日本惑星科学会誌
第27巻
目
巻頭言

遊・星・人

第1号
次
3

出村 裕英


「2016年度最優秀研究者賞受賞記念論文」

4

高解像度観測が導く惑星系形成 秋山 永治


その場計測研究による衝突クレーター形成のスケーリング則に対する最新の理解山本 聡，長谷川 直，鈴木 絢子，松永 恒雄

17

大気成分凝縮による巨大氷惑星の惑星放射強度と熱進化加速

28

黒崎 健二，生駒 大洋

エポックメイキングな隕石たち その12
〜Monahans (1998)と Zag〜太陽系最初期の水を取りこんだ岩塩を持つ隕石～40

馬上 謙一

一番星へ行こう！日本の金星探査機の挑戦

その33 ～金星雷の捜索は続く～

高橋 幸弘，今井 正尭，佐藤 光輝

43

遊星百景 その11 〜月の不可思議火山地形Ina-D〜
佐藤 広幸

46「天体の衝突物理の解明(XIII) ～太陽系の進化過程におけるダストの役割～」参加報告
嶌生 有理

49

New Faces 黒崎 健二，仲内 悠祐，嵩 由芙子53

JSPS Information

58

表紙デザイン：BROOKS

2

日本惑星科学会誌 Vol. 27，No. 1，2018Contents
Preface

H. Demura3

Unveiling the formation of planetary system by high spatial resolution
observations

E. Akiyama

4

Current understanding of scaling laws of impact cratering based on direct
S. Yamamoto, S. Hasegawa, A. Suzuki, and T. Matsunaga
observations

17

Luminosities and thermal evolutions of ice giants by condensation in early
K. Kurosaki and M. Ikoma
atmospheres

28

Epoch-making meteorites (12)― Monahans (1998) and Zag - Primordial water from fluid inclusion bearing
K. Bajohalite in the two chondrites ―40Road to the first star : Venus orbiter from Japan (33)― Lightning hunt in Venus, to be continued ―Y. Takahashi, M. Imai, and M. Sato

My favorite view in planetary sciences (11)― Lunar Enigmatic Volcanic Landforms: Ina D ―43

H. Sato46

Report on‘13th Workshop on Collisional Physics of Planetary Bodies
Y. Shimaki― Importance of Dust in the Solar System ―’49

New Faces

K. Kurosaki, Y. Nakauchi, Y. Daket

53

JSPS Information		

58

3

巻頭言

巻頭言

平成 30 年，2018 年が始まりました．今年は学会にとっても節目の年で，なかなか忙しく，
かつ今後を占う意味で重要な年になるでしょう．「はやぶさ２」小惑星ランデブーが今夏のハ
イライトになるでしょう．
日本惑星科学会は，1992 年に設立されて四半世紀を経ました．設立当時に学会をリードされていた方々からは世代交代が進み，当時はまだ掛け声ばかりだった月惑星探査も，「のぞみ」「はやぶさ」「かぐや」の経験を踏まえて多くの学会員が「あかつき」「はやぶさ２」「火星衛星
サンプルリターン（MMX）」，月探査や海外共同ミッション，そして小型深宇宙探査に関わるようになりました．理論・実験（計算機実験を含む）
・観測（探査を含む）の 3 本柱の最後の 1 本が，実体を持って諸外国の深宇宙探査と並ぶようになったことは，学生の頃に入会した私から見ると本当に夢のような迫力です．『惑星科学は探査という実践を伴う営為である．』『日本の理論
研究者数の 100 倍以上，データを扱う研究者や工学研究者が増えるか，もしくは隣接分野から巻き込むかしないと，探査を包含する実証的月惑星科学は回らない．
』『そこまで成長できれば安定するね，日本もそうなるかな？』，と当時大学院生だった私に阿部豊先生がニコニコしながら語ってくれたことを今更のように思い出します．来たる 10 年，RFI とりまとめ，そして日本学術会議の大型研究計画マスタープランの検討などを通じて，月惑星科学で解くべき課題と今後についての議論が方々で行われ，深まりつつあります．今年 3 月に閣僚級政府間会合
ISEF（国際宇宙探査フォーラム）が東京で開かれ，ポスト国際宇宙ステーションの目玉として
米国主導の月探査や開発が中印と競争しつつ激しくなりそうですが，外野に振り回されずやるべきことをきちんとやり，本学会員をはじめとした日本の月惑星科学研究者が活躍する場面が増えることを願っています．
2009 年４月に発足し 10 周年を迎えようとしている会津大学 ARC-Space は，惑星科学と情報科学を融合する形で月惑星探査へ貢献してきています．今年は戊辰戦争 150 周年でもあり，何かしら目立ってみたいな，と思っています．

出村 裕英（会津大学）

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4

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018「2016年度最優秀研究者賞受賞記念論文」

高解像度観測が導く惑星系形成

秋山 永治

1

2017年9月19日受領，査読を経て2017年11月27日受理．

（要旨）近年，技術の粋を結集した ALMA 望遠鏡やすばる望遠鏡によって，惑星系の母体天体である原始惑星系円盤の精緻な画像が得られ，惑星形成の研究が急速に進歩している．様々な観測手段がある中，特に電波と赤外線による観測は相補的で円盤の物理構造を調べるのに有効であり，双方の専門家からなるチームを組織し，協力して科学成果を出す時代となっている．本稿では，筆者が所属する世界最大の電波望遠鏡
ALMA 国際プロジェクトと光・赤外線望遠鏡すばるを用いた系外惑星および星周円盤の戦略的探査プロジ
ェクト（SEEDS）の成果を中心に，最新の観測結果と新たな問題点について言及する．最後に，次世代型望遠鏡の到来を見据えた今後の展望について，現行する代表的な開発事例を織り交ぜながら見ていく．

1. はじめに氏の記事 [2] を参照されたい）．そして，光学系の修理を終え鮮明な画像が得られるようになった Hubble 宇

惑星科学の分野では，1994 年から 1995 年にかけて

宙望遠鏡（HST）によって，オリオン座にある星形成

突出した観測成果が相次いで報告され，観測的研究が領域で，明るい星雲を背にした惑星の形成現場である

急速に飛躍した年と言える．歴史的な転換期として，

原始惑星系円盤のシルエットが鮮明な姿で直接撮像さ1983 年の Infrared Astronomical Satellite（IRAS）によれ，1994 年の論文で報告された [3] ．HST や後述する

る全天サーベイ観測が行われ，多くの赤外線点源に対

すばる望遠鏡等によって直接撮像で確認されるよりもしてエネルギースペクトル分布（SED）が取得されたこ

以前に，星・惑星系形成に関する情報や観測技術が限とが挙げられる．その結果，赤外線の波長領域で大きられる中，理論モデルを駆使し，原始惑星系円盤の存な超過が見られ，中心星からの光が吸収されず輝線と在のみならず，その構造までも予見した当時の研究者

して検出された．これらの観測事実を背景に，若い星の英知には深い感銘を覚える．その後，すばる望遠鏡，の周囲に付随するガスやダスト（塵）は光学的には厚くVery Large Telescope（VLT），Gemini 望遠鏡など地

幾何学的には薄いと解釈され，円盤状に分布している

上の大型望遠鏡による観測が進み，原始惑星系円盤にと予言されていた．さらに，幾つかの天体では近赤外付随するギャップ構造，渦状腕構造，非対称構造など，

線波長域において赤外超過が見られないことから，中複雑な構造まで明らかになってきた．

1心星の近傍領域では物質が消え去り（clearing），重い

一方，1995 年にペガスス座 51 番星の周りで，太陽円盤から薄くて軽い円盤に遷移（transition）し，惑星によく似た中心星を持つ系外惑星が初めて発見された系が形成される前段階である可能性について議論され[4]．それ以来，系外惑星探査が加速したことで，2017ている．これは，今日知られる遷移円盤の先駆けとな

年 8 月の時点で候補天体を含めると 6000以上の系外惑る観測結果である [1]（円盤の幾何学的構造と SED の形星が報告されている．そのうちの 600 天体以上が複数状との関係については遊星人 vol. 24，No. 3 の橋本淳の惑星で構成されている惑星系であることが確認され

1. 自然科学研究機構 国立天文台 チリ観測所
eiji.akiyama@nao.ac.jp

1. 修理以前にもHSTでシルエット円盤は撮像されていることに注意されたい．

惑星質量 (木星質量)

高解像度観測が導く惑星系形成／秋山

5

10+3

アプローチから惑星系形成の解明に取り組んでいる．

10+2

様々な観測手段がある中で，特に電波と赤外線を用いた観測は相補的で円盤の基本的な物理構造を調べるの10に有効であり（電波と赤外線観測の特徴が武藤恭之氏

1と田崎亮氏の参考文献 [7] [8] で詳説されているので参

木星

10-1

10-3
10-4
10-2

考されたい），近年では双方の専門家からなるチーム

海王星

10-2

を組織し，協力して科学成果を出す傾向にある．図 2
は SEEDS プロジェクトの一環として近赤外線で撮像

地球された主な原始惑星系円盤画像の一覧である．中心星
10-1

1

10

10+2

10+3

公転周期 (day)

10+4

10+5

10+6

大穴構造，非対称構造など，実に複雑で様々な構造を

中心星の質量スケール (太陽質量)
0.10

0.38

0.66

0.94

1.2

から数 10 AUから数 100 AUに渡って渦状腕構造，巨1.5

図1： 太陽質量と同程度の中心星を持つ系外惑星の公転周期と惑星質量の分布図．http://exoplanet.euで提供されているデータから作成し，2017年8月時点で報告されている惑星
候補天体までが含まれている．データ点の大きさは中心星質量を表し，参考のため，太陽系の地球，木星，海王星をプロットしている．

持つことが明らかとなっている．これらの画像は主に0.1－1 μm サイズのダストの散乱光を反映したものであるが，約 1 mm サイズのダストの熱放射を反映した
ALMA などの電波観測においても同様の構造が多数検出されている [9] [10]．また，後述するが同心円状に構成される多重リングギャップ構造も検出され [11]，
少なからず惑星系の多様性に関連していると考えられる．このような観測結果を基に惑星形成の理解にどうており，TRAPPIST-1 に代表されるような複数の地繋げていき，次のステップとして観測的にどう踏み込

球型惑星を持つと推測される惑星系も存在することがんでいくかが重要である．本稿では，筆者が関わって明らかとなった [5]．一方で，統計的解釈が進められいるプロジェクトの共同研究として，ALMA 望遠鏡

るようになり，観測結果を基に惑星の質量，サイズ，とすばる望遠鏡で得られた原始惑星系円盤の観測成果

軌道長半径などを調べると，我々の太陽系とは大きくを中心に，主なものについてできるだけ分かりやすく

異る実に多種多様な惑星系が存在することも分かって紹介する．

きた．図 1 は，系外惑星の公転周期と惑星質量の分布図であり，太陽系の惑星と系外惑星の違いを可視化し，両者を比較する上で基本的かつ重要な情報となってい2. 原始惑星系円盤の物理構造：温度密度の2次元分布

る．図 1 から，太陽系の惑星の分布はこれまで観測さこれまで地上と宇宙から様々な望遠鏡によって，ガれた他の惑星系と比べると少数派に属する可能性が考スとダストから構成され惑星の母体天体である原始惑

えられる．我々の太陽系は必ずしも平均的な惑星系で星系円盤が数多く観測されてきた．そして，SED やあると言えないことは，今日までの観測結果が示すと直接撮像によって円盤構造が分類できるようになり，ころである．

その描像が徐々に明らかになってきた．分類別に統計

筆者は，これまで惑星系形成メカニズムの解明をテ

的傾向を調べることも重要であるが，詳細な観測が可ーマに，観測的手法で原始惑星系円盤の物理構造の解

能な天体を集中的に調査し，円盤の物理構造を明らか明に取り組んできた．そして，世界最大の電波望遠鏡にする試みも重要である．さらに，惑星形成現場の基Atacama Large Millimeter/submillimeter Array

本的な物理構造である温度と密度分布に関する情報は，（ALMA）の国際プロジェクトと自然科学研究機構ア

惑星形成や円盤の散逸機構を考える上で不可欠である．

ストロバイオロジーセンターが推進する光・赤外線望筆者らは，太陽近傍で原始惑星系円盤が付随する明る遠鏡すばるを用いた系外惑星探査プロジェクトいハービッグ Ae 型星 HD 163296 の天体に対して，複（Strategic Explorations of Exoplanets and Disks with

数の CO 同位体分子と回転遷移の異なる輝線で観測し，Subaru Telescope, SEEDS [6]）に所属し，双方の観測

円盤の動径方向と鉛直方向の温度と密度分布を観測的6

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

渦状腕

渦状腕

500 AU

100 AU

空隙

空隙

渦状腕

100 AU 渦状腕 100 AU

空隙

100 AU

100 AU

空隙
100 AU
空隙

空隙

100 AU

100 AU

100 AU

100 AU

空隙

100 AU

空隙

空隙
100 AU

渦状腕

100 AU

100 AU

空隙

100 AU

空隙
100 AU

100 AU

100 AU

100 AU

図2： SEEDSプロジェクトで撮像された原始惑星系円盤画像の一覧．国立天文台太陽系外惑星探査プロジェクト室提供．

2に導くことを試みた ．ここでは，野辺山 45 m 鏡，ル計算によって見積もることが可能である．即ち，各ASTE 10 m望遠鏡，初期運用の ALMA 望遠鏡で得ら

輝線は光学的に十分に厚くなる円盤光球面

れたデータを基に，特に円盤の鉛直方向の温度分布に（photosphere）から放射されると考え，例えば各輝線

ついて詳しく説明する．

において光学的厚み（τ）が 1 となる層の柱密度を計算

原始惑星系円盤の主な熱源は中心星からの放射であする（詳細は Scoville et al.（1986）の Appendix を参照

る．中心星からの放射が直接照射される円盤表層は高[13]）．尚，円盤光球面の光学的厚みは厳密にτ = 2/3

温になり，放射が届かない円盤赤道面付近では低温にとなるが，本研究では簡単のためτ = 1 を適用してなることで，円盤内で温度勾配が存在することが理論いる．さらに並行して，静水圧平衡を仮定した円盤で的に示されている [12]．温度の違いは回転遷移の異な得られる鉛直方向の面密度分布を計算し，両者を対比

る輝線を用いることで把握でき，一般的に高励起線ほさせることで層状に分布する各同位体分子輝線の放射

ど高温領域を反映する．つまり，回転遷移の異なるガ領域を求める．最後にモデル計算から各同位体分子輝

ス観測は，言わば温度計になるのである．また，温度線の観測プロファイルを再現する温度を割り出し，前領域の位置について，動径方向においては放射の逆 2

述した各輝線の鉛直方向に沿った円盤光球面の位置と乗則から推測される通り，多くの場合温度は中心星か組み合わせることで，観測データを基にした鉛直方向

らの距離のべき乗で低くなると考えて良い．一方，鉛の温度分布を算出することが可能となる．

直方向においては，複数の同位体分子輝線観測とモデ
2. 2012年12月に開催されたThe first year of ALMA science会議にて発表．

図 3 左は，CO 同位体分子の J = 2－1 輝線で観測された HD 163296 の積分強度図と速度分布図である．
ALMA の初期科学評価（Science Verification, SV）
で得高解像度観測が導く惑星系形成／秋山
積分強度図
0.5

[Jy km s-1 beam-1]
1 1.5 2 2.5

速度分布図
3

4

[km s-1]
5 6 7

8

7
観測結果とモデル計算結果

(c)

20

12

15

12CO(J =2– 1)

8CO(J = 2-1)

model
obs.

3

4

7

Flux Density [Jy](f)

[km s-1]
6
5

8

13CO(J =2– 1)

4

1

2

0.5

0

0

0

20

8

2

15

6

1.5

10

4

1

5

2

0.5

0

0

0

-5

-2

-0.5

0

4

0.1

C18O(J =2– 1)

Dec. (J2000)

16″
18″
20″
22″
24″
26″
−21°57′28″[Jy km s-1 beam-1]
0.2 0.3 0.4 0.5

17h56m21s.8 21s.5 21s.2 20s.9

R. A. (J2000)

3

4[km s-1]
5 6 7

8Flux Density [Jy]

(i)

2

4

6

8

VLSR [km s-1]

10

12

0

1

CO(J = 1-0)

12

2

0.5

0

0

4

1

2

4

6

8

VLSR [kmk s-1]

13

10

12

0

0

-2

-0.5

4

6

8

VLSR [km s-1]

10 12

2

12

30

4

6

8

10 12

VLSR [kmk s-1]

CO(J = 3-2)

20
10
0

40
30

0.5

2

0

40

CO(J = 1-0)

residual

2

0

C18O(J = 2-1)

1.5

5

10

[Jy km s-1 beam-1]
0.2 0.4
0.6 0.8

2

CO(J = 2-1)

13

6

20
10
0
-10

0

2

4

6

8

VLSR [km s-1]

10 12

0

2

4

6

8

VLSR [km s-1]

10 12

25
20
15
10
5
0
-5
25
20
15
10
5
0
-5
-10

13

0

CO(J = 3-2)

2

4

6

8

VLSR [km s-1]

10 12

図3： 左図は，ALMAの初期科学評価の一環として試験観測されたHD 163296の積分強度図と速度分布図である．各パネルの左下に記された楕円は，最終的に得られた合成ビームを表す．右図上段は，観測で検出された円盤からのCO同位体分子輝線の速度プロファイル（黒）とモデル計算の結果（緑）を表し，右図下段は上段の観測結果とモデル計算結果との残差を表す．尚，
12
13
12
13
18
CO
（J=1－0）と CO（J =1－0）は野辺山45 m鏡の観測で得られたデータ， CO（J=2－1）， CO（J=2－1），C O（J=2－1）
1213のデータはALMAの初期科学評価データ， CO（J=3－2）と CO（J=3－2）はASTE 10m望遠鏡で得られたデータである．

3

られた公開データ を再解析し，信号雑音比（S/N 比）を向上させることが可能なセルフキャリブレーション

4を適用している．図 3 右は，観測とモデル計算で得られた輝線プロファイルを重ねたものとその両者の差を3表したものである．J = 1 － 0 輝線は野辺山 45 m 鏡でz/H得られた観測結果，J = 2 － 1 輝線は ALMA の SV公開
データ，J = 3 － 2 輝線は ASTE 10 m 望遠鏡で得られ

τ=1 となる層の鉛直方向の位置
12CO(J =3-2)

12CO(J =2-1)

12CO(J =1-0)

13CO(J =3-2)

13CO(J =2-1)

13CO(J =1-0)

C18O(J =2-1)

2

た観測結果である．尚，J = 1 － 0 や J = 3 － 2 輝線プ
ロファイルと比べ J = 2 － 1 輝線プロファイルは滑らかであるが，スムージング処理等は行っておらず通常の校正後のデータである．単純に比較はできないものの野辺山 45 m 鏡や ASTE 10 m 望遠鏡の観測データの積分時間は数日であるのに対し，ALMA の観測では初期運用にもかかわらず，たった 2 時間の積分時間
で野辺山 45 m 鏡や ASTE 10 m 望遠鏡の観測データを遥かに上回る S/N 比でデータが得られており，い3. ALMA国際プロジェクトでは，望遠鏡およびその制御システ
ムが適切に動作し正しい科学データが取得されているか評価するため，過去の観測で素性が既知の天体を幾つか選定し試
験観測を実施している．その試験観測で得られた観測データは一部公開されており，個人研究など様々な用途での使用が許されている．

1
0

1

10

r [AU]

1001000

図4： 各CO同位体分子輝線に対して光学的に厚くなる層の鉛直方向分布．横軸は中心星からの距離，縦軸はスケールハイ
トで規格化した円盤鉛直方向の距離を表す．[19]よりデータの一部を転載．

かに ALMA の感度が優れているか実感できる．
図 4 は，静水圧平衡並びに局所熱力学平衡を仮定した円盤において，上述の Scoville らが示した CO 輝線
における柱密度と光学的厚みの関係式を用いて，円盤8

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

赤道面から各 CO 同位体分子輝線が光学的に厚くなる

本研究によって，CO とその同位体分子輝線を多数層（τ = 1 となる層）までの鉛直方向の距離を計算した組み合わせた観測によって，円盤表層から円盤赤道面

結果を表す．従って，この図は観測データを示すもの

近傍に向かって温度が低くなる温度勾配が確認された．

ではなく，円盤モデルを用いた推定値を示しているこまた，観測結果の再現性を評価した結果，多くのガスとに注意されたい．尚，100 AU 以遠の領域では中心輝線観測で相似解モデルの有効性が確認された．さら星からの放射が弱く温度が低くなり，高いエネルギーに，円盤の動径方向の密度分布，特に円盤外縁部で指準位に十分に励起されないため，高励起線の光学的に数関数的に密度が低くなる構造が確認され，角運動量厚くなる層が低励起線の層よりも低くなっている．モ輸送による粘性拡散を支持する結果が示された．

デルフィットの結果，CO（ J = 3 － 2）の主な放射領域であるスケールハイトの 2 － 3 倍の高さでは温度が3. 多重リングギャップ構造18

約 50 K，C O（ J = 2 － 1）の主な放射領域である赤道面付近の温度は 15 K 以下となり，円盤の鉛直方向に惑星や惑星系の形成および進化過程を理解するには温度勾配があることが明らかとなった．ここで，CO

惑星系の形成現場である原始惑星系円盤を観測し，その昇華温度は約 20 K であるため，導かれた 15 K の温の詳細な物理・化学的構造を詳しく調べ，それらの起度環境下では CO は固体として存在することが考えら

源を一つ一つ解明していくことが有効かつ確実なアプれる．しかし，HD 163296 では亜音速の乱流が発生しローチである．そのため，以前から多くの原始惑星系ていることが報告されており [14]，ダスト吸着の抑制

円盤が電波干渉計や光・赤外線望遠鏡によって観測さや円盤上層の温かいガス成分とよく混合されることで，れている．その中でもうみへび座 TW 星
（TW Hya）と昇華温度以下でも CO が気体として存在しているもの

おうし座 HL 星（HL Tau）の観測的研究は古く，近年と推測される [15]．同様の観測結果が DM Tau の原始

詳細な物理的化学的構造が明らかとなり，より一層精

惑星系円盤でも報告されており，赤道面付近の温度が力的な観測が行われている [20] [21]．ここでは筆者が13 K と見積もられているが，強い CO の輝線放射が観関連した TW Hya と HL Tau に付随する原始惑星円盤

測で検出されている [16]．

について，特に多重リングギャップ構造に焦点を絞っ

一方，動径方向の密度構造に関して，中心星からの距離に応じて面密度がべき乗で減少する経験則を基にしたべき乗則モデルと，粘性進化を考慮した理論的にて紹介する．

3.1

うみへび座TW星の多重リングギャップ構造

導かれる相似解モデル [17] で検証した．その結果，べ小 質 量 星 TW Hya（中 心 星 質 量 0.55 M ○， 距 離 54

き乗則モデルでは速度プロファイルのピーク値と高速5pc）に付随する原始惑星系円盤は，太陽近傍に位置す

度成分の整合性が悪く，観測とモデル計算で得たプロるため詳細な観測が可能であり，太陽系の成り立ちを

ファイル間の残差が大きくなり，双方が両立する密度

理解する上で数多くの情報を与えてきた．図 5 はこれ分布を導くことができなかった．しかし，相似解モデ

までに観測された代表的な TW Hya の撮像画像を示

ルでは観測結果の再現性が良く，円盤の外側領域ではす．過去の HST による波長 1.71 μm の観測によって，円盤が粘性進化し，徐々にガスが散逸している可能性

主星から 80 AU の位置にリング状のギャップ（以下，が示された [18]．また，別のハービッグ Ae 型星であリングギャップと称す）の存在が示された [22]（図 5 左）．

る MWC 480 に対しても，我々は同様の結果を得てい筆者らは，すばる望遠鏡 /HiCIAO+AO188 を用いて，

4●

る [19] ．本質的には円盤モデルで適用されている密H バンド（波長 1.6 μm）で高コントラスト観測を可能

度分布が過剰に簡略されていたことが原因であるが，とする偏光差分撮像（PDI）モード（参考文献 [2] の図 2

従来の観測機器で得られたデータでは相似解モデルをで詳説されているので参考されたい）を導入し，HST検証するだけの精度が足りなかったことも原因の一つ

では観測できなかった，中心星近傍領域の観測に成功であると考えられる．
4. 野辺山観測所プレスリリースでも詳説しているので参照されたい．

5. 2016年GaiaのミッションでTW Hyaまでの距離が59.5 pcと修正されたが，ここでは2007年にHipparcosの測定で得られた距
離54 pcを採用する．

高解像度観測が導く惑星系形成／秋山

9

ALMAᮃ㐲㙾

䛩䜀䜛ᮃ㐲㙾
䝝䝑䝤䝹Ᏹᐂᮃ㐲㙾

20 AU

80 AU
1 = 54 AU

1 = 54 AU

(

19AU)

約20 AUした．その結果，主星からの距離 11 AU から 80 AUの領域において面輝度分布が明らかとなり，主星から約 20 AU の位置に新たなリングギャップが存在する
可能性が示された [23]（図 5 中央）．尚，リングギャッ
プ構造を鮮明に映すために，双方の画像とも各ピクセ
ルに中心星からの距離の 2 乗を乗じている．さらに近年，ALMA 望遠鏡による波長 870 μm のダスト連続
波長基線観測で，半径 22 AU のリングギャップが確認され，我々のすばる望遠鏡による観測結果と一致す
る結果が得られている [21]（図 5 右）．また，地球のような惑星の形成領域まで観測範囲を拡張することに成功し，主星から 1 AU の距離にギャップ構造の存在も確認された．加えて，新たに中心星から 37 AUと43 AUの距離にもリングギャップ構造が確認され，1 AU か

Polarized Intensity [mJy arcsec -2]

図5： TW Hyaのダスト円盤の画像．左：Hubble宇宙望遠鏡による波長1.71 μmの散乱光画像（Debes et al. 2013），中央：
すばる望遠鏡による波長1.6 μmの散乱光画像（Akiyama et al. 2015），右：ALMA望遠鏡による波長870 μmのダスト
連続波画像（Andrews et al. 2016）．すばる望遠鏡の撮像画像の中心は半径0.2′′（約11 AU）のソフトウェアマスクで隠している．すばる観測所およびALMA観測所プレスリリース図を改編．

1000[0.2 - 0.4] slope: -1.39[0.4 - 0.8] slope: -0.33[0.8 - 1.5] slope: -2.65

100
10

1

2

3

1
0.1
0.1

r [arcsec]

