et al. 2019b)のような、近年開発が進む超広帯域フィルターバン
ク分光計（原理的に周波数変調が不可能な装置）との相性も良い。観測装置の特性を理解し、観測・解析手法を使い分けていくことが今後重要となるだろう。

を利用して大気の分離が可能である。図 3 に示した
メキシコ LMT 50 m 鏡・B4R 受信機（Kawabe et al.

in prep）による試験観測では、PSW 観測の 1.65 倍の感度を達成可能であることを実証した（Taniguchi√
et al. in prep）。これは、 2 → 1 に加え、ベースラ
インのうねりを除去できたことを意味する。

5

Conclusions
本研究によって、データ科学的手法を単一鏡の分光観測に適用するための方法論が確立され、開発した 2 種類の観測・解析手法によって、ソフトウェア開発で観測感度を向上できることが実証された。ハー
ドウェア開発に並ぶ第二の開発領域として、将来計

4Discussion

画を牽引するための技術的な目処が立ったと言える。

3 節で実証した 2 種類の観測・解析手法は、ハードウェアの大規模な追加開発を必要とすることなく、 Reference
既存の単一鏡の感度の向上が可能である。FMLO 法
はこれに加え、OFF 点のコンタミネーション（OFFEndo, A., et al. 2019, Nature Astronomy, 3, 989

点に天体信号が存在していた場合、ON 点の天体信

Taniguchi, A., et al. 2020, PASJ, 72, 2号の強度が低く推定される問題）が原理的に発生しThou, T., & Tao, D. 2011, ICML-11, 33

ないため、ALMA の Total Power Array のような高感度な単一鏡への応用が期待される。

Wilson, T. L., Rohlfs, K., & Hüttemeister, S. 2013,
Tools of Radio Astronomy Sixth Edition

——–index

観測 28
NASCO 受信機の搭載から現在までの開発進捗
名古屋大学大学院理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
松英裕大2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

NASCO 受信機の搭載から現在までの開発進捗
松英 裕大 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
我々名古屋大学天体物理学研究室と NANTEN グループは、チリのアタカマにある NANTEN2 望遠鏡を用いて、超広域で CO 輝線を観測する NASCO (NANTEN2 Super CO survey as legacy) 計画を推進している。本計画は全天の 70%もの領域で CO 分子の輝線を観測する計画である。本計画を遂行するためには高感度な受信機が必要であるため、私たちは 100 GHz 帯で 4 ビーム/両偏波/SSB、200 GHz 帯で 1 ビーム/両偏波/2SB のマルチビーム受信機である NASCO 受信機を開発した。この新受信機は 2019 年 9 月にチリのNANTEN2 望遠鏡に搭載され、ファーストライトを達成した。しかし、その時点では受信機初段の冷却ア
ンプ複数台の性能が出ておらず、観測に使用できる IF 数は 100 GHz 帯では全 16IF のうち 4IF、200 GHz
帯では 4IF のうち 2IF のみだった。NASCO 受信機を完全な状態にするため、私を含めた NANTEN チー
ムは素子評価、常温アンプの製作、冷却アンプの評価等を行った。そして 2020 年 3 月に再びチリに渡航し、修理や新しく製作を行った部品の搭載をした。その結果良い IF では 150 K 程度の Tsys を得られるなど性能が向上し、200 GHz 帯と合わせた全 5 ビームでの CO 輝線の観測成功した。本講演では 2019 年度に行われた NASCO 受信機関連の作業と今後の課題について報告する。

1

Introduction
星は星間分子雲から誕生するため、星形成の謎を解明するためには星間分子雲の大きさを把握するのは重要である。星間分子雲の主成分は水素であるが、水素分子は赤外線や紫外線の輝線しか出さないため温度の低い領域での観測は難しい。そのため、分子雲中に水素分子の約 1/10000 程度含まれているとされ、低温でも遷移を起こしやすい回転準位を持つ一酸化炭素 CO を水素分子のトレーサーとして用いるの研究にも幅広く応用されることが期待されている。

2011 年から 2013 年に試作された、シングルビー
ム・片偏波・DSB の受信機では、1 平方度を観測するのに約 3 時間かかった。全天の 70%は約 15000 平方
度に相当するため、単純計算でも約 5 年間かかることになる。現実的には 5 年間の間絶えず観測を続けることは不可能のため、観測を終えるには数十年時間がかかると考えられている。そこで構想され、開発されたのが NASCO 受信機である。ヘテロダイン
受信機での観測時間は以下の式で表される。

のが一般的な手法である。
赤外線、紫外線など電波より短い波長の全天マッ
プはこれまで作られてきたが、CO 分子の出す電波

観測時間

∝

(システム雑音温度)2(偏波数) × (ビーム数)(1)

は強度が弱いため広域観測が難しく、なんてん望遠

NASCO 受信機は旧受信機と比べ偏波数を片偏波か鏡で観測したこれまでで最も広い範囲をカバーしたら両偏波に、ビーム数を 1 つから 4 つに増やした。

分子雲マップでも全天の約 4%である。

また、およそ 115 GHz に相当する CO 分子の J=1-0

そこで我々NANTEN チームが取り組むことになっ の回転輝線を観測する 4 つのビームに加え、その 2たのが、NANTEN2 Supar CO Survey as Legacy 倍の約 230 GHz にあたる CO 分子の J=2-1 の回転(NASCO) 計画である。NASCO 計画はチリの NAN- 輝線を観測できるビームが 1 ビーム搭載されており、TEN2 サイトから観測できる全天の役 70%の領域 (図 計 5 ビームのマルチビーム受信機となっている。こ
1) において、CO の回転輝線 (J=1-0) の観測を行うの受信機を使うことにより、NASCO 計画は 3〜4 年計画である。この観測により、全天での分子雲の地で完遂すると見込まれている。

図を作ることでき、それは星形成の研究は勿論、他2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
易に破壊されてしまう。また SIS 接合を保護する膜が剥離することによる破損や、製造時の SIS 接合の具合が個体によってばらつきがあることによる性能差等が存在する。そのため、ミクサブロックに詰められた素子は評価を行うことによって故障していな
いか、どの程度の性能が出る素子なのかを確認しておく必要がある。また、多数の素子を評価すると性能のいいものから優先的に使うことができる。
図 1: NASCO 計画における観測領域

必要な数の SIS ミクサは既に準備が出来ていたが、2019 年度は予備の評価を行った。評価系は図 2 の通本研究の目的2りである。

2019 年 8 月から 9 月にかけて NANTEN サイト
で NASCO 受信機の設置作業が行われ、9 月 21 日にファーストライトを達成した。この時、世界初の CO
分子の J=1-0、J=2-1 の回転輝線の同時観測に成功した。しかし当時は冷却アンプや素子の故障などに見舞われ、100 GHz 帯で 2beam/片偏波/2SB、200

図 2: 素子評価系のブロックダイヤ

GHz 帯で 1beam/片偏波/SSB の状態であり、本来な
ら受信機の出力は 20IF あるところ、5IF のみしか観測に使用できない状態だった。
これらを始めとしてファーストライト達成後も評価系に常温の電波吸収体からの放射と液体窒素に浸した電波吸収体からの放射を入力し、その出力の差をスベクトラムアナライザで見ることで受信機

NASCO 受信機は様々な課題を抱えている。NASCO 雑音温度を算出することができる。
2019 年度の素子評価では、本評価系での受信機雑計画の完遂のためには、アタカマのような厳しい自然環境の中でも 3〜4 年の科学観測を行うことができ

音温度が 120 K ほどの素子を二つ得ることができた。

る受信機にする必要がある。本研究の目的は部品の故障で観測できない系の修復を含め、NASCO 受信機を完全なコンディションにすることである。

3.2

常温アンプの製作

NASCO 受信機では全ての IF 系の最終段に帯域 0-

32019 年度の開発

3.1

100GHz 帯素子の評価

2 GHz の自作常温アンプを使用している。この自作
アンプは、メーカー製のものを購入するのに比べて価格が大幅に安く済むと言うメリットがある。ファーストライト時点ではこのアンプは 1IF につき一つし

NASCO 受信機の 100 GHz 帯 4beam で用いられ か使用していなかったが、この構成だと分光計へのる SIS ミクサは、国立天文台野辺山観測所で切り出 入力パワーが-30 dBm とやや低かった。そのため追しされた OKY100 という素子である。受信機の前段加でアンプの製作を行い、IF 系の最終段に 2 つ、計にくる装置の雑音ほど受信機全体の雑音温度 (Trx)

40 個使用することにした。図 3 は改良を加えた後のに大きく影響する。NASCO 受信機においては、初ブロックダイヤである。また、当時使用していた自段のアンプよりも先に SIS ミクサでの周波数変換が作アンプは 5〜6 GHz の周波数のスプリアスを発し行われるため、 受信機雑音温度は SIS ミクサの雑音ていた (図 4)。このスプリアスは使用する帯域からはに大きく影響される。SIS ミクサは静電気的に非常外れているものの取り除く方が好ましいため、一度に弱く、人体に帯電した静電気が流れるだけでも容全ての自作アンプを日本に持ち帰り、コンデンサー

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校を追加する等の改良を加えた。この改良と新たな自HEMT アンプを使用している。2019 年 9 月にこの作アンプの製作は大阪府立大学客員研究員の阿部氏

アンプが大量に故障するトラブルがあった。故障しの指導の下に行った。

たアンプは日本に持ち帰り、メーカーでの修理の後準備した自作アンプは全てベクトルネットワーク

再び手元に戻ってきた。

アナライザを使用した S パラメータのチェックとリ

このアンプが故障した原因として、冷却と昇温のニアリティの測定を行った後、チリの NASCO 受信

サイクルによる内部の体積変化が考えられたため、機に搭載した。

NASCO 受信機に再搭載する前に日本で冷却試験を行った。この作業を行うことで熱サイクルに弱いア
ンプを再搭載前に発見することができると期待された。HEMT アンプを評価用クライオスタットで冷却

図 5: HEMT アンプ評価中の様子
図 3: NASCO 受信機の新ブロックダイヤ

した後、終端抵抗からの熱雑音を常温アンプで増幅した信号を入力し、その出力をスペクトラムアナラ
イザで測る形で Gain を確認した。
日本から NANTEN サイトに持っていく予定だった 6 個の HEMT アンプに計 3 回熱サイクルを与えたが、全ての回でメーカーのカタログ値通りの Gain
出ていることが確認され、熱サイクルで故障する個
体は確認されなかった。

3.4

2020 年 3 月のチリ渡航

2020 年 3 月、3.2 の自作常温アンプと 3.3 の HEMT
図 4: 旧自作アンプのスプリアス (CH1:S11,CH2:S21)

アンプを搭載するために再びチリに渡航した。13 日間の作業の末、100 GHz 帯で 4beam/両偏波/2SB、200 GHz 帯で 1beam/片偏波/2SB の 18IF で CO 輝

3.3

冷却アンプの性能評価

線が観測可能なシステム雑音温度を達成することができた。図 7 は各 IF において横軸に周波数、縦軸にNASCO 受信機では 100 GHz 帯の 4 ビームの初段のアンプに Caltech 製の CYTCRYO4-12 というHOT、SKY を見た時の分光計のカウント値とそこ2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校から計算されたシステム雑音温度をとったグラフででスプリアスの発生を捉えている。図 8 は HOT をある。

見続けた時の分光計でのパワーの変動をグラフにしたものである。1 秒程度のスケールから 100 秒以上の周期のものまで、様々なタイムスケールで変動が起こっていることが分かる。今後はこのような受信機の不安定性がなぜ起きているのかを調査し、観測にどの程度影響を与えるのかを考える必要があると考えている。

図 6: システム雑音温度のグラフ

4

まとめと今後の課題
HEMT アンプの修理や自作常温アンプの改良を通して、ファーストライト以後も NASCO 受信機をアッ

図 7: スプリアスの発生

プデートすることができた。
今後の課題は、200GHz 帯の 1beam を両偏波で取得できるようにし、NASCO 受信機設計時から予定されていた 20IF での観測を実現することである。現状 200 GHz 帯で必要な以下のコンポーネントが不足している。

• SIS 素子
• local 信号用の逓倍機• 2IF 分の分光計
また、受信機の安定性についても課題が残っている。
短いタイムスケールでスプリアスが出現、消滅していることが試験観測のデータを解析することで確認されている。図 7 は図 6 を 200 GHz の 1 つの IF について拡大したものである。Tsys の測定は HOT、SKYの分光データをそれぞれ 1 秒ずつ順番に取得して行っているが、図 7 では SKY を見た時の 1000 MHz 付近

図 8: トータルパワーの時間変動

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観測 29
1.85m 電波望遠鏡の新 IF 回路の検討
大阪府立大学理学系研究科
南大晴

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

1.85m 電波望遠鏡の新 IF 回路の検討

南 大晴 (大阪府立大学大学院 理学系研究科)

Abstract
我々大阪府立大学では、長野県の国立天文台野辺山に設置している口径 1.85m の望遠鏡を開発・運用している。この望遠鏡では星形成の母体となる分子雲を観測しており、多くの物理情報をトレースする CO 同位体の輝線をメインに銀河面や星形成領域を観測してきた。これまでは主に 230 GHz 帯に存在する CO(J =2−1)の同位体 3 輝線を観測しており (Onishi et.al. 2013)、現在南米チリのアタカマに移設し 210−375 GHz に存在する CO 同位体 6 輝線 (J = 2−1, 3−2) を観測する計画を進めている。加えて IF 帯域が従来の 4−8

GHz からより広帯域な 4−21GHz を出力する SIS mixer (Kojima et al. 2017) を導入し広帯域観測を実現する受信機の開発を推進している。チリの移設予定地では 0 − 2.5 GHz にかけて多くの携帯電波や WIFI 等が混雑 しており、現在の分光計に入力している帯域 0−2 GHz に影響が出る可能性がある。これを避けるた

めに分光計帯域 0−2.5 GHz のエイリアシングを利用して 2.5−5 GHz で性能を損なわず分光可能か検討し、分光計まで導く 2.5−5 GHz の IF 回路の設計・評価を行っている。これまで 0−2 GHz の信号を XFFTS 分
光計に入力し運用してきたが、2.5−5 GHz の入力帯域において 分光計で性能に問題なく運用できるかを確認するために以下の実験を行った。(1) 信号発振器を用いた 0−10 GHz に わたる分光計への入力強度と出力強度の線形性調査、(2) 連続性の信号を用いた 0 − 5GHz までの線形性調査。(1) の実験では 0−6 GHz ま
で線形性を確認したが、3 GHz を境に 5 GHz まで徐々に強度の減衰が見られた。(2) の 実験においては入力強度が− 5− − 40 dBm までの線形性を確認した。これらの結果から 3−5 GHz にかけての減衰を補正す

るために分光計へ入力する前のアナログ回路でイコライザーを用いて強度の平坦化を検討している。 今後、

XFFTS 分光計で 2.5−5 GHz 入力の性能が保証できれば本望遠鏡への搭載も検討していく。本講演では こ
れらの測定結果及び XFFTS の性能を比較・検討しその結果を報告する。

1

Introduction
分子雲は一般に低温であるため、可視光や近赤外線の波長帯に電磁波を放射することはできない。しかし、10K 程度の低温でも、分子の回転遷移 (ミリ波・サブミリ波) は引き起こされる。ただし、分子雲の主成分である水素分子は永久電子双極子モーメン
トを持たず、10K という低温において電磁波を放射することはできない。そこで分子雲の研究には、水素分子 (H2 ) やヘリウムに次ぐ存在量を持つ一酸化炭素分子の同位体 12 CO,13 CO,C18 O などのミリ波・サブミリ波帯の回転遷移による分子輝線の観測がよ取得するために、これまでの CO 同位体 (J = 2−1,

220−230GHz) に加えて CO の高励起分子 (J = 3−2,

330−345GHz) を同時観測を検討し進めている。そこ

で我々は 1.85m 望遠鏡を国立天文台野辺山宇宙電波観測所から南米チリのアタカマ (標高約 2,300m) に移設し、より大気が薄く乾燥した条件下で 6 輝線を同時観測するプロジェクトを進めている。それに伴い、受信機システム全体の広帯域化の進行中である。

1.85m 望遠鏡

く利用される。我々は長野県にある国立天文台野辺2

山宇宙電波観測所に設置している 1.85m 電波望遠鏡

1.85m 望遠鏡では、受信機が水平軸に依存せずた。現在、これまでの観測よりも詳細な物理情報をと異なり、導波管型の周波数分離フィルターを採(図 1) を用いて、これらの一酸化炭素分子の同位体 3 動 作 で き る ナ ス ミ ス カ セ グ レ ン 方 式 を 採 用 し て
輝線 (J = 2−1) を観測し、広域マップを作成してき い る 。受 信 機 で は 従 来 の サ イ ド バ ン ド 分 離 方 式

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
用 し て い る 。各 偏 波 ご と に 周 波 数 特 性 の 異 な る
周波数分離フィルターを用いることで広帯域にわたって 観 測 す る こ と が で き る 。ま た 本 受 信 機 では CO3 輝線 (J = 2−1,220−230GHz) の電波を受信できるシステムになっている。受信された電波は非常に微弱な信号であるため低雑音で受信する必要がある。そのため超伝導を利用した SIS

Mixer(Superconductor−Insulator−Superconductor)
を用いて 4−8GHz の周波数帯域に周波数変換をした

のち、中間周波数回路 (IF 回路) で強度の増幅や信号

図 2: 1.85m ブロックダイアグラム 簡略図を 2 つに分岐させ BPF によってそれぞれ 4−6GHzと 4.5−6.5GHz の帯域を選択する。その後さらに0−2GHz の周波数帯域に周波数変換し出力される。
信号を XFFTS 分光計 (図 2) によって細かく周波数分光され計算機に送り解析する。

広帯域 IF 回路の検討

3

我々は広帯域化に際して 210−375GHz の周波数に

図 3: XFFTS 分光計

対応した SIS Mixer を採用した。この SIS Mixer はを採用している。それぞれの SIS Mixer の IF 出力がであり、取得したい輝線を選択するために新しく中れぞれに対応した IF 回路を設計した。この IF 回路

受信機から出力される IF 信号が 4-21GHz と広帯域

4−8GHz/4−21GHz と異なるため、図 4 のようにそ

間周波数回路 (IF 回路) を組み上げる必要があった。 は 230GHz 帯の回路に従来使用していた IF 回路をそ
現在、0−2GHz の周波数帯域で分光計に入力できるのまま採用し、345GHz 帯の回路を新しく設計した。

信号をフレキシブルに取得帯域を変更して観測する

4−6GHz と 19−21GHz に入るように設計した。しかIF 回路を組み採用しているが、今後 4-21GHz の IFために 2.5−5GHz の周波数帯域で分光計へ入力することを検討している。

3.1

4−21GHz 帯 IF 回路の設計

現在 CO(J=3−2,2−1)6 輝線を観測するために230GHz 帯・345GHz 帯にそれぞれ対応した SIS Mixer

345GHz 帯の IF 信号 4−21GHz 中では CO3 輝線がし、この回路は CO3 輝線取得できるようにしているためその他に観測したい帯域はカバーできない。そこで backend である分光計の入力帯域を 2.5−5GHzに変更することで 4-21GHz 帯の中から欲しい帯域をLO 周波数を変更するだけで容易に取得できるようになる。我々は入力周波数 2.5−5GHz 帯における分光計の性能評価を行った。

4

XFFTS 分光計の評価

分光計はナイキストの定理から折り返し周波数を超えて信号を入れ続けると折り返し周波数を支点として周波数が折り畳まれて記録される。この原理をエイリ
図 1: 1.85m 望遠鏡

アシングと呼び、我々が使用している分光計にはこの折り返し後の 2.5−5GHz の性能が確認できていない。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 1.85m 210-375GHz ブロックダイアグラム
そこで 0−2.5GHz での入力の性能と比較して評価した。今回評価した内容は分光計の連続波またはスペクトルを用いた linearity・digital filter curve への影
響・allan variance を測定した。連続波による分光計

図 6: band 幅ごとにおける linearityの振幅特性評価では 0−2.5GHz と 2.5−5GHz のそれ
ぞれで 40dB までの linearity が確認できた。SG を用いたスペクトルの linearity 評価では、3−5GHz にかけて 20dB の傾斜が見られる。この傾きは equalizer

によって補正すると十分に使用できると考えている。
この結果から観測に必要な強度と十分な linearity が確保できていると考える。これにより、XFFTS 分
光計は 5GHz まで観測に十分な性能が得られると考える。

図 7: 連続波による linearity 0−2.5GHz

図 8: 連続波による linearity 2.5−5GHz
図 5: SG による linearity 評価

また、XFFTS 分光計の filter curve は 1ch あたりの band 幅 (約 76kHz) は実験により確認できており、

allan 分散も同様に 10s 程度で white noise による揺らぎは抑えられる。ここでのデータや詳細に関しては口頭発表で発表する。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

まとめと今後• 星形成を理解するために 1.85m 望遠鏡を南米チ
リのアタカマに移設し、CO(J = 3−2,2−1) の

6 輝線同時観測をするプロジェクトを進行している。

• 広帯域同時観測のため、受信機システムの広帯域化が必要である。

• IF 出力の周波数帯域の取得したい範囲を容易に変更し取得することを可能にするため分光計の入力周波数帯域を 2.5−5GHz に変更し、性能評価した。

• 今後 1.85m 望遠鏡への搭載に向けて、周波数特性の平坦化と新しい IF 回路の設計をしていく。

Reference
Onishi et al. 2013, PASJ,vol.65,78
Kojima et al. 2017, IEEE Trans. Terahertz Sci. Technol., vol. 7, no. 6, pp. 694 703, Nov. 2017

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観測 30
1.85m 電波望遠鏡の新制御システム開発
大阪府立大学理学系研究科物理科学専攻
松本健

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

1.85m 電波望遠鏡の新制御システム開発
松本 健 (大阪府立大学大学院 理学系研究科)

Abstract
我々の研究室では、口径 1.85 m の電波望遠鏡を国立天文台野辺山にて運用、開発を行っており、銀河系に存在する分子雲に対して主に CO (J = 2-1) を用いて広域観測を推進してきた。現在、本望遠鏡を南米チリに移設し、210-375 GHz 帯の広帯域受信機を搭載することで、銀河系やマゼラン雲に存在する分子雲に対して CO (J = 2–1, 3–2) 輝線の同時・広域観測を目指している。チリ移設に伴い、従来の制御システムの複雑さ、計算機の老朽化などから、望遠鏡の制御システムを一新している。1.85m 電波望遠鏡の新制御システ
ムには、従来と同様に、多数の装置の同時制御・正確なアンテナ駆動を実現し、それに加え、(1) 海外で運用するための徹底的な監視と遠隔操作、(2) 観測の完全自動化、(3) 将来の新装置等に柔軟に対応できる拡張性、が新たに求められる。これらの要求を満たすために、新制御システムには、ロボット工学でよく使われているソフトウェアプラットホームである ROS (Robot Operating System) を採用した。これにより、多数の装置の分散処理を容易に実現している。我々は、ROS を使用した受信機・アンテナ駆動のための新制御システムの設計・実装を概ね完了し、駆動性能の確認と観測データの解析ツールの作成を進めている 。2020
年春に、新制御システムを用いて、望遠鏡性能評価、試験観測を実施した。望遠鏡性能評価としては、太陽、
木星、IRC+10216 を用いた電波ポインティング試験を行い、その結果から指向誤差 20′′ を実現した。これは、旧システムと同等の駆動性能をもち、345 GHz 帯での分解能 2′ に対して、十分な精度である。試験観
測では、230 GHz 帯での標準天体の PS 観測、Orion–KL の OTF 観測を実施し、旧システムでの観測結果と観測誤差の範囲で一致することを確認した。現在、観測の自動化などの新規機能の開発を進めている。

1

背景

きる 210–345GHz 帯の広帯域受信機を搭載予定である。南米チリは、湿度が極めて小さい。水蒸気によっ

星間分子雲の凝縮から恒星の誕生までの星形成過て吸収される電波の観測において、とてもよい環境

程を解明する上で、分子雲の温度や密度同位体比なである。 我々は、南半球で観測可能な銀河中心や大どの物理状態を知ることは非常に重要である。分子小マゼラン雲がもつ分子雲の CO (J = 2–1, 3–2) 輝

雲の主な構成要素は水素分子であるが、無極性分子

線の同時・広域観測を目指している。

である上、分子雲内では 10 K 程度と非常に低温であるため、電磁波を放射しない。そこで、水素分子に次いで存在量が多く、水素分子の存在量とほぼ比例関係にある一酸化炭素の同位体 12 CO,13 CO,C 18 O の2

1.85m 電波望遠鏡

分子輝線の観測が、従来から広く行われてきた。我々

図 1 の 1.85m 電波望遠鏡はアンテナ、光学系、受大阪府立大学宇宙物学研究室は長野県にある国立天

信機、分光計の 4 つ要素で構成されている。まず、観文台野辺山宇宙電波観測所に設置している口径 1.85m の 電波望遠鏡を用いて、これら 3 つの CO 分子
輝線 (J=2–1, 220–230GHz ) を観測し、CO の広域マップを作成してきた。
近年、本望遠鏡を南米チリの標高 2500 m サイトへ移設する計画が推進している。345 GHz 帯 CO 分子
輝線 (J=3–2 ) を含めた CO 同位体 6 輝線が観測で測対象の方向へアンテナが向くように望遠鏡を動かし、観測対象からの電波をアンテナで集光する。その電波を光学系が受信機まで伝送し、受信機でその電波を電気信号に変換し、周波数変換や増幅を行う。
そして、分光計が受信機で処理された信号を周波数成分に分解する。これらの構成要素は、計算機で制御されており、精確に動作するために制御したり、正2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
常に動作しているかをモニターするのが制御システ

送信する publisher, データを受信する subscriber で構成されており、通信の際には、publisher がノードムである。

情報などのパラメータをマスタに登録し、subscriberは受信したいデータはどこで送信されているかをマ
スタから選択し通信を開始する。この通信は一対一だ
けでなく多対多の通信を実装することも可能である。
望遠鏡を構成する装置は多数あり、それらすべてを同時に制御する電波望遠鏡の制御システムは、ロボットの制御システムと類似する点がある。そのた
図 1: 1.85m 電波望遠鏡