1

図6： TW Hyaの面輝度プロファイル（P.A. = 335 deg.）．赤，緑，
青の線はそれぞれ図中の動径方向の領域 1，2，3における傾きを表す．[23]より引用・改編．

ら 80 AU にかけてギャップ構造やリングギャップ構
造が多数存在することが明らかとなった．

ギャップや渦状腕など複雑な構造を持たない円盤の面

Jang-Condell と Turner らは，もしリングギャップ

輝度は中心星からの距離に応じてべき乗で減少するがが惑星によって形成された場合，散乱光でギャップ部[25]，もしギャップが存在すると散乱体の少ないギャ

分は暗くなるが，ギャップの外側の壁では中心星から

ップでは面輝度が急激に減少し，ギャップ壁で緩やかの直射により明るくなると指摘している．同時に光がな減少もしくはほとんど変化せず同じ面輝度を維持す

直射され続けることでギャップ壁が膨らみ，いわゆるる．一方ギャップ壁の後方では，ギャップ壁が作る影

puff-up 構造が形成され，ギャップ壁以遠では陰影効

によって散乱が起こらず面輝度は再び急激な減少に転果によって散乱光では暗くなると予想している [24]．

じることになる．

この描像は中心星からの距離に応じた面輝度の変化率

図 6 は，我々の観測で得られた TW Hya の面輝度分として観測で直接確認することが可能である．即ち，

布である．図中の赤，緑，青の線で示すように，面輝10

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018度分布は動径方向の距離によって傾きが異なり，階段

チ波の観測結果とも一致していることから，惑星とは状のプロファイルを持つことが分かる．その結果，いえないまでも，ダストが大きく成長し微惑星やそのJang-Condell と Turner らが示す，惑星によって形成基となる天体が形成されている可能性が示された．ギ

されるリングギャップから定性的に導かれる類似した

ャップ構造の形成メカニズムには，円盤と惑星との重面輝度プロファイルが確認され，観測プロファイルの力相互作用，光蒸発，ダスト成長，dust filteration な形状から木星質量以下の惑星でリングギャップが形成

ど諸説あるが，本研究によって観測で得られた面輝度されている可能性が示された．その後，Rapson らに

分 布 の 特 徴 が， 惑 星 を 起 源 と す る Jang-Condell とよる Gemini 望遠鏡の J バンド（波長 1.24 μm）と K 1バ

Turner らのギャップ形成の理論モデルで定性的に理ンド（波長 2.05 μm）の観測によって，同リングギャッ

解できることが分かった．加えてダスト成長の可能性

プに木星質量の 0.2 倍の惑星が存在する可能性が示さも示唆されることから，本観測と HST の観測で発見れた [26]．Debes らは，Jang-Condell & Turner（2012）

された，半径 20 AU と 80 AU で構成される同心円状の軸対称円盤を仮定した放射輸送モデル [24] を用いて， の多重リングギャップ構造の起源に関する説明の一つ
近赤外線で得られた面輝度プロファイルを再現することして，惑星形成が同時多発的に進行している可能性とでより詳細な構造について調査した [27]．彼らは，が示された．

動径方向の面密度分布に中心星から 30 AU と 80 AU

最近の別の ALMA の観測で，ミリ波帯（波長 2 mmの距離にギャップを設けて，モデルと観測結果の整合と 1.3 mm）で多波長連続波観測がされ，波長間の強度を図る試みを行っている．その結果，30 AU 以遠の面変化率であるスペクトル指数（α）の 2 次元分布図を算

輝 度 プ ロ フ ァイルはよく再現するものの， 我 々 や出し，リングギャップ内外のダストサイズについて議

Rapson らの観測で得られた中心星から 20 AU 付近の論されている [28]．その報告によると，半径 22 AU のギャップを含めた 10 AU から 20 AU の領域では，観リングギャップの外側でミリメートルサイズのダスト

測結果を再現しないことが分かった．原因として中心が多く存在する可能性が示されている．また，観測結

星から 20 AU 以内の領域の構造がモデルに反映され果を基に半径 22 AU のリングギャップに海王星よりていないことが考えられる．暫定的な結果ではあるが， やや重い惑星が存在する可能性が示されている．これ
Andrews らの ALMA 長基線観測では中心星から 12

らの結果は，H バンドの散乱光偏光観測から推測されAU の距離にリングギャップの存在が指摘されている

た結果とも一致しており，電波と近赤外線の観測を組[21]．また，Debes らのモデルフィットによれば，30

み合わせエビデンスを積み重ねた良い例である．
13

18

AU のギャップのみよりも 30 AU と 80 AU のギャッ

一方ガス観測では， CO と C O 分子輝線から，COプで構成されるモデルの方が再現性が改善する（[27]ガスが CO のスノーラインの内側でも非常に少ないこの図 1 左を参照）．従って，面密度分布に中心星からとが明らかとなり，ガス分子の化学進化に新たな課題

12 AU や 20 AU のギャップを考慮したモデルで検証が見出された [29]．原始惑星系円盤のガスは直接的あ

できれば，モデルとの整合性が改善するものと推測さ

るいは間接的に惑星に取り込まれ，惑星大気の主な構れる．

成要素となる．そのため，CO スノーラインの内側でさらに我々は，ガスとダストは鉛直方向にガウス分

ガスが枯渇している結果は，惑星大気の研究に大きな布していると考え，観測で得られた H バンドの面輝

情報を与える．現在，誕生直後の惑星大気は，従来考度分布の傾きとダストのスケールハイトの半径依存性

えられていた CH4 や NH3 などを多く含む強還元型でを比較し，上述の惑星の可能性に加え，ダスト成長のはなく，N2 や CO2 を主成分とし微量の CO や CH4 が加可能性についても調査した．その結果，円盤の内側でわった弱還元型であったと考えられている [30]．そしはダストが成長している可能性が得られ，中心星からて近年，CO が微量であっても高エネルギー粒子線照およそ 10 AU から 40 AU の領域ではダストの平均サ

射によってアミノ酸の前駆体が生成し得ることが実験

イズが 10 倍ほど異なることが示された．他のグルー的に示されている ．様々な分子種を用いた原始惑星

プ で 得 ら れ た 電 波 干 渉 計 Submillimeter Array（SMA）や Very Large Array（VLA）のミリ波やセン

6

6. 日本惑星科学会2017年秋季講演会，小林憲正氏，青木亮平氏の講演発表．

高解像度観測が導く惑星系形成／秋山

0

2

11

(Jy beam-1) 10-3
4 6 8 10 12

J2000 Dec.

58|.2
57|.8
57|.4
57|.0
56|.6
1813b෌ゎᯒᚋ䛾⏬ീ56|.2
04h31m38s.50 38s.44
38s.38
J2000 R. A.

ALMA බ㛤䝕䞊䝍⏬ീ

図7： 波長0.87 mmダスト連続波画像の比較．左：再解析後の画像，右：ALMA公開データ画像．各パネルの左下にそれぞれの合成ビームを白色の楕円形で記す．[35]より引用・改編．

系円盤のガス観測は，惑星大気の成分や形成メカニズて議論され，惑星形成が進行している可能性が示されムなどに制限を与えたり，生命に関連する有機物生成ている．

の手掛かりを得る手段として重要視されている．今後

長基線試験観測では多周波合成法（Multi-frequencyの惑星大気の研究に関して，実験と観測的証拠を基にsynthesis method, MFS [34]）を適用し，233.0 GHz（λ大きな進展が期待される．

= 1.3 mm）と 343.5 GHz（λ = 0.87 mm）の連続波デー

3.2

おうし座HL星の多重リングギャップ構造

タを組み合わせて高品質のイメージを作成している．
しかし多周波合成法では，合成されるイメージの中心

ALMA の長基線試験観測で HL Tau の革命的な画周波数が適用される 2 つのデータの中間周波数である像が得られ [20]，多重リングギャップ構造の詳細な描

287.2 GHz（λ = 1.04 mm）となるため，最終的な合像が明らかとなった現在，観測されている原始惑星系

成ビームサイズは 343.5 GHz データ単体のイメージの円盤の構造についてどこまで物理的に制限を与えられものよりも大きくなり空間分解能は悪くなる．よって，

るかや，観測で得られた情報から何をどこまで導ける

空間分解能を追い求める場合，基本的には高い周波数かについて議論することは極めて重要である．様々なのデータ単体でイメージを作成した方が良い．筆者ら

理論研究によって惑星は円盤との重力相互作用で周囲はすでに公開されているおうし座 HL 星のデータに対の物質を飛ばし，惑星軌道に沿ってリング状に密度がして，電波干渉計の測定信号から真の信号を復元する

減少したギャップ構造を形成することが示されている

deconvolution の一般的な手法である CLEAN の適用[31]．従って，惑星は観測されているリングギャップ

法，S/N 比を向上させることが可能なセルフキャリブ

構造の起源を説明する有力な候補である．さらに，長レーションのパラメータの最適化，観測データの良不

基線試験観測で得られたデータを詳細に解析した結果，

良を選別するフラグの条件などを見直し，再度解析をリングギャップ内は光学的に薄く，リングの中心位置

行った．その結果，国際共同計画として正式に発表さと中心星の位置が有意にずれていることからリングはれた成果画像の品質をより向上させることに成功した

離心率を持ち，軌道長半径が大きくなるにつれ離心率[35]．図 7 は 0.87 mm の連続波画像の改善前（右）と改が大きくなり，内側から 4 つのリングギャップは 1：4：

善後の画像
（左）
を示す．多重リングギャップ構造の輪

6：8 の軌道共鳴の位置関係にあることが明らかとなっ郭がより鮮明になったため，その位置やサイズ，円盤た．よって，これらの観測結果から惑星の存在につい全体の面輝度分布がより高い精度で求めることが可能日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018log Σgmin [g cm-2]

12

(a)

6

中心星から 52 AU 以遠の領域では双方の条件が同時に満たされ，重力不安定の発現を許容する領域がある

2

ことが判明した．他の理論研究においても重力不安定
は主に円盤の外側の領域で起こる傾向が示されており，

0(b)log Tmin [K]温度分布は中心星からの距離に応じてべき乗で減少す
るべき乗則を採用している．図 8 から分かるように，

4

今回の観測で示される結果とも一致している．
しかしながら，HL Tau の場合，中心星から 52 AU

2

以遠のリングギャップに関しては重力不安定性で説明できるものの，13 AU や 32 AU のリングギャップに10

理量を適用して導出している [33]．また，動径方向のついては重力不安定性だけで説明をすることができな

0

20

40

60
80
r [AU]

100120

図8： パネル（a）はKwon et al.（2011）モデル[33]の面密度分布（実線）と重力不安定性を誘発するのに必要なガスの最小面密度（Σgmin，破線）を示す．パネル（b）はべき乗分布で与えられた動径方向の温度分布（実線）と重力不安定性を誘発するのに必要な冷却条件を満たす円盤の最小温度分布（Tmin，
破線）を示す．灰色で示したパネル（a）と（b）の領域は重力不安定性の発生条件を満たした領域を示す．[35]より引用．

い．よって，我々は内向きの惑星移動を考え，円盤との重力相互作用による惑星移動の可能性とその形態について調査した．ガス円盤の密度分布が惑星の重力によって動径方向に変化する場合とそうでない場合とでは，軌道進化が異なることが理論研究によって示されている [36] [37]．詳細な説明は専門書に譲るが，定性的には惑星質量が小さい場合，円盤の構造が維持されたまま円盤のガスとの重力相互作用によって惑星の角運動量がガス円盤に輸送される．その結果，軌道が内となった．故に我々は，リングギャップの起源が惑星側へと移動するが，このような軌道移動は Type I 軌であるとした仮定の下，角運動量輸送とギャップの深道移動として知られている．一方，惑星質量が大きい

さからギャップに内在する惑星の質量を見積もる手法

場合，惑星自身の重力によってガス円盤にギャップを[32] を適用し，内側から 4 つの顕著なギャップに対し開け，惑星軌道はギャップ内に固定される．円盤自身てそれぞれに対応する惑星の質量を見積もった．そのは中心星へ少しずつ降着するため，それに伴い円盤と結果，4 つ全てのギャップで木星質量程度の惑星が存

共に惑星軌道が内側へ移動していく．このような軌道在する可能性が示された．

移動は Type II 軌道移動と呼ばれる．我々は，ヒル半

しかし，HL Tau の年齢はおそよ 100 万年と推定さ径から見積もられるギャップ形成に必要な惑星質量と，れており，形成時間に 1000 万年程度を要する惑星形

上述の角運動量輸送とギャップの深さから求めた惑星成標準理論のコア集積モデルでは説明ができない問題

質量とを比較した結果，木星程度の惑星質量であれば，が生じていた．そこで，短い時間で惑星形成が可能な付随するガス円盤に対してリングギャップを形成する

円盤の重力不安定性による惑星形成の可能性を検証すのに十分な質量であることが分かり，ギャップと共にるため，その発生条件である Toomre の Q 値と冷却効中心星へと移動する Type II 軌道移動を支持する結果

果について調査した．その結果を図 8 に示す．図 8 上が得られた．故に，HL Tau 円盤に付随する多重リン

は重力不安定性を誘発するのに必要なガスの最小面密

グギャップ構造の解釈の一つとして，天体の年齢など度（Σgmin，破線），図 8 下は冷却条件を満たす円盤の最を考慮すると，惑星は重力不安定によって短時間で円

小温度分布（Tmin，破線）を表し，両者の条件が同時に盤の外側で形成され，Type II 軌道移動によって円盤満たされた時，重力不安定性が発生し得ることを示す．

の内側領域へと移動し，現在観測される形態になった

モデル計算の詳細な説明はここでは割愛するが，HL可能性が考えられる．しかし，仮に円盤で一時的に重Tau の面密度分布には Kwon et al.（2011）で示されて力不安定が起きたとしても粒子間の衝突率が低い場合，いる面密度モデルを使用し，観測で得られた最新の物

惑星や微惑星は形成されず渦状腕構造のみが誘起され，

高解像度観測が導く惑星系形成／秋山

13

その後徐々に密度の濃淡が緩和状態となってスムーズ(mJy arcsec-2)7な密度分布を持つ円盤になるという理論報告もある ．

0

1

2

3

4

5

よって，単純に重力不安定が発生すれば惑星ができる
わけではなく，惑星形成に関して考慮すべき要因の精査が必要であり，一つずつ観測で明らかにするべき点

12.5|

多重リングギャップ構造の形成については，惑星起
源の他にガスとダスト間で働く摩擦によって不安定モー ド が 誘 起 さ れ る 永 年 重 力 不 安 定 性（Secular

J2000 Dec.

である．
12.0|
11.5|

Gravitational Instability, SGI）が あ る．Takahashi &Inutsuka（2014）の SGI モデルでは，太陽系を想定し

32°
24 11|.0

たパラメータでモデル計算を行っており，観測以前か
ら半径 13 AU のリングギャップ構造を予言していた[38]．さらに SGI で惑星が形成される合理的なメカニズムが描写されており，SGI と惑星の組み合わせで多重リングギャップ構造の形成が十分に可能であることも示されている [39]．さらに，離心率を持つ軌道を説明することは困難であるが，焼結や様々な分子種のス

03h45m48s.36

48s.30 48s.26
J2000 R. A.

48s.22

48s.18

図9： 観 測 天 体LkHα 330のHバ ン ド 偏 光 強 度 画 像（カ ラ ー）とSMA 0.87 mm連続波画像（コントア）の重ね図．連続波画
像の最初のコントアは8σを表し，2σの間隔で最大20σの放射を表している．画像中央には半径0.2′′（約50 AU）のマ
スクを付しており，画像左下の楕円は合成ビームを表す．
[42]より引用．

ノーラインで効率的にダストが合体成長することでもリングギャップ構造の説明として提案されているにおいてもミリメートルサイズのダストで構成された[40] [41]．

渦状腕構造が円盤の赤道面近傍にも存在する可能性が観測的に示された．その後，Pérez らは ALMA の 1.3

4. 円盤内のダスト成長

mm 連続波で Elias 2-27 の原始惑星系円盤に付随する 1対の渦状腕を検出し，ミリメートルサイズのダスト円

微惑星形成の第一歩は原始惑星系円盤内に存在する盤においても渦状腕構造が形成されることを示した

ダストが合体成長することで始まる．圧力の高いとこ[10]．一方，非対称性を伴った渦状腕構造は，質量のろではダストが捕獲され，局所的に集中して存在する大きな惑星によって誘起されることがシミュレーショ

ようになり，ダストの合体成長が促進すると考えられ

ンで確認されており，すでに惑星が形成されている可ている．筆者らは SEEDS プロジェクトの一環として，能性が高いことが示された [43]．

円盤中心に大きな穴構造を持つ遷移円盤 LkHα 330 にダスト成長を調べるのに有効な方法として，ダスト

対して，すばる望遠鏡による H バンド高解像度高感のオパシティの波長依存性を表したべき数（β）から

度偏光観測と SMA による波長 0.87 mm の連続波観測

ダストサイズを見積もる方法がある．星間空間の典型

で，赤外線と電波の両面からダストの空間分布を調査

的なβ値は 1.7 であり [44]，D'Alessio らはダストの最した [42]．その結果，H バンド偏光観測では 1 組の渦大サイズがおよそ 30 μm 以下であれば，β値は 1.7 の状腕構造が検出され，0.87 mm 連続波では円盤の東西まま維持されると報告している [45]．βは波長が異な方向に沿って非対称構造が確認された．図 9 は H バン

る複数の連続波データから求めることができるので，ドで観測された PDI 偏光強度画像（カラー）に 0.87 mm

観測的にダストサイズを制限することが可能である．

連続波画像（コントア）を重ねた図である．連続波観測

従って，非対称構造を誘発するダスト捕獲とそれに伴では十分な空間分解能が得られていないものの，検出

なうダスト成長を調べるため，我々と他のグループのされた非対称構造は H バンドで得られた渦状腕構造

観測で得られている連続波データを組み合わせ [46]に沿って南北に伸びていることから，0.87 mm 連続波[47]，ダストサイズの指標となる非対称領域の β を調

7. 日本天文学会2017年秋季年会，道越秀吾氏の講演発表．

8. 3.1節で扱われたαとβにはα=β+2の関係がある．

8

14

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

Keck 望遠鏡のAO 画像

TMT IRIS

Galileo 探査機の画像

図10： 木 星 の 衛 星 イ オ のHバ ン ド 画 像． 左 か らKeck望 遠 鏡+AOの シ ミ ュ レ ー シ ョ ン 画 像，TMT/
IRIS+AOのシミュレーション画像，木星探査機Galileoによる撮像画像を表す．TMTウェブサイト（http://www.tmt.org/gallery/miscellaneous/iris-simulation-io-observations）の画像を改編．

査した．その結果，円盤の東側ではβ = 2.0±0.5 と整合化を図っていくことが，惑星形成の発端を理解す

なり星間空間の典型値であったが，円盤の西側ではる上で益々重要になってくる．

β = 0.7＋0.5－0.4となり，東側よりも小さい値となった．この結果はダストサイズが円盤の東側と西側では異なる

5. 今後の観測装置の開発と将来展望

ことを示唆し，西側ではミリメートルサイズ以上のダストが多くダストが成長していると考えられ（Dranie

これまで議論してきたギャップ，非対称構造，渦状は特にβが 1 以下の場合，ダストがミクロンサイズか腕，または他の観測で報告されているワープ構造など

らミリメートルサイズに成長していると報告しているが惑星形成に深く関連していたとしも，これらの構造[48]），東側では近赤外の放射が強く 0.87 mm 連続波放は惑星形成過程の中でもたらせた円盤形態であるので射が弱いため，0.1－1 μm 程度のダストが多く存在す

間接的証拠である．より決定的な証拠を得るには形成ると推測される．また，大小様々のダストが混在する

中を含めた惑星そのものを直接観測することが重要で円盤中で圧力の高い領域が発生し，その領域に大きいあり，そのためハビタブルな地球型惑星を含めた惑星

ダストのみが選択的に集中している可能性も考えられの直接検出が可能な次世代型の望遠鏡が構想されているが，現段階ではこれ以上の制限は困難である．しかる．そのうち幾つかは具体的に開発が進められており，

し，センチ波帯の連続波やガスの観測によってダスト

その一つに Thirty Meter Telescope（TMT）がある．

の成長度や圧力に関する情報が取得できるので，それ

TMT は補償光学装置（AO）を用いると解像度が 8 ミリらのデータが加われば非対称構造の起源についてより秒角まで到達し，すばる望遠鏡と比べ感度が約 180 倍

強い制限を与えることが可能となる．

向上する．図 10 は TMT に搭載される AO の性能をシ

近年，電波の多波長偏光観測からダストサイズを求

ミュレーションした結果である．Keck 望遠鏡よりもめる新たな方法が提案された．そして ALMA による遥かに改善されており，真の画像である探査機で得ら

HL Tau の偏光観測では，これまで考えられていたダれた画像とほぼ同等の画像品質が得られていることがストサイズよりも 1 桁ほど小さい 100 μm 程度である

分かる．

と報告されている [49]．従来のβからダストサイズを

星・惑星形成に関する研究では，スノーラインを含見積もる手法に加え新たな手法が開発されたことによめた星周円盤の詳細構造，磁場構造，ガス散逸機構なり，異なる手法でダストサイズを算出することが可能

どの未解決な点を観測で明らかにするべき点が多くあとなるので，精度や信頼性が向上すると考えられる．

る．一方，今日では宇宙生命に関して科学的に議論が惑星は基本的に円盤赤道面で形成するので，その領域できるようになり，2015 年に自然科学研究機構にアを反映するダスト連続波のデータは直接的に惑星形成

ストロバイオロジーセンターが新たに創設されるなど，の物理量を与える面で重宝される．今後は多波長によ行政からも重要性が認識されている．宇宙生命は今後る連続波観測と偏光観測の両面でダストサイズを導きの惑星科学の重要な研究テーマであり，ALMA でも 3

高解像度観測が導く惑星系形成／秋山15

大研究テーマの一つとなっている．よって ALMA で×視野 5 ×周波数幅 13 = 26 倍の効率でサーベイ観測

は星・惑星形成領域において生命に関連する有機物のが可能となる．さらに，偏光観測機能も検討しており探査など，宇宙生命を視野に入れた研究が精力的に行

広範囲の周波数帯域を利用すれば，1 度の観測で円盤われている．また，ALMA は今後 30 年最先端の研究を巨視的に見た場合のダストサイズを高い精度で制限を担う望遠鏡として運用される計画であり，新しい周ができ，その後 ALMA などの高空間分解能を有する

波数帯の受信機開発や最大基線長を数 100 km に伸ば望遠鏡を用いた，惑星形成の初期段階であるダストのした拡張 ALMA 計画が構想されている．その初期検成長現場の詳細観測へと繋げていくことが可能となる．

討として現在の最大基線長である 18 km から拡張し，

ALMA やすばる望遠鏡はこれまでになく原始惑星

最大基線長を 50 km と想定したアレイでシミュレー

系円盤の詳細な描像を明らかにし，惑星科学を進歩さ

ション評価を行った結果，230 GHz 帯でアレイの中心せたことは疑いの余地もない．惑星形成を追求していから 15－25 km の位置に 9 台のアンテナを追加するこく重要性は言うまでもないが，次世代望遠鏡の到来にとで，5 ミリ秒の解像度を達成できることが示された ．

9

向けて，アストロバイオロジーとの関連性を考慮した

また，米国を中心として最大基線長 300 km, アンテナ

研究も求められる．生物学的観点から観測に適した新300 台を持つ Next Generation Very Large Array（ng-たなバイオマーカー（生命の兆候）の研究も重要であり，VLA）のサイエンスが検討され，その実現性について

生物学の専門家との協力も視野に研究を進めていく必

議論が進み始めている．

要がある．今後は，宇宙生命と関連した惑星形成とし一方，TMT による観測ではハビタブルな第 2 の地球や系外惑星の大気から生命の確認が可能と言われるて，天文学と生物学が融合した惑星科学の発展が期待される．

酸素やメタン，さらに生命に関連する有機物の直接検出が可能となる．将来装置の一つに干渉技術を導入し

謝 辞

た Second Earth Imager for TMT（SEIT）の開発が計画されており，太陽系近傍に多く存在する K，M 型星

本稿は筆者が博士課程で取り組んだ研究内容を含み，周りのハビタブルな地球型惑星の探査が主な研究対象

現在進めている研究の礎にもなっています．基礎からとなっている．そして，すばる望遠鏡などの 8 m 口径

ご指導して頂いた百瀬宗武氏に心から感謝申し上げま

クラスの大型望遠鏡や近年打ち上げが予定されている

す．SEEDS プロジェクトの総責任者である田村元秀

トランジット系外惑星探索衛星（Transiting Exoplanet

氏および SEEDS プロジェクト関係の皆様からは，すSurvey Satellite, TESS）との連携も考えられ，膨大なばる望遠鏡の観測に参加させて頂きながら近赤外線観サンプルから有望天体を抽出し TMT で詳細を調べる

測の基礎を教えて頂きました．その上，貴重なデータなど様々なシナジー効果が期待されている．

を惜しみなく提供してくださり，多くの成果を出すこ

現在 ALMA は本格的に稼働し，我々に衝撃的な観とができました．心からお礼申し上げます．そして，測事実を与え研究を飛躍させている．しかし干渉計はALMA 国際プロジェクトの井口聖氏からは干渉計解

広範囲に渡った天体のサーベイには不向きであること

析について基礎から指導して頂き，また世界でも有数

や，一度に分光可能な周波数帯域が狭いという問題をの規模である ALMA 国際プロジェクトで，品質保証抱えている．そのような問題を克服するため単一電波システム開発の東アジア代表に抜擢して頂くなど，多望遠鏡の開発構想も進められており，口径 50 m の大くの貴重な経験を積ませて頂いていることに深く感謝

型サブミリ波望遠鏡（Large Submillimeter Telescope,

申し上げます．塚越崇氏と Crystal L. Brogan 氏からLST）が検討されている [50]．LST には最先端の超電も解析手法について実際的な助言や議論をさせて頂き

導電波検出器（Microwave Kinetic Inductance Detec-

ましたことを心からお礼申し上げます．最後に長年，

tor, MKID）を導入した分光装置 DESHIMA[51] の後継

研究面と ALMA 国際プロジェクト業務の両面でサポ機を搭載する計画であり，実現すれば 70-420 GHz 帯

ートして頂いた林正彦氏に心から感謝申し上げます．

を一度にカバーし，ALMA と比較すると集光面積 0.4

本研究は，大学共同利用機関法人自然科学研究機構ア9. 日本天文学会2017年秋季年会，斎藤俊貴氏の講演発表．

ストロバイオロジーセンターのプロジェクト

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16

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

（AB281013）と科学研究費助成事業 学術研究助成基金[34] Conway, J. E. et al., 1990, MNRAS 246, 490.