め、ROS が提供する通信方式やノードの分割を望遠鏡制御システムに採用し、設計、開発を行った。

新望遠鏡制御システムの開発

3

これまで運用してきた望遠鏡制御システムは、設
図 2: topic 通信計の異なる駆動制御システムと受信機制御システムが複雑に絡み合ったプログラムであった。計算機の老朽化も進んでいたこともあり、我々は望遠鏡制御
システムを一新することにした。
新制御システムには、これまでと同様の装置制御、

3.2

制御設計

アンテナ駆動が求められると同時に、南米チリでのROS を用いた新制御システムのパッケージ構成を遠隔運用に伴い、(1) 徹底された監視と遠隔操作、(2)

図 3 に示す。パッケージとは同一の目的で作成され観測の自動化、(3) 将来の新装置に柔軟に対応できるたノードらを管理するものである。図 3 に示すよう

拡張性、が必要となる。

に、装置制御をするドライ バー層とユーザーが操作する層、それらをつなげるデータリレー層の 3 つのパッケージに分類している。バケツリレーの要領で

3.1

Robot Operating System(ROS)

データの受け渡しを ROS の通信方式を用いて行い、

新制御システムに拡張性をもたせるために、これ装置制御をするように設計した。このように設計すまでの制御システムにはなかった並列分散処理を実ることで多数の装置制御の流れが複雑化することな装する。そのためには、多数の装置との通信方式をく、より明確になる。また、装置の変更の際は、ド整備する必要もある。しかし、これらを一から実現

ライバー層のアップデートだけでよく、新装置に柔するには膨大な開発コストがかかってしまう。そこ

軟に対応できる拡張性を新システムに持たせている。

で、我々は Robot Operating System(ROS) を導入することにした。

ROS とは、ロボット工学の分野で使われているソ
フトウェアプラットホームである。ROS を用いたシUserが操作する層

データリレー層

ドライバー層Controllerや実験、観測スクリプト

望遠鏡ごとに
topic名の変更や、簡単なデータ処理を⾏う

装置とのデータの送受信※装置ごとに専⽤Python
モジュールを作成

データを記録する層

ステムでは、ノードと呼ばれる実行ファイルが細分化され、システム全体を構成している。これらのノードは独立して並列に動作し、互いにデータ通信が可能である。また、ROS では topic 通信と呼ばれる通信方式を提供している。topic 通信 (図 2) は、データを

図 3: パッケージ構成
これに加え、データを記録する層を実装した。この層では topic 通信で送受信されているデータを全て保存、監視する。これにより観測データだけでな2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
く全ての装置の動作を可視化、再現することができ、 同等の観測精度をもつ制御システムを実現できたとシステム全体の監視機能を実現している。

いえる。

これらの設計を受信機とアンテナ駆動で統一して開発を進め、現在約 100 ものノードが並列に動作して、望遠鏡全体の制御を行っている。全てのノード
は分散処理で実行されるため、一つの装置ノードが停止したとしても望遠鏡全体の制御システムは止まることなく、エラー復帰の動作に移行することが可
能である。

4

性能評価
ROS を用いた新制御システムにより多数の装置の同時制御を実現した。しかし、電波望遠鏡の制御システムとして ROS は実績がなく、電波観測を行う上で十分な精度をもつか確かめる必要がある。特に、精確な制御が必要とされるアンテナ駆動について性能

図 4: 太陽を用いた電波ポインティングの結果評価を行う。
図 4 に太陽を用いた電波ポインティングの結果を示す。電波ポインティングとは、基準となる電波源を観測することで、望遠鏡の指向誤差を測定する試験である。この試験により新制御システムによる駆動
性能を評価する。図 4 では、望遠鏡駆動で指定した
太陽の中心座標を原点におき、実際の観測座標がどれほどずれているかを表している。望遠鏡設置誤差による指向誤差の Az,El 依存がわずかに残っている
ため、中心座標からのずれは様々であるが、ずれの標準偏差が約 20′′ に収まっている。新たな広帯域受信機を搭載した 1.85m 電波望遠鏡の 345GHz 帯の分

図 5: Orion-KL のポジションスイッチ観測の結果′

解能は 2 となり、標準偏差がその分解能の 10% ほどに収束しているため、新制御システムによる望遠鏡
駆動が十分な精度で動作していることが確認できる。

5

試験観測
現在 1.85m 電波望遠鏡に搭載されている 230GHz

帯の受信機を用いて、標準天体の試験観測を実施した。図 5 に今年 4 月に実施した Orion-KL のポジショ
ンスイッチ観測結果を、図 6 に OTF 観測の結果を示す。旧システムの 1.85m 電波望遠鏡と比較すると、観測誤差の範囲で一致したことから、旧システムと

図 6: Orion-KL の積分強度図

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

6

まとめと今後
南米チリへの 1.85m 電波望遠鏡の移設計画に伴い、望遠鏡制御システムの設計、開発を進めてきた。新受信機など新装置の取り替えに対応できる拡張性、システム内部でやり取りされるデータの監視を新シス
テムでは実現した。また、新システムでの望遠鏡駆動の性能評価、試験観測を行い、従来と同様の観測運用が可能であることを確認している。
今後、遠隔操作に必要とされるセンサなどの環境の整備の他、エラー処理に長けたシステムにすることで観測の自動化を目指す。これらを実施し、今シーズンの長野県野辺山でのテスト観測を行っていく予
定である。

Reference
Onishi et al. 2013,PASJ, 65, 78

——–index

観測 31
半波長板の結晶軸のずれが CMB の B モード偏光観測に与える系統誤差の評価
埼玉大学理工学研究科物理機能系専攻
星野百合香

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

インフレーション探索を目的とした衛星 LiteBIRD に用いる半波長板の光学軸のずれが与える系統誤差の評価について
星野 百合香 (埼玉大学大学院理工学研究科)

Abstract
現代宇宙論における未解決問題に対してビッグバンモデルを補完する理論として、インフレーション理論が提唱されている。この理論はいまだ仮説であり、検証が必要とされる。インフレーションが存在する場合、原始重力波として
宇宙マイクロ波背景放射 (Cosmic Microwave Background; CMB) の偏光パターン B モード偏光が、痕跡として刻まれると予言されている。次世代衛星 LiteBIRD は、この原始重力波による B モード偏光の観測を目的とした衛星計画である。LiteBIRD では偏光観測時の系統誤差を抑制するために、連続回転する半波長板 (Half-Wave Plate;

HWP) を搭載した偏光変調器 (Polarization Modulator Unit: PMU ) を採用する。変調された偏光信号は HWPの回転角の 4 倍波成分に現れる。一方で、実際には反射の影響などが他の回転角成分に系統誤差として現れ、その理解は必須である。そこで系統誤差の原因の候補の一つである、理想的な A カットサファイアからの光学軸のずれに焦点を当て、厳密結合波解析法 (Rigorous Coupled Wave Analysis: RCWA) を用いて解析を行った。解析の結果、光学軸のずれは変調効率を低下させ、反射による系統誤差を増加させるという事が分かった。

1 インフレーション理論と衛星 LiteBIRD

要求される観測精度を達成するために、LiteBIRD には偏光変調器が搭載される予定である。B モード偏現代宇宙論において、宇宙が高温高密度の状態か光は非常に微弱な信号であるため 1/f ノイズに埋れら始まったとする「ビッグバンモデル」が昨今の観測てしまうが、偏光変調器で変調を施すことにより 1/f

から支持されている。しかし、ビッグバンモデルに基ノイズを軽減できる。この偏光の変調には連続回転づく標準宇宙モデルから初期宇宙について説明できする HWP が用いられる。偏光信号をより精密に観る理論は未だに確立していない。未解決問題を解決

測するには変調効率が 100% に近い値である必要がする理論として、現在インフレーション理論が提唱あるが、達成するためには HWP の光学特性を十分されている。インフレーション理論とは、宇宙初期のに理解する必要がある。

一定期間の間に宇宙が指数関数的に膨張したとする

2 半波長板理論である。
しかし、インフレーション理論を立証する観測は

図 2 に、回転する HWP に変更が入射する際の概未だなされていない。インフレーションが発生して略図を示す。HWP は入射した偏光の方向を π/2 ず

いた場合、CMB にはインフレーション時の初期重力

らす機能を持った光学素子であり、複屈折材が使用

波の痕跡としてＢモード偏光が生じると予測されいされる。変調信号は一方向に感度を持つ検出器によっる。次世代衛星 LiteBIRD は、この B モード偏光をて検出される。回転する単層の HWP に偏光が垂直観測することでインフレーション理論の実証を目指入射した際の変調は、以下の行列式で記述できる。

す衛星である。LiteBIRD はインフレーションのエ
ネルギースケールの指標となるテンソルスカラー比~out = GR(−ρ)ΓR(ρ)SinS(1)

r の観測精度 δr ≤ 0.001 を目指す。また、打ち上げ式 (1) において、Sin , Sout はそれぞれ入射前、透過は 2020 年代、運用期間は 3 年の予定である。

後の偏光のストークスパラメータであり、偏光を 4成分に分けた形で記述される。G は検出方向への抽2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校で表すことができる (C は定数)。すなわち、理論的には、Iout は DC 成分と HWP の回転軸の２倍波、４倍波成分で表すことが出来る。

3 研究目的
実際の測定において Iout は上記に示したような理論項のほかに、HWP の回転角の 1 倍波成分、3 倍波成分などの非理論的な項を含んだ状態で検出されることがこれまでの実験から確認されてあり、原因を探ることが重要である。このような非理論項は HWPの光学特性が理想的でない条件で大きく発生する可

図 1: 実験系で使用されている PMU。[1]能性がある。本研究では原因の候補として、光学軸の出を反映した行列、Γ は HWP そのものの光学特性ずれに着目して調査する。

を表すミュラー行列、R は半波長板の回転に対応す

4 解析方法る回転行列、ρ は HWP の回転角を表す。

HWP の光学軸のずれが正確に測定されている
HWP を入手し、かつ様々なずれの値を持つ HWPを用いて測定を行うことは非常に困難である。そこ
で、RCWA 法による電磁波解析を使用してシミュ
レーションを行った。電磁波解析とは、マクスウェ
ル方程式を境界条件を用いて数値解析し、ベクトル

図 2: HWP 周辺を示す概略図。

場を算出する方法である。RCWA 法は様々な電磁波

本研究では簡易化し、HWP １枚のみを用いた場解析のうちの一つで、周期構造を持つ物体の回折や合について解析を行う。理想的な場合、検出器で取得社開発のソフトウェア”DiffractMOD”[4] を用いた。

される信号は透過率と反射率のみを考慮した式で表すことができる。通常光線に対する屈折率を no , 異
常光線に対する屈折率を ne とすると、それぞれの屈折率に対応する振幅透過率 to 、te は、

to =DiffractMOD では物体や電磁波の計算範囲、入射波の条件を設定すると、物体を透過した地点における電場のベクトル値を計算できる。今回は、DiffractMOD
内で「回転する HWP にある一定の偏光が入射角 0°

2

2 cos δo + ( n1o + no )i sin δ2te =12 cos δe + ( ne + ne )i sin δ

反射を解くのに適している。なお、解析には旧 Rsoft

で入射し、偏光方向と同じ方向にのみ感度を持つ検(2)で表すことができる。δo ,δe は各屈折率に対応する透出器で出力偏光の強度 Iout を検出する。
」という状況
を想定して計算を行った。解析手順は以下のとおりである。また、概念図を図 3 に示す。

過前、透過後の位相差を表す。以上の透過率を代入して得たミュラー行列を用いて、ストークスパラメー

1. HWP を回転させる代わりに、入射偏光角度をタ Sout の内の強度成分 Iout を求めると、0° から 360° まで 0.01° 刻みで変化させた状態でIout = C1 +C2 cos 2ρ+C3 sin 2ρ+C4 cos 4ρ+C5 sin 4ρ(3)計算を行う。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
光線軸の屈折率 no = 3.059 に対応するような平板の2. 各偏光角度毎に、HWP 透過後の電場ベクトル
Ex ,Ey を得る。この電場について、入射偏光の角度と検出器の感度方向が一致するように直す必要があるため、

Ex = Ex cos ρ + Ey sin ρ0

表 1: HWP と AR の設定条件。AR の設定について
は通常光線軸の屈折率から値を決定した [2]。AR
コーティングは HWP の両端に設置した。

0

Iout = |Ex |2

簡易的な設計を想定した。

(4)

HWP

の計算を施して Iout を算出した。

3. 非理論的に発生する成分の大きさを調べたい。そこで、得られた Iout に対して以下の式でフィッ

厚さ [mm]4.923 [mm]屈折率 (通常)

3.059

Loss tangent(通常)0.9 × 10−4

屈折率 (異常)3.397

Loss tangent(異常)1.6 × 10−4

厚さ [mm]0.479 [mm]

屈折率

1.749

AR

トを行い、各成分の大きさをフィッティングパ
ラメータ ai として取得した。

If it = a0 +20X

ai sin (iρ + iφi )

(5)

i=1

入射偏光は波長が 3.353[mm](約 89.4[GHz])、強度
は Iin = 1 を想定した。また、AR なしの場合、AR

なお各倍波の大きさは、得られたパラメータありの場合どちらも光学軸の傾き θ は 5° 刻み、各 θ

a0 , ai を用いて、a1 /a0 − a20 /a0 とする。以後本における Iout は HWP の回転角を 0.01° 刻みで 6000

文にでは簡易化のため 1 倍波項、2 倍波項･･･に点取得した。

ついて、1f、2f ･･･と記述する。

図 4 に AR なし・あり両方の場合について、光学軸のずれ (θ) ごとに算出された、各成分を示す。赤枠で示した 4f 、2f は理論式で予測が可能な項で、4fは変調効率、2f は反射による系統誤差を反映した成分である。変調効率を表す 4f は、AR なし・ありの双方で、光学軸のずれ (θ) が大きくなるにしたがって低下している。一方、2f に現われる反射による系
統誤差は、AR なしの場合に、θ が大きくなるにつれ