助成金 基盤研究 C（17K05399）の助成を受けています．

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Physics 167, 341.

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その場計測研究による衝突クレーター形成のスケーリング則に対する最新の理解／山本 他

17

その場計測研究による衝突クレーター形成のスケーリング則に対する最新の理解山本 聡 ，長谷川 直 ，鈴木 絢子 ，松永 恒雄
1

2

2

1

2017年10月6日受領，査読を経て2017年11月16日受理．

（要旨）惑星科学研究でよく用いられる衝突クレーターに対する標準スケーリング則の一つとして，π スケ
ーリングが挙げられる．このπスケーリングは，点源近似と呼ばれる仮定を基に定式化されている．一方，最新のレーザー測距計を使った高速衝突条件下における掘削流の定量観測によれば，この点源近似は実際のクレーター形成過程においては厳密に成り立っていないことが報告されている．本稿では，この最新結果について紹介するとともに，衝突クレーターのスケーリング則の一つである水谷スケーリングに基づいて，π
スケーリングに対する新しい解釈についての議論を展開する .

1. はじめに

一方，実際の衝突クレーター形成では，この点源近似が常に成り立つものではないことに注意が必要であ

太陽系天体の起源と進化において，天体衝突がどのる．というのは，過去の数値シミュレーションや実験ような役割を果たしてきたかを考える上では，天体衝から，クレーター形成過程は大きく 3 つの段階に分け

突によってクレーターがどのように形成されるかを理られることが知られており，すべての段階においてこ

解することが重要である．そのためには，衝突クレーの点源近似が成り立つわけではないからである [2]．

ターの大きさや形状が，衝突天体の質量・サイズ・密例えば，衝突体が標的に接触してから標的内に潜り込

度，またターゲット天体の重力や物質強度等とどのよ

むまでの段階は「接触・圧縮段階」と呼ばれ，この状

うに関連付けられるかを知る必要がある．そのような況下では，C ではなく衝突体の速度やサイズなどのそ関係式を与えてくれる基本方程式を，衝突クレーター

れぞれの変数が重要となる．
一方，二番目の「掘削段階」のスケーリング則（以下では単にスケーリング則）と呼では点源近似が有効となり，C が諸現象を決定づけるぶ [1-4]．惑星科学分野で一般的に使われている標準ス

重要変数となる．実際に，この状況下では衝撃波や掘ケーリング則の一つとして，πスケーリングが挙げ

削流の挙動は時間や距離に対する冪乗則に従うことがられる．このπスケーリングでは，点源近似と呼ば実験的にも知られている [1, 2]．しかし，掘削段階のれる仮定を基に定式化されている．この点源近似では，後半（3 番目の段階に相当するが，特別な呼び方は付衝突クレーター形成が，衝突天体の質量，サイズ，密けられてない）は衝撃波や掘削流強度が弱くなり重力度などの変数に対してそれぞれ依存するのではなく，や強度が重要となるため，点源近似は成り立たないとこれらの変数を組み合わせた「結合変数」C（coupling

考えられている [1]．さらに言えば，これらの３段階

parameter）にのみ依存し，クレーター形成に関するの境界は明確に定められるものではなく，ある段階か

様々な物理量（衝撃波の圧力，掘削流の粒子速度等）
はら別の段階にどのように遷移するのかについては，実C の冪乗則に従うものと解釈される .

験データや数値シミュレーションデータが乏しいことから，まだよくわかっていない．

1. 国立環境研究所
2.JAXA
yamachan@gfd-dennou.org

元々のπスケーリングの議論においては，これらの 3 段階については区別されており，点源近似の限界

18

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018について詳細な考察が成されている [1,2]．例えば，πには適さないという問題も有る．実際に 1/4 空間法でスケーリングの提唱者らによる放出物の速度分布に対形成されるクレーター径は，通常の実験で形成されるする議論 [5] では，掘削段階の後半における低速度放クレーターと比べて 1 〜 2 割程小さくなることが報告

出物について，C のべき乗からのずれを考慮した補正されている [8]．

式が提案されている．ところが，πスケーリングを一方，掘削流に影響を及ぼさない非接触方法として，使った衝突実験データの整理やその解釈，また惑星科

レーザー光を用いた方法が提案されており，放出物の学研究への応用においては，これらの 3 段階を区別す

挙動に着目した手法 [11, 12] や，掘削段階の挙動に着ることなく，点源近似は全ての段階において成立する目した手法の開発が行なわれてきた [13, 14]．いずれと仮定して簡略化された関係式（以下ではπスケーリの方法もシート状のレーザー光を照射した状態で衝突

ング関係式と呼ぶ）が多くの研究者に使用されてきた．

実験を行い，放出物や掘削領域の内面で反射されたレ

もう少し具体的に述べると，πスケーリング関係式

ーザー光の変化の様子を高速ビデオカメラで観測する．

の定式化においては，実験後に回収されたクレーター

例えば [15] の研究では [13, 14] で開発された測定法（以の最終形状（直径や深さ，プロファイル形状など）のデ下レーザー反射光測定法と呼ぶ）を使って，様々な粉ータを使って，πスケーリングを基に導出されるク

体標的に対して掘削段階の定量測定が試みられており，

レーター直径と衝突エネルギーに関する無次元量に換

冪乗関係と冪乗からのズレを考慮した掘削流の時間発算する．そしてそれらの無次元量の冪乗関係から C を

展モデル式が提案されている．しかし，砂を使った衝推定するといった方法が用いられている．ところが，

突実験では，放出物の跳ね返りの影響やガス避け（弾上で述べたようにクレーター形成の最終段階は冪乗則

丸加速に使われるガスがクレーター形成に直接影響を（つまり点源近似）が厳密には成り立たない．実際にそ与えるのを防ぐための装置．ガスを回避させる空間をのようにして決定されたスケーリング関係式は，標的確保する為には，ある程度の大きさが必要となる）をの物性値や弾丸の物性値に対して依存することが知ら設置する必要がある事から，ある程度大きな真空チャ

れている（スケーリング則不定性問題と呼ぶ）[6, 7]．そ

ンバーで実験をする必要がある．ところがレーザー反の為，点源近似における基本物理量である C について

射光測定法では，真空チャンバーの外側に急角度（表検証を行うには，最終クレーター形状ではなく，掘削面から 60°－ 70°）で設置された高速ビデオカメラを使段階に対する「その場観測」の結果に基づいた議論がって観測する必要がある為，空間分解能に対して大き必要である．

な制約が生じるという問題が有る．また，レーザー反これまでクレーター形成過程のその場観測はいくつ

射光測定法において高空間分解能で測定するためには，か 試 み ら れ て き た． そ の 先 駆 的 観 測 と し て は，

シート状レーザーの幅（レーザー幅）を可能な限り細く

Quarter-space 法（1/4 空間法）によるものが挙げられする必要があるが，レーザー幅を細くすると単位面積

る [e.g., 7-10]．通常の実験では半無限領域（half-space）

辺りの反射光強度が弱まることから，掘削流の境界をの標的が使用されるのに対し，この手法ではそのクレ定めるのに十分な S/N（信号雑音比）が得られないといーター形成過程の断面を観測するという意味で 1/4 空った問題が生じる．その為，例えば望遠レンズなどを間法という名前が付けられている（「断面撮像法」と呼使ったとしても，高い空間分解能での掘削流測定が難んだ方が分かりやすいのかもしれない）．この方法では，しい．実際に [13-15] では 2 本のレーザー光を重ね合わ

まず粉体標的の入れ物の一面を，外から直接観測が可

せて光量を増加させるといった戦略が取られているが，能なように透明板（例えばアクリル板）で作成し，そのその分レーザー幅が広がるため空間分解能が犠牲にさ透明板ギリギリに垂直に弾丸を打ち込む．そうするこれている．そこで直径 1 cm の大きな弾丸を使い，相とで，透明板を通してクレーター形成過程の高速ビデ

対的に大きなクレーターを形成することで，高い空間

オカメラによる観測が可能になる．この方法は実験装

分解能を実現する代わりに，衝突速度は 300 m/s 以下

置への組み込みが簡単であることから，多くの衝突実の低速度領域に限られている（もし高速衝突に適用す験に関わる研究で使用されてきた．しかし透明板と掘る場合は，弾丸を小さくする必要があり，また放出物

削流の相互作用が無視できないことから，定量的評価

やガスの影響を軽減するためにも，真空チャンバー自その場計測研究による衝突クレーター形成のスケーリング則に対する最新の理解／山本 他

図1： レーザー変位計で取得されるプロファイルの例（衝突速度882 m/sの場合）．図中の数字は衝突からの時間t [ms]．水平点線が衝突前の標的表面の平均高さ（y=0）．矢印が着弾中心点（着弾中心点をx=0）．最終形状（衝突から4.6秒後）のプロファイルを太実線で示している.

図2： クレーターの直径d（t）の時間発展．破線はt = 0.75ms〜12.75msの範囲に対して冪乗フィットした結果（冪指数ex=0.349）．曲線は式（1）によるモデル式を使ったフィット結果.

19

20

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

図3：（a）様々な衝突速度におけるd（t）の時間発展. 点線は冪指数exを自由変数としてフィットした結果.（b）冪指数をex=0.286（μ=0.40に相当[10]）に固定し，t = 0.75ms〜12.75msの範囲に対してフィットした場合（破線）.

その場計測研究による衝突クレーター形成のスケーリング則に対する最新の理解／山本 他

21
3

体を大きくする必要がある．その場合空間分解能がさ

約 510 µm，バルク密度 1560 ± 70 kg/m ，安息角約 35°，

らに悪くなるといった問題が生じる）．一方，実際の平均空隙率 38 %）を用いた．衝突実験は全て真空条件

地球型惑星や月で起こる数 km/s 〜 10 数 km/s におけ

10 Pa 以下で実施されている .

る天体現象を理解する上では，衝突速度 1 km/s 以上

図 1 にレーザー変位計よって取得された一次元プロにおける掘削流に対する定量測定を行い，点源近似のファイルの結果例を示す．x = 0 の矢印が着弾中心点で冪乗関係について調べることが重要である .

ある．この図より，衝突による掘削領域が時間と共にそこで我々は宇宙航空研究開発機構の大学共同利用

広がり，また放出物カーテンが横方向に広がり，最終

施 設 で あ る 超 高 速 衝 突 実 験 施 設 [16] に お い て， 数

的にクレーターリムが形成される様子が捉えられていkm/s 以上の高速度衝突条件下における掘削過程のそるのが分かる．次に，これらのプロファイルから，各の場観測を行うための新しい測定方法の開発に取り組時間における衝突前の表面（水平点線）
で測ったクレー

んできた [17, 18]．この方法では超高速レーザー変位

ターの直径 d（t）を衝突からの時間 t の関数として測定

計を真空チャンバー内の衝突点近傍にまで接近させてした．図 2 に d（t）と t の関係をプロットした．これよ「その場」観測を行うことで，衝突直後の掘削流の時

り t 〜 1-10 ms の範囲では d（t）は t に対してほぼ冪乗

間発展の様子を，高空間および高時間分解能で定量測則で増加しているのが分かる（図中の破線は t = 0.75

定するというものである．[18] ではこの方法を使って， ms から 12.75 ms のデータに対して冪乗分布を仮定し
1 〜 6 km/s の高速度衝突条件下における掘削過程のてフィットした結果）．つまりこの時間範囲では点源

定量測定を行い，C の冪乗関係における衝突速度依存

近似が十分に成り立っていることを意味する．一方 t性について新しい報告が成されている．本稿ではこの〜 20 ms 以降では d（t）の成長率が時間とともに減衰し，最新のその場観測手法によって明らかにされた C の衝

冪乗関係から外れている．これはこの時間以降は点源

突速度依存性について紹介し，従来の観測手法では分近似が成り立っていないことを意味する．そして t 〜

からなかった，スケーリング則問題の新しい解釈につ100 ms 以降は d（t）が一定となっており，この時間でいての議論を展開する．

キャビティーの成長が止まり最終クレーターが形成されたことが分かる .

2. クレーター直径成長率における衝突速度依存性
2.1

2.2

クレーター直径成長率の冪乗関係とその衝突速度依存性

レーザー測距計を使った掘削領域のその場観測発展の結果について比較を行った（[18] のデータに加図3（a）において，様々な衝突速度 vi での d（t）の時間

レーザー変位計によるその場観測手法 [17, 18] では，え，追試実験による合計 42 ショットのデータから抜

衝突によって形成される掘削領域の形状を，レーザー粋）．この図より vi が速くなると全体的な傾向が上に変位計（Keyence 超高速インラインプロファイル測定

シフトするが，時間発展のパターン（t 〜 1-10 ms の段器）を用いて 2 kHz の時間分解能で一次元プロファイ

階では冪乗則で増加し，その後増加率が減衰するパタ

ルを連続取得する．レーザー変位計による水平方向のーン）に違いは見られないことが分かる .

測定範囲は最大 140 mm，高さに対する分解能は約 0.3

次に，掘削段階の初期段階（t 〜 1-10 ms の範囲）に

mm の精度である．レーザー変位計を標的の上面にまおける冪乗の傾きと vi の関係について調べる．π スケ

で張り出す形で設置し，衝突点の近傍から観測するこーリングの提唱者らによる詳細な考察 [2] では，d（t）とで高空間分解能による測定を実現している．衝突実に対する一般化されたスケーリング則において，vi 依

験は超高速衝突実験施設 [16] に設置されている新型の存性の項が考慮されている．しかし，当時得られてい縦型二段式軽ガス銃を用いて行われた．衝突速度はた実験データを適用した範囲においては，その衝突速

0.7 〜 6 km/s，弾丸は球形ポリカーボネイト（質量 0.06

度の項はほとんど効かないことから，その後の議論に

g，直径 4.76 mm），ターゲットは直径 60 cm，深さ 20

おいて vi 依存性の項は省略されている．また，冪乗のcm の容器に入れた乾燥硅砂（東北硅砂 5 号：平均粒径

傾きについては，一般化されたスケーリング則におい件 10Pa 以下で実施されている.

レーザー変位計よって取得された一次元プロファイルの結果例を示す．x=0 の矢印が着弾中心点

この図より，衝突による掘削領域が時間と共に広がり，また放出物カーテンが横方向に広がり，

クレーターリムが形成される様子が捉えられているのが分かる．次に，これらのプロファイルか間における衝突前の表面（水平点線）で測ったクレーターの直径 d(t)を衝突からの時間 t の関数定した．図 2 に d(t)と t の関係をプロットした．これより t〜1-10ms の範囲では d(t)は t に対し22

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

乗則で増加しているのが分かる（図中の破線は t=0.75ms から 12.75ms のデータに対して冪乗分布てフィットした結果）．つまりこの時間範囲では点源近似が十分に成り立っていることを意味する．
ても vi の項は陽には入っていない [2]．これらの事から， ついてプロットした（図 2 の黒曲線が式（1）を使ってモ0 ms 以降では d(t)の成長率が時間とともに減衰し，冪乗関係から外れている．これはこの時間
我々もこれらの測定を始める前は，この冪乗の傾きに
デルフィットを行った結果の例）．この図より，γ は源近似が成り立っていないことを意味する．そして t〜100 ms 以降は d(t)が一定となっており，
vi 依存性があるとは想定していなかった．しかし，本vi が速くなるに連れ単調減少しているのが分かる．までキャビティーの成長が止まり最終クレーターが形成されたことが分かる.
実験で解析を進めるうちに，初期段階の傾きに vi に対た，γに対応する Z 値（右軸）は，vi が速くなるにつれする系統的な違いがあることに気がついた．例えば図単調増加している．Z モデルにおける Z 値の物理的意

3（b）では，標準スケーリング則 [10] から予想されるク

味は，掘削流速度場の距離に対する減衰率と解釈されーター直径成長率の冪乗関係とその衝突速度依存性

レーター直径の成長率に対するべき指数の値
る [19]．つまり図 4（a）の結果は，掘削流の速度場の減において，様々な衝突速度 vi での d(t)の時間発展の結果について比較を行った（[18]のデータに（ex = 0.286）を使って，この初期段階をフィットした結衰率には明らかな衝突速度依存性があり，衝突速度が試実験による合計 42 ショットのデータ）．この図より vi が速くなると全体的な傾向が上にシフト果を示している（各破線）．ここで注目していただきた
速いほど，減衰率が大きいということを意味する．ま時間発展のパターン（t〜1-10ms の段階では冪乗則で増加し，その後増加率が減衰するパターン）
いのは，低速度（例えば vi = 715 m/s）では，0.004 秒以
た比較のために，レーザー反射光測定法を使って乾燥見られないことが分かる.
前ではデータ点はフィット線よりも下に位置するのに砂に対して測定された低速実験（300 m/s 以下）の結果
掘削段階の初期段階（t〜1-10ms の範囲）における冪乗の傾きと vi の関係について調べる．πス
対して，0.005 秒後ではフィット線よりも上に位置す[15] に つ い て も プ ロ ッ ト し た． こ れ よ り [15] の 300グの提唱者らによる詳細な考察[2]では，d(t)に対する一般化されたスケーリング則において，vi
る事である．この傾向は vi = 802 m/s でも見られる．
m/s 以下のγは 0.37 以上となっており，レーザー測項が考慮されている．しかし，当時得られていた実験データを適用した範囲においては，その衝
しかし，vi が速くなるにつれフィット線とデータの傾距計で測定された低速度においてγ値が大きい結果
項はほとんど効かないことから，その後の議論において vi 依存性の項は省略されている．また，
向は良い一致を示す（例えば vi = 4748 m/s）．しかし，と調和的である．
きについては，一般化されたスケーリング則においても vi の項は陽には入っていない[2]．これら
vi>5 km/s では逆の傾向を示し，0.004 秒以前ではフィ，我々もこれらの測定を始める前は，この冪乗の傾きに vi 依存性があるとは想定していなかった．
ット線よりもデータ点が上に位置するのに対して，
3. 考察：スケーリング則との関係
本実験で解析を進めるうちに，初期段階の傾きに vi に対する系統的な違いがあることに気がつい
0.005 秒後はデータ点がフィット線より下に位置する．
また，γに対応する Z 値（右軸）は，vi が速くなるにつれ単調増加している．Ｚモデルにおける Z 値のば図 3(b)では，標準スケーリング則 [10]から予想されるクレーター直径の成長率に対するべき
つまり，標準スケーリング則から予想される冪の傾き
理的意味は，掘削流速度場の距離に対する減衰率と解釈される[19]．つまり
図 4(a)の結果は，掘削流（ex=0.286）を使って，この初期段階をフィットした結果を示している（各破線）
3.1 ．ここで注目しスケーリング則の衝突速度依存性についてと比べて低速衝突の場合は急勾配を示すのに対して，
速度場の減衰率には明らかな衝突速度依存性があり，衝突速度が速いほど，減衰率が大きいということ
秒以前ではデータ点はフィット線よりも下きたいのは，低速度（例えば vi=715m/s）では，0.004
次に Z 値（γ値）の結果を使って，結合変数 C との関高速衝突では緩やかな分布を示している．また標準ス意味する．また比較のために，レーザー反射光測定法を使って乾燥砂に対して測定された低速実験(300るのに対して，0.005 秒後ではフィット線よりも上に位置する事である．この傾向は
vi=802m/s では vi = 4 km/s 前後の実験係について考察を行う．[1, 2] では次元解析を基にして，ケーリング則 [10] の ex= 0.286以下)の結果[15]についてもプロットした．これより[15]の300m/s 以下のγは 0.37 以上となっており，
v =4748m/s）．
る．しかし，vi が速くなるにつれフィット線とデータの傾向は良い一致を示す（例えば
μ v i
結果を基に求められたものであることから，衝突速度
C=avi δ と定義されている．また 1 章で述べたようにーザー測距計で測定された低速度においてγ値が大きい結果と調和的である．
>5km/s では逆の傾向を示し，0.004 秒以前ではフィット線よりもデータ点が上に位置するのに対点源近似においては，クレーター形成に関する様々なが同じであれば，我々の結果は標準スケーリング則と05 秒後はデータ点がフィット線より下に位置する．つまり，標準スケーリング則から予想され物理量を決定づけるのはこの C である．言い換えると，同じ傾きを示す．これらの事から，冪乗の傾きに系統3．考察：スケーリング則との関係
きと比べて低速衝突の場合は急勾配を示すのに対して，
高速衝突では緩やかな分布を示している．
的な vi 依存性があるのではないかと考えたわけである． vi や a が異なっていても C が同値であれば，クレータ
スケーリング則[10]の ex=0.286 は vi=4 km/s 前後の実験結果を基に求められたものであることか
そこで，[15] によって提案されている掘削流モデル
ー形成過程の終段階の挙動は同じになる（この事を終速度が同じであれば，我々の結果は標準スケーリング則と同じ傾きを示す．これらの事から，冪式を使って，初期段階のベキ指数を求めることにする．
段階等価性と呼ぶ）[3]．C のわかり易い例は μ=1/3，
3.1 スケーリング則の衝突速度依存性についてに系統的な vi 依存性があるのではないかと考えたわけである.
1/3
1/3
1/3
[15] では Z モデル [19] を基にした掘削流に対する経験
ν=1/3 の場合で C = avi δ ∝（mv） となることか，[15]によって提案されている掘削流モデル式を使って，初期段階のベキ指数を求めることにすら，C は衝突体の運動量の関数となる（m は弾丸質量）．
モデル式として以下のものが提案されている：
では Z モデル[19]を基にした掘削流に対する経験モデル式として以下のものが提案されている：
次に Z 値(γ値)の結果を使って，結合変数 C との関係について考察を行う．[1,2]では次元解析を基に
2 1/3
別の例はμ =2/3，ν =1/3 の場合で，C ∝（mv ） と5*+, - = 𝑎𝑎𝑣𝑣
1 章で述べたように点源近似においては，クレーター形成に関 i 𝛿𝛿 7 と定義されている．また（1）)
・・・・・(1)𝑑𝑑(𝑡𝑡) = 𝐴𝐴(1 − 𝑒𝑒て，𝐶𝐶なり衝突体のエネルギーの関数となる．実際の衝突現る様々な物理量を決定づけるのはこの C である．言い換えると，vi や a が異なっていても C が同値であ= 1/(𝑍𝑍 + 1)と定義されており
ここで，γ Z= は掘削流速度場の距離に対する減衰率，βは掘削流速度場の時
1/（Z+1）と定義されており Z は掘削流速
象ではμ =1/3 〜 2/3 の値を取ると考えられてきた [1,ば，クレーター形成過程の終段階の挙動は同じになる（この事を終段階等価性と呼ぶ）[3]． C のわかる減衰率，A は過渡クレーターの直径に相当する．この掘削流モデル式では，データフィット範
度場の距離に対する減衰率，βは掘削流速度場の時2]．つまりμを決めることは，衝突形成過程を支配す
8/9
易い例はμ=1/3，ν=1/3 の場合で 𝐶𝐶 = 𝑎𝑎𝑣𝑣i 𝛿𝛿 8/9 ∝ 𝑚𝑚𝑚𝑚 8/9 となることから，C は衝突体の運動量の関定める必要はなく，最終クレーター形成後のデータ点も含めたデータ全体に対してフィットを行間に対する減衰率，A は過渡クレーターの直径に相当る物理量が運動量支配的かエネルギー支配的かを決めとなる (m は弾丸質量)．別の例はμ=2/3，ν=1/3 の場合で，𝐶𝐶 ∝ 𝑚𝑚𝑣𝑣 < 8/9 となり衝突体のエネルギーの，初期段階の冪指数と冪乗からのずれ度合いについて，γとβでそれぞれ定量化できるといったする．この掘削流モデル式では，データフィット範囲
ることにもなる．
数となる．実際の衝突現象ではμ=1/3〜2/3 の値を取ると考えられてきた[1,2]．つまりμを決めることはがある．
を特に定める必要はなく，最終クレーター形成後のデ[2] の次元解析によりμと z，γは次のように関係
衝突形成過程を支配する物理量が運動量支配的かエネルギー支配的かを決めることにもなる．
の関係についてプロットした（図2の黒曲線が式(1)を使ってに，式(1)を使って決定したγとv
i
ータ点も含めたデータ全体に対してフィットを行うこ付けられる：[2]の次元解析によりμと z，γは次のように関係付けられる：
ィットを行った結果の例）．この図より，γは vi が速くなるに連れ単調減少しているのが分かる．
とで，初期段階の冪指数と冪乗からのずれ度合いにつ
8
µ= =
・・・・・

（2）
>
-*8
いて，γとβでそれぞれ定量化できるといったメリ
図 4(b)に，式(2)を使って図 4(a)の結果に対して求めたμとvi の結果に対して求めの関係についてプロットした．この図より
図4（b）に，式（2）を使って図 4（a）ットがある．

付近ではμは2/3v に近い値を取るが，vvi が 0.7〜0.8 km/s
i が速くなるに連れ単調減少をする事がわかたμと
図 4（a）に，式（1）を使って決定したγとvi の関係にi の関係についてプロットした．この図より，
また vi 〜5 km/s では，標準スケーリング則のμ=0.41[10]と調和的な値であるが，[10]の結果も vi=4-5kで測定されたデータを基にして導出されたものである.

さらに，Cintala ら[11]による放出物のその場測定から導出されるμの結果もプロットした．これにり我々のデータは[11]の結果と極めて良い一致を示し，[11]のデータも vi が速くなるとμが小さくなっいるのがわかる．[11]の論文では衝突速度の範囲が狭すぎるため，この衝突速度依存性について言及さていない．しかし，我々の結果と合わせて見ると，衝突速度依存性を示していることがわかる．つまり
図 4 の結果からπスケーリングの主要パラメータであるμに衝突速度依存性があることが分かった.

その場計測研究による衝突クレーター形成のスケーリング則に対する最新の理解／山本 他

23

図4：（a）モデル式（1）によって決定された冪指数γと衝突速度viの関係. 対応するZ値（=-1+1/γ）についても右軸に示した.
比較のために,レーザー反射光測定法を使って乾燥砂に対して測定された[15]の結果もプロットした.（b）（a）のγから推定されるμ値とviの関係. 比較として，[11]による放出速度の速度分布から決定されたμもプロットした.

vi が 0.7 〜 0.8 km/s 付近ではμは 2/3 に近い値を取る= 0.41 [10] と調和的な値であるが，[10] の結果も vi = 4-5が，vi が速くなるに連れ単調減少をする事がわかる．

km/s で測定されたデータを基にして導出されたもの

ま た vi 〜 5 km/s で は， 標 準 ス ケ ー リ ン グ 則 の μである .