図 3: 計算手順を示す概念図。

て大幅に増加するが、AR を施した場合は、それが大幅に抑制されるという結果が得られた。

この計算を光学軸のずれ θ を変えながら行い、各これらに対して、青枠で示した 1f 、3f 、5f ,... がθ についてパラメータを取得して、各成分の大きさの「非理論成分」である。図に示したとおり、これらの倍θ の依存性について調べた。

波成分については、RCWA の計算誤差の範囲 (10−7

5 解析結果今回は、簡易的な Anti-Reflection(AR) コーティ
ングをなし、ありの二つの HWP において解析を行った。DiffractMOD で設定した HWP の条件を表 1 に程度) 以下であった。このことから、光学軸のずれ
は、非理論成分を生み出す主な要因ではないと考え
られる。

6 考察

示す。HWP の条件については AR の有無にかかわ

実際用いられる HWP の条件に近い AR ありの場

らず同値である。AR コーティングは、HWP の通常合について、光学軸のずれが影響を与える 2f と 4f

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
め、A カットサファイアでも変調効率が 100% でな
い帯域が含まれるため、より大きく 2f の系統誤差が発生すると思われる。

図 5: 2f について、AR ありのグラフを拡大した図。

7 まとめ
本解析より、光学軸のずれは変調効率を低下、2fに関する系統誤差を増加させる一方、2f 以外のノイズの発生には関与しないという結果が得られた。本
研究では１枚の HWP に簡単な AR コーティングを施し、入射偏光は変調効率が最大となる波長を選んで解析を行ったが、実際の LiteBIRD ではより複雑
図 4: RCWA 法で取得した、1f から 8f の大きさの光学な AR コーティングが加工がされた多層の HWP が軸のずれ θ による変移。AR なしの場合を水色、AR あり

使われ、観測も広帯域である。将来、この解析をよりの場合をオレンジで示した。

実際の観測状況に近づけて行い、HWP の要求値に還元する必要がある。

について、実際に光学軸がずれうる範囲で発生する
影響について議論する。実際に用いられる HWP では、5° 程度の誤差をもつ可能性がある事が分かっている。さらに LiteBIRD に入射する偏光の画角の許
容範囲は ±10deg が予定されている。そこで、例として θ = 20 の場合について θ = 0 の時の成分の大きさを比較すると、4f については 93.4% まで低下している。また、2f については θ = 0 の時が 0.0026 なのに対し、θ = 20 では 0.0036 であることから、50%ほど増加したといえる (図 5)。本研究では、HWP の厚さに対して変調効率が最大となる波長を選択して解析を行ったが、実際は広帯域の偏光が入射するた

Reference[1] Y.Sakurai et al.,”Design and development of a polarization modulator unit based on a continuous rotatinghalf-wave plate for LiteBIRD”(2018)[2] T. Matsumura et al., “Analysis of performance of
three- and five-stack achromatic half-wave plates at
millimeter wavelengths,” Applied Optics 48, 3614 –
3625 (2009)[3] K.Komatsu et al.,”Demonstration of the broadband
half-wave plate using nine-layer sapphire for the CMB
polarization experiment”(2019)[4] Synopsys.
Diffractmod
product
overview.
https://www.synopsys.com/photonic-solutions/rsoftphotonic-device-tools/passive-device-dif
fractmod.html.

——–index

観測 33
CMB 偏光観測に用いる TES の電気的・熱的特性評価および光学試験の進捗状況
東京大学理学系研究科物理学専攻
西ノ宮ゆめ2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

CMB 偏光観測に用いる TES の電気的・熱的特性評価
および光学試験の進捗状況
西ノ宮 ゆめ (東京大学大学院 理学系研究科物理学専攻)

Abstract
初期宇宙や宇宙進化の理解を深めるために、宇宙マイクロ波背景放射 (Cosmic Microwave Background:

CMB) の観測が進められている。 宇宙開闢直後の急速膨張「インフレーション」の際に生成される原始重力
波が、CMB 偏光の奇パリティ成分である「B モード」のパターンをつくり出すが、まだ観測で発見されていない。この CMB の B モード偏光を観測してインフレーション理論の証拠を探索することが、CMB 実験の大きな目的のひとつである。
現在開発が進められている地上 CMB 観測実験の望遠鏡には、超伝導転移端センサー (Transition Edge

Sensor: TES) を用いた検出器が使用されている。超伝導体の転移温度付近における急峻な抵抗値変化を利用する、高感度な TES 検出器を多数並べて同時観測することによって、統計誤差を低減することができる。

2016 年に発足した史上最大規模の地上 CMB 実験である Simons Observatory (SO) 実験では、0.1K という極低温環境をつくり出す強力な冷却力を持つ希釈冷凍機を導入して、検出器の雑音をさらに低減する。したがって、その環境に最適化した TES を開発するために、TES の性能を評価して開発者へフィードバック
することが必要である。
そこで、TES の電気的・熱的パラメータを評価する測定環境を構築し、性能評価手法を開発した。これらのパラメータは検出器の雑音と密接な関係があるため、設計目標に達しているか評価することは、重要なことである。本講演では、その性能評価について報告するとともに、TES の光学的特性を評価する環境・手法の準備状況についても述べる。

1

Introduction

1.1

CMB

力波が、CMB 偏光の奇パリティ成分である「B モード」のパターンをつくり出すが、まだ観測で発見され初期宇宙や宇宙進化の理解を深めるために、宇宙マ
イクロ波背景放射 (Cosmic Microwave Background:ていない。この CMB の B モード偏光を観測してインフレーション理論の証拠を探索することが、CMB実験の大きな目的のひとつである。

CMB) の地上観測実験が進められている。宇宙が始まってから約 38 万年後、高温のプラズマ状態にあった陽子と電子が結合して中性水素になる再結合期に放出された電磁波が、CMB である (図 1)。これまで、CMB の温度を測定することによってビッグバン理論を確証したり、CMB の温度ゆらぎを測定することによって宇宙論パラメータを制限したりしてきた。さらに近年では、CMB の偏光ゆらぎの観測を通して、
初期宇宙の物理を理解し、新しい素粒子・宇宙像を明らかにしようとしている (The Simons Observatory

Collaboration 2019)。例えば、宇宙開闢直後の急速

図 1: 宇宙進化の模式図 (WMAP )。宇宙が始まっ

膨張「インフレーション」の際に生成される原始重て約 38 万年後に放出された CMB を観測する。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

1.2

これまでの CMB 実験では、TES を 0.3 K 程度に

Simons Observatory

我々は、2016 年に発足した史上最大規模の地上

CMB 実験である Simons Observatory (SO) 実験

冷却して観測していた。SO では、0.1 K という極低温環境をつくり出す強力な冷却力を持つ希釈冷凍機を導入して、検出器の雑音をさらに低減する。その(The Simons Observatory Collaboration 2019) の設ためには、極低温環境に最適化した TES を開発する
計・開発やデータ解析に携わってきた。この実験では、必要がある。
口径 6 m の望遠鏡 Large Aperture Telescope (LAT)
そこで、SO に向けて開発された TES の性能を評と、3 つの口径 42 cm の望遠鏡群 Small Aperture
価して開発者へフィードバックするために、TES のTelescope (SAT) の 2 種類の望遠鏡を用いて、27〜
測定環境を構築し、極低温下で TES の特性パラメー
280 GHz の周波数帯域の CMB を観測する。LAT でタを測定してその評価を行った。これらのパラメー
は 0.1 度スケールの偏光ゆらぎを観測して、重力レ
タは CMB 観測における検出器のノイズと密接な関ンズ効果を測定する。SAT では数度スケールの偏光係があるため、性能評価を行うことは極めて重要でゆらぎを観測して、インフレーション理論の証拠をある。
探索する。どちらの望遠鏡も、望遠鏡の焦点面に超伝導転移端センサー (Transition Edge Sensor: TES)を用いた検出器を約 6 万個搭載して同時観測することによって、統計誤差を低減し、微弱な CMB の信号を検出する。

図 3: SeeQC TES (LBNL 提供)。左右から伸びる

microstrip line の先に超伝導体 AlMn (写真中央部)が接続されていて、この超伝導体の抵抗値変化によって CMB を検出する。

図 2: (左)LAT、(右)SAT (The Simons Observatory

Collaboration 2019)。合わせて約 6 万個の TES 検出

2

Performance Evaluation of
TES

2.1

Methods器を搭載して CMB 偏光を観測する。

1.3

TES detector

我々の研究室が所有している希釈冷凍機を用いて、TES 検出器は、超伝導の転移温度付近における急 TES の測定環境を構築した (図 4)。極低温ステージ
峻な抵抗値変化を利用する、高感度な検出器である に試験用 TES チップを置いて 0.1 K 程度まで冷却(図 3)。TES を転移温度付近でバイアスさせておけ し、4 端子法を用いて TES の抵抗値を測定した。
評価したパラメータは主に二種類に分けられる。
ば、CMB のエネルギーが流入したときに、TES の
温度が上がって常伝導状態へと転移するため、TES

1. 電気的パラメータ（TES の転移温度 Tc 、常伝導の抵抗値変化を測定して CMB を検出することがで時の抵抗値 RN ）きる。

希釈冷凍機の極低温ステージの温度をわずかに2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校変えながら抵抗値を測定することで、TES の転(K, n は物性から決まる定数) が示唆する傾向と一致

移温度 Tc と常伝導時の抵抗値 RN を求めた。

している。この理論式と測定結果を比較することで、

2. 熱的パラメータ（TES から熱浴へ流れる飽和出力 Psat 、熱伝導率 G）

TES に光学信号を入れる代わりに、電気信号による熱で疑似的に再現した。DC 電圧源を用いて、TES 素子のヒーター抵抗に熱を与えた（こ熱的パラメータを見積もった。
この方法によって、電気パラメータだけではなく、
これまで TES 素子単体では測定困難であった熱的パラメータについて、光学測定に比べて簡便な手法で同等の試験を行うことが可能になった。

のヒーター抵抗は、検出器の用途としては、アンテナの伝送線に接続されているものである）。そ
して、TES の抵抗値を電気信号による熱およびステージ温度の関数として測定した。このデー
タから、飽和出力と熱伝導率を見積もることができる。

図 5: TES に電気信号を加えたときの、冷凍機の極
低温ステージ温度に対する TES の抵抗値をプロットした結果。与えた熱が大きいほど、より低いステー
ジ温度で転移するという傾向が見られる。

図 4: (左) TES 抵抗値測定で使用している希釈冷凍機。(右) 希釈冷凍機の極低温ステージに TES チップを乗せた様子。 0.1 K 程度まで冷却して TES の性能測定をする。

3

Preparation for TES OpticalTest
前章で述べた TES の電気的・熱的性能評価を踏まえて、その測定環境を応用し、TES の光学的性能評
価を行う準備を進めている。10 K 程度 (この温度は、実際の CMB 観測時における大気ゆらぎの温度に相2.2

Results and Discussion

図 5 は、冷凍機のステージ温度 Tb に対する、あるTES サンプルの抵抗値を測定した結果の一例を示している。冷凍機のステージ温度が上がると、ある温度から転移が起こり、 数十 mΩ 程度の抵抗値を持つことがわかる。この転移曲線から、電気的パラメータをTc ≃ 380 mK、RN ≃ 63 mΩ と求めた。また、TESに電気信号による熱を加えて TES の抵抗値を測定した結果、与えた熱が大きいほど、より低いステージ
温度で転移するという傾向が見られた。これは、熱的特性を示す理論式 Psat = Pheater = K(Tcn −Tbn |trans )当する) の黒体放射をする黒体光源を用意し、希釈
冷凍機内に組み込むことで、光学ホーンと結合された TES の光学的試験を行なうことを目指している。

CMB 観測では、黒体放射である CMB の温度約 2.7
K に感度を持った検出器を使用するため、黒体放射をする光源を用いて検出器の性能評価を行うことは重要である。また、希釈冷凍機の 300 K シールドに窓を開ける必要がないため、希釈冷凍機内で完結した測定が可能になる。以下では、TES 検出器の光学的試験を見据えた、黒体の冷却試験についてまとめる。

SAT の光学筒内にも使用されている黒体を、4 - 10

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
K 程度の光を放射する光源として使用する (図 6)。こ 検出器の光学的特性を評価するための黒体光源の冷の黒体の主成分は stycast2850FT であり、形状は直却試験を行い、準備した黒体が特性評価に使用でき

径 80mm ほどの六角形、厚さは 10 mm である。こることを確かめた。これを踏まえて、検出器の光学の黒体の 10 K での熱容量を見積もると、0.46 J/K的特性の評価を進めていく。

であった。この黒体を、希釈冷凍機の 4K シールドと熱的に繋がっているアルミ板の上に置き、黒体の裏に固定した 1 kΩ の金属皮膜抵抗に電流を流して黒体の温度を変化させた。黒体から 4 K のアルミ板まで、低温下でも熱伝導率の良い銅線をヒートストラッ
プとして使用することで、黒体からヒートストラッ

Acknowledgement
This is not an oﬃcial Simons Observatory Collaboration product.