重要であり，P0 と P(r)は直接にはスケーリング関係式に現れない．

さらに，[4]ではπスケーリングで用いられる C を水谷スケーリング則で記述するとどうなるかに
24

B

詳細な考察も行っている．まず初期発生圧力は衝突速度の冪で表されるとして𝑃𝑃@ ∝ 𝑣𝑣i ，P(r)は距離
日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

して冪指数 q で減衰すると仮定する．これらの仮定を使って[4]では C の一般形として次の式が提案いる:重要であり，P0 と P(r)は直接にはスケーリング関係式に現れない．
さらに，Cintala ら [11] による放出物のその場測定かいる :C を水谷スケーリング則で記述するとどうな
さらに，[4]ではπスケーリングで用いられるｐ
C
ら導出されるμの結果もプロットした．これにより
EF D
B
.
（3）
P(r)
詳細な考察も行っている．まず初期発生圧力は衝突速度の冪で表されるとして𝑃𝑃
・・・
𝐶𝐶 = 𝑎𝑎𝑣𝑣iD@ ∝ 𝑣𝑣i ，Gt
我々のデータは [11] の結果と極めて良い一致を示し，
して冪指数 q で減衰すると仮定する．これらの仮定を使って[4]では C の一般形として次の式
ここで ct と s は衝撃波速度と粒子速度の関係を記述す[11] のデータも vi が速くなるとμが小さくなっている
ct と s は衝撃波速度と粒子速度の関係を記述する経験モデル式（一般には一次の線形関係式
ここでいる:のがわかる．[11] の論文では衝突速度の範囲が狭すぎる経験モデル式（一般には一次の線形関係式）の係数，数，ξはインピーダンスマッチング法で使用されるパラメータである（詳細を知りたい読者は，[4ｐCるため，この衝突速度依存性について言及されていな
ξはインピーダンスマッチング法で使用されるパラEF D
重要であり，P0 と P(r)は直接にはスケーリング関係式に現れない．
および[21]の解説論文を読むことを薦める．教科書的に丁寧な導出式も記述されており，じっくり.
・𝐶𝐶 = 𝑎𝑎𝑣𝑣iD
Gt
い．しかし，我々の結果と合わせて見ると，衝突速度メータである（詳細を知りたい読者は，[4]
の論文およ
5 7
C を水谷スケーリング則で記述するとどうな
さらに，[4]ではπスケーリングで用いられる
q と p と次のような関係に価値のある優れた論文である）．式(3)と𝐶𝐶= 𝑎𝑎𝑣𝑣i 𝛿𝛿 との比較から，μはB依存性を示していることがわかる．つまり，図4 の結び [21] の解説論文を読むことを薦める．教科書的に丁詳細な考察も行っている．まず初期発生圧力は衝突速度の冪で表されるとして𝑃𝑃とが分かる．
ct と s は衝撃波速度と粒子速度の関係を記述する経験モデル式（一般には一次の線形
ここで@ ∝ 𝑣𝑣i ，P(r)B
果からπスケーリングの主要パラメータであるμに寧な導出式も記述されており，じっくりと読む価値のこれらの仮定を使って[4]ではC の一般形として次の式
して冪指数 q で減衰すると仮定する．
数，ξはインピーダンスマッチング法で使用されるパラメータである（詳細を知りたい読者は
・・・
µ=
μ v
I
衝突速度依存性があることが分かった.
ある優れた論文である）．式（3）と C = avi δ との比較
いる:および[21]の解説論文を読むことを薦める．教科書的に丁寧な導出式も記述されており，じっつまり，μは衝突によって発生する初期圧力と関連するだけでなく，q を通じて衝撃波減衰率と密から，μは q と p と次のような関係にあることが分か
5q と p と次のような価値のある優れた論文である）．式(3)と𝐶𝐶= 𝑎𝑎𝑣𝑣i 𝛿𝛿C7 との比較から，μは
ｐ
3.2 水谷スケーリング則を使った物理的解釈
Cの物理的挙動について詳細に見ていこう
連した変数であることがわかる．次に，式(4)を使って，D EF D
る．
.
・
𝐶𝐶
=
𝑎𝑎𝑣𝑣
とが分かる．
i PGt は衝突速度の１乗に比例する（𝑃𝑃 ∝ 𝑣𝑣
衝突速度が標的のバルク音速よりも遅い場合，発生圧力@i
0B
過去に行われた衝突数値シミュレーションや衝突ク・µ = ∝ 𝑣𝑣 < ; p=2）ことが知られている[4]．この（4）が，バルク音速よりも速い場合は 2 乗に比例する（𝑃𝑃I@i
レーター形成実験により，μは主に標的の物性値にここで ct と s は衝撃波速度と粒子速度の関係を記述する経験モデル式（一般には一次の線形
砂のバルク音速（〜300m/s）と比べて十分速い衝突速度条件下では,
つまり，μは衝突によって発生する初期圧力と関連するだけでなく，q を通じて衝撃波減衰率
つまり，μは衝突によって発生する初期圧力と関連依存することが知られている．例えば，[20]による数
数，ξはインピーダンスマッチング法で使用されるパラメータである（詳細を知りたい読者は<
C の物理的挙動について詳細に見て連した変数であることがわかる．次に，式(4)を使って，・・・=するだけでなく，qµを通じて衝撃波減衰率と密接に関値シミュレーションでは，クレーター直径の成長率かおよび[21]の解説論文を読むことを薦める．教科書的に丁寧な導出式も記述されており，じっIPは衝突速度の１乗に比例する（𝑃𝑃
衝突速度が標的のバルク音速よりも遅い場合，発生圧力
5 70（4）連した変数であることがわかる．次に，
式を使って，q と p と次のようなら導き出されるμが，摩擦角や空隙率に依存するこ𝛿𝛿 との比較から，μは価値のある優れた論文である）．式(3)と𝐶𝐶= 𝑎𝑎𝑣𝑣となり，μがどのように変化するかは衝撃波減衰率
q iに依存する．式(5)を使うと，Wúnnemann
ら[
<
∝
𝑣𝑣
;
p
=2）ことが知られている[4]．
が，バルク音速よりも速い場合は2乗に比例する（𝑃𝑃@i
C の物理的挙動について詳細に見ていこう．まず衝突とが示されている．一方，過去の研究において，μとが分かる．
したμの摩擦角や空隙率に対する依存性は，衝撃波減衰率が摩擦角や空隙率に依存することにより砂のバルク音速（〜300m/s）と比べて十分速い衝突速度条件下では,B
速度が標的のバルク音速よりも遅い場合，発生圧力が衝突速度に依存するといった報告は見たことはない．
q は衝突速度によらず一定と考えていいのだろうか？実は非常に化させたとも解釈できる．一方，
・
µ=<
I
・
µ
=
が，バ
P0 は衝突速度の 1 乗に比例する
また [1, 2] の議論においても，μは衝突速度によらなが強い場合，弱い衝撃波の場合と比べて衝撃波伝搬過程のエネルギー散逸率が大きくなることが，I （P0 ∝ vi ; p = 1）
つまり，μは衝突によって発生する初期圧力と関連するだけでなく，q2 を通じて衝撃波減衰率
ルク音速よりも速い場合は 2それらの結果によれば衝撃波減衰率乗に比例する（P0 ∝ vi ;いと暗に仮定して議論が進められている．一方，図4
q は衝突
数値シミュレーションから報告されている[6,22,23]．
となり，μがどのように変化するかは衝撃波減衰率
q に依存する．式(5)を使うと，Wúnneman
連した変数であることがわかる．次に，式(4)を使って，C の物理的挙動について詳細に見て
p = 2）ことが知られている [4]．この事から，砂のバル（b）では明らかなμの衝突速度依存を示されたわけで速くなればなるほど大きくなる．この場合，式(5)から衝突速度が速くなるとμは下がることになるしたμの摩擦角や空隙率に対する依存性は，衝撃波減衰率が摩擦角や空隙率に依存することに衝突速度が標的のバルク音速よりも遅い場合，発生圧力 P0 は衝突速度の１乗に比例する（𝑃𝑃は図 化させたとも解釈できる．一方，4(b)の傾向と同じである．また，[1]による次元解析においても，衝撃波圧力が非常に強い場
ク音速（〜 300 qm/s）と比べて十分速い衝突速度条件下
あるが，これをどう解釈すればいいのだろうか？
は衝突速度によらず一定と考えていいのだろうか？実は非が，バルク音速よりも速い場合は 2 乗に比例する（𝑃𝑃@ ∝ 𝑣𝑣i< ; p=2）ことが知られている[4]．
撃波によって加速される粒子速度が標的音速と比べて非常に速い場合），衝撃波圧力は2/μの冪乗では ,水谷らが 1990 年に発表した「水谷スケーリング則」が強い場合，弱い衝撃波の場合と比べて衝撃波伝搬過程のエネルギー散逸率が大きくなること
砂のバルク音速（〜300m/s）と比べて十分速い衝突速度条件下では,するが，衝撃波の圧力が低くなると1/μの冪乗で減衰するとされている．これらの事から，μの衝[4] に，このμの速度依存性の解釈に対するヒントが数値シミュレーションから報告されている[6,22,23]．
それらの結果によれば衝撃波減衰率 q
<
・
µ=

（5）
I
依存性は，衝撃波減衰率の衝突速度依存性を反映したものであるといった解釈が妥当ではないだろあるので，そこを少し深く掘り下げて行きたいと思う．
速くなればなるほど大きくなる．この場合，式(5)から衝突速度が速くなるとμは下がることとなり，μがどのように変化するかは衝撃波減衰率
q に依存する．式(5)を使うと，Wúnneman
我々は考えている．つまり，πスケーリング関係式では衝撃波の減衰率が「衝突速度によらず一定となり，μがどのように変化するかは衝撃波減衰率
q
は図 4(b)の傾向と同じである．また，[1]による次元解析においても，衝撃波圧力が非常に強水谷スケーリング則は，インピーダンスマッチング法

したμの摩擦角や空隙率に対する依存性は，衝撃波減衰率が摩擦角や空隙率に依存することにに仮定されていたが，図4(b)の結果はその仮定が単に間違っているということを示しているに過撃波によって加速される粒子速度が標的音速と比べて非常に速い場合），衝撃波圧力は2/μに依存する．式（5）を使うと，Wúnnemann ら [20] が示[6] を使って，衝突によって生じる衝撃波の初期圧力qは衝突速度によらず一定と考えていいのだろうか？実は非化させたとも解釈できる．一方，これに関連する話として，
Cについて誤解される可能性がある点について触れておきたい．上でするが，衝撃波の圧力が低くなると1/μの冪乗で減衰するとされている．これらの事から，（r）の両方を考慮して，したμの摩擦角や空隙率に対する依存性は，衝撃波
P0 とその後の衝撃波の減衰 Pが強い場合，弱い衝撃波の場合と比べて衝撃波伝搬過程のエネルギー散逸率が大きくなること
P0 の議論において，衝突速度が標たように，ショックインピーダンスマッチングを使った発生圧力依存性は，衝撃波減衰率の衝突速度依存性を反映したものであるといった解釈が妥当ではない
衝突諸現象を説明するものである．ここで重要な点は，減衰率が摩擦角や空隙率に依存することによりμをq
数値シミュレーションから報告されている[6,22,23]．
それらの結果によれば衝撃波減衰率
P
は衝突速度に比例するが，音速より十分速い場合
ルク音速より遅い場合は，我々は考えている．つまり，πスケーリング関係式では衝撃波の減衰率が「衝突速度によらず（r）を明確に分離して取り扱っている点である．
P とP変化させたとも解釈できる．一方，q は衝突速度によ P は衝突速度の二乗000

速くなればなるほど大きくなる．この場合，式(5)から衝突速度が速くなるとμは下がること
P0 は音速以下の低速衝突では運動量の関数，高速衝突ではエネする事が導かれる[4,6]．
この事からに仮定されていたが，図4(b)の結果はその仮定が単に間違っているということを示している
例えば，クレーター形成過程の終段階における衝撃波
らず一定と考えていいのだろうか？実は非常に衝撃波
は図4(b)の傾向と同じである．また，[1]による次元解析においても，衝撃波圧力が非常に強の関数と近似的に見做すことができる．ところが，図4(b)のμ値は，低速衝突でエネルギースケー
これに関連する話として，
C について誤解される可能性がある点について触れておきたい．
の圧力や掘削流の速度分布の定式化においては，Pが強い場合，弱い衝撃波の場合と比べて衝撃波伝搬過
0
撃波によって加速される粒子速度が標的音速と比べて非常に速い場合），衝撃波圧力は2/μ
則の値(μ=2/3)に近く，衝突速度が速くなるにつれ運動量スケーリングの値（μ=1/3）に近くなって
P0 の議論において，衝突速たように，ショックインピーダンスマッチングを使った発生圧力とP（r）を使って関係式が記述される．ところが上記
程のエネルギー散逸率が大きくなることが，過去の数
するが，衝撃波の圧力が低くなると1/μの冪乗で減衰するとされている．これらの事から，
これはインピーダンスマッチングから予想される話と矛盾しているように思われるかもしれないが
P0 は衝突速度に比例するが，音速より十分速い場合
P0 は衝突速度
ルク音速より遅い場合は，のπスケーリングでは，結合変数
C のみが重要であり，
値シミュレーションから報告されている[6, 22, 23]．
依存性は，衝撃波減衰率の衝突速度依存性を反映したものであるといった解釈が妥当ではないは誤解である．
というのは，
図 4(b)のμは掘削段階から決定されたものであり，高速衝突でする事が導かれる[4,6]．
この事から P0 は音速以下の低速衝突では運動量の関数，
P0 と P（r）は直接にはスケーリング関係式に現れない．
それらの結果によれば衝撃波減衰率
q は衝突速度が速 ある程度衝撃波が減
我々は考えている．つまり，πスケーリング関係式では衝撃波の減衰率が「衝突速度によらず
P
ではなく，
P
(
r
)に関しての議論である．ま
掘削流が発達した領域での話である．つまり図4(b)はの関数と近似的に見做すことができる．ところが，図4(b)のμ値は，低速衝突でエネルギー
0
さらに，[4] ではπスケーリングで用いられる
Cをくなればなるほど大きくなる．この場合，式（5）からに仮定されていたが，図4(b)の結果はその仮定が単に間違っているということを示しているに[2]の議論においても，μは標的物質に依存し，空隙率の低い物質ではμ〜0.6（μ=1/3）となりエネルギー則の値(μ=2/3)に近く，衝突速度が速くなるにつれ運動量スケーリングの値に近く
水谷スケーリング則で記述するとどうなるかについて
衝突速度が速くなるとμは下がることになる．これ
これに関連する話として，
Cについて誤解される可能性がある点について触れておきたい．
リング則に近い値となるが，空隙率の高い物質では衝撃波通過時の散逸効率が高くなることでμ〜
これはインピーダンスマッチングから予想される話と矛盾しているように思われるかもしれな
詳細な考察も行っている．まず初期発生圧力は衝突速は図 4（b）の傾向と同じである．また，[1] による次元Pの議論において，衝突速たように，ショックインピーダンスマッチングを使った発生圧力p0近くなる事が示されている.
は誤解である．
というのは，
図 4(b)のμは掘削段階から決定されたものであり，ある程度衝撃（r）
は距離 r に対度の冪で表されるとして，P0∝v
解析においても，衝撃波圧力が非常に強い場合
（衝撃
i ，P
P
は衝突速度に比例するが，音速より十分速い場合
P0 は衝突速度
ルク音速より遅い場合は，0掘削流が発達した領域での話である．つまり図4(b)は P0 ではなく，P(r)に関しての議論であして冪指数 q で減衰すると仮定する．これらの仮定を波によって加速される粒子速度が標的音速と比べて非Pは音速以下の低速衝突では運動量の関数，
高速衝突でする事が導かれる[4,6]．
この事から
0
3.3 最終クレーターとの関係に[2]の議論においても，μは標的物質に依存し，空隙率の低い物質では使って [4] では C の一般形として次の式が提案されて常に速い場合），衝撃波圧力は2/ μの冪乗で減衰する μ〜0.6 となりエネの関数と近似的に見做すことができる．ところが，図 4(b)のμ値は，低速衝突でエネルギー
リング則に近い値となるが，空隙率の高い物質では衝撃波通過時の散逸効率が高くなることで則の値(μ=2/3)に近く，衝突速度が速くなるにつれ運動量スケーリングの値（μ=1/3）に近く近くなる事が示されている.
これはインピーダンスマッチングから予想される話と矛盾しているように思われるかもしれなは誤解である．
というのは，図 4(b)のμは掘削段階から決定されたものであり，ある程度衝撃
3.3
最終クレーターとの関係

掘削流が発達した領域での話である．つまり図 4(b)は P0 ではなく，P(r)に関しての議論であに[2]の議論においても，μは標的物質に依存し，空隙率の低い物質では μ〜0.6 となりエネ

リング則に近い値となるが，空隙率の高い物質では衝撃波通過時の散逸効率が高くなることで

その場計測研究による衝突クレーター形成のスケーリング則に対する最新の理解／山本 他

25

図5： 最終クレーター形状（クレーターリム径Df）に対する, 無次元半径と無次元エネルギーの関係. 比較として, Dfから求められた標準スケーリング関係式の結果[10]および Cintalaら[11]のDfの結果もプロットした.

が，衝撃波の圧力が低くなると 1/ μの冪乗で減衰すら決定されたものであり，ある程度衝撃波が減衰し，るとされている．これらの事から，μの衝突速度依掘削流が発達した領域での話である．つまり図 4（b）

存性は，衝撃波減衰率の衝突速度依存性を反映したも（r）に関しての議論である．また実は P0 ではなく，Pのであるといった解釈が妥当ではないだろうかと我々

際に [2] の議論においても，μは標的物質に依存し，は考えている．つまり，πスケーリング関係式では空隙率の低い物質ではμ〜 0.6 となりエネルギースケ

衝撃波の減衰率が「衝突速度によらず一定」と暗に仮ーリング則に近い値となるが，空隙率の高い物質では定されていたが，図 4（b）の結果はその仮定が単に間

衝撃波通過時の散逸効率が高くなることでμ〜 0.4 に違っているということを示しているに過ぎない．

近くなる事が示されている .

これに関連する話として，C について誤解される可能性がある点について触れておきたい．上でも述べた

3.3

最終クレーターとの関係

ように，ショックインピーダンスマッチングを使った

最後にπスケーリングとの関係式について議論を発生圧力 P0 の議論において，衝突速度が標的のバル行う．πスケーリング関係式の定式化においては，

ク音速より遅い場合は，P0 は衝突速度に比例するが，最終クレーター直径 Df を，無次元クレーターサイズ

音速より十分速い場合 P0 は衝突速度の二乗に比例す（ρ/m） Df/2） と 無 次 元 エ ネ ル ギ ー（ΠR=る事が導かれる [4, 6]．この事から P0 は音速以下の低（Π2 = 3.22 ga/vi ）に適用し，ΠR と Π2 の冪乗関係から

速衝突では運動量の関数，高速衝突ではエネルギーのμの決定が行われてきた [10]．そのようにして決定さ関数と近似的に見做すことができる．ところが，図 4れたμ（つまり冪の傾き）において，衝突速度依存性（b）のμ値は，低速衝突でエネルギースケーリング則が有るといった報告はなされていない [1, 2, 10]．一方，の値（μ= 2/3）に近く，衝突速度が速くなるにつれ運図 4 ではクレーター直径の成長率が衝突速度依存性を動量スケーリングの値（μ =1/3）に近くなっている．

示すことから，当然 Df から求められるμにおいてもこれはインピーダンスマッチングから予想される話と衝突速度依存性を示すことが期待される．ところが，矛盾しているように思われるかもしれないが，それは図 4 の測定における Df をΠR とΠ2 に適用した場合，μ誤解である．というのは，図 4（b）のμは掘削段階かに衝突速度依存性が見られなかった（図 5）．図 5 にお

1/3

2

26

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

けるΠR- Π2 ダイアグラム見ると，[18] で測定されるデが，後半段階では直径増加率が指数関数的に減衰する．

ータはきれいな冪乗関係を示し，そのデータ分布の傾これはπスケーリングの大前提となる，点源近似がきはμ = 0.42 であり，過去に決定された標準スケーリ

クレーター形成の終段階では成り立たないことを意味

ング関係式（μ = 0.41 [10]）と非常に似た結果である．

する．またクレーター直径の成長率は衝突速度依存性

さらに，[18] に対する追加実験として行った砂のバルを示し，衝突速度が増加するにつれ減衰率が大きくな

ク音速以下の低速度条件（vi=146-236 m/s）で測定される．これはπスケーリングで使用される結合変数が-6た結果（図 5 のΠ2>10 のデータ）についても μ= 0.42

衝突速度依存性を示し，点源近似が実際の衝突クレーの関係式に従っているのが分かる．つまりクレーター

ター形成過程では厳密には成り立っていないことを意

直径の成長率は衝突速度依存性を示すにも関わらず，味する．このことから，過去の衝突実験（衝突速度 4-

最終クレーター形状から導かれるμは，衝突速度依5 km/s）の最終クレーター形状を基にして導出された存性がないと解釈されてきたπスケーリング関係式

μの標準値（μ = 0.41）は，必ずしも他の衝突現象ではのμと良い一致を示す．これはどう考えたら良いの

成り立たない可能性が高い．例えば，実際の天体上でだろうか？

起こる 15 km/s 〜 20 km/s の現象に対しては，従来のここで注意してもらいたいのは，その場計測から決πスケーリング関係式から予想するよりも，小さい定されるμは「一回の衝突実験（一つの vi）」から「一つμとなる可能性がある．いずれにしても，物理がよのμ」が決定されるのに対して，図 5 のダイアグラム

く分からないπスケーリングではなく，水谷スケー

100 m/s 〜 6 km/s）」を使った決定では，「複数の v（数i

リング則のように，基本的な物理的解釈が可能なモデから，「一つのμ」が決定されているということである． ルに則った，新しいスケーリング則に対する考察が重つまり，このダイアグラムを使ってμを決定してい要であると我々は考えている．

る限り，仮に衝突速度依存性があったとしても，その衝突速度依存性を導き出すことは容易ではない．それ

謝 辞に加え，上でも述べたように図 5 で使用されているデータは最終クレーター直径であり，πスケーリングの大前提である点源近似が成り立たない終段階（冪乗本実験は JAXA 宇宙科学研究所の超高速衝突実験
共同利用で行った .

からのズレが生じる段階）を経て決定された物理量である．その為，形成過程の挙動に衝突速度依存性があ

参考文献ったとしても，その終段階において分からなくなっている可能性が高い .
いずれにしても，我々の解釈が正しいかどうかを知るには，例えば衝突速度を一定とし，弾丸の大きさや重力強度を数桁範囲で変化させて，このΠR とΠ2 の関[1] Holsapple, K. A., 1993, Annu. Rev. Earth Planet. Sci.
21, 333.
[2] Holsapple, K. A. and Schmidt, R. M., 1987, JGR 92,
6350.

係がどうなるかについて調べる事が重要である．その[3] 藤原顕, 1997, 比較惑星学 12, 第2章.

ような検証を実験的に実施することは難しい為，数値[4] Mizutani, H. et al., 1990, Icarus 87, 307.

シミュレーションなどによる検証が今後重要になると[5] Housen, K. R. and Holsapple, K. A., 2011, Icarus 211,

考えられる．

586.
[6] Melosh, H. J., 1989, Impact cratering, Oxford Univ.

4. まとめと今後

Press, New York.
[7] Yamamoto, S. et al., 2006, Icarus 183, 215.

本稿では，衝突速度 0.7 km 〜 6 km/s の条件下での ,[8] Piekutowski, A. J., 1980, Proc. of LPSC 11, 2129.

レーザー変位計を用いた掘削過程のその場定量観測に[9] Schmidt, R. M. and Piekutowski, A. J., 1983, LPSC 14,よる最新結果について紹介した．その詳細観測によれば，クレーター直径は時間とともに冪乗則で増加する

abstract, 668.
[10] Schmidt, R. M. and Housen, K. R., 1987, Int. J. Impact

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その場計測研究による衝突クレーター形成のスケーリング則に対する最新の理解／山本 他

Eng. 5, 543.
[11] Cintala, M. J. et al., 1999, MAPS 34, 605.
[12] Anderson, J. L. B. et al., 2003, JGR 108, E8, 5094.
[13] Yamamoto, S. et al., 2006, in Proc. of ESLAB-40: First
international conference on impact cratering in the
Solar System, ESTEC, Nordwijk, The Netherlands.
[14] Barnouin-Jha, O. S. et al., 2007, Icarus 188, 506.
[15] Yamamoto, S. et al., 2009, Icarus 203, 310.
[16] 長谷川直, 2015, 遊星人 24, 269.
[17] 山本聡ほか, 2015, 遊星人 24, 239.
[18] Yamamoto, S. et al., 2017, JGR 122, 1077.
[19] Maxwell, D. E, 1977, In Impact cratering (eds by
Roddy, D.J. et al.), Pergamon Press, New York, pp.
1003.
[20] Wünnemann, K. et al., 2006, Icarus 180, 514.
[21] 岡本尚也, 水谷仁, 2015, 遊星人 24, 33.
[22] Ahrens, T. J. and O' Keefe, J.D., 1977, in Impact andExplosion Cratering, edited by D. J. Roddy et al., pp.
639–656, Pergamon Press, New York.
[23] Pierazzo, E. et al., 2008, Meteorit. Planet. Sci. 43,
1917.