プを流れる熱量が希釈冷凍機の 4K ステージの冷却力の 5%程度になるようにコントロールしている。温度計を、黒体の乗っているアルミ板、4K アルミ板、

4K シールド底面の 3 箇所に置き、黒体の温度を変化させたときの温度を 4 端子法で 1 分ごとに測定した。
その結果、抵抗に 0 mW から 6.5 mW の電力を与えることで、黒体の温度を 4.7 K から 9.3 K まで操作することができた。また、黒体の時定数、熱伝導率の見積もりについては解析を進めている。このように、黒体光源の準備が整ったので、今後は検出器の光学的評価を進めていく。

図 6: 黒体冷却試験のセットアップ。(左) 約 4K に保たれたアルミ板の上に、黒体を設置している。迷光を防ぐためにアルミの表面を stycast で黒く塗っている。 (右) DR 内に黒体を設置した様子。

4

Conclusion
TES を測定する環境を構築し、検出器に光学信号を疑似的に再現した電気信号を与えることで、検出器の熱的特性を評価する測定を行った。また、TES

Reference
The Simons Observatory Collaboration 2019, arXiv:
1910.02608.
The Simons Observatory Collaboration 2019, Journal of
Cosmology and Astroparticle Physics, 2019(02), 056.
WMAP timeline of the universe, https://map.gsfc.
nasa.gov/media/060915/index.html

——–index

観測 34
次世代 CMB 偏光観測実験 Simons Observatory の
小口径望遠鏡に搭載する偏光角較正装置の製作と性能評価
東京大学理学系研究科物理学専攻
村田雅彬

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

次世代 CMB 偏光観測実験 Simons Observatory の小口径望遠鏡に搭載する偏光角較正装置の製作と性能評価
村田 雅彬 (東京大学大学院 理学系研究科物理学専攻)

Abstract
宇宙再電離時に生成された宇宙マイクロ波背景放射 (Cosmic microwave background: CMB) には E モー
ド偏光と B モード偏光と呼ばれる 2 種類の偏光成分が存在する。これらの偏光成分のうち、大きな角度ス
ケールの B モード偏光にはインフレーション期に生成された原始重力波の痕跡のみが残されていると予想されている。原始重力波由来の B モード偏光の温度は O(10 nK) 程度で、E モード偏光の温度と比べて 100
倍以上小さいと期待されている。また、これら 2 つの偏光成分の偏光角を見誤った場合、E モード偏光が B
モード偏光に漏れ込む。したがって、原始重力波由来の B モード偏光を観測するためには検出器の角度較正
が極めて重要となる。今回、次世代 CMB 偏光観測実験 Simons Observatory(SO) の小口径望遠鏡 (Small

aperture telescope: SAT) に搭載する偏光角較正装置の製作を行った。装置は平行に張った金属ワイヤーを人工偏光光源として用いる。金属ワイヤーが入射光を反射することで偏光を生成し、生成された偏光を読み取ることで偏光角の較正を行う。偏光角は金属ワイヤーに沿った方向となるので、ワイヤーの向きを追跡することで偏光角の同定を行うことができる。本装置では、ワイヤーの重力に対する向きを追跡することで、偏光角を同定する。ワイヤーの向きはエンコーダーと傾斜計の出力をタイムスタンプで同期させることで追跡する。エンコーダーはワイヤー平面内でのワイヤーの向きを測定し、傾斜計はワイヤー平面の重力に対する向きを測定する。講演では、較正装置の製作状況とデータ取得系の性能評価について報告する。

1

Introduction
ビックバンによって宇宙が誕生してから 38 万年後にそれまでプラズマ状態であった陽子と電子は結合し中性水素となった。これにより自由電子がいなくなったことで光子は直進することが出来るようになった。このときの出来事を「宇宙の晴れ上がり」と呼微弱である。また偏光角を誤測定した場合、E モー
ド偏光の一部を B モード偏光と見誤ってしまう。したがって B モード偏光の検出のためには偏光角の正確な同定 (系統誤差の低減) が必要である。
今回、偏光角の正確な同定を目指し、Simons Obser-

vatory 実験の小口径望遠鏡に搭載する偏光角較正装
置の設計・開発を行った。

び、このときに直進できるようになった光子を宇宙マ
イクロ波背景放射 (Cosmic Microwave Background:

CMB) として現在観測している。
CMB には偶パリティのパターンである E モード偏光と奇パリティのパターンである B モード偏光の 2
種類の偏光成分が含まれている。このうち B モード
偏光は原始重力波のようなインフレーション期のテ
ンソルゆらぎによって生成されるため、B モード偏光を観測することで宇宙初期の情報を得ることができる。[Kamionkowski et al (1997)]

B モード偏光の温度はＯ (10) nK 程度と期待されており、E モード偏光の温度Ｏ (1) uK と比べてとても

2

Instruments

2.1

Simons Observatory 実験

Simons Observatory(SO) 実験は標高 5190m に位置するチリのアタカマ砂漠で行われる次世代 CMB 偏光観測実験である [The Simons Observatory Collab-

oration (2019)]。SO 実験では直径 6m の大口径望遠
鏡 (Large aperture telescope :LAT)1 台と直径 42cmの小口径望遠鏡 (Small aperture telescope :SAT)3 台
を用いて CMB の観測を行う。特に原始重力波の痕

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校跡が残されていると期待される数角度スケールでのグが望遠鏡の前方に設置されている。入射してきたB モード偏光の観測は小口径望遠鏡を用いて行われ 光は金属ワイヤーによって反射され、その際にワイヤーに沿った方向に偏光される。その後、偏光を受る。

けた光は望遠鏡内の検出器によって検出される。偏光を受けた光の偏光角はワイヤーを回転させること

2.2

小口径望遠鏡

小口径望遠鏡では図 1 のような望遠鏡を 3 台用いて観測を行う。3 台の小口径望遠鏡のうち、2 台はで変えることができる。したがって、ワイヤーの角度と検出器の出力を比較することで、検出器の角度を較正することができる。

SO 実験における δ(r) = 0.003 での B モード偏光の◦93GHz および 145GHz での観測をおこない、1 台は 観測に必要な偏光角較正精度は δ(θ) = 0.1 となって225GHz および 280GHz での観測を行う。各望遠鏡の おり [Bryan (2018)]、その要求を達成できるように焦点面には直径 150mm の検出器ウエハーが 7 枚並べ

偏光角較正装置の設計を行った。

られており、望遠鏡 1 台あたり約 1 万個の Transition-edge-sensor(TES) ボロメーター検出器が用いられている。計 3 万個の検出器を用いてテンソルスカラー
比 δ(r) = 0.003 での B モード偏光の観測を目指している。

図 2: QUIET 実験で用いられたスパースワイヤーグ
リッド [Tajima et al (2012)]3
図 1: SO 実験の小口径望遠鏡 [The Simons Observa-

tory Collaboration (2019)]

Design図 3 は SO 実験の小口径望遠鏡に搭載するスパー

スワイヤーグリッド偏光角較正装置のデザインである。今回設計した偏光角較正装置は、大きく分けて 2

これら 3 台の小口径望遠鏡において偏光角の正確なつの部分で構成されている。1 つは金属ワイヤーが張同定を行うために、偏光角較正装置の設計・開発をられたリングとそれを回転させる機構部であり、も行った。

う 1 つはその回転機構部を平行移動させるためのアクチュエーター部である。金属ワイヤーが張られた

2.3

スパースワイヤーグリッド

リングはベルトとモーターを用いて自動で回転させることができ、その回転角度はエンコーダーによっ

今回、平行に張った金属ワイヤーによる人工光源をて読み取ることができる。アクチュエーター部には用いる手法 (スパースワイヤーグリッド [Tajima et al

モーター駆動のアクチュエーターが使用されており、(2012)]) を採用した。図 2 は以前の CMB 観測実験で アクチュエーターは回転機構部と接続されている。こある QUIET 実験で用いられたスパースワイヤーグ れによって回転機構部を較正中だけ望遠鏡の前方にリッドである。金属ワイヤーが平行に張られたリン

置き、CMB 観測中は外に出しておくことができる。

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
これまでのスパースワイヤーグリッドを用いた CMB
観測実験では、出し入れは手動で行われていた。そのため、較正頻度が低く、再現性が乏しかった。一
方で今回の偏光角較正装置ではその工程をすべて自動化することにより、高頻度で再現性のある較正を可能にしている。

4.1

ワイヤー回転機構部

図 5 は設計をもとに製作したワイヤー回転機構部の写真である。写真中央の円筒部に金属ワイヤーを張ったリングを取り付ける。円筒部にはベアリングが組み込まれており、リングを回転させることができる構造になっている。写真右下の部分にリングを回転させるための機構が取り付けられている。図 6

図 3: 小口径望遠鏡に搭載するスパースワイヤーグ
リッド偏光角較正装置のデザイン

小口径望遠鏡において偏光角較正装置は図 4 で示された位置に設置される。この位置は小口径望遠鏡の光学系のうち、最も空側の位置である。そのため
この偏光角較正装置は、焦点面に並んだ検出器群だ
けでなく、途中の半波長板やレンズなどを含めた小口径望遠鏡の光学系全体を較正することができる。

図 5: 設計をもとに製作したワイヤー回転機構部

はその部分を拡大した写真である。モーターとプー
リーは歯車で連結されており、モーターを回転させることでプーリーを回転させることができる。プー
リーとリングが取り付けられた円筒部は V ベルトでつながっており、プーリーが回転するとその力が V
ベルトによって伝わり、円筒部を回転させることができる。V ベルトはテンショナーによって適切な張力がかけられている。

図 4: 小口径望遠鏡におけるスパースワイヤーグリッ
ド偏光角較正装置の搭載位置

4

組み付けおよび性能評価
この章では前章で示された設計をもとにした偏光角較正装置の製作とその性能評価について述べる。

図 6: 図 5 の右下部分の拡大図

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

4.2

encoder

図 7 はエンコーダーの写真である。エンコーダー
はエンコーダーテープとエンコーダーリーダーからなり、エンコーダーテープは円筒部の側面に取り付けられそれをエンコーダーリーダーで読み取る。エンコーダーテープには磁石が取り付けられており、磁場が周期的に変化する。それをエンコーダーリーダー
で読み取って方形波のデジタル信号として出力する。
その方形波を数えることでリングが何度回転したの

図 8: オシロスコープで読み出したエンコーダーリー

かを見積もることができる。エンコーダーの分解能

ダーの出力は角度に直すと δ(θ) ∼ 0.002◦ となっており、要求される較正精度 δ(θ) = 0.1◦ よりも十分に良い。図 8 は1mm で張る必要があるが、これは金属ワイヤーを通すガイドをリングに彫ることで達成可能である。こ
れらの作成が終了したのち、実際に SO 実験の小口径望遠鏡に搭載する検出器を用いて、偏光角較正装
置の性能評価を実施する予定である。

This is not an oﬃcial Simons Observatory Collaboration product.
図 7: エンコーダーテープとエンコーダーリーダー

エンコーダーリーダーの出力をオシロスコープを用
いて読み出した様子である。エンコーダーリーダー
からは信号 A、B および参照用信号 Z の 3 種類の信号が出力されている。信号 A、B は互いに 1/4 波長だけずれた信号となっており、これによって回転方向を同定することができる。参照用信号 Z はエンコー
ダーテープ一周のうち一か所だけにあり、Z を読み取ると信号のカウントが 0 に戻る。オシロスコープの読み出しによってエンコーダーリーダーが仕様通りの信号を出力していることが確認できた。

5

まとめ
今回は、SO 実験に搭載する偏光角較正装置の設計・開発とその偏光角較正装置で用いるエンコーダーの性能評価について報告した。今後は偏光光源となる、金属ワイヤーを張ったリングの製作を行う。要求精度 δ(θ) = 0.1◦ を達成するには金属ワイヤーをReference
M.Kamionkowski, A.Kosowsky,
Phys.Rev.Lett. 78,2058
The
SimonsarXiv:1907.08284

Observatory

andA.Stebbins,

Collaboration,

O.Tajima et al, J Low Temp Phys 167:936-942
SA.Bryan et al, arXiv:1810.04633

——–index

観測 35
CMB 偏光観測に用いるマイクロ波多重化読み出し回路の性能評価
東京大学理学系研究科物理学専攻
寺崎友規

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

CMB 偏光観測に用いるマイクロ波多重化読み出し回路の性能評価
寺崎 友規 (東京大学大学院理学系研究科物理学専攻)

Abstract
様々な宇宙論的情報を得るために、宇宙マイクロ波背景放射 (Cosmic Microwave Background; CMB) の偏光観測が進められている。特に数度の角度スケールの偏光 B モード成分を観測することができれば、インフレーション (宇宙最初期の指数関数的な宇宙膨張) 理論を裏付けることとなり、その科学的意義は計り知れない。その偏光 B モード成分の期待される温度は O(10−2 ) µK 程度ととても小さいため、観測の統計誤差を小さくすることが必要となる。
近年の CMB 観測の検出器には、超伝導物質が超伝導と常伝導の転移点付近で急激な抵抗値の変化を示すことを用いた、超伝導転移端センサー (Transition Edge Sensor; TES) が用いられている。そのノイズレベルは、

CMB の光子数が揺らぐことによるノイズレベルよりも低いため、一つ一つの検出器の性能を向上させることによる感度向上は見込めない。そのため近年の CMB 実験では検出素子の数を増加させることで統計誤差を減らし、感度を指数関数的に向上させてきた。我々の参加する次世代 CMB 実験 Simons Observatory(SO)では合計約 6 万素子での観測が予定されている。検出器への熱流入を防ぎ、多数の TES を 0.1K という極低温で動作させるためには、少ない配線本数で多数の素子を読み出す多重化が必要となる。SO ではマイクロ波
共振器と超伝導量子干渉計 (SQUID) を使い、それぞれの TES を異なる共振周波数の共振器に割り当てるマ
イクロ波多重化 (µMUX) が用いられており、1 対の同軸線当たり 1,000 素子を読み出すことを予定している。
本講演では µMUX の動作原理を紹介し、研究室内に構築途中の µMUX の評価測定系の現状について報告する。

1

Introduction

1.1

CMB

CMB は宇宙誕生後 38 万年後の宇宙の晴れ上がり
時に放出された光である (図 1) 1 。過去の観測によって、その温度の異方性のパワースペクトルから宇宙論パラメータが精度よく決定され、現代宇宙論の基盤となっている。近年では更に詳細な宇宙論的情報を得るために、CMB の偏光成分観測が進められている。

CMB 偏光成分には、偶パリティを持つ E モードと、奇パリティを持つ B モードの二つ存在する。E

図 1: 宇宙の進化史の模式図 (NASA/WMAP より一

モード偏光は宇宙初期のスカラー揺らぎから生成さ部改変) 1れ、B モード偏光は大角度スケール (∼ O(1◦ )) では
インフレーション由来の原始重力波のテンソル揺ら◦ぎによって、小角度スケール (∼ O(0.1 )) では重力レンズ効果によって生成される。そのため B モード
偏光を観測することでインフレーション期の情報や、
宇宙大規模構造の情報を得ることができる。

1 https://map.gsfc.nasa.gov/media/060915/index.

html

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

1.2

Simons Observatory

Simons Observatory (SO) は 2016 年に発足した史上最大規模の地上 CMB 実験である。SO では、3 つの口径 42 cm の望遠鏡群:Small Aperture Telescope(SAT) と、口径 6m の望遠鏡:Large Aperture Telescope (LAT) を設計しており (図 2)、27 ∼ 280 GHzの周波数域の CMB を観測する (N. Galitzki et al.

2018)。SAT は数度角度スケールの、LAT は 0. 数度
角度スケールの偏光パターンをそれぞれ観測し、インフレーションや大規模構造等の宇宙論的情報を得ることを目標としている。

図 3: µMUX の模式図 (Mates 2011)
で構成されている (図 3)。フィードラインに 1,000 個の 1/4 波長共振器を横並びでキャパシティブにカップルさせ、4 ∼ 6GHz のマイクロ波を流す。1/4 波長共振器は、自身の長さの 4 倍の波長をもつマイクロ波のみを吸収し、その他の波長のマイクロ波は透過させるため共振器の長さを変えることで多重化が可能

図 2: (左)SAT、(右)LATとなる。それぞれの共振器は、SQUID を介して TESとインダクティブにカップルしている。SQUID は超それぞれの望遠鏡の焦点面には多数の超伝導転移

伝導ループに Josephson 接合を挟んだ構造になって端センサー (Transition Edge Sensor; TES) が並べいて、ループの中を貫く磁束の変化に応じてインダられ、その素子数は合計で約 6 万個にものぼる。検クタンスが変化する可変インダクタである。

出器への熱流入を防ぎ、多数の TES を 0.1K という

SQUID とカップルした TES に一定のバイアス電極低温で動作させるために、マイクロ波共振器と超圧をかけておく。空からの光子が TES に吸収される

伝導量子干渉計 (SQUID) を使い、それぞれの TESと、TES の抵抗値の変化 → TES に流れる電流の変を異なる共振周波数の共振器に割り当てるマイクロ

化 → SQUID を貫く磁束の変化 → が起こり、SQUID

波多重化 (Microwave SQUID Multiplexer ;µMUX)のインダクタンスが変化する。それにより SQUID と(Mates 2011) が用いられており、1 対の同軸線当た インダクティブにカップルした共振器の共振周波数が変化する (図 4)。その共振周波数の変化を読むこり 1,000 素子を読み出すことを予定している。
とでデータを取得している。TES と共振器をそのま
まカップルさせないのは、そうすると信号が周りの

2µMUXµMUX は、ノイズに埋もれてしまうからであり、SQUID は増幅器の役割を果たしている。フラックスランプライン
は、横並びの SQUID に同一のランプ波変調をかけ

1. フィードライン

ることで、全ての SQUID の応答を線形化する役割

2. 1/4 波長共振器を果たしている。

3. SQUID
4. TES
5. フラックスランプライン

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: 短絡 · 断線のチェック回路の模式図

4Discussion
今回の実験では用いた VNA を用いて共振を見た

が、VNA は一つの周波数のマイクロ波のみを発生させるため、多数の共振を同時に読み出すことはできない。今後は、共振の数 (∼ 1000) の周波数のマイク
図 4: (上) 周波数方向に多重化された共振周波数のロ波を発生させて、それぞれの透過波の透過率を測

comb、(下)SQUID を貫く磁束を変化させたときの定することのできる測定環境を構築していく。

共振周波数の変化 (Mates 2011)3

Methods
今回の実験では、NIST/Princeton 製の µMUX の

テストモジュール (UMM-v2g) を使用した。

Acknowledgement
This is not an oﬃcial Simons Observatory Collaboration product.

実際に冷凍機内に配置してする前に、短絡や断線が起きていないかの確認を図 5 の回路を用いて行った。通常のテスター使用しない理由は許容される電流を流してしまわないためであり、図 5 の回路はモジュールに 1µA 以上の電流が流れないようになっている。チェックした結果、特に短絡や断線は起きていないことが確認できた。
モジュールを冷凍機内に配置するために、純銅でホルダーを作製した。
今回の実験では、Vector Network Analyzer(VNA)を用いた。VNA は、指定した単一の周波数のマイク
ロ波を発生させることができ、それをモジュールに入射させ、透過してきたマイクロ波の透過率 (S21 ) を見ることで、共振を確かめることができる。またフラックスランプラインに 4kHz のランプ波を流し、共振周波数が変化することを確認した。

Reference
N. Galitzki et al. 2018, Millimeter, Submillimeter, andFar-Infrared Detectors and Instrumentation for Astronomy IX. SPIE, p.1070804.
Mates, The microwave SQUID multiplexer , Ph. D
thesis (2011).

——–index

観測 36
宇宙マイクロ波背景放射 (CMB) 実験で用いる反射防止膜 (AR coating) の作成と性能評価
東京大学理学系研究科物理学専攻
坂栗佳奈

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

宇宙マイクロ波背景放射 (CMB) 実験で用いる反射防止膜 (ARcoating) の作成と性能評価
坂栗 佳奈 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
宇宙初期の情報を含む CMB は偶パリティの E モードと奇パリティの B モードの 2 つの偏光パターンを持つ。このうち原始重力波由来の B モード偏光が観測できれば、初期の宇宙が指数関数的膨張を起こすインフ
レーションの証拠となる。これらは初期宇宙への理解へつながり、さらには宇宙の大規模構造を通じてニュートリノ総質量を決定できるなど物理学全体の発展に貢献する。
最大規模の地上 CMB 実験である SimonsObservatory(SO) 実験では、この B モード偏光を世界最高感度で測定することを目指している。精度の高い実験には、系統誤差をできるだけ小さくして感度を向上させることが重要となる。光学系には、地上で反射した光が偏光として観測されたり、望遠鏡内で光が反射したりといった系統誤差を生じる原因が複数存在する。これらを正確に見積もり誤差を最小限に抑える装置の開発・導入をすることが必要である。SO で使用する望遠鏡の光学素子の 1 つであり、入射した偏光信号に変調を加える半波長板に使われるサファイアやアルミナフィルタは屈折率が 3.1 程度と大きく多くの光を反射してしまう。大気の吸収線を避け、広い周波数帯で低い反射率を実現しなければならないため、サファイアやア
ルミナフィルタの上に屈折率の違う誘電体である反射防止膜 (AR coating) を置き反射率を下げる。サファ
イアなど実験装置は低温下に置かれるため、そのような環境でコーティングがはがれることのないよう熱膨張率の差が小さく、圧縮弾性率が低い物質を選ぶ必要がある。以上から数値計算によって導出した最適な屈折率をもつ物質やそれらの厚み、そこから作成した反射防止膜の製作・性能評価状況を述べる。

1

Introduction

ションで作られる原子重力波によって生じるもので

1.1

CMB

きれば初期の宇宙が指数関数的膨張を起こすインフあり、この原子重力波由来の B モード偏光を観測で宇宙マイクロ波背景放射 (CMB) とは、宇宙の全レーションの証拠となる。さらに宇宙の大規模構造を方向から一様にくる電磁波である。ビッグバン宇宙

通じてニュートリノ総質量を決定できるなど、CMB論によると、誕生直後は高温・高密度であった宇宙の偏光観測は宇宙進化の解明に大きく貢献する。

は膨張によって温度が下がり、宇宙誕生から約 38 万年後には光子が直進できるようになる。この時期を
宇宙の晴れ上がりと呼び、この時点から届くマイク
ロ波が CMB であり、スペクトルは約 2.7K の黒体輻
射によく一致する。

CMB は電磁波を用いて観測できる宇宙進化の中で最も古い情報であり、温度揺らぎの観測などからこれまでにも多くの物理的な結果が得られている。現
在はこの CMB の偏光を観測する研究が活発に行われている。CMB は偶パリティの E モードと奇パリ
ティの B モードの 2 つの偏光パターンを持つが、そのうち B モード偏光は重力レンズ効果やインフレー

図 1: 宇宙進化の図2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

1.2

Simons Observatory(SO)Simons Observatory は地上最大規模の CMB 偏光観測実験である。チリのアタカマ砂漠の標高約5200m に位置し、口径 6m の Large Aperture Telescope (LAT) 一台と口径 42cm の Small Aperture
Telescope(SAT) ３台の合計４台の望遠鏡を設置する。
LAT では小角度スケールを観測して重力レンズ効果を見積もり、SAT では数度スケールを観測して原子
重力波由来の B モード偏光を探す。これらの結果を合わせることでインフレーションの探索をはじめと図 3: SAT の断面図（一部改変）した宇宙進化の解明を実現する。2021 年の観測開始を目指している。

り、これにより系統誤差を減少できる。この問題を解決するため、サファイアやアルミナフィルタの上に屈折率の違う誘電体である反射防止膜 (AR coating)を置くことで反射率を下げる。目的とする広い周波数帯で反射率を抑えるために複数層のコーティングを行う。

図 2: SAT(左) と LAT(右) の図 (N. Galitzki et al(2018)

2

Instruments

2.1

Half Wave Plate (HWP)
図 4: ARcoating の概念図

観測での系統誤差の低減を目指し、SO の SAT 望
遠鏡には低温回転式の半波長板 (Half Wave Plate;

HWP) を搭載する。半波長板は望遠鏡の光学素子の１つであり、入射した偏光信号に変調を加えるものである。これを回転させることにより、大気揺らぎ
によるノイズや装置由来の雑音を実際に届く偏光と区別し、系統誤差を下げる役割を果たす。半波長板には複屈折性を利用するため、サファイアを用いる。

2.2

AR coating

半波長板に用いられるサファイアやアルミナフィ
ルタは屈折率が約 3.1 と大きく、そのままでは多くの光を反射してしまう。精度の良い観測を実現するには、広い周波数帯で低い反射率を実現する必要があ

図 5: 2 層の ARcoating を施している図 (Y. Inoue etal)2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Results

3.1

シミュレーション

反射率を抑える周波数帯は、水や酸素の吸収線を避けた 78〜106 GHz・128〜168 GHz を合わせた周波数
帯 (MF) と、CMB 観測を妨げる銀河系からのダスト放射を見積もれる 195〜315 GHz の周波数帯 (UHF)である。低温で用いることを考慮し、2 層のコーティン
グでは熱収縮率や圧縮弾性率において最適な Mullite(屈折率 n=2.52)、その上に Duroid(n=1.71) を用いることを検討する。それぞれの最適な厚さを数値計

図 7: 透過率の測定結果算で求めた。また、さらなる透過率の向上を目指す
ため、3 層でのコーティングも検討する。3 層目の最適な屈折率は n=1.2 である。図 6 は最適な厚さを用いた時の、２層・３層コーティングのシミュレーショ
ン結果である。

図 8: 反射率の測定結果

4

Discussion
シミュレーションにおいて、２層以上のコーティ

図 6: 最適なコーティングを施した時の周波数に対する反射率の計算結果ングを行うと、見たい範囲での平均反射率は 1 パー
セント以下となり、AR coating なしの時よりもはる
かに反射率を抑えることができ系統誤差を低減できることがわかる。また、３層にすることにより反射率は２層の時の 1/10 程度にまで抑えられることがわ

3.2

計測

実際の観測で用いるサファイアやアルミナフィル
タは直径約 50 センチメートルと大きいものだが、性能評価の為 10 センチメートル程度のサンプルで測定を行った。図７・図８は透過率と反射率の測定結果である。反射率は入射角 44.7 °で計測した。nominal
は理想的な数値計算の値である。

かった。
実際の計測では、理想的な値とかなり結果がずれていることがわかる。これは、物質と物質との間に空気が含まれてしまっていることによるものや、誘電体自体が接着剤を吸っていしまい屈折率に変化が出てきてしまっていることなどが考えられる。誘電体は数百ミクロン程度とかなり薄いため、少しの厚みの違いによる誤差が大きく出てしまう。物質の性質による誤差原因の検討や、フィッティングなどを行うことにより実際にどのように誤差が生じているか2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校を見積もる必要がある。今後はこの原因を探り、望遠鏡に搭載できる大きさで高性能なコーティングを実現することが課題となる。

5

Conclusion
CMB の偏光観測実験において、テンソルスカラー

比に対してσ (r)=0.003 の世界最高感度を目指すには系統誤差をできるだけ小さくすることが必要である。AR coating はこの感度の向上に役立つものであり、SO をはじめとした小さい信号を検出する偏光観測実験には不可欠である。今回の測定では誤差の原因について確実な結論が得られなかったが、今後は追加測定やフィッティング結果とも比較することにより最適な AR coating の実現へ近づくと考えられる。
特に大口径サファイアでの AR coating はまだ完成されておらず、実現されれば SO のみならず光学系全般でも利用でき、大きな進歩となる。

Acknowledgement
This is not an oﬃcial Simons Observatory Collaboration product.
This work was supported by World Premier International Research Center Initiative (WPI), MEXT,
Japan.