27

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28

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

大気成分凝縮による巨大氷惑星の惑星放射強度と熱進化加速黒崎 健二 ，生駒 大洋
12，
3

2017年7月8日受領，査読を経て2017年11月24日受理．

（要旨）現在の惑星放射は惑星の形成時における過去の集積の記録を反映しており，惑星形成プロセスを制約する上で重要である．惑星は高温の初期状態から大気からの放射によって冷却していく．したがって，大気の状態は惑星の冷却効率に影響を与える．これまでの巨大惑星の冷却では大気の組成は進化を通して不変であると仮定していた．しかし，巨大氷惑星では，形成初期において重元素に富む大気を持っていたことが，惑星形成論から示唆されている．これら重元素は低温環境下では凝縮すると考えられる水，アンモニア，メタンを含み，これらの成分が大気の温度構造に影響を与える．本研究は凝縮による惑星放射と惑星熱進化への影響を定量的に調べた．凝縮による潜熱解放によって大気の温度を維持し，高い惑星放射を維持することにより惑星の冷却効率が上がることを示した．このことは，天王星の放射強度が理論的な推定よりも小さいという問題に重要な示唆を与える，また，重元素に富んだ大気を持つ巨大氷惑星は中間赤外で明るくなることもわかり，太陽系外の巨大氷惑星の直接撮像にとっても重要な示唆を与えることができた．

1. 導 入

観測された惑星半径と惑星放射を整合的に説明することに成功した [1]．一方，土星に木星と同様の議論を巨大惑星の赤外放射強度は惑星がどのような形成やしても土星の放射は説明できない．この違いは木星内

進化を経て現在に至ったか，内部で何が起きていたの部での He 成分の不混和が原因とされている [2]．巨大かを理解する上でよく使われる．形成期において巨大

氷惑星の熱進化も組成の違いはあるが，同様の熱進化

惑星は膨大な重力エネルギーを獲得し，放射によってモデルを用いて議論されている．近年では系外惑星のエネルギーを捨てることによって熱進化を経験してい放射光も直接撮像されている [3]．直接撮像で発見さる．したがって，巨大惑星は初期は高温，高放射強度れた惑星の質量は直接観測されていないが，放射強度で半径も大きく，時間の経過に伴い温度が下がり放射の理論推定と比較することで質量を制約している．こも弱く半径も小さくなっていく．観測された赤外放射

れらの研究を通して，巨大ガス惑星の惑星放射や熱進強度（以下，赤外放射）を，惑星の熱進化を時間積分し化などを議論することは，惑星の起源や性質を理解す

理論計算によって得られた惑星放射と比較すると，以る上で重要となる．

下に述べるように，過去の氷惑星の熱進化の理論モデ

本研究では巨大氷惑星に焦点を当てる．太陽系内のルの仮定には不十分な点があり，これが新しい発見に巨大氷惑星である天王星と海王星は質量，半径共によつながることに気づく．

く似ていることから，ほとんど同じようなバルク組成

Hubbard は，木星の熱進化計算を始めに行い，木を持っていると考えられている．しかし，天王星の放星内部が全対流で均質な構造を持っていると仮定して射強度は海王星と比較して 10 倍も小さいため，暗い

1. 名古屋大学
2.東京大学
3.ビッグバン宇宙国際研究センター (RESCEU)
kurosaki.k@nagoya-u.jp

天体であるといえる [4]．実際に，木星と同じように
高温の初期状態から全対流し化学的に一様な構造を仮定した理論計算を行って，天王星の放射強度を計算す大気成分凝縮による巨大氷惑星の惑星放射強度と熱進化加速／黒崎，生駒29

ると，理論計算の結果と観測結果が一致せず，観測で論文の構成を以下に述べる．2 節では大気構造，内部示されるほど惑星放射を小さくできないことがわかっ

構造，熱進化計算の理論モデルと計算手法について述ている [5, 2, 6]．これらの問題は 30 年の間解決されてべる．3 節では氷成分に富んだ大気をもつ惑星の進化こなかった．太陽系外では海王星サイズの天体が多く計算の計算結果を示す．4 節ではこれまでの結果を受発見されていることがわかっている [7]．したがって，けて，天王星の放射強度の問題（4.1 節），若い天王星

これら海王星サイズの天体の形成過程を理解すること

サイズの天体の観測可能性（4.2 節），モデルの妥当性

は天文学や惑星科学において主要な問題である．海王（4.3 節）について述べ，5 節で結論とまとめを述べる．

星サイズの天体はまだ直接撮像がなされていないが，今後の望遠鏡（例えば．WFIRST-AFT[8]）によって観2. 計算モデル

測される可能性もある．
巨大氷惑星の熱進化はこれまでのところ内部および本研究では，大気中の氷成分の凝縮を考慮した巨大

大気の組成分布は形成されてから現在まで変化しない

氷惑星の熱進化を数値計算する．惑星は球対称な静水と仮定してきた．しかし，近年の形成理論研究から内圧平衡を保ち，上層から（1）水素，ヘリウム，水，ア

部および大気は，形成時にはもっとダイナミックに変ンモニア，メタンで構成された大気，（2）水素，ヘリ化していたと考えられる．例えば，ペブルや衝突破片

ウム，水からなるエンベロープ，（3）水成分からなるのようなものが巨大氷惑星のコアに集積する可能性が

マントル，
（4）
岩石コアの 4 層構造で構成されている．

指摘されている [9, 10]．そのような小さな破片はエン

それぞれの境界では圧力と温度が連続でつながってい

ベロープ中で蒸発し，巨大ガス惑星の集積を加速させる．（2），（3），（4）の各層では全対流しておりそれぞる効果をもたらす [11, 12]．また，海王星サイズの天れ等エントロピーで一様な組成分布を持つと仮定する．

体は巨大衝突を経験した可能性もあり，内部の組成分

2.1

内部構造

2.1 内部構造
布を大きく変えると考えられる [13]．巨大氷惑星は2.1 内部構造
内部構造は以下の偏微分方程式によって計算される．
H2O，NH3，CH4 のような多量の氷成分を内部に含む
内部構造は以下の偏微分方程式によって計算される．
2.1
内部構造
内部構造は以下の偏微分方程式によって計算される．
ため，それら氷成分が巨大衝突によって大気に再分配
GMr
∂P
=−
,
2.1内部構造は以下の偏微分方程式によって計算される．
内部構造

（1）
∂M
4πr
GM4r
∂Pr
される可能性もある．
=−
,
4

(1)
(1)
1
∂r
∂M
4πr
∂Pr = GMr,
内部構造は以下の偏微分方程式によって計算される．
(2)
=
−
,
(1)
2
そこで本研究は，氷成分に富む大気を持った巨大氷
44πr1 ρ
∂M
∂rrr
∂M
,
= 4πr
(2)

（2）
2rρr T
GM
∂P
GM
∂T
∂M
4πr
1
∂r
r
==
,
(1)
2.1 内部構造(3)
惑星の熱進化を定量的に評価する．巨大氷惑星が形成(2)=−−4πr
4 4, P ∇,
2
∂M
∂M
4πr
GM
T
∂T
r
r
4πr ρr∂Mr(3)= −1 4 ∇,∂r
初期に多量の氷成分を大気に保持していたと仮定する．
∂M
4πr r PGM
∂T r=
T
内部構造は以下の偏微分方程式によって計算される．
(2)
また状態方程式は以下のように表される．
− 2 ρ , 4 ∇,
(3)

（3）
∂Mr r =4πr
ρ = ρ(P,4πr
T, XiP),(4)
また状態方程式は以下のように表される． ∂M
それら氷成分が凝縮すると潜熱の解放の影響により，
GM
∂P
GM
∂T
r rT
, ),
(1)
ρ ==ρ(P,(4)∇,(3)−− T,4 X
また状態方程式は以下のように表される． ∂M
4πr4Pi∂Mr rr の球の内部に存在する質量，4πr
また状態方程式は以下のように表される．
大気の温度構造に影響を与え，乾燥断熱温度勾配の状
このとき r は惑星中心からの距離，
Mr は半径P は圧力，ρ は密度，T は温ρ = ρ(P,1T, Xi ),
(4)
∂r
2, −2
このとき
r は惑星中心からの距離，r=の球の内部に存在する質量，
P は圧力，ρ は密度，T は温(2)
また状態方程式は以下のように表される．
r は半径度，
Xi は成分
, G は万有引力定数 (=M6.67
×∂M
10−8
dyn
) である．∇ は断熱温度勾配を表し，2ρ g
況よりも大気温度が高くなる．結果として，大気の温4πrcmrρ10=−8Xi2),g−2(4)
このときr は惑星中心からの距離，rρ(P,の球の内部に存在する質量，
P は圧力，
（4）ρ は密度，T は温
r は半径度，
Xi は成分
, G は万有引力定数 (=M6.67
× ∂T
dynT,
∇ は断熱温度勾配を表し，)) である．
(cm
GM
r TT
∂ ln
度構造の変化によって巨大氷惑星の冷却が加速される
∇,
(3)
−8= −
度，Xi は成分, G は万有引力定数 (= 6.67∇
×∂M
10∇)) である．∇ は断熱温度勾配を表し， (5)(cm42 Pg−2
=
= 4πr
addyn
r
∂∂ ln
このとき r は惑星中心からの距離，Mr は半径 r の球の内部に存在する質量，
P は圧力，ρ は密度，T は温ln P
T S∇ = ∇ad = ((5))
このとき r は惑星中心からの距離，Mことを示す．
r は半径 r の球のP
また状態方程式は以下のように表される．
T ) である．
度，Xi は成分, G は万有引力定数 (= 6.67 × 10−8 dyn cm∂2 ln
g−2∇ は断熱温度勾配を表し，Sで表される．
(5)∇ = ∇ad =ρ = ρ(P,T,∂X(4)
内部に存在する質量，Pは温度，
水素ヘリウム大気中において，氷成分量がある閾値lni ),P) S(は圧力，ρは密度，Tで表される．
状態方程式は，水素及びヘリウムは [16]，水は SESAME∂ ln T7150 [17]，岩石は-8[18] を用いた．エンベロープ
2
∇
=
∇
=
(5)
ad
は成分，G
は万有引力定数
（=
6.67
×
10
dyn
cm
X
を超えると，分子量の勾配が生じることによって，対で表される．
i
状態方程式は，水素及びヘリウムは，水はr SESAME[17]，岩石は P[18]を用いた．エンベロープ
このときr は惑星中心からの距離，
M[16]の球の内部に存在する質量，は圧力，
ρ は密度，T は温
ln P7150
中における水素，ヘリウム，水の混合は，体積加算[16] ∂を仮定し
r は半径
S
-2
2 7150−2 [17]，岩石は [18] を用いた．エンベロープ
状態方程式は，水素及びヘリウムは[16]，水は
SESAME中における水素，ヘリウム，水の混合は，体積加算[16] cmを仮定し度，Xi は成分, G は万有引力定数(= 6.67
× 10−8(dyng)) である．∇ は断熱温度勾配を表し，）である．∇は断熱温度勾配を表し，
g
流を妨げる効果を持つ．凝縮成分が水素よりも重い分で表される．
Z0
Y
1
X
中における水素，ヘリウム，水の混合は，体積加算))+= (1 − Z0 ) ( [16](
+を仮定し
,
(6)
ρ1 [16]，水は SESAME
ρHZ，岩石は
ρX
状態方程式は，水素及びヘリウムは
7150[18] を用いた．エンベロープ
Y子種であるため，大気中で平均分子量に勾配を作る．
∂ρln
T [17]H
He
0O= (1∇−=Z0∇) ad(6))+ 2,
(= +
(5)
（5）
ρ
ρXH を仮定し
YHeP S ρZ
1
∂ρln
H20O
中における水素，ヘリウム，水の混合は，体積加算[16]と表す．このとき，
ρH ，ρHe ， ρH2 O はそれ
Leconte et al.（2016）によると，天王星や海王星のCH4 X ，Y ，Z0 はそれぞれ水素，ヘリウム，水の質量分率を示し，= (1 − Z0 )
+
+
,
(6)
ρ
ρ
ρ
ρ
He
H2 O
)
( H
と表す．このとき，
X ，Y ，Z0 はそれぞれ水素，ヘリウム，水の質量分率を示し，
ρH ，ρHe ， ρH2 O はそれで表される．
ぞれ水素，ヘリウム，水の密度を表す．水素とヘリウムの比率は，重元素を省いた原始星の質量分率で表し，
Z
Y
1
X
0
で表される．
の混合率では，対流抑制の閾値を上回っていることが= (1 − Z0 )
+
+
,
(6)
と表す．このとき，，Y ，Z0[19]はそれぞれ水素，ヘリウム，水の質量分率を示し，
ρH ，ρHe ， ρH2 O はそれ
ぞれ水素，ヘリウム，水の密度を表す．水素とヘリウムの比率は，重元素を省いた原始星の質量分率で表し，状態方程式は，水素及びヘリウムは[16]，水は SESAME
X= 0.72，Y = 0.28Xを用いた
ρ 7150 ρ[17]，岩石は [18] を用いた．エンベロープ
ρ．高温高圧条件下でのアンモニア及びメタンの振る舞いはほとんど分かっρ

状 態[19]方 ．高温高圧条件下でのアンモニア及びメタンの振る舞いはほとんど分かっ
程 式 は， 水 素
及 び ヘ リ ウ ム は [16]， 水 は知られている [14]．一方で，天王星や海王星の大気はぞれ水素，ヘリウム，水の密度を表す．水素とヘリウムの比率は，重元素を省いた原始星の質量分率で表し，
X = 0.72，Y = 0.28 を用いた中における水素，ヘリウム，水の混合は，体積加算[16] を仮定し
H

He

H2 O

ていないため，それらの状態方程式は先行研究に倣い水の状態方程式で代用した[6]ρ．本研究におけるZ0 はと表す．このとき，
X ，Y ，Z0 はそれぞれ水素，ヘリウム，水の質量分率を示し，
H ，ρHe ， ρH2 O はそれ
X = 0.72，Y = 0.28 を用いた
[19]．高温高圧条件下でのアンモニア及びメタンの振る舞いはほとんど分かっ
SESAME7150[17]，岩石は[18]
CH4 の雲は観測されていることから，大気中で氷成分ていないため，それらの状態方程式は先行研究に倣い水の状態方程式で代用した[6]．本研究における Z0 は)を用いた．エンベロー(
水，アンモニア，メタンの質量比の総和として扱う．
ぞれ水素，ヘリウム，水の密度を表す．水素とヘリウムの比率は，重元素を省いた原始星の質量分率で表し，Z0
Y
1X= (1 − Z0 )++,ていないため，それらの状態方程式は先行研究に倣い水の状態方程式で代用した[6]．本研究における Z0(6)は水，アンモニア，メタンの質量比の総和として扱う．
が凝結し雲が形成することによる影響が存在すると考プ中における水素，ヘリウム，水の混合は，体積加算
ρHeρ
ρH 2 OρH
X = 0.72，Y = 0.28 を用いた
[19]．高温高圧条件下でのアンモニア及びメタンの振る舞いはほとんど分かっ
水，アンモニア，メタンの質量比の総和として扱う．
2.2 大気構造ていないため，それらの状態方程式は先行研究に倣い水の状態方程式で代用した[6]．本研究における0 はえられる [15]．
を仮定しと表す．このとき，X[16]，Y ，
Z0 はそれぞれ水素，ヘリウム，水の質量分率を示し，
ρH ，ρHe ， ρH2 O Z
はそれ
2.2 大気構造
水，アンモニア，メタンの質量比の総和として扱う．
ぞれ水素，ヘリウム，水の密度を表す．水素とヘリウムの比率は，重元素を省いた原始星の質量分率で表し，大気構造は平行平板な放射対流平衡構造を持つと仮定する．このとき，単位時間単位面積あたりに惑星の外
2.2
大気構造

X 大気構造は平行平板な放射対流平衡構造を持つと仮定する．このとき，単位時間単位面積あたりに惑星の外= 0.72，Y = 0.28 を用いた [19]．高温高圧条件下でのアンモニア及びメタンの振る舞いはほとんど分かっに放出されるフラックスの総量を大気中の正味フラックスとし，大気中の正味フラックスは一定であると仮定

2.2
大気構造
大気構造は平行平板な放射対流平衡構造を持つと仮定する．このとき，単位時間単位面積あたりに惑星の外に放出されるフラックスの総量を大気中の正味フラックスとし，大気中の正味フラックスは一定であると仮定ていないため，それらの状態方程式は先行研究に倣い水の状態方程式で代用した
Z0 はする．惑星大気はガス成分として，
H2 ，He，H2 O，NH3 ，CH4 及び凝縮物として [6]H2．本研究におけるO，NH3 ，CH4 を含む．

に放出されるフラックスの総量を大気中の正味フラックスとし，大気中の正味フラックスは一定であると仮定する．惑星大気はガス成分として，
H2 ，He，H2 O，NH3 ，CH4 及び凝縮物として H2 O，NH3 ，CH4 を含む．
水，アンモニア，メタンの質量比の総和として扱う．
以降，
H2 O，NH3 ，CH4 は揮発性成分と表記する．それら揮発性成分は相平衡の条件，すなわち飽和蒸気圧
大気構造は平行平板な放射対流平衡構造を持つと仮定する．このとき，単位時間単位面積あたりに惑星の外する．惑星大気はガス成分として，
H2 ，He，H2 O，NH3 ，CH4 及び凝縮物として
2 O，NH3 ，CH4 を含む．
以降，H2 O，NH3 ，CH4 は揮発性成分と表記する．それら揮発性成分は相平衡の条件，すなわち飽和蒸気圧によって決定される．大気と内部の境界（すなわち大気の下端）における圧力
PbtmHと表記する．以下の計算に放出されるフラックスの総量を大気中の正味フラックスとし，大気中の正味フラックスは一定であると仮定
以降，
H
O
，
NH
，
CH
は揮発性成分と表記する．それら揮発性成分は相平衡の条件，すなわち飽和蒸気圧
2 を 100 3bar とする．
4
によって決定される．大気と内部の境界（すなわち大気の下端）における圧力Pと表記する．以下の計算
2.2
大気構造
では
Pbtm
Pbtm
する．惑星大気はガス成分として，H2の値を変えても結果や結論に大きく影響しない．
，He，H2 O，NH3 ，CH4 及び凝縮物としてbtm
H2 OP，btm
NHは氷成分が大気で
3 ，CH4 を含む．
によって決定される．大気と内部の境界（すなわち大気の下端）における圧力
Pbtm と表記する．以下の計算
ではPbtm を 100 bar とする．Pbtm の値を変えても結果や結論に大きく影響しない．
Pbtm は氷成分が大気では凝縮し，内部では凝縮しないような圧力に設定する必要がある．一方で，大気の質量が無視できるほど小さ
以降，
H
O
，
NH
，
CH
は揮発性成分と表記する．それら揮発性成分は相平衡の条件，すなわち飽和蒸気圧
234
大気構造は平行平板な放射対流平衡構造を持つと仮定する．このとき，単位時間単位面積あたりに惑星の外ではPbtm を 100とする．Pbtm
Pbtm は氷成分が大気では凝縮し，内部では凝縮しないような圧力に設定する必要がある．一方で，大気の質量が無視できるほど小さくなるような
Pbtmbarの方がよい．
100の値を変えても結果や結論に大きく影響しない．
bar の設定はそれらの仮定を満たす圧力である．ただし，熱進化が進んによって決定される．大気と内部の境界（すなわち大気の下端）における圧力
Pbtm と表記する．以下の計算に放出されるフラックスの総量を大気中の正味フラックスとし，大気中の正味フラックスは一定であると仮定

また状態方程式は以下のように表される．

ρ = ρ(P, T, Xi ),(4)

このとき r は惑星中心からの距離，Mr は半径 r の球の内部に存在する質量，P は圧力，ρ は密度，T は温度，Xi は成分, G は万有引力定数 (= 6.67 × 10−8 dyn cm2 g−2 ) である．∇ は断熱温度勾配を表し，∇ = ∇ad =(∂ ln T∂ ln P)(5)から示唆されている [?]．したがって，低温度において，100-220 bar の間では条件が破れてしまう．しかし，Sで表される．

臨界点付近の領域は惑星全体と比較して狭い領域であるため，惑星熱進化全体への影響は小さいと仮定してお30
日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018
状態方程式は，水素及びヘリウムは[16]，水は SESAME 7150 [17]，岩石は[18] を用いた．エンベロープ
り，臨界点付近の詳細な取り扱いは今後の課題である．

中における水素，ヘリウム，水の混合は，体積加算 [16] を仮定し

1
= (1 − Z0 )
ρ

(

Y
X
+
ρH
ρHe

)

+

放射層（成層圏）における大気の温度構造は解析解

Z0,
ρH 2 O（6）

σT 4 = (6)
Ftop

(
)
]
4 [
κth
κth
τ + 1 σTeq
κv
+
1+
+
−
exp−τv （7）

2
2
κv
κth
κv

(7)

と表す．このとき，X ，Y ，Z0 はそれぞれ水素，ヘリウム，水の質量分率を示し，，ρ．このとき，を用いたρH[20]
Ftop は正味フラックス，Teq は平衡温度，κth 及び κv は長波長及び短波長
He ， ρH2 O はそれと表す．このとき，X，Y，Z0 はそれぞれ水素，ヘリを用いた [20]．このとき，Ftop は正味フラックス，Teq

ぞれ水素，ヘリウム，水の密度を表す．水素とヘリウムの比率は，重元素を省いた原始星の質量分率で表し，の平均吸収係数，τ 及び τv は長波長及び短波長の光学的厚さ， σ はシュテファンボルツマン定数 (=は平衡温度，κth 及びκv は長波長及び短波長の平均吸
ウム，水の質量分率を示し，ρH，ρHe，ρ5.67
H2O はそれぞX = 0.72，Y = 0.28 を用いた [19]．高温高圧条件下でのアンモニア及びメタンの振る舞いはほとんど分かっ
× 10−5 erg cm−2 K−4 s−1 ) である．光学的厚さ
τ は dτ = −ρκ dr と定義される．
thれ水素，ヘリウム，水の密度を表す．水素とヘリウム
収係数，及びκていないため，それらの状態方程式は先行研究に倣い水の状態方程式で代用した[6]．本研究における
Z0 は
κth はロスランド平均吸収係数を用い，
κvvは長波長及び短波長の光学的厚さ，= 0.1κth を仮定した．この仮定は，ホットジュピターの解析解に-5
水，アンモニア，メタンの質量比の総和として扱う．
よる温度構造と放射平衡計算による温度構造を比較して妥当であることがわかっている[?]．ここでは，短波
σはシュテファンボルツマン定数（=5.67 × 10 ergの比率は，重元素を省いた原始星の質量分率で表し，2.2 大気構造

長放射での反射率は無視し，単散乱アルベドは1 を仮定する．本研究の大気モデルは，短波長の放射を考慮し
-2
-4 -1

X= 0.72，Y= 0.28 を用いた [19]．高温高圧条件下でのcm K s ）である．光学的厚さτは dτ= -ρthdr と定義た詳細な大気構造モデル [?] と比較して，τ > 1 の領域では短波長放射の影響がほとんどないことを確認した．

される．
アンモニア及びメタンの振る舞いはほとんど分かってH2 と He の吸収係数は[21] を用いた．このデータは密度 ρ = 2.5 × 10−12 から 10 g cm−3 ，温度 T = 102

大気構造は平行平板な放射対流平衡構造を持つと仮定する．このとき，単位時間単位面積あたりに惑星の外
κth はロスランド平均吸収係数を用い，κ
いないため，それらの状態方程式は先行研究に倣い水から 104 K の範囲のデータを扱っている．
H2 O，NH3 ，CH4 の吸収係数は HITRAN
2012thデータベース [22]v = 0.1κ
に放出されるフラックスの総量を大気中の正味フラックスとし，大気中の正味フラックスは一定であると仮定から導いたラインプロファイルを用いて計算した．ラインプロファイルの計算に用いる
Voigt 関数は近似式を
は水，を仮定した．この仮定は，ホットジュピターの解析解の状態方程式で代用した[6]．本研究におけるZ
0 O，NH ，CH を含む．
する．惑星大気はガス成分として，H2 ，He，H2 O，NH3 ，CH4 及び凝縮物として H
234
用いた [23] ．単色吸収係数 κ(ν) はアンモニア，メタンの質量比の総和として扱う．
による温度構造と放射平衡計算による温度構造を比較
以降，H2 O，NH3 ，CH
4 は揮発性成分と表記する．それら揮発性成分は相平衡の条件，すなわち飽和蒸気圧kηη′ (ν, T, P ), bar の間では条件が破れてしまう．しかし，(8)
κ(ν) =から示唆されている [?]．したがって，低温度において，100-220によって決定される．大気と内部の境界（すなわち大気の下端）における圧力 Pbtm と表記する．以下の計算Mして妥当であることがわかっている[?]．ここでは，短臨界点付近の領域は惑星全体と比較して狭い領域であるため，惑星熱進化全体への影響は小さいと仮定してお大気構造
では Pbtm を 100 bar2.2とする．
Pbtm の値を変えても結果や結論に大きく影響しない．
Pbtm は氷成分が大気でと計算される．このとき
M は分子の質量，kηη′ は低い準位 η から高い準位 η ′ に遷移したときの単色吸収係
波長放射での反射率は無視し，単散乱アルベドは1をり，臨界点付近の詳細な取り扱いは今後の課題である．
から示唆されている[?]．したがって，低温度において，bar の間では条件が破れてしまう．しかし，は凝縮し，内部では凝縮しないような圧力に設定する必要がある．一方で，大気の質量が無視できるほど小さ数を表す．ロスランド平均吸収係数は H2 (κH2 )，He (κ100-220
He )，H2 O (κH2 O )，NH3 (κNH3 )，CH4 (κCH4 ) のラ放射層（成層圏）における大気の温度構造は解析解
大気構造は平行平板な放射対流平衡構造を持つと仮仮定する．本研究の大気モデルは，短波長の放射を考
臨界点付近の領域は惑星全体と比較して狭い領域であるため，惑星熱進化全体への影響は小さいと仮定しておくなるような Pbtm の方がよい．100 bar の設定はそれらの仮定を満たす圧力である．ただし，熱進化が進ん
インプロファイルから計算する．吸収係数は
κth
)
]
(
4 [
で大気温度が低下していくと，
100 bar より深い場所においても凝縮するような温度になる．これより深い場
り，臨界点付近の詳細な取り扱いは今後の課題である．
κth[?] と比較して，τ>1κthτ + 1 σTeqκv
定する．このとき，単位時間単位面積あたりに惑星の慮した詳細な大気構造モデルの4−τ

+ + xH O1κ+σTxH=κH
Ftop−3 + xCHexp
κth =+ xHe κHe
xNH3 κNH
κ v
H2 O + +
4 CH4
κ
κ
κ

(9)(7)

22
2
2 2
所でも H2 O は凝縮しているが，水の臨界圧力は 220.64 bar であり，それよりも高圧の場所では超臨界流体と放射層（成層圏）における大気の温度構造は解析解

外に放出されるフラックスの総量を大気中の正味フラv
thv
領域では短波長放射の影響がほとんどないことを確認

ックスとし，大気中の正味フラックスは一定であるとした．
4

して振舞っている．この場合，水成分は固体に凝縮できず，水素ガスと混合してしまうことが，第一原理計算)H2 ，] H2 O(は平衡温度，として計算する．このとき，
xHF2 top，xHe，xH2 O ，4x[He及び，を用いた [20]．このとき，は正味フラックス，
Teq
κth
κv，NH
は長波長及び短波長
NH3 ，xCH
3 ，CH4 のモル
4 はそれぞれ