Reference
Y. Inoue et. al, Appl. Opt. Vol.55 Issue 34, pp. D22-D28(2016)The Simons Observatory Collaboration, J. Cosmol. Astropart. Phys. 056 (2019)
N. Galitzki et al.(2018), arXiv:1808.04493v1

——–index

LiteBIRD 衛星搭載の焦点面検出器 (TES) の開発
実験
東京工業大学理学院物理学コース
増村亮

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

LiteBIRD 衛星搭載の焦点面検出器（TES）の開発実験
増村 亮 (東京工業大学大学院 理学院物理学系)

Abstract
宇宙はビッグバンで始まったとされるが、熱いビッグバン以前にインフレーションと呼ばれる急激な膨張期があったと考えられている。ビッグバン以前の宇宙を知るために、CMB(宇宙マイクロ波背景放射) の観測が進められている。LiteBIRD 衛星はインフレーションによる CMB 偏光の B モードの観測を目的としており、その検出器には TES(超伝導遷移端センサー) が使われる。TES ボロメータは超伝導転移を利用することで、超高感度を達成している。私は TES の開発実験を研究目的とする予定であり、それについて説明する。

1

Introduction

1.1

インフレーション理論

1.2

CMB

CMB(Cosmic Microwave Background, 宇宙マイク
ロ波背景放射) とは、宇宙の晴れ上がり (Recombina-

インフレーション理論とは、ビッグバン以前の高tion) によって電子との相互作用無く宇宙を伝わり始エネルギーの宇宙で起きた指数関数的膨張であるイ

めた電磁波であり、ビッグバンの存在を示す大きな
ンフレーションの存在を提案する仮説である。ビッ 証拠となっている。宇宙の膨張によって現在は温度グバン理論の問題点を解決するのに有力とされてい が約 2.7K まで引き下げられていることが分かっている。インフレーションは原始重力波を生成すると考る。CMB 偏光には原始重力波によって B モードとえられており、原始重力波の存在を確かめることで呼ばれる渦状の偏光パターンが刻まれていると予想

インフレーションの存在を証明することが期待されされている。この B モード偏光を検出することで原ている。原始重力波の存在については、次に説明す

始重力波の存在を確認し、インフレーション理論のるように CMB の観測から手がかりを得ることがで証拠とみなすことができる。

きる。

1.3

LiteBIRD 衛星計画

LiteBIRD 衛星は 2020 年代後半の打ち上げを予定
しており日本主導の国際協力で進められている。Lite-

BIRD は精度の高い CMB の観測によりインフレー
ション理論を検証することを目的とする。そのためには、原始重力波以外の原因で生じる B モード偏光を除去することと、観測の系統誤差を極限まで小さくすることが重要である。B モード偏光は、銀河系内のシンクロトロン放射やダスト散乱でも生じ、前景放図 1: 宇宙の歴史 (https://map.gsfc.nasa.gov/)

射と呼ばれる。前景放射を除去するため、LiteBIRD
では、34-448 GHz という広帯域を 15 バンドに分けて観測する計画で、低周波帯は反射望遠鏡で、中高周波帯は２種類の屈折望遠鏡でカバーする予定である。また、連続回転する偏光変調器を望遠鏡の開口部に設置することで、系統誤差を削減する計画にし2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校ている。宇宙における観測地点としては太陽と地球

必要な準備を整えることが要求される。そこで私は、のラグランジュ点 L2 にて 3 年間の観測を予定していアメリカ側で開発された TES 検出器の試作品を日本る。[1][2]に導入し、その動作環境を実験室で整える予定である。実験によって検出器単体でのノイズ感受性など

1.4

焦点面検出器

LiteBIRD 搭載の望遠鏡は、低周波用も中高周波用も焦点面検出器として超伝導遷移端センサー（TES:

Transition Edge Sensor）を使用する。TES は超伝の特性を把握することが目的となる。

Reference

導体を利用することで超高感度を達成する検出器で[1]Sugai, H. et al., Journal of Low Temperature Physics,
199, 1107 (2020)ある。超伝導体とは、低温において図 2 のように特[2]http://litebird.jp/

定の温度で抵抗が消失する転移温度を持つ物質であり、転移する際の急激な抵抗の変化を利用することで、CMB の吸収による微量の熱を検出する。したがって、検出器を極低温に冷却する必要があり、LiteBIRD では 100mK まで冷却する。[3] また、信号の読み出しには SQUID(Super conducting Quantum Interference

Device) を用いる。SQUID は超伝導体とジョセフ
ソ ン効果を利用した磁力計であり、LiteBIRD では、

TES の読み出し回路として使用する。

図 2: 超伝導体の抵抗変化

2

研究計画
検出器である TES はアメリカが製作することになっており、日本では反射鏡や焦点面検出器、偏光変調器などを合わせた望遠鏡全体の総合性のの評価や較正を行う。その際、ノイズ性能や温度揺らぎによる影響、他機器からの干渉の試験が重要であり、日本でも TES 検出器単体での動作試験を行い、較正に[3]Jaehnig, G. C. et al., Journal of Low Temperature
Physics, 199, 646 (2020)

——–index

次世代赤外天文衛星に用いる MOSFET の特性評価
東京工業大学理学系研究科物理学専攻
海老原大路

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

次世代赤外天文衛星に用いる MOSFET の特性評価
海老原 大路 (東京工業大学大学院 物理学研究科)

Abstract
MOSFET(Metal-Oxide-semiconductor ﬁeld-eﬀect transistor) は集積回路においてスイッチングや信号増幅を行う上で重要な素子の一つである. 次世代赤外線衛星 SPICA においても検出器で得られた信号の読み出しを行うための回路に用いられる. このとき, 読み出し回路自身の赤外線放出を抑えるために極低温で使用されるがこれにより通常の MOSFET は安定な動作が困難となっていた.
この問題を解決したのが FD-SOI(Fully Depleted Sillicon-on-Insulator) MOS である. 本研究では FD-SOI

MOS を用いた読み出し回路の評価を目標としているがここでは極低温でも動作可能な MOSFET の仕組みについて紹介を行う.

1

Introduction
幅広い波長帯で天体を観測することは宇宙の構造,

銀河や星の形成史の理解につながる. 赤外線領域ではSpitzer, Herschel 宇宙天文台などが中心となり観測を行われてきた. 現在, 日本においては全天サーベイを行った AKARI 衛星に続いて SPICA 衛星の開発が進められている.SPICA は機械式冷凍機のみによって観測装置を 4 K まで冷却して観測を行う. これは観測装置自身の熱による赤外線放出が雑音となることを抑えるためである. こうした熱の対処は数多くされており,SPICA の観測予定地を第二ラグランジュ点としたのも太陽と地球からの光を一方向に限定し, 望
遠鏡への熱流入を極力抑えようとする考えが一つにある.

2

Instruments

2.1

一般的な MOSFET

図 1 に n 型 MOS の基本的な構造を示す [2].MOS
はゲートに電圧を印加することによりにチャンネルを形成し, ソースドレイン間の電流 ID を制御することができる.MOS はドレインにかける電圧を大きくしていくと電流は増加するがやがて飽和して一定の値となるという性質を持つ. これを飽和領域と呼び, 以下の式で表される. ここで W, L はゲート幅, ゲート長,µは移動度,Cox はゲート容量,VG はゲート電圧,Vth はスレッショルド電圧である.

ID =

W Cox
µ(VG − Vth )2
2L(1)

SPICA の観測装置は大きく 3 つに分けられ, 遠赤

式を見てわかるように飽和領域では電流はドレイン

外線観測装置 (SAFARI), 中間赤外線観測装置 (SMI),

電圧 VD に依らない. にもかかわらず, 低温で MOS を

遠赤外線偏光観測装置 (B-BOP) がある. 日本の担当動作させると飽和領域においての電流の増加 (キンクする SMI は Si:As,Si:Sb 検出器を用いて 12 ∼ 36 μ m現象) やヒステリシスといった不安定な動作がみられの領域で赤外線を検出し, 読み出し集積回路によってる. これはキャリアの凍結に起因している. 高温では検出した信号の増幅などを行う. この集積回路は検出

電子は電離している不純物との相互作用が支配的で器と同様に 4 K で動作することが求められるのだが,あるが, 低温においては不純物が凍結により中性原子回路の一部に込みこまれている MOSFET は通常極との衝突が支配的になる. この衝突によって電子と正低温ではヒステリシスやキンク現象を起こり安定な動孔が生成される衝突電離が発生する. 発生した電子は作をしない. この問題を解決したのが FD-SOI(Fully

ドレインに吸収されるが正孔はキャリア凍結された

Depleted Sillicon-on-Insulator) MOS である [1]. 次 基板に拡散されることなくソースと基板間に蓄積さの章にて基本的な MOS と FD-SOI MOS の構造につ れてしまう. これが基板中の電化分布をの変化となりいて説明する.

キンク現象を引き起こし, 飽和領域における電流増加

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
加させる場合と減少させる場合で電流計測を行ってにつながっている.

いる.
Gate
Drain

なお, 本実験は FD-SOI MOS があくまで 77 K にSourceおいて安定に動作することを確認するものであり, 実

metal
oxide

n

際に使用される 4 K での動作の確認は他の方が論文nにまとめている [1]。

p4
図 1: MOSFET の概略図

Discussion
低温での FD-SOI MOS の電流電圧特性の結果から顕著なヒステリシスやキンク現象は抑えられていることが確認できる. 低温と室温での動作の違いとし

2.2

FD-SOI MOSて, キャリアの移動度の温度依存性による低温での飽

図 2 に FD-SOI MOS の概略図を示す. 通常の MOSと異なる点は基盤とチャンネル形成部が絶縁体によって隔たっており, ゲート電圧印加時ゲート下が完全に空乏化されることのみであり, 室温における動作は通常のものと変わりない. だが低温においてはこの絶縁和電流の増加がみられる. 移動度は電子の平均自由時間に比例する物理量であり低温になるにつれ中性原
子との弾性散乱が支配的になることで平均自由時間は長くなるため, 移動度は増加する. これによって室温に比べ, 低温で電流が多く流れている.

体の仕切りがキンク現象の原因であったキャリアの蓄積を防ぎ, チャンネルを通じて正孔を排出させることができる.
Gate
Drain

Source5Conclusion

MOSFET は赤外線観測装置に求められる低温環境において動作が不安定となる欠点があった. FD-SOI
MOS は基盤とチャンネル部を絶縁体で隔てること

metal
oxide

n

p

により低温下で起こる基板での電荷密度の変化を防nぎ, 安定に動作することが確認された. これにより低oxide

温環境において集積回路の大規模化が可能となった.

基板

しかし, さらに低温になると衝突電離がより顕著とな
り,FD-SOI においても高電圧側でキンク現象がみら

図 2: FD-SOI MOSFET の概略図

3

Results
本実験では FD-SOI の nMOS,pMOS について常温と液体窒素を用いて 77 K まで冷却を行った時の, 電流電圧特性について計測を行った. 図 3, 図 4 に nMOS,
図 5, 図 6 に pMOS でのゲート電圧を固定してドレイン電圧を変化させたときのソースドレイン電流についてそれぞれ温度ごとに示す. このときヒステリシ
スが生じているか確かめるためにドレイン電圧を増れるため適した電圧で動作させる必要がある.

6

Reference

K. Nagase, 2016, 総合研究大学院大学博士論文
S. M. Sze, 産業図書株式会社, (2005)

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

0

300K

300K
1.8

VG=-1.0

VG=1.55-0.2

1.4

VG=1.51.2

VG=1.451

VG=-1.1
VG=-1.2-0.4
VG=-1.3

ISD [mA]

ISD [mA]

1.6

VG=1.4

-0.6

0.8
0.6

VG=-1.4-0.8

0.4
VG=1.20.2
0-0.2

VG=-1.5-1

VG=1.0VG=0.9
0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

1.2

1.4

1.6

1.8

-1.2
-2

-1.5

VD [V]

-1

-0.5

0

VD [V]

図 3: 300K におけるドレイン電圧の変化に対する

図 5: 300 K におけるドレイン電圧の変化に対するソースドレイン電流;nmos

ソースドレイン電流;pmos

2

0

77K
1.8

VG=-1.0

VG=1.55-0.2

VG=-1.1

1.6

VG=-1.2
VG=1.5

-0.4

1.4

1

-0.8

VG=1.4
0.8

VG=-1.4
-1

0.6
0.4

-1.2
VG=1.20.2

VG=1.00-0.2

VG=-1.3-0.6

VG=1.45

ISD [mA]

ISD [mA]

1.2

VG=-1.5-1.4

77K

VG=0.9
0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

1.2

1.4

1.6

1.8

-1.6
-2

-1.5

VD [V]

-1

-0.5

0

VD [V]

図 4: 77 K におけるドレイン電圧の変化に対するソー

図 6: 77 K におけるドレイン電圧の変化に対するソー

スドレイン電流;nmos

スドレイン電流;pmos

——–index

多重薄版型 KB ミラーの光学設計
東京都立大学理学研究科物理学専攻
藤田康平

未提出

——–index

高感度近赤外線高分散分光器 WINERED -分光
スペクトル像にみられるゴースト光の対策京都産業大学理学研究科物理学専攻
竹内智美

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

高感度近赤外線高分散分光器 WINERED
ー分光スペクトル像にみられるゴースト光の対策ー
竹内 智美 (京都産業大学大学院 理学研究科)

Abstract
WINERED は、京都産業大学神山天文台で開発した波長 0.9 − 1.35µm (z−, Y −, J− bands) の領域を波長分解能 λ/∆λ = 28, 000 と 70,000 で観測可能な超高感度の近赤外線高分散分光器である。現在、特定の観測モードで知られているゴースト像を整理した結果、「広範囲ゴースト」、「鉛直状ゴースト」の２種類のゴーストが分類できることが分かった。「広範囲ゴースト」についてさらに特徴を光線追跡シミュレーショ
1 検出器面とクライオスタットウインドウでの反射、および ○2 検出器面とンなどを用いて調査した結果、○フォールドミラーでの反射によって生じているゴーストであることを突き止めた。特定したゴースト像は、WINERED 光学本体のフォールドミラーを +3◦ 回転させ、それに合わせて VPH とクライオスタットを再配置することで、現状のスペクトルの結像性能とスループットをほぼ維持したまま、検出器から逸らすことができる。今後は、得られた設計解に基づいて実機の改良を実施する。

1

Introduction

1.1

WINERED とはWINERED は京都産業大学神山天文台赤外線高分
散ラボ (=LiH) で開発された近赤外線高分散分光器である (図 1)[1][2][3] 。波長 0.9−1.35µm (z−, Y −, J−bands) の領域を波長分解能 λ/∆λ = 28, 000（Widemode）、もしくは 70,000（Hires-Y mode、Hires-Jmode）で観測可能である（表 1）。2013 年に同天文台でファーストライトを実施し、2017 年からチリのラシヤ天文台 3.6m New Technology Telescope（NTT）
で運用されてきた。そして現在、チリのラス・カンパ
ナス天文台にあるマゼラン望遠鏡 (口径 6.5m) への移設を進めている。WINERED の最大の特徴は高い
スループットである。Wide mode と Hires modes でそれぞれ > 0.5、> 0.4 を達成しており、WINERED
は他のさまざまな望遠鏡に搭載されている赤外線高分散分光器を圧倒的に凌ぐスループットを示していることが分かる (図 2)。
図 1: WINERED の光学レイアウト。上図が Wide

1.2

WINERED におけるゴースト問題

mode(R=28,000)、下図が Hires modes(R=70,000)。

他の赤外線観測装置を凌ぐ高感度を達成しているのスペクトル画像に最大で数%レベルのゴーストがWINERED であるが、Wide mode と Hires-Y mode

発生し、一部の波長域でわずかに感度が低下してい2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: WINERED の各モードの仕様
Wide mode

Hires-Y mode

Hires-J mode

波長域 [µ m]

0.9 − 1.35

0.96 − 1.11

1.14 − 1.35

波長分解能 (λ/∆λ)28, 000

70, 000

スループット

> 0.5

> 0.4

限界等級* J[mag]

16.4

15.1

装置サイズ [mm3 ]

1750[L] × 1070[W] × 500[H]環境温度 [K]270 ∼ 300

*NTT(3.6m 望遠鏡) に装着して、8 時間積分、S/N=30 の場合。

図 2: 世界で現在運用中/計画中の近赤外線高分散分
光器の波長分解能と装置スループットの分布 [4] 。■：

2010 年までに運用が開始されていた装置、●：2015
年までに運用が開始されていた装置、○：2020 年までに運用が開始された、もしくはその予定の装置。
ることが分かっている（図 3）。本研究の目的は、これらの WINERED に見られているゴーストの原因を特定し、対策を施すことにある。2 章では、実際のスペクトルとシミュレーションを駆使し、ゴースト
光路の特定を行う。3 章では、特定されたゴースト光図 3: WINERED の２次元スペクトルに見られている路に基づきゴーストフリー光学系の設計案を提示し、 ゴースト。上図は Hires-Y mode、下図は Wide mode
最終章では今後の展開について述べる。

の波長較正スペクトル。Hires-Y mode の画像は、鉛
直状ゴースト（本文参照）を強調するために、フラッ2

ゴースト光路の同定
図 3 を見ると WINERED に発生しているゴース

トには性質の異なる 2 種類のものがあることが分か

トランプ画像と連続光画像を重ねて作ったものである。丸で囲った場所にゴーストらしき光芒が見られる。緑色丸が「広範囲ゴースト」、水色丸「鉛直上ゴースト」を示している。

る。一方は、Wide mode と Hires-Y mode の両方の
「広範囲ゴースト」と呼ぶ）。他方は、Hires-Y
画像に見られているもので、エシェログラムに似た （以下、パターンが画像全体に渡って広がって存在している mode のみで確認されているゴーストがあり、２次元

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校
スペクトルの短波長側に数本の筋状のパターンとしば、既に観察されているゴーストを矛盾なく説明でて表れている（以下、「鉛直状ゴースト」と呼ぶ）。 きることが分かった。
本稿では、より詳細な調査を行った「広範囲ゴースト」についての結果を紹介する。
広範囲ゴーストの特徴は以下の 3 点である。

3

光学設計

(1) ゴースト像はシャープに結像しており、本来の前章で特定したゴースト光路のうち、Wide mode

スリット像（以下、本来像）とほぼ光学的に共に見られるゴースト像の相対強度は Ig /Io ＜ 10−4 と役の関係にある。検出器面におけるピントずれ

十分小さい。これは、WINERED でサイエンスに求め量は、単色スリット像のボケ具合から Hires-Yられている最終スペクトルの最大 SN 比（500∼1000）

mode で < 0.41mm、Wide mode で < 0.03mm に比べて無視できるレベルであり、輝線天体において異なる波長のゴースト光が、特定の波長の輝線に重である。
ならない限りにおいてはその影響は皆無である。ご(2) ゴースト像と本来像は、画像内の特定の点を中心に点対称の関係にある。

く稀に問題となるケースが生じても、ゴーストを発生させているクライオスタットウインドウに若干の(3) ゴースト光の本来像に対する相対強度 (Ig /Io ) あおり角を設けることで光学性能へ影響を与えるこは (0.3 − 1.07) × 10−2 (Hires-Y mode) および となく容易に対応可能である。そこで、本稿では対< 4.07 × 10−4 (Wide mode) である。
以上より、次のことが推察できる。

応策として、Hires-Y mode に見られたフォールドミ
ラー起源のゴースト（Ig /Io ≤ 10−2 ) に対しての対策
光学設計について詳しく述べる。

• ゴースト像は、WINERED 内の特定の 2 つの光

ゴースト光を検出器から逸らすための基本的なア

学面での反射によって発生している（特徴 (1) とイデアは、ゴーストの発生源である検出器とフォー(3) より）。

ルドミラー、どちらかの面を回転させることである。
しかし、検出器の回転は検出器端でのデフォーカスに• ゴーストを発生させる 2 回の反射のうち、少なよる結像性能の劣化が生じるので望ましくない。しくとも 1 回は平行光路中での反射である（特徴

たがって、フォールドミラーの回転角度を調節する方(1) と (2) より）。

式を採用することを考えた。ミラーの回転によって• 1 回目の反射は反射率の高い検出器面である可能性が高い（特徴 (3) より）。

本来像も検出器から逸れていくが、ミラー回転の影響を補償するように同時に VPH の設置角とクライオ
スタットを回転/移動させることで、トータルスルー

これら条件を満たす光路としては 3 つの候補が考えプットと検出器に映る波長範囲を維持したままゴー

られる (表 2)。そこで、実機で得られたスペクトル

スト光を逸らすことができる。フォールドミラーは、(図 3) をシミュレーションと比較することで、さら コリメータからエシェル回折格子に光を導く役割もなる絞り込みを試みた。具体的には、「光線追跡ソフ 果たしているので、フォールドミラーの回転に合わ
トウェア（codeV）によって再現した検出器上でのせてエシェル回折格子も回転させる必要がある（図 4

ゴースト像分布」と「各光学素子の効率から推定しを参照）。ただし、エシェル回折格子への γ 角は現状たゴースト光量」について比較を行った。その結果、 の 6 度から結像性能、波長分解能、そして、スルー

WINERED で見られている「広範囲ゴースト」は、 プットが大きく劣化しない範囲で変化させてもよい
検出器に到達したスペクトルの一部が 検出器面ことにした。

で反射し、カメラレンズを通して上流に戻された光

実際に光線追跡ソフトウェアによるシミュレーショ

が、Wide mode では クライオスタットウインドウンを行った結果、エシェル回折格子の γ 角を 6 度にで、Hires-Y mode において フォールドミラー で維持した場合はフォールドミラーの角度を > |2.9◦ |再び反射し、検出器に到達したものであると考えれ

2020 年度 第 50 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 2: 各ゴーストの光路候補の予想されるゴースト像分布とゴースト光量 (Ig /Io )
候補 1

候補 2

1 回目

反射面

候補 3

検出器

2 回目

クライオスタットウインドウ

VPH クロスディスパーザ面

Wide mode

点対称結像

検出器の限られた領域にのみ結像−*

Hires-Y mode

点対称結像

検出器上に結像しない

点対称結像

ゴースト光量Wide mode(2.50 − 8.06) × 10−4−−

(Ig /Io )Hires-Y mode

(2.52 − 8.09) × 10−4−

(0.223 − 2.71) × 10−2

ゴースト像分布

フォールドミラー面* Wide mode にはフォールドミラーがないため回転させることで、ゴースト像を検出器外へ逸らす

ストの原因解明と解決策の提案を行った。2 種類見ことができることが分かった。さらに、γ 角の変化

られたゴーストのうち「広範囲ゴースト」 は、Wideを許容する場合も含めて、同じ効果が得られる光学

mode と Hires-Y mode で異なる発生源をもち、それ系を、「装置内での素子同士の機械的干渉がない」、 ぞれ「検出器」と「クライオスタットウインドウ」、「ゴーストの写り込みに対する十分な公差をもつ」と 「検出器」と「フォールドミラー」面で反射した光束いう条件で網羅的に探索した結果、表 3 に示したよがゴースト像を生成していることが分かった。強度

うな解の候補を得た。これらすべての光路のスルー

的により問題となる Hires-Y mode の「広範囲ゴース

プットと結像性能を比較し、その結果最終的に対策

ト」に対応するべく光学設計を行った結果、フォール

案 1 を修正解として採用した。

ドミラーを+3◦ 回転させ、それに合わせて VPH とクライオスタットを再配置した解によって、本来像のスペクトルの性能とスループットをほぼ維持したまま、ゴーストを検出器外へ逃がせることを示した。
今後は、得られた解が新たなゴーストを発生しないことを確認の上、機構設計とそれに基づいた部品製作を行い、実機への組み込みと検証実験を行う予定である。

図 4: ゴースト対策のアイデアのまとめ

表 3: 対策案におけるフォールドミラーとエシェル回
折格子の回転角の組み合わせと光学性能のまとめ

回転角

4

フォールドミラー
エシェル回折格子 (γ 角)

対策前

対策案 1

対策案 2

対策案 3

0◦
6◦

+3◦
6◦

+2◦
6.5◦

+1◦
7◦

結像性能 (90%EE 直径 [µm])21 ∼ 3121 ∼ 32

23 ∼ 32

24 ∼ 32

トータルスループット

0.40

0.39 ∼ 0.40

0.39 ∼ 0.40

0.38 ∼ 0.39

まとめと今後赤外線高分散分光器 WINERED の Wide モードとHires-Y モードのスペクトル画像に現れているゴー

References[1] Ikeda et al., 2016, Proceedings of the SPIE, Volume9908, id. 99085Z 14 pp.
[2] Otsubo et al., 2016, Proceedings of the SPIE, Volume 9908, id. 990879 12 pp.
[3] Ikeda et al., 2018, Proceedings of the SPIE, Volume10702, id. 107025U[4] Ikeda et al., 2020, in prep.