τ +1

σTeq

κth

κth

κv

−τv

exp
(7)
+
1+
σT =τvFtop+− σ はシュテファンボルツマン定数
分率を表す．
の平均吸収係数，τ 及びは長波長及び短波長の光学的厚さ，
(=
2
2
κv
κthの間では条件が破れてしまう．しかし，
κvから示唆されている[?]．したがって，低温度において，100-220bar
3[21]仮定する．惑星大気はガス成分として，H−4 He
2，He，H2O，2と対流層（対流圏）での温度勾配は擬湿潤断熱温度勾配を用いて表す．
種の成分（j 種の凝縮しない成5.67 × 10−5erg cm−2HKs−1 )の吸収係数はである．光学的厚さ[24]τ を用いた．このデータははdτ = −ρκth drNと定義される．
臨界点付近の領域は惑星全体と比較して狭い領域であるため，惑星熱進化全体への影響は小さいと仮定してお
-12
-3
を用いた
[20]．このとき，は正味フラックス，
Teqgは平衡温度，
κth T
及びv 2は長波長及び短波長分を含む）からなる擬湿潤断熱温度勾配はを含む．
cm ，温度= κ10から
NH3，CH4 及び凝縮物として H2O，NH3，CH
密度ρFtop= 2.5
× 10 κv から= 0.1κ104κ
th はロスランド平均吸収係数を用い，th を仮定した．この仮定は，ホットジュピターの解析解にり，臨界点付近の詳細な取り扱いは今後の課題である．
の平均吸収係数，
τ及びτは長波長及び短波長の光学的厚さ，σはシュテファンボルツマン定数
(=
4
v
∗
∑
よる温度構造と放射平衡計算による温度構造を比較して妥当であることがわかっている[?]．ここでは，短波
d
ln
p
N
xi
以降，H2O，NH3，CH4 は揮発性成分と表記する．そ10 K の範囲のデータを扱っている．H
i2O，NH3，CH4
1 + i=j+1 1−x放射層（成層圏）における大気の温度構造は解析解−5−2 −4 −1 d ln T
Tと定義される．
i d ln
5.67
×
10
erg
cm
K
s
)
である．光学的厚さ
τ
は
dτ
=
−ρκ
dr
th
= ∇dry 1 を仮定する．本研究の大気モデルは，短波長の放射を考慮し(10)長放射での反射率は無視し，単散乱アルベドは∗ ,∑N
xi d ln pigd ln P HITRAN)] から導[ 1 + 2012
(R
れら揮発性成分は相平衡の条件，すなわち飽和蒸気圧の吸収係数は[22]
4
i=j+1データベース
C
d ln Tκth はロスランド平均吸収係数を用い，
κv eq
=
0.1κ
τ + 1 σT
κpv 1−xiκththκを仮定した．この仮定は，ホットジュピターの解析解にた詳細な大気構造モデル[?] と比較して，
τ>
1 の領域では短波長放射の影響がほとんどないことを確認した．
th
4
−τv
+
exp
(7)
1+
σT = Ftop+−
によって決定される．大気と内部の境界（すなわち大いたラインプロファイルを用いて計算した．ラインプ22κv
κthρ = 2.5
κ(vすなわち乾燥断熱温度勾配
よる温度構造と放射平衡計算による温度構造を比較して妥当であることがわかっている[?]．ここでは，短波と表される．このとき，∇dry) を表す．
H2 と He の吸収係数は[21]は凝縮を考慮しない断熱温度勾配を用いた．このデータは密度× 10−12 から 10g cm−3 ，温度
T = 102∑N4∗Cp長放射での反射率は無視し，単散乱アルベドは= [20]x
C
は平均定圧熱容量，x及びpはそれぞれモル分率と成分
i
(i
=
j
+
1,
·
·
·
,
N
)
の蒸気圧
から
10
K
の範囲のデータを扱っている．
H
O
，
NH
，
CH
の吸収係数はHITRAN2012
データベース[22]1を仮定する．本研究の大気モデルは，短波長の放射を考慮し気の下端）における圧力 Pbtm と表記する．以下の計算
ロファイルの計算に用いる
Voigt
関数は近似式を用い
i
p,i
i
を用いた
．このとき，
F
は正味フラックス，
Tは平衡温度，
κ及び
κ
は長波長及び短波長
2
3
4
i
i=1
top
eq
th
v

を表す．
H2 O の蒸気圧はNakajima
et al.
，NH3 と CH
et al.
(2004)[26]から導いたラインプロファイルを用いて計算した．ラインプロファイルの計算に用いる
Voigt
関数は近似式を4 の蒸気圧は Sanchezの平均吸収係数，
τ 及びたτv[23]は長波長及び短波長の光学的厚さ，
σ はシュテファンボルツマン定数(=
た詳細な大気構造モデル[?]と比較して，
τ >(1992)[25]
1 の領域では短波長放射の影響がほとんどないことを確認した．
では Pbtm を 100 bar とする．Pbtm の値を変えても結果．単色吸収係数κ（ν）
は−2 H−4
−12
NH
，CH
Rth
を用いて，
[23]
．単色吸収係数
κ(ν)
は4 の定圧熱容量は気体定数3を用いた．このデータは密度g×dr
5.67をそれぞれ用いた．
×用いた
10
K 2 O，
s−1) である．光学的厚さ
τ は dτ =H−5とerg
He cmの吸収係数は[21]
ρ =−ρκ
2.5
10と定義される．
から410Rgg と仮定する．本研究ではcm−3 ，温度 T = 102

2や結論に大きく影響しない．Pbtm は氷成分が大気では′ (ν, T, P )ηη
H2からO は大気温度が500 K 以下，NH3 κと
CH
300
KkCH
以下であるため，この温度範囲では，これらの仮定が4 はκthはロスランド平均吸収係数を用い，を仮定した．この仮定は，ホットジュピターの解析解に
,
κ(ν)
=3 ，
(8)
v =
thNH
 2012（8）
104 K の範囲のデータを扱っている．
H0.1κ
の吸収係数はHITRAN
データベース [22]2 O，
4M
凝縮し，内部では凝縮しないような圧力に設定する必よい近似であることが実験から示されている．また大気モデルにおいて，凝縮成分大気の状態方程式の非理想よる温度構造と放射平衡計算による温度構造を比較して妥当であることがわかっている [?]．ここでは，短波から導いたラインプロファイルを用いて計算した．ラインプロファイルの計算に用いる
Voigt 関数は近似式をと計算される．このとき M は分子の質量，k ′ は低い準位 η から高い準位 η ′ に遷移したときの単色吸収係

ηη
性は考慮していない．これは，
τ が 1 程度より小さい部分では影響が無視できるためである．
長放射での反射率は無視し，単散乱アルベドは1 を仮定する．本研究の大気モデルは，短波長の放射を考慮しと計算される．このとき
M は分子の質量，kηη′は低い要がある．一方で，大気の質量が無視できるほど小さ用いた [23] ．単色吸収係数
κ(ν) は数を表す．ロスランド平均吸収係数は H2 (κH2 )，He (κHe )，H2 O (κH2 O )，NH3 (κNH3 )，CH4 (κCH4 ) のラ[?] と比較して，τ > 1 の領域では短波長放射の影響がほとんどないことを確認した．
kηη′ (ν, T, P )の設定はそれ準位ηから高い準位η′に遷移したときの単色吸収係
くなるような Pbtm の方がよい．100 barた詳細な大気構造モデル,(8)κ(ν) κ=th
インプロファイルから計算する．吸収係数は
H2 と He の吸収係数は [21] を用いた．このデータは密度M
ρ = 2.5 × 10−12 から 10 g cm−3 ，温度 T = 102

らの仮定を満たす圧力である．ただし，熱進化が進ん4，He数を表す．ロスランド平均吸収係数は H（κ
2
H）

2
から 10
K の範囲のデータを扱っている．
OHe
，
，x
CH
の吸収係数は2012
κthxH 2 κ H 2 H+2x
κNH+ xNH3 κHITRAN
xCH
κ データベース [22]
3+
4κ
He
H2 O
Hη2 O
NHη3′ +
′ は低い準位と計算される．このとき
M =は分子の質量，kηηから高い準位に遷移したときの単色吸収係
4 CH4

（κ
，NH
（κ )，3），CH（κCHNHのラインプ（κHe），H2O
で大気温度が低下していくと，100 barから導いたラインプロファイルを用いて計算した．ラインプロファイルの計算に用いるより深い場所O）
4）関数は近似式を数を表す．ロスランド平均吸収係数はHH2(κ
)，He3(κ NH
H O (κ 4 )，(κ Voigt)，CH(κ ) のラ
4

(9)

2
H2 O
3
NH3
4
CH4
として計算する．このとき，xH2 ，xHe2 ，xHH22 O ，xNHHe
3 ，xCH4 はそれぞれ H2 ，He，H2 O，NH3 ，CH4 のモル用いた [23] ．単色吸収係数
κ(ν) はロファイルから計算する．吸収係数はκにおいても凝縮するような温度になる．これより深いth
インプロファイルから計算する．吸収係数はκth分率を表す．

kηη′ (ν, T, P ),(8)κ(ν) =
圧力は場 所 で も H2O は 凝 縮 し て い る が， 水 の 臨 界対流層（対流圏）での温度勾配は擬湿潤断熱温度勾配
N 種の成分（j 種の凝縮しない成κth = xH2 κH2 + xHe κHe + xH2 OM
κH2 O[24]+ xを用いて表す．
(9)NH3 κNH3 + xCH4 κCH4 （9）分を含む）からなる擬湿潤断熱温度勾配はと計算される．このとき
M は分子の質量，kηη′ は低い準位 η から高い準位 η ′ に遷移したときの単色吸収係
220.64 bar であり，それよりも高圧の場所では超臨界として計算する．このとき，x ，x ，x，x，xはそれぞれ H ，∗ He，H O，NH ，CH のモル∑H4N2 O (κHx2iO )d，
H2 HHeO HeNHCH
2 p 3 (κNH23 )，CH34 (κCH
4 4 ) のラ数を表す．ロスランド平均吸収係数は)，(κ3He )，lnNH
2 (κHH22iとして計算する．このとき，X流体として振舞っている．この場合，水成分は固体に
H2，XHe，X
H2O，XNH3，
1 + i=j+1
d ln T
1−x d ln T
= ∇dry分率を表す．
インプロファイルから計算する．吸収係数はκth

凝縮できず，水素ガスと混合してしまうことが，第一

i

∑N

,

Rg xi d ln pi
1 + i=j+1
XCH4 は そ れd ln
ぞPれ H2，He，H
2O，NH
Cp 1−x3i，CHd ln T 4 の モ ル 分∗(10)

対流層（対流圏）での温度勾配は擬湿潤断熱温度勾配 [24] を用いて表す．N 種の成分（j 種の凝縮しない成κth = xH2 κH2 + xHe κHe + xH2 O κH2 O + xNH3 κNH3 + xCH4 κCH4
(9)
率を表す．
原理計算 3 から示唆されている [?]．したがって，低温と表される．このとき，∇dry は凝縮を考慮しない断熱温度勾配 (すなわち乾燥断熱温度勾配) を表す．
分を含む）からなる擬湿潤断熱温度勾配は∑N
Cp = i=1 xi Cp,i は平均定圧熱容量，xixでの温度勾配は擬湿潤断熱温度勾配
及びp∗ix∑はそれぞれモル分率と成分
i (i = j + 1, · · · , N ) の蒸気圧として計算する．このとき，
xH2 ，x（対流圏）
対流層
He ，xH2 O ，
NH3 ，
CH
度において，100-220 bar の間では条件が破れてしまう．
∗ 2 ，He，H2 O，NH3 ，CH4 のモル
4 はそれぞれ HNxid ln pi

1 + i=j+1
d ln T et al. (1992)[25]1−xd lnCHT 4 の蒸気圧は Sanchez et al. (2004)[26]を表す．H O の蒸気圧は Nakajima
，NH
3 iと

分率を表す．
2
しかし，臨界点付近の領域は惑星全体と比較して狭い= ∇dry 種の成分
∗ ,∑N[24] を用いて表す．Nj 種の凝縮しない成分R（g xi d ln pi
d ln P(10)

1 + [24]
をそれぞれ用いた．H2 O，NH3 ，CH4 の定圧熱容量は気体定数
4 Rgj と仮定する．本研究では対流層（対流圏）での温度勾配は擬湿潤断熱温度勾配を用いて表す．
種の凝縮しない成g を用いて，
i=j+1
Cp 1−xi R
d ln
TN 種の成分（からなる擬湿潤断熱温度勾配は領域であるため，惑星熱進化全体への影響は小さいと
H O は大気温度がを含む）
500 K 以下，
NH と CH は 300 K 以下であるため，この温度範囲では，これらの仮定が分を含む）からなる擬湿潤断熱温度勾配はと表される．このとき，∇dry は凝縮を考慮しない断熱温度勾配 (すなわち乾燥断熱温度勾配) を表す．
234

仮定しており，臨界点付近の詳細な取り扱いは今後のよい近似であることが実験から示されている．また大気モデルにおいて，凝縮成分大気の状態方程式の非理想∑N
d ln p∗
∗ ∑N
x
Cp =

xi 及び1 p+i はそれぞれモル分率と成分
i (i = j + 1, · · · , N) の蒸気圧
d ln Ti=1 xi Cp,i は平均定圧熱容量，
i=j+1 1−xi d ln Tii

性は考慮していない．これは，τ が= 1∇程度より小さい部分では影響が無視できるためである．
,
(10)
dry
∑N
（10）
課題である．放射層（成層圏）における大気の温度構造
Rg xi d ln p∗id ln P et al. (1992)[25]を表す．H O の蒸気圧は Nakajima，NHと CH の蒸気圧はSanchez et al. (2004)[26]

は解析解

2

1+

4 T
i=j+1 Cp3 1−xi d ln

をそれぞれ用いた．H2 O，NH3 ，CH4 の定圧熱容量は気体定数 Rg を用いて，4 Rg と仮定する．本研究ではと表される．このとき，∇dry は凝縮を考慮しない断熱温度勾配 (すなわち乾燥断熱温度勾配) を表す．

∑2 O
H
N は大気温度が 500 K 以下，NH3 と CH4∗は 300 K 以下であるため，この温度範囲では，これらの仮定が
i=1 xi Cp,i は平均定圧熱容量，xi 及び pi はそれぞれモル分率と成分 i (i = j + 1, · · · , N ) の蒸気圧4よい近似であることが実験から示されている．また大気モデルにおいて，凝縮成分大気の状態方程式の非理想を表す．H2 O の蒸気圧は Nakajima et al. (1992)[25]，NH3 と CH4 の蒸気圧は Sanchez et al. (2004)[26]性は考慮していない．これは，
τが1 程度より小さい部分では影響が無視できるためである．
をそれぞれ用いた．
H2 O，NH3 ，CH4 の定圧熱容量は気体定数 Rg を用いて，4 Rg と仮定する．本研究ではCp =H2 O は大気温度が 500 K 以下，NH3 と CH4 は 300 K 以下であるため，この温度範囲では，これらの仮定がよい近似であることが実験から示されている．また大気モデルにおいて，凝縮成分大気の状態方程式の非理想性は考慮していない．これは，τ が 1 程度より小さい部分では影響が無視できるためである．

4

と表せる．このとき，B(τ ) は黒体放射，Fc は対流フラックス，Firr は主星からの直達光のフラックスである．
+
このとき，Ftop = FIR(τ = 0) である．正味フラックスは大気の全域を通して一定であり，対流フラックスは

成層圏では 0 になると仮定する．

2.3 熱進化
熱進化を計算するために，エネルギー保存より

dS
∂Lr
= −T
dt
∂Mr

大気成分凝縮による巨大氷惑星の惑星放射強度と熱進化加速／黒崎，生駒

31

(15)

を積分する．このとき， S はエントロピー，Lr は半径 r の球面から通るエネルギーフラックスの総量，t は時間である．この式を惑星の中心部から上端まで積分することにより，惑星固有のエネルギーフラックス Lintと表される．このとき，∇dry は凝縮を考慮しない断熱
は

は

温度勾配
（すなわち乾燥断熱温度勾配）を表す．Cp =＊i

Σ Xi Cp,i は平均定圧熱容量，Xi 及び p はそれぞれモ
N
i=1

[

∫
dSenv Mp
T dMr
dt
Mc +Mm] ∫∫
dSm Mc +Mm
dSc Mc+T dMr +
T dMr ,
dt Mc
dt 0

Lint = −ル分率と成分 i（i = j + 1,…, N）の蒸気圧を表す．H2Oの蒸気圧は Nakajima et al.（1992）[25]，NH3 と CH4 の

（16）
(16)

と計算される．このとき，Senv , Sm , Sc はそれぞれエンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表し，と計算される．このとき，S蒸気圧は Sanchez et al.
（2004）[26] をそれぞれ用いた．
env，Sm，Sc はそれぞれエMc と Mm はそれぞれコア質量とマントル質量を表す．Lint は惑星半径 Rp と大気上端から放射されるエネ

H2O，NH3，CH4 の定圧熱容量は気体定数 Rg を用いて，ンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表し，

4 Rg と仮定する．本研究では H2O は大気温度が 500 K

Mc と Mm はそれぞれコア質量とマントル質量を表す．

ルギーフラックス Ftop を用いて，Lint = 4πRp2 Ftop と表される．

2.4 数値計算手法 Lint は惑星半径 Rp と大気上端から放射されるエネルギ
以下，NH3 と CH4 は 300 K 以下であるため，この温度2範囲では，これらの仮定がよい近似であることが実験
ーフラックス Ftop を用いて，Lint=4πRp Ftop と表される．
(16) 式の数値計算方法は以下の手続きによって行う．まず，大気構造を計算することによって，内部構造の外側境界条件に対応する Lint を計算する．次に，Pbtm (=100 bar) における Tbtm を決定し，これらを用いてから示されている．また大気モデルにおいて，凝縮成

2.4

数値計算手法エンベロープのエントロピーを計算する．その大気下端条件が持つ，惑星の大気構造を計算する．そのため
分大気の状態方程式の非理想性は考慮していない．こに，成層圏と対流圏の境界となる Ftop と Pad を仮定し， (7) 式と (10) 式を用いて大気の温度構造を計算す

れは，τが 1 程度より小さい部分では影響が無視でき（16）式の数値計算方法は以下の手続きによって行う．

るためである．

まず，大気構造を計算することによって，内部構造の5

放射輸送方程式は，エディントン近似を仮定して計外側境界条件に対応する Lint を計算する．次に，Pbtm+
IR
放射輸送方程式は，エディントン近似を仮定して計算する．上向き放射フラックスをF+，下向き放射フ+
放射輸送方程式は，エディントン近似を仮定して計算する．上向き放射フラックスを
FIR
IR ，下向き放射フ－−ラックスを FIR
とすると，
IR
−
+
ラックスを
FIR とすると，
放射輸送方程式は，エディントン近似を仮定して計算する．上向き放射フラックスを
FIR，下向き放射フ
(
)
∫ τ
+
−
( 3 ′
) ′
∫ τ d
放射輸送方程式は，エディントン近似を仮定して計算する．上向き放射フラックスを
FIR，下向き放射フ
+
′
ラックスを
FIR
とすると，
(τ
FIR
(τ
)
=
πB(τ
)
−
(πB(τ
))
exp
−
−
τ
)
dτ
,
(11)
3
d
+
−
FIR
(τ ) = πB(τ ) − τb dτ ′′ (πB(τ ′ )) exp ( − 2 (τ ′ − τ )) dτ ′ ,(11)
ラックスを FIRとすると，
∫ τbττ dτ23d(− (τ ′ − τ′) ))dτ ′′,+′′− (τ ) = πB(τ ) − ∫∫ τFIR(11)
τ d ′ (πB(τ ′)) exp (3 − τ′IR−′+(τ ) = πB(τ ) − τ0b dτd′ (πB(τ ))′ exp − 23(τ −FFIR)) exp( −2 (τ ′ −τ τ))) dτdτ ′ ,(11))
IR (τ ) = πB(τ ) −∫ 0τ (dτ ′ ′ (πB(τ
2
dτ
3
d
τ
3 ) ′
−
′
′
+
∫ bτ(−′3(πB(τFIR(τ ) = πB(τ) −expτ , )) exp (− (τ − τ ) )dτ(12)−πB(0)
放射輸送方程式は，エディントン近似を仮定して計算する．上向き放射フラックスを
FIR，下向き放射フd2 τ , ′
23
(12)
0 dτ
−
−
FIR
(τ ) =−πB(0)πB(τ ) −exp)) exp − (τ − τ ′ ) dτ ′)( − 2′ (πB(τラックスを FIR
とすると，
2
0 dτ3

算する．上向き放射フラックスを F ，下向き放射フ（=100 bar）における Tbtm を決定し，これらを用いてラックスを F とすると，エンベロープのエントロピーを計算する．その大気下（11）

端条件が持つ，惑星の大気構造を計算する．そのために，成層圏と対流圏の境界となる Ftop と Pad を仮定し，（7）式と（10）式を用いて大気の温度構造を計算する．

（12）
−πB(0) exp (− τ ),また正味の放射フラックスは(∫ τ 2+3−
また正味の放射フラックスはまた正味の放射フラックスは
Frad
− F−
3
dIR
−πB(0)
exp= F−+′ − Firr ,+ τ , IRF (τ ) = πB(τ ) F−

その温度構造から，（11）（14）式を用いて，上向き放射フラックスと下向き放射フラックスを計算し，対流

′

)

(12)

′

圏界面での圧力
Pad を放射の正味フラックスの発散を
(13)
(12)

) dτ ,(11) 式を用いて，上向き放射フラックスと下向き放射フラックスを計算し，対= F 2(πB(τ− F ))−exp
F , − (τ − τる．その温度構造から，(13)(11)–(14)計算することで求める．すなわち，対流圏界面では，)(13)
流圏界面での圧力
Pを放射の正味フラックスの発散を計算することで求める．すなわち，対流圏界面では，
 13） ad (11)–(14) 式を用いて，上向き放射フラックスと下向き放射フラックスを計算し，対る．その温度構造から，′′（
FIR (τ ) = πB(τ ) −(πB(τ+−)) exp − (τ − τ ) dτ
i 番目と
Frad0 =dτF′IR− FIR− Firr , 2(13) i + 1 番目の大気グリッドでi 番目と i + 1 番目の大気グリッドで流圏界面での圧力
Pad を放射の正味フラックスの発散を計算することで求める．すなわち，対流圏界面では，
F
=
F
+
F
,
(14)
)
(
net
rad
c
となり，対流フラックスを含めた正味フラックスは
F
=
F
+
F
,
(14)
net 3 radciとなり，対流フラックスを含めた正味フラックスはF i+1 − FraddFrad
i 番目と i + 1 番目の大気グリッドで(12)−πB(0) exp − τ ,となり，対流フラックスを含めた正味フラックスは
∼ rad
<0
(17)
（
 17）
と表せる．このとき，B(τ ) は黒体放射，Fc は対流フラックス，Fnet =2Frad + Fc , Firr は主星からの直達光のフラックスである．
(14)
dτ
τi+1
i+1 − τiと表せる．このとき，B(τ ) は黒体放射，Fc は対流フラックス，Firr は主星からの直達光のフラックスである．
Frad − Frad
dFrad
+
∼
<
0
(17)
F
=
F
+
F
,
(14)
このとき，
Ftop = FIR(τ=0)
である．正味フラックスは大気の全域を通して一定であり，対流フラックスは
net
rad
c
（

14）
また正味の放射フラックスは一方，成層圏では+dττi+1 − τii
このとき，Ftop = FIR(τ =0) である．正味フラックスは大気の全域を通して一定であり，対流フラックスは+−
i+1と表せる．このとき，
B(τ) は黒体放射，FcFは対流フラックス，
F irr ,は主星からの直達光のフラックスである．
一方，成層圏では(13)
Frad− FraddFrad
rad = FIR − FIR − Firr
成層圏では 0 になると仮定する．
∼
≥ 0,
(18)
一方，成層圏では+ B(τ ) は黒体放射，Fc は対流フラックス，Firr は主星からの直達光のフラックスである．
成層圏ではになると仮定する．
と表せる．このとき，
このとき，
F0top
= FIR
(τ
= 0) である．正味フラックスは大気の全域を通して一定であり，対流フラックスはdτ
τi+1
i+1 − τiと表せる．このとき，B（τ）は黒体放射，Fc は対流フ
Frad− FraddFrad+となり，対流フラックスを含めた正味フラックスは
∼
≥
0,
(18)
−5
このとき，
F
=
F
(τ
=
0)
である．正味フラックスは大気の全域を通して一定であり，対流フラックスは
（

18）
top
成層圏では 0 になると仮定する．
IRを満たす．このとき，大気上端の圧力 Ptopdτ
= 1 × 10τi+1bars− τiと仮定する．(7) 式から導いた対流圏界面での温2.3 熱進化ラックス，Firr は主星からの直達光のフラックスである．
成層圏では0 になると仮定する．
2.3
熱進化
度が，
(10) 式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定したPad は本来の値よりも大きい（小さい）こFnet = Frad + Fc ,(14)を満たす．このとき，大気上端の圧力P= 1 × 10−5 bars と仮定する．
(7) 式から導いた対流圏界面での温
rad
irr
IR
IR
IR
′
2
また正味の放射フラックスは
τb dτ∫=
τ F+ − F− − F (となり，対流フラックスを含めた正味フラックスはF
また正味の放射フラックスは
rad
irr ,
3
dIR
IR′
−
となり，対流フラックスを含めた正味フラックスは+―5を満たす．このとき，大気上端の圧力
Ptop =（τ = 0）である．正味フラックスは
1×10
このとき，Ftop=FIRとになる．したがって，次のステップでのPad は小さく（大きく）する．また，
Ftop
は (11) 式で計算された
2.3熱進化を計算するために，エネルギー保存より
熱進化度が，(10) 式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定したPad は本来の値よりも大きい（小さい）こ
熱進化を計算するために，エネルギー保存よりと表せる．このとき，B(τ ) は黒体放射，Fc は対流フラックス，Firr は主星からの直達光のフラックスである．
2.3
熱進化
値に置き換える．以上の反復計算を行い，P（7）Ftop を求め，対流圏界面での温度の相対誤差が 1 % となる
大気の全域を通して一定であり，対流フラックスは成bars と仮定する．
dS∂Lrad と 式から導いた対流圏界面での温topとになる．したがって，次のステップでのPad は小さく（大きく）する．また， Ftop は (11) 式で計算された+
熱進化を計算するために，エネルギー保存より(15)∂L = −T dS
このとき，
Ftop = FIR(τ = 0) である．正味フラックスは大気の全域を通して一定であり，対流フラックスは∂Mrr = −T dtまで計算する．
(15)
値に置き換える．以上の反復計算を行い，Pad と Ftop を求め，対流圏界面での温度の相対誤差が層圏では0になると仮定する．
度が，（10）式から導いた温度よりも低い（高い）ならば， 1 % となる
熱進化を計算するために，エネルギー保存よりdt∂Mr
成層圏では 0 になると仮定する．
dS∂Lr
惑星の岩石コア質量 (Mc(15))t，水マントル質量(Mm )，エンベロープ質量 (Me ) は惑星全体の重元素量 (Ztot )，を積分する．このとき， S はエントロピー，Lr は半径r の球面から通るエネルギーフラックスの総量，は= −Tまで計算する．
は本来の値よりも大きい
（小さい）
ことに
仮定した
P
dS
∂L
を積分する．このとき， S はエントロピー，L∂M
は半径rの球面から通るエネルギーフラックスの総量，
t
は
dt
ad
r rr
エンベロープ中の重元素量
Zw を用いて，(15)= −T0 )，水と岩石の質量比
時間である．この式を惑星の中心部から上端まで積分することにより，惑星固有のエネルギーフラックス
int
惑星の岩石コア質量 (McL)(Z
，水マントル質量(Mm )，エンベロープ質量(Me ) は惑星全体の重元素量 (Ztot )，2.3 熱進化dt∂Mr
時間である．この式を惑星の中心部から上端まで積分することにより，惑星固有のエネルギーフラックス
L
2.3 熱進化を積分する．このとき，
S はエントロピー，Lr は半径r の球面から通るエネルギーフラックスの総量，
t int
は
（大
なる．したがって，次のステップでのPad は小さくMc
はエンベロープ中の重元素量 (Z0 )，水と岩石の質量比
Z
を用いて，
w
= (1 − Zw ) · Ztot ,(19)
はを積分する．このとき， S はエントロピー，Lr は半径 r の球面から通るエネルギーフラックスの総量，Ltint
は時間である．この式を惑星の中心部から上端まで積分することにより，惑星固有のエネルギーフラックスM[p
熱進化を計算するために，エネルギー保存よりは（11）式で計算された値に置きく）する．また，F
top∫ Mp
熱進化を計算するために，エネルギー保存よりMc[ dSenv ∫時間である．この式を惑星の中心部から上端まで積分することにより，惑星固有のエネルギーフラックス
Lint, −Z )(19)
はtot (1M = (1 − Zw ) · ZZ
Mp

tot
Lint = − dSenv
T dMr
Mmp = Zw · Ztot − 0,ad と Ftop を求め，
(20)
き換える．以上の反復計算を行い，P
Lint = − [ dtr m T dMrdSM∂L+M
1 − Z0Mp(15)= −T
dt ∫ MMcc +M
（

15）
Z
M
(1
−
Z
p
]
m
0
tot )
m
dSenv
∫ Mc +M
∫ Mc
∂Mmr
dt
=
Z
·
Z
−
,
(20)
[
w
tot
Z
M
(1
−
Z
)
]
対流圏界面での温度の相対誤差がtot% となるまで計算
Lint = − dSm ∫ M∫c +M
T dMr dSc ∫Mpe = 1 − Ztot + 0 1 − Z1
pm
,
(21)
0
dtenv cM+M
(16)
+ dSdS
T dMr + dSc Mc T dMr ,
m
1
−
Z
M
を積分する．このとき， S L
はエントロピー，
Lr は半径rrの球面から通るエネルギーフラックスの総量，tはp0− dtm Mc M
T dM
int = +
r dt
,
(16)
T
dM
+
T
dM
0
r]
Z
M
(1
−
Z
)
0
tot
e
を積分する．このとき，Sはエントロピー，L
は半径
する．
dt
r
∫
∫
dt
dt
+M
c +M
m m
= 1 − Ztot +,(21)
dSm MMc cM
dSc 0Mcと求められる．このとき，MLe,w
時間である．この式を惑星の中心部から上端まで積分することにより，惑星固有のエネルギーフラックス
int はエンベロープ中の水の総質量である．
1 − Z0Mp∫ Mc +MmT dMr +∫ McT dMr ],(16)と計算される．このとき，Senv , S+
Sc はそれぞれエンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表し，m , dS，水マントル質量（M，rの球面から通るエネルギーフラックスの総量，tは時
惑星の岩石コア質量
（M
dS
c）
m）
dt
dt
m
c
M
0
最後に，
(16)
式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つのTの構
cはと計算される．このとき，Senv , Sm+, Sc はそれぞれエンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表し，
btm(16)
T dMr +
T dMと求められる．このとき，Mr ,e,w はエンベロープ中の水の総質量である．
Mc と Mm はそれぞれコア質量とマントル質量を表す．
Lint は惑星半径
Rp と大気上端から放射されるエネ
dt 0[dt M∫c
造を計算する．
式を大気下端の境界条件
Mer）= Mp（大気の質量を無視する）から惑星中心
M
0に
は惑星全体の重元素量（Ztot），
エンベロープ質量（M間である．この式を惑星の中心部から上端まで積分すMc と Mm はそれぞれコア質量とマントル質量を表す．
Lint は惑星半径
Rp と大気上端から放射されるエネ
r = の構最後に，(16) (1)-(4)式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つのTbtmと計算される．このとき，Senv , Sm , SdS
2 Mp
c はそれぞれエンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表し，
ルギーフラックス Ftop を用いて，Lint = 4πR
F と表される．
env p
2 top
L
=
−
T
dM
向かって
4
次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
(
すなわち
M
=
0
で
r
=
0)
ルギーフラックス
F
を用いて，
L
=
4πR
F
と表される．
intrrと計算される．このとき，
S
,
S
,
S
はそれぞれエンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表し，
top
int
top
env
m
c
造を計算する．
式を大気下端の境界条件 Mr = Mp（Z
（大気の質量を無視する）から惑星中心
Mr = 0 に
Mc と Mm はそれぞれコア質量とマントル質量を表す．
，水と岩石の質量比ることにより，惑星固有のエネルギーフラックス
Lint(1)-(4)エンベロープ中の重元素量0）dt p Mc +Mm Lint は惑星半径 Rp と大気上端から放射されるエネ
を満たす惑星半径
Rp を求める．このとき，Pad と Ftop を決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径
Rp0)）
2
]
Mc と Mm はそれぞれコア質量とマントル質量を表す．
L
は惑星半径
R
と大気上端から放射されるエネ
int
p
向かって
4
次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
(
すなわち
M
=
0
で
r
=
ルギーフラックス
Ftop を用いて，Lint = 4πRFと表される．
∫ M
∫
r
top m
p c +M
2.4 数値計算手法
dSm
dSc Mcの値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
2 次精度のルギーフラックス
Ftop を用いて，L+int = 4πRp2 Ftop と表される．
(16)
T dMr +
T dMを満たす惑星半径2.4
数値計算手法r ,Rp を求める．このとき，
Pad と Ftop を決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径
Rp ）
dt Mc
dt 0
差分方程式にした(16) 式を用いて時間刻み ∆t を式の数値計算方法は以下の手続きによって行う．まず，大気構造を計算することによって，内部構造のの値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
2 次精度の2.4(16)
数値計算手法(16) 式の数値計算方法は以下の手続きによって行う．まず，大気構造を計算することによって，内部構造のと計算される．このとき，
env , Sm , Sc はそれぞれエンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表し，
C
外側境界条件に対応する
Pbtm (=100 bar) における T差分方程式にした
2.4
数値計算手法 LintSを計算する．次に，(16) 式を用いて時間刻み
btm を決定し，これらを用いて(22)∆t =∆t−を外側境界条件に対応するLint を計算する．次に，Pbtm (=100 bar) における Tbtm を決定し，これらを用いて(16)
Lint (t + ∆t) + Lint (t)Mc と式の数値計算方法は以下の手続きによって行う．まず，大気構造を計算することによって，内部構造の
Mm はそれぞれコア質量とマントル質量を表す．
Lint は惑星半径 Rp と大気上端から放射されるエネ
エンベロープのエントロピーを計算する．その大気下端条件が持つ，惑星の大気構造を計算する．そのため
C
エンベロープのエントロピーを計算する．その大気下端条件が持つ，惑星の大気構造を計算する．そのため(16) 式の数値計算方法は以下の手続きによって行う．まず，大気構造を計算することによって，内部構造の
(22)
∆t
=
−
2 Pbtm (=100 bar) における Tによって計算する．このとき，
外側境界条件に対応するLを計算する．次に，を決定し，これらを用いて
int
btm
ルギーフラックス Ftop を用いて，FLtop
=P
4πR
int と
p Ftop と表される．
に，成層圏と対流圏の境界となる(7) 式と (10) 式を用いて大気の温度構造を計算す
Lint (t + ∆t) + Lint (t)ad を仮定し，に，成層圏と対流圏の境界となる
Ftop と Pad を仮定し，(7) 式と式を用いて大気の温度構造を計算す
外側境界条件に対応する Lint を計算する．次に，Pbtm (=100bar) (10)におけるTbtm を決定し，これらを用いてエンベロープのエントロピーを計算する．その大気下端条件が持つ，惑星の大気構造を計算する．そのため
C = [Senv (t + ∆t) − Se (t)][Θenv (t + ∆t) + Θenv (t)]によって計算する．このとき，エンベロープのエントロピーを計算する．その大気下端条件が持つ，惑星の大気構造を計算する．そのために，成層圏と対流圏の境界となる
Ftop と Pad を仮定し， (7) 式と (10) 式を用いて大気の温度構造を計算す +[S (t + ∆t) − S (t)][Θ (t + ∆t) + Θ (t)]2.4 数値計算手法
m (t + ∆t) + Θm (t)]5C = [Senvm(t + ∆t) − Sem(t)][Θenv
envに，成層圏と対流圏の境界となる Ftop と Pad を仮定し，(7) 式と (10) 式を用いて大気の温度構造を計算す
5は

一方，成層圏では一方，成層圏では
一方，成層圏では

i+1
ii
i+1
FFrad
dF
i+1− FFrad
i
dF
rad
Frad
− FraddFrad
rad < 0
rad −
rad ∼
∼
<0
∼
dτ
τ
−
τ
i+1
dτ
− ττi ii < 0
i+1 −
dτ
ττi+1

(17)
(17)
(17)

i+1
i+1− F i ii
Frad
dF
i+1
dF
rad ∼ F
−F
Frad
dFrad
rad ≥ 0,
rad −
(18)
rad
rad
∼ Fτrad
≥ 0,
0,
(18)
∼
(18)
dτ
−−ττi i ≥
dτ
i+1 −
dτ
ττi+1
τi
i+1
−5
−5 bars と仮定する．(7) 式から導いた対流圏界面での温を満たす．このとき，大気上端の圧力
P
=
1
×
10
top
−5
を満たす．このとき，大気上端の圧力 P
Ptop= 11 ×× 10
10 bars
bars と仮定する．
と仮定する．(7)(7) 式から導いた対流圏界面での温式から導いた対流圏界面での温top =を満たす．このとき，大気上端の圧力
度が，(10) 式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定したPadは本来の値よりも大きい（小さい）こ
度が，ad は本来の値よりも大きい（小さい）こ度が，(10)(10) 式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定した式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定した P
Padは本来の値よりも大きい（小さい）ことになる．したがって，次のステップでのPadは小さく（大きく）する．また，はとになる．したがって，次のステップでのは小さく（大きく）する．また，FFtop
は(11)(11)式で計算された式で計算されたとになる．したがって，次のステップでの P
Padad は小さく（大きく）する．また， Ftop
top は (11) 式で計算された
る．その温度構造から， (11)–(14) 式を用いて，上向き放射フラックスと下向き放射フラックスを計算し，対値に置き換える．以上の反復計算を行い，
PPad
と
FFtop
を求め，対流圏界面での温度の相対誤差が11%値に置き換える．以上の反復計算を行い，とを求め，対流圏界面での温度の相対誤差が%となるとなる
Mp [g]
Teq日本惑星科学会誌
[K]
ZW
Ztot
top
32
Vol. 27,
No. 1, 2018
値に置き換える．以上の反復計算を行い，PadとFを求め，対流圏界面での温度の相対誤差が
1%
となる
ad
top
流圏界面での圧力 Pad を放射の正味フラックスの発散を計算することで求める．すなわち，対流圏界面では，る．その温度構造から，(11)–(14) 式を用いて，上向き放射フラックスと下向き放射フラックスを計算し，対まで計算する．
まで計算する．
8.68 × 1028
58.2
0.95
0.90
る．その温度構造から， (11)–(14) 式を用いて，上向き放射フラックスと下向き放射フラックスを計算し，対まで計算する．
iる．その温度構造から，番目とi + 1 番目の大気グリッドで流圏界面での圧力
Pad を放射の正味フラックスの発散を計算することで求める．すなわち，対流圏界面では，惑星の岩石コア質量(M(M))，
式を用いて，上向き放射フラックスと下向き放射フラックスを計算し，対cc))，水マントル質量
惑星の岩石コア質量(M(11)–(14)，水マントル質量(Mmm)))，エンベロープ質量，エンベロープ質量(M(Meee)))は惑星全体の重元素量は惑星全体の重元素量(Z
(Z
，
tot )
流圏界面での圧力
Pad を放射の正味フラックスの発散を計算することで求める．すなわち，対流圏界面では，惑星の岩石コア質量(M，エンベロープ質量(M
は惑星全体の重元素量(Z，[bar] xbtm [mol %] NH3 /H2 O CH4 /(H2 +He)
Ptotc )，水マントル質量 (Mm
tot
btm
i+1
る．その温度構造から，(11)–(14)式を用いて，上向き放射フラックスと下向き放射フラックスを計算し，対iiエンベロープ中の重元素量
番目と
i
+
1
番目の大気グリッドでZを放射の正味フラックスの発散を計算することで求める．すなわち，対流圏界面では，
w を用いて，
FZrad− FraddFrad(Z
流圏界面での圧力P00))，水と岩石の質量比wwを用いて，adM
T2.3-50
ZW
Ztot
エンベロープ中の重元素量(Z，水と岩石の質量比
Z
を用いて，
p [g]
eq [K]
iエンベロープ中の重元素量番目と i + 1 番目の大気グリッドで(Z0 )，水と岩石の質量比
Zw を用いて，
∼
<
0
(17)
100
0.135
0.023
流圏界面での圧力 Pad を放射の正味フラックスの発散を計算することで求める．すなわち，対流圏界面では，
iτi
τi+1
F i+1
−−
Frad
dF dτ
i 番目と i + 1 番目の大気グリッドで M
28cc rad ∼ rad
i+1
i
M
8.68
×
10
58.2
0.95
0.90
(17)
McdF
−
F <0
表 1 基準となる計算パラメータ．
==rad
(1
ZZF
))· ·Z−(19)w
tot
i一方，成層圏では番目と i + 1 番目の大気グリッドで M
(1−−
−
Z
(19)
（
 19）
tot
dτ
τwrad
τi, ,,rad
= (1
)·Z
(19)
i+1
∼Z
(17)
MpppdF
Fwi+1−tot
F ii < 0
i+1
M
rad
dτ
τi+1
rad
i+1−−Fτirad
F
P
[bar]
xbtm [mol %] NH3 /H2 O CH4 /(H2 +He)
dF
i
rad
btm
∼
<
0
(17)
rad
rad
一方，成層圏では−
F(1raddFrad ∼ Frad
Z−
M
−≥
Ztot
)
(18)
Z
Mmm
τi+1
m dτ
tot )
i −
Z0i00ττ(1
M
(1
−<Z
Z0,
), ,
i+1
0tot
(17)
ZZww∼
· ·F
ZZtot
−− −
(20)
一方，成層圏では
dτ
τi+1
=
(20)
i
F
dF=
tot
=
Z
·
Z
−
,
(20)
100
2.3-50
0.135
0.023
rad
（

20）
rad
dτ
τ
−
τ
w
tot
rad
1
−
Z
M
i+1
i+1
i
p
0
i
MppdFrad∼ F −5 − F 11 −
−
≥Z
0,0
(18)
であり，Senv , Sm , Sc はそれぞれエンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表す．本研究の計算コード
M
一方，成層圏では
rad Z0rad −dτ= 1 ∼
τi+1
τ(1を満たす．このとき，大気上端の圧力
Petop
× 10
(7) 式から導いた対流圏界面での温i iと仮定する．
i+1 bars
≥
0,))
(18)
Z
M
−−Z
一方，成層圏では
00F
tot
F
−
dF
Z
M
(1
Z
表
1
基準となる計算パラメータ．
rad
tot
e
表1：
基準となる計算パラメータ.
dτ
τ
−
τ
rad
rad
Me ==11−−∼ZZtot−≥
Ztot
は，大気構造の計算は [25](21)をよく再現しており，惑星の内部構造は [18] のスーパーアースの質量ー半径関係i+1++ Z0 (1i+1ii0,P), ,, は本来の値よりも大きい（小さい）こ
(18)
−5
(21)
tot
=rad
−10
ZFtot
+
(21)
−−F1τと仮定する．
度が，(10) 式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定したを満たす．このとき，大気上端の圧力
PM
=
11 ×
bars
(7) 式から導いた対流圏界面での温
− ZZ
top
ppdF
rad
（
 21）
dτ
τi+1
11rad
M
i−
−≥
Z0000, ad (7) を再現することで，妥当性を確認した．
(18)
p = 1∼
を満たす．このとき，大気上端の圧力 M
Ptop
× 10τ−5barsと仮定する．
式から導いた対流圏界面での温
dτ
−
τ
i+1
i
とになる．したがって，次のステップでのFtop は (11) 式で計算された度が，(10) 式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定したPad は本来の値よりも大きい（小さい）こと求められる．このとき，
Mはエンベロープ中の水の総質量である．
を満たす．このとき，大気上端の圧力
Ptop P=ad1は小さく（大きく）する．また，
× 10−5 bars と仮定する．
(7) 式から導いた対流圏界面での温と求められる．このとき，Me,w はエンベロープ中の水の総質量である．
と求められる．このとき，Me,wはエンベロープ中の水の総質量である．
e,w
度が，(10) 式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定したPad は本来の値よりも大きい（小さい）ここのモデルのパラメータ設定は，揮発性成分 (すなわち，H2 O，NH3 ，CH4 ) のモル分率の総和 xbtm (t = 0)，−5を満たす．このとき，大気上端の圧力
Ptop
1と
×F
10top
barse,wと仮定する．
(7)
式から導いた対流圏界面での温値に置き換える．以上の反復計算を行い，P=adは小さく（大きく）する．また，を求め，対流圏界面での温度の相対誤差が% となるとになる．したがって，次のステップでのPad
Ftop は
(11)
であり，
Senv
, S式で計算されたはそれぞれエンベロープ，マントル，コアのエントロピーを表す．本研究の計算コード
最後に，
(16)
式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つのの構と求められる．このとき，Mはエンベロープ中の水
m , Sc1TT度が，(10)式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定したPは本来の値よりも大きい（小さい）こ
最後に，
(16)
式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つの
の構
ad
btm
最後に，(16) 式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つの
Tbtm
の構
btm
とになる．したがって，次のステップでのPad は小さく（大きく）する．また，
Ftop は (11) 式で計算された
初期の大気下端におけるNH
3 /H2 O 及び CH4 /(H2 +He)，水素に対するヘリウムの存在比 Y ，大気下端にお度が，(10) 式から導いた温度よりも低い（高い）ならば，仮定したPは本来の値よりも大きい（小さい）こadまで計算する．
値に置き換える．以上の反復計算を行い，PとFを求め，対流圏界面での温度の相対誤差が1%
造を計算する．
(1)-(4)式を大気下端の境界条件
M=M（大気の質量を無視する）から惑星中心
M==0をよく再現しており，惑星の内部構造はには，大気構造の計算は[25][18] のスーパーアースの質量ー半径関係
ad は小さく（大きく）する．また，
rtop
pp（大気の質量を無視する）から惑星中心
rrとなるとになる．したがって，次のステップでの
P
F
は
(11)
式で計算された造を計算する．
(1)-(4)式を大気下端の境界条件
M
=
M
M
に
ad
top
r
プ中の重元素質量比
Z0 である．本研究では，氷岩石の総質量である．
造を計算する．
(1)-(4)式を大気下端の境界条件
M=M（大気の質量を無視する）から惑星中心M=
00 に
r top を求め，対流圏界面での温度の相対誤差がp値に置き換える．以上の反復計算を行い， Pad と F
1 %r となる
ける圧力 Pbtm ，惑星全体の重元素質量比
Ztot ，エンベロープ中の重元素質量比Z0 /である．本研究では，氷/とになる．したがって，次のステップでのPad (Mは小さく（大きく）する．また，F式で計算された
top は (11)惑星の岩石コア質量(M)，水マントル質量)，エンベロープ質量(M)
は惑星全体の重元素量(Z)，
まで計算する．
向かって4
次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
(
すなわち
M
=
0
で
r
=
0)
c
m
e
tot
を再現することで，妥当性を確認した．
rr = 0値に置き換える．以上の反復計算を行い，Pと Ftop を求め，対流圏界面での温度の相対誤差が
1
%
となる
向かって
4
次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
(
すなわち
M
で
r
=
0)
ad
向かって
4
次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
(
すなわち
M
=
0
で
r
=
0)
r
まで計算する．
岩石質量比 Zw = 0.95を仮定した．
xbtmを仮定した．Xと Z0 の関係は
質量比
Z
最後に，
（16）
式の数値積分を以下のように計算する．
w = 0.95
btm と Z0 の関係は値に置き換える．以上の反復計算を行い，PとFを求め，対流圏界面での温度の相対誤差が
1
%
となる
ad
top
エンベロープ中の重元素量(Z0 )，水と岩石の質量比Zwを決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径
を用いて，惑星の岩石コア質量(M(Mと，エンベロープ質量(Me ) このモデルのパラメータ設定は，揮発性成分
は惑星全体の重元素量 (Ztotを満たす惑星半径
RRppを求める．このとき，
PPad
FF
RR)p，
）
c )，水マントル質量m)(すなわち，H2 O，NH3 ，CH4 ) のモル分率の総和 xbtm (t = 0)，まで計算する．
を満たす惑星半径を求める．このとき，とを決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径）ad(Mtop を決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径を満たす惑星半径
Rp を求める．このとき，
Pad
と
Ftop
Rpp)，
）
top
惑星の岩石コア質量(Mc )，水マントル質量(Me ) は惑星全体の重元素量 (Ztotm )，エンベロープ質量Z0まで計算する．
それぞれの計算ステップで，異なる二つのTbtm の構
エンベロープ中の重元素量(ZZの値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
2次精度のM0 )，水と岩石の質量比w を用いて，c
惑星の岩石コア質量(M)，水マントル質量(M)，エンベロープ質量(M)
は惑星全体の重元素量
(Z
)
，
x
=
,
(27)
の値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
2
次精度の初期の大気下端における
NH
/H
O
及び
CH
/(H
Y ，大気下端におc (Z )，水と岩石の質量比etotbtm 4 µW2 +He)，水素に対するヘリウムの存在比32の値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
2 次精度の= (1 −m
ZwZ)w· Z
(19)
（
 27）
エンベロープ中の重元素量
を用いて，
tot ,
0
(1 − Z0 ) + Z0
惑星の岩石コア質量(M)，水マントル質量(M)，エンベロープ質量(M)
は惑星全体の重元素量
(Z
)
，
µ
M
H
c
m
e
tot
p（1）
差分方程式にした(16)式を用いて時間刻み∆tをM=造を計算する．
（
4）
式を大気下端の境界条件
Mcr
エンベロープ中の重元素量(Z)，水と岩石の質量比Zを用いて，差分方程式にした(16)式を用いて時間刻み
∆t
を
0
w
ける圧力
P
，惑星全体の重元素質量比Z，エンベロープ中の重元素質量比Zである．本研究では，氷/差分方程式にした (16) 式を用いて時間刻み∆t−をZw ) · Ztot ,
btm
tot
0
(19)
Mmc= (1Z
M
エンベロープ中の重元素量 (Z0 )，水と岩石の質量比
を用いて，
0 (1
M
p = (1 − ZwZ)w· Z, − Ztot ) ,と表される．このとき，µW(19)と µH はそれぞれ H2 O (= 18.0) 及び H2 と He の太陽組成比で混合されたガス
tot
CC
=
Z
·
Z
−
(20)
M
w
tot
c
と
表
さ
れ
る．
こ
の
と
き，
μ
から惑星中心
M
=
0
に向
と
μ
は
そ
れ
ぞ
れ
H
O
M（大気の質量を無視する）
岩石質量比
Z
=
0.95
を仮定した．
x
と
Z
の関係は
M
p
r
W
H
2
w
btm
0
(22)
∆t
−ZZtot=−(1) ·∆t)
ZC
,1−
(19)
(22)
∆t
− −Z
pp =
0 )
w+
tot
MM
(22)
∆t
m
0 (1
M
(t(t
+
(t)
の分子量 (= 2.3) を表す．エンベロープ中における水の存在比は，進化を通じて一定であると仮定する．ま
c==Z−L
int
M
L
+ ∆t)
∆t)
+LL
L
(t)
·−
Z
−
(20)
p
int
int
(t
(t)
wL
tot
M
(1
−int
= (1
Z
,+
(19)及び H と H の太陽組成比で混合されたガスの
intmtot),)
w )+· Z
tot
ZZ
M
Z0Ztot00
e = Zw · Ztot
1(1−−ZintMM
かって4次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そし（=18.0）
2
e
p p
Z
−
,
(20)
0
= 1 − Ztot + Z0 (1(21)より，NHx3 /H2 O=
によって計算する．このとき，
た，初期の NH3 /H2 O は [19]0.135 と仮定する．また，天王星のCH4 の混合比の観測 (27)M
−ZZ0tot ),m
によって計算する．このとき，
1−−M,
pp = Z · Z
btm = µW
によって計算する．このとき，
M(20)0 ) ),w
tot −Z0Z(101(1
M
−−
ZZtot
em
(1 − Z0 ) + Z0
M
Z
1−
−
Z
M
µ1Hは基準となるパラメータの値をまとめてある．
0でr =から，
0）を満（=2.3）を表す．エンベロープ中における水の存て，惑星の内側境界条件
（すなわち
M
1Z
−−
ZS
+
,)+r, =
(21)
pe=
0tot
[15]
CH4 /(H2分子量+He)=
0.023 を仮定した．表
tot
Z
M
(1
Z
=
·
Z
−
(20)
C
=
[S
(t
+
∆t)
(t)][Θ
(t
+
∆t)
Θ
(t)]
0
tot
w
tot
env
e
env
env
Ce,w
= はエンベロープ中の水の総質量である．
[Senv
(tpp+
+ ∆t)
∆t)
−Z
Stot
(t)][Θ(t−∆t)+ Θenv (t)](t)]
1−
Z+0Z∆t)Mと求められる．このとき，Menve (t)][Θ
env
C
=
[S
(t
−
S
1−
+ Zenv(21)1(tMe0 ) ,+ Θenv
Mpe =
−+
Z0tot
0 (1
1(t−
M
は天王星の値 (58.2 K) を用いた．
+[S(t++p∆t)
SSm(t)][Θ
+Z∆t)
+
(t)]
µWの構
と µH はそれぞれ H2 O (= 18.0) 及び T
Heqを求める．このとき，Pと本研究では揮発性成分が凝縮するような低温環境下を対象とし，Ftop を決たす惑星半径在比は，進化を通じて一定であると仮定する．また，
=∆t)
1 −−Z
+ Z mm,+ΘΘmmと表される．このとき，(21)
2 と He の太陽組成比で混合されたガス
ad
+[S
(t
(t
(t)]
tot
mM
m (t)][Θ最後に，(16) 式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つの
Tbtm
(1
−+
Z0∆t)
と求められる．このとき，Me,w はエンベロープ中の水の総質量である．
+[Smm
(tR
(t)][Θ
(t
+
∆t)
(t)]
0m
tot ) + Θme+ ∆t) − Sm
1
−
Z
M
p
2
4
= 1−−SZctot+ c (t + ∆t) + Θ, c (t)] , 主星からのフラックス (L(23)(21)と求められる．このとき，Me,w +[Sはエンベロープ中の水の総質量である．
++∆t)(t)][Θ
eq ) は Leq = 4πRp σTeq として計算する．最後に，惑星質量は天王星質量 (=
cc(t
+[S
(t
∆t)
−
S
(t)][Θ
(t
+
∆t)
+
Θ
(t)]
,
(23)
の分子量
(=
2.3)
を表す．エンベロープ中における水の存在比は，進化を通じて一定であると仮定する．ま
1
−
Z
M
c
c
c
p
0
+[S
(t
+
∆t)
−
S
(t)][Θ
(t
+
∆t)
+
Θ
(t)]
,
(23)
造を計算する．
(1)-(4)式を大気下端の境界条件
M=M（大気の質量を無視する）から惑星中心
M
=
0
に
最後に，
(16)
式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つのTの構定するためには惑星重力
Rp）の値
初期の
NH3/H2O は [19] より，NH3/H2O = 0.135 と仮定
ccrc （すなわち惑星半径pcr
btmと求められる．このとき，Me,w はエンベロープ中の水の総質量である．
最後に，(16) 式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つのTbtm の構
8.68 × 1028g) を仮定した．
た，初期の
NH
O
は
と求められる．このとき，Me,w はエンベロープ中の水の総質量である．
また，
3 /H
2M
向かって
4 (16)
次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
(すなわち
M
0 Trで
造を計算する．
(1)-(4)式を大気下端の境界条件
Mr = Mp（大気の質量を無視する）から惑星中心=r[19]
0=に0)より，NH3 /H2 O= 0.135 と仮定する．また，天王星の CH4 の混合比の観測
r =
また，
最後に，
式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つのの構
また，が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的する．また，天王星のCH4 の混合比の観測 [15] から，
btm
造を計算する．(1)-(4) 式を大気下端の境界条件 M
Mr = 0 に∫∫rM=p Mp（大気の質量を無視する）から惑星中心
最後に，(16) 式の数値積分を以下のように計算する．それぞれの計算ステップで，異なる二つのTbtm[15] (から，CHM
0.023を満たす惑星半径
Rp を求める．このとき，
Pad とを決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径R
向かって
4 次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
すなわち
で
r=
=の構
0)
∫ FM
M
4 /(H
p
top
p ） を仮定した．表 1 は基準となるパラメータの値をまとめてある．
r = 20+He)=
p Mp（大気の質量を無視する）から惑星中心
造を計算する．
(1)-(4)式を大気下端の境界条件
M
=
M
0
に
r
r
ΘΘenv
(t)
TT(t)dM(24)
向かって 4 次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
Mr = 0CHで 4r/=
0) +He）（= 0.023 を仮定した．表 1 は基準となるパになるためにそれぞれを反復計算した．2
次精度の差
(t)≡
≡ r = を決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径(t)dMrrr, ,,
(24)
Θenv
≡
T (t)dM
造を計算する．
(1)-(4)式を大気下端の境界条件
Mp（大気の質量を無視する）から惑星中心
M次精度の
0pH
に2
3 ((すなわち
計算結果
env
r =R(24)の値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
を満たす惑星半径
Rp を求める．このとき，
P(t)）
本研究では揮発性成分が凝縮するような低温環境下を対象とし，Teq は天王星の値 (58.2 K) を用いた．
ad とMF
top
M
m +M
向かって 4 次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
すなわち Mr = 02で
r=
M
+Mccc
m +M
m
を満たす惑星半径 Rp を求める．このとき，Pad とFを決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径
Rp0)）
∫∫M
top
M
m +M
c
2
4
ラメータの値をまとめてある．
分方程式にした（16）式を用いて時間刻みΔtを
向かって
4
次のルンゲクッタ法を用いて計算する．そして，惑星の内側境界条件
(
すなわち
M
=
0
で
r
=
0)
∫
M
+M
m
c
r
差分方程式にした R(16)を求める．このとき，式を用いて時間刻み P∆t をの値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
2 次精度の
Mm +M
主星からのフラックス
(L
)
は
L
=
4πR
σT
として計算する．最後に，惑星質量は天王星質量
(=
c
eq
eq
を満たす惑星半径とFを決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径
R
）
p
eq
p
ad
top
p
ΘΘmm(t)≡≡TT(t)dM,(25)
3.1 大気構造 2 次精度のの値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
(t)
(25)
Θm∆t
(t)
≡とMFctop を決定するためには惑星重力（すなわち惑星半径
T (t)dM(t)dMrrr ,,(25)を満たす惑星半径(16)Rp を求める．このとき，
Padを
Rp ）
28
差分方程式にした式を用いて時間刻みC
本研究では揮発性成分が凝縮するような低温環境下Mccg)を仮定した．
8.68×10の値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
2
次精度のM∆t =∆t− を∫∫(22)
差分方程式にした (16) 式を用いて時間刻み
（
 22）
∫M
Mc+
c ∆t) + Lの値が必要になるため，惑星大気構造と内部構造が整合的になるためにそれぞれを反復計算した．
2 次精度のM
L(t
凝縮を考慮した大気構造計算の結果を示す．図
1 の左図は，Tbtm に対応する大気の T -P プロファイルを示
int (t)C
差分方程式にした (16) 式を用いて時間刻み∆t≡≡をint cTT(t)dM
(26)
rr, ,
cc(t)
（58.2 K）を用いた．主を対象とし，T
(t)dM
(26)
(t)
eq は天王星の値
(22)
∆tΘΘ
=
−
Θ
T
(t)dM
,
(26)
(t)
≡
C
c
r
00 + ∆t) + Lint (t)差分方程式にした (16) 式を用いて時間刻みによって計算する．このとき，
す．また，図 1 に右図は圧力を光学的厚さ
τ について書き直したものである．
H2 +He，H2 O，NH3 ，CH4 の
int (t(22)∆t =∆t
−Lを
0
2
4
C
L
(t
+
∆t)
+
L
(t)
int
3 モル分率はそれぞれ計算結果 星からのフラックス
によって計算する．このとき，はLeq=4πRpσT（Leq）eq として計(22)∆t = − int
によって計算する．このとき，
50.0%，43.0 %，5.80 %，1.18%とした．これは，x= 0.5 に対応するものである．
Cbtm
C = [Senv (t∆t
+=
∆t)
−
S
(t)][Θ
(t
+
∆t)
+
Θ
(t)]
L
(t
+
∆t)
+
L
(t)
e
env
env
int
(22)
− int 666
によって計算する．このとき，
28
LintS(t (t)][Θ+ ∆t) +
Lint∆t)(t) + Θ 大気構造は，大気下端から乾燥対流層，湿潤対流層，放射層（成層圏）のg）
算する．最後に，
惑星質量は天王星質量（=8.68×10
3 つの部分からなる．乾燥対流層∆t)
C = [S+[S++∆t)−−
Se (t)][Θ(t(t++∆t)+ Θenv(t)] 大気構造m (tmm
によって計算する．このとき，env (t
envm
3.1
C
=
[S
(t
+
∆t)
−
S
(t)][Θ
(t
+
∆t)
+
Θ
(t)]
env
e
env
env での温度勾配は最も多い分子種の熱容量で決まり，湿潤対流層での温度勾配は凝縮物の潜熱によって決まる．
によって計算する．このとき， +[S
+[S
(t
+
∆t)
−
S
(t)][Θ
(t
+
∆t)
+
Θ
(t)]
,
(23)
(t + ∆t) + Θcm (t)]mc(t +
（23）を仮定した．
C = [S+∆t)∆t)−−SSmce (t)][Θcm
env (tenv (t + ∆t) + Θenv (t)]+[Sm (t + ∆t) − Sm (t)][Θm (t + ∆t) + Θm (t)]凝縮を考慮した大気構造計算の結果を示す．図
1 の左図は，
Tbtm に対応する大気のT -P プロファイルを示
図 1 の緑の線は主要な凝結物がTbtm が減少していくと，
T -P プロファイルが左側
++
∆t)
−−
ScSS(t)][Θ
+(t
∆t)
+ Θ+
,(t)]
(23) H2 O であることを示す．
C =+[S
[S
∆t)
+
∆t)
Θ
(t)]
c (t(tc (tc (t)]
env
e (t)][Θ
env
env
+[S
(t
+
∆t)
−
(t)][Θ
(t
+
∆t)
+
Θ
また，
m
m
m
m
+[Sc (t + ∆t) − Sc (t)][Θc (t + ∆t) + Θc (t)] ,
(23)
+[S
(t
+
∆t)
−
S
(t)][Θ
(t
+
∆t)
+
Θ
(t)]
にむかってシフトしていく．これは，大気下層では大気構造がH
Oの蒸気圧曲線によって決定されるためです．また，図1に右図は圧力を光学的厚さ
τについて書き直したものである．
H+He，
H2 O，NH3 ，CH4 の
m
m
m
m
2
∫
2
Mp
+[Sc (t + ∆t) − Sc (t)][Θ
(23)
また，c (t + ∆t) + Θc (t)] ,また， +[Sc (tΘ+また，+ ∆t)r+,ある．光学的厚さに対する温度構造を見ると，
(23)
(t) −
≡∫SM
T (t)dM, Θc (t)](24)τ，=
1 での温度構造は湿潤対流層によって決まっていることがc (t)][Θc (tenv∆t)
モル分率はそれぞれ
50.0
%
，
43.0
%
，
5.80
%
1.18
%
とした．これは，
x=0.5に対応するものである．
btm
p
また，
∫Mmp+Mc
Θenv (t) ≡ ∫ M
T (t)dMr ,
(24)
わかる．
大気構造は，大気下端から乾燥対流層，湿潤対流層，放射層（成層圏）の3 つの部分からなる．乾燥対流層
m +Mc
また，
∫ mM
M+M
Θenv (t) ≡ M
T (t)dMr ,
(24)
p c
（
 24）
Θm (t) ≡∫∫M
T
(t)dM
,
(25)
r
この大気構造は，
xに強く影響を受ける．図2 は 100 bar での温度を 600 K に仮定した場合の大気の温
M
+M
btm
mp
+Mcc T (t)dMr ,Θenv (t) ≡ MM
(24)m
での温度勾配は最も多い分子種の熱容量で決まり，湿潤対流層での温度勾配は凝縮物の潜熱によって決まる．
c∫ mm+M+M
cc(t)≡≡ ∫MM(t)dMrr,,
(24)
Θm
(t)
TT(t)dM
env
度構造を示す．氷成分量を増やすことにより，大気上層での温度が高くなり，光学的厚さが1 となる光球面で3.1 (25)
大気構造Mc∫M
図 1 の緑の線は主要な凝結物が+M
Θm (t) ≡ M(25) H O であることを示す．Tbtm が減少していくと，T -P プロファイルが左側+Mmm
c c T (t)dMr ,cMΘc (t) ≡∫∫MT(t)dM
(26) 2r,の温度も高くなることがわかる．この光球面における温度の上昇は，大気上端から放射されるフラックスに影MΘm (t) ≡ M(25)
cc m +Mc T (t)dMr ,（
25）にむかってシフトしていく．これは，大気下層では大気構造が H2 O の蒸気圧曲線によって決定されるためで∫0Θcm(t)≡≡ MMc cT (t)dM
T (t)dM
(25)
Θ
(t)
(26)
r,
r,
凝縮を考慮した大気構造計算の結果を示す．図1の
Θc (t) ≡ 0∫MMc c T (t)dMr ,(26)
ある．光学的厚さに対する温度構造を見ると，
τ = 1 での温度構造は湿潤対流層によって決まっていることがΘc (t) ≡ ∫0 Mc6 T (t)dMr ,(26)
7
T-P プロファイルを示
左図は，Tbtm に対応する大気のわかる．
Θc (t) ≡ 0 6 T (t)dMr ,
(26)
（
 26）
0 6
す．また，図1に右図は圧力を光学的厚さτについて
この大気構造は，xbtm に強く影響を受ける．図 2 は 100 bar での温度を 600 K に仮定した場合の大気の温66度構造を示す．氷成分量を増やすことにより，大気上層での温度が高くなり，光学的厚さが1 となる光球面でであり，Senv，Sm，Sc はそれぞれエンベロープ，マン
書き直したものである．H2+He，H2O，NH3，CH4 の

3. 計算結果の温度も高くなることがわかる．この光球面における温度の上昇は，大気上端から放射されるフラックスに影トル，コアのエントロピーを表す．本研究の計算コー
モル分率はそれぞれ 50.0 %，43.0 %，5.80 %，1.18 %ドは，大気構造の計算は [25] をよく再現しており，惑

とした．これは，Xbtm= 0.5 に対応するものである．

星の内部構造は [18] のスーパーアースの質量ー半径関

大気構造は，大気下端から乾燥対流層，湿潤対流層，係を再現することで，妥当性を確認した．

放射層（成層圏）の 3 つの部分からなる．乾燥対流層でこのモデルのパラメータ設定は，揮発性成分（すな

7の温度勾配は最も多い分子種の熱容量で決まり，湿潤（t = 0）， 対流層での温度勾配は凝縮物の潜熱によって決まる．
わち，H2O，NH3，CH4）のモル分率の総和 Xbtm
初期の大気下端における NH3/H2O 及び CH4/（H2+He）， 図 1 の緑の線は主要な凝結物が H2O であることを示す．
水素に対するヘリウムの存在比 Y，大気下端におけるTbtm が減少していくと，T-P プロファイルが左側にむ

圧力 Pbtm，惑星全体の重元素質量比 Ztot，エンベロー

かってシフトしていく．これは，大気下層では大気構

大気成分凝縮による巨大氷惑星の惑星放射強度と熱進化加速／黒崎，生駒
10-5

-4

10

10-4
-3

-2

10

10

10-2

光学的厚さ

圧力 [bar]

33

-1

10

1
10

1
2

10

4

10

2

10

100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000
温度 [K]

100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000
温度 [K]

図1： 100barにおける温度Tbtmを変えた場合の大気の温度圧力プロファイル（左図）と光学的厚さに対する温度プロファイル（右図）．
大気はH2，He，H2O，NH3，CH4から構成され，それぞれのモル分率は45.6%，4.42%，43.0%，5.80%，1.18%である．
H2O，NH3，CH4の凝縮を考慮している．緑，青，黒線は主要な凝縮成分がそれぞれH2O，NH3，CH4であることを示す．
平衡温度は58.2Kと仮定した．

10-5

-4

10

10-4
-3

10-2

10-2

光学的厚さ

圧力 [bar]

10

-1

10

1
10

1
2

10

4

10

2

10

100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000
温度 [K]

100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000
温度 [K]

図2： 100barでの温度を600 氷成分はH2O，NH3，CH4を仮定し，その総量xbtm=2.3（赤），10（緑），20（青），30（紫）,40（水色），50（黒）
mol %とする．組成の比率はCH4/H2=0.023，NH3/H2O=0.135と仮定し，平衡温度は58.2Kとした．

-2 -1

Flux [erg cm s ]

106

5

10

造が H2O の蒸気圧曲線によって決定されるためである．光学的厚さに対する温度構造を見ると，τ = 1 で

xbtm=0.023
xbtm=0.1
xbtm=0.2
xbtm=0.3
xbtm=0.4
xbtm=0.5の温度構造は湿潤対流層によって決まっていることがわかる．
この大気構造は，Xbtm に強く影響を受ける．図 2 は100 bar での温度を 600 K に仮定した場合の大気の温104度構造を示す．氷成分量を増やすことにより，大気上層での温度が高くなり，光学的厚さが 1 となる光球面

103
200

での温度も高くなることがわかる．この光球面におけ300

400 500 600 700 800
Bottom Temperature [K]

900

1000

図3： 大気上端での放射強度Ftopと100barでの温度の関係．氷成
分はH2O，NH3，CH4を仮定し，その総量xbtm = 2.3（赤），10（緑），20（青），30（紫），40（水色），50（黒）mol %とする．
組成の比率はCH4/H2=0.023，NH3/H2O=0.135と仮定し，平衡温度は58.2 Kとした．

る温度の上昇は，大気上端から放射されるフラックスに影響を与える．図 2 の右図（光学的深さと温度の関係）を見ると，光学的深さが大きな部分において，Xbtm が小さい場合の方が高温になっている（特に，Xbtm = 2.3 mol %）．これは，凝結による温度構造への34

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

10

26

900
800

-1

惑星放射強度[erg s ]Pbtm(100bar)での温度 [K]

1000

700
600
500

xbtm=2.3 mol%
xbtm=10 mol%
xbtm=20 mol%
xbtm=30 mol%
xbtm=40 mol%
xbtm=50 mol%

400
300
200
7
10

10

8

9

年齢 [年]

10

10

10

10

10

10

10

25

24

x btm =2.3 mol%x btm =10 mol%x btm =20 mol%x btm =30 mol%x btm =40 mol%x btm =50 mol%

23

22

10

7

10

8

10

9

10

10

年齢 [年]

図4： Tbtmの時間進化を，大気中の氷成分の総量（H2O + NH3 +CH4）を変えて計算した結果を示す．線の色は大気中の氷成分のモル分率を表し，それぞれxbtm=2.3（赤），10（緑），20（青），30（紫），40（水色），50（黒）mol%の結果を示す．
平衡温度は58.2 Kと仮定する．パラメータは表1の通りである．

図5： 惑 星 放 射 強 度 の 時 間 進 化 を， 大 気 中 の 氷 成 分 の 総 量（H2O+NH3+CH4）を変えて計算した結果を示す．線の色は
大気中の氷成分のモル分率を表し，それぞれxbtm=2.3（赤），10（緑），20（青），30（紫），40（水色），50（黒）mol %の結果を示す．平衡温度は58.2 Kと仮定する．パラメータは表1の通りである．

影響及び比熱による温度勾配の影響が小さいことに加減少に伴い，Ftop は一定値を取らず減少していくこと

えて，吸収源となる氷成分がほとんどないため光学的がわかった．
Xbtm の減少に伴い，ある Tbtm に対して Ftop は減少すに薄い大気となるためである．
図 3 は Xbtm と Tbtm に対する Ftop の変化を表す．射る．これは，Xbtm が減少することで，凝縮熱の寄与出 さ れ る フ ラ ックスの凝縮の影響を見るた め に，が熱容量に対して小さくなり，光球面での温度が低下

Xbtm = 0.5（黒線）を見る．Tbtm ≳ 500 K の場合，Ftop
5

–1

–2

はほぼ一定値をとる（= 3.3 × 10 erg s cm ）．この値

す る た め で あ る． 実 際， 乾 燥 断 熱 温 度 勾 配 の 場 合，Ftop は Xbtm= 0.5（黒線）と比較し（Xbtm= 0.023 ; 赤線）

は [25] で示された H2O 大気の射出限界に対応する値て小さい．また，Xbtm が小さい場合，凝縮物が少なとなっている．これは，大気の温度構造が H2O の凝いので，Ftop が一定となるような領域も見られなくな

縮対流によって決定されるためである．また，τ≃ 1

る．

（以降では大気の光球面と表記する）でも湿潤対流が発生している．そのため，光球面周辺での温度構造が

3.2

熱進化

H2O の湿潤対流で決まるため，Ftop はほとんど一定値

氷成分に富んだ大気を持った巨大氷惑星の熱進化ををとることになる．以降，そのような一定な Ftop を射計算する．図 4 は，Xbtm を変えて計算した Tbtm の時間
進化を表す．年齢の経過に従い Tbtm が減少していくが，出限界と呼ぶ．
射出限界は NH3 や CH4 が凝縮するときも発生する．

Xbtm が大きいほど Tbtm の減少が早いことがわかる．

Ftop は Tbtm ≃ 500 K あたりで急激に変化する．Tbtm がこの傾向は，惑星放射の進化および惑星半径の進化で450 K に到達すると，Ftop が NH3 の凝縮による射出限も同様に見られる．図 5 は Xbtm を変えて計算した惑

4

―1

-2

界の値（～3 × 10 erg s cm ）まで減少し，Tbtm ≃ 420-星放射強度 Lint の時間進化を表す．惑星半径 Rp の進化

450 K の範囲での減少は緩やかである．そして，Tbtm

は図 6 に示す．図 5 で示した通り，氷成分を多く含む

3ほど，若い時期の惑星の放射強度が大きいことがわか3

さい場合，NH が少ないため Tbtm ≃ 400 K で見られった．これは，対流圏で潜熱が解放されることにより，た小さな減少は見られないことがわかった．

光学的深さ = 1 に対応する高度の温度が高く保たれる≲ 420 K で NH が枯渇し，Ftop が減少する．Xbtm が小Tbtm ≲ 250 K の場合，大気構造は CH4 の凝縮の影ためである．このとき，光学的深さ = 1 の高度は成層響を受ける．しかし，CH4 は凝縮熱によって惑星大気圏ではなく対流圏に位置しているため，その温度構造の温度を保つほど多量に存在していないため，Tbtm のも擬湿潤断熱温度勾配にしたがって決まる．（図 1 及惑星半径 [地球半径=1]

4.8

4.4

4

3.6

3.2
7
10

xbtm=2.3 mol%
xbtm=10 mol%
xbtm=20 mol%
xbtm=30 mol%
xbtm=40 mol%
xbtm=50 mol%810

年齢 [年]

10

9

10

10

図6： 惑星半径の進化を示す．線の色は大気中の氷成分の総量（H2O+NH3+CH4）の違いを示し，xbtm=2.3（赤），10（緑），20（青），30（紫），40（水色），50（黒）mol %をそれぞれ表す．
パラメータはFig.5と同じ値を採用している．

惑星放射強度 [現在の天王星放射=1]

大気成分凝縮による巨大氷惑星の惑星放射強度と熱進化加速／黒崎，生駒

35

103

10%
20%
30%
40%
45%
50%

102

10

1

0.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0

年齢 [Gyr]

3.5

4.0

4.5

5.0

図7： 惑星の放射強度の進化を示す．惑星の放射強度は天王星
22－1の放射強度L（）で規格化した．線の色は
U =5.6×10 erg s
大気中の氷成分の総量（H2O，NH3，CH4）の違いを示し，
10-mol %から50-mol %のパラメータを用いた．惑星の重元素量はZtot = 0.9，水/岩石比はZW = 0.95を仮定した．エン
ベロープ中の重元素量Z0はxbtmの値から（27）式を用いて導出している．Ztot，ZW，Z0は進化を通して一定であると仮28
定し，惑星質量は8.68×10 gとした．

び 2）．大気中の氷成分がより多かった場合，Lint がより大きくなり冷却も促進されるので惑星の有効温度が4. 議 論

平衡温度に到達する時間が早まる．例えば，Lint が 2
× Leq に到達する時間は，Xbtm= 0.1-0.4 の場合は 4×
99

10 年程度だが，Xbtm= 0.023 の場合は 7×10 年かかる．

4.1

天王星への応用

これは，図 3 で示した通り，Xbtm が大きいと Ftop も大暗い天王星の矛盾は長い間未解決の問題である．導きくなり，結果として Lint も大きくなるため惑星の冷入で述べたように，天王星は理論的に予想されるより却が促進されるためである．しかし，Xbtm = 0.5 の場合，も赤外放射強度が小さいことが知られている．先行研

9

2.5 × 10 年から Lint は Xbtm < 0.4 の場合よりも大きくな

究では内部と大気の組成分配を現在と同じであると仮る．これは Xbtm = 0.5 の場合，CH4 の凝縮が惑星の放定して，天王星を現在の状態から時間をさかのぼるよ射フラックスを固定してしまうためである．

うに積分をすると，初期の天王星の有効温度が 65-70

図 6 は図 5 と同じパラメータで惑星半径の進化を示K であると報告されている [5, 2]．この温度は惑星の集したグラフである．Xbtm を大きくすると，ある年齢積に数百億年程度かかったことを示唆しており，天王における惑星半径は小さくなるが，これには二つの理星の形成時間は太陽系の年齢よりもずっと長いことに由がある．Xbtm が大きい場合，エンベロープが重元なってしまう．

素に富んだ構造になっており（27 式），惑星半径は小低い惑星放射を再現するために，惑星内部の熱輸送

さくなる．また，図 5 で示した通り，Xbtm が大きいとを妨げるアイディアがいくつか提唱されている．一つ惑星の冷却が促進され，半径の収縮が早くなる．これ目は，惑星内部で組成勾配が発生することにより対流

ら二つの理由により，氷成分に富んだ大気を持った惑による熱輸送効率を鈍化させるアイディアである [27,星は，氷成分に乏しい惑星に比べて半径が小さいこと

28]．これは二重拡散対流とも呼ばれる．しかし，二がわかった．

重拡散対流は 1 億年程度で消失してしまい，内部では全対流が卓越することがにより報告されている [29]．
二つ目は，内部での熱境界層によって冷却を遅らせる
可能性である．例えば，水素ヘリウムが主要なエンベ
ロープと氷成分が主要なマントルの間では安定成層し36

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

10

10-1
-5

惑星と主星のコントラスト

惑星と主星のコントラスト

1

-10

10

10-15
-20

10

x btm = 50mol%
M型星
G型星
A型星
x btm = 10mol%
M型星
G型星
A型星

-25

10

-30

10

-35

10

10-40
-45

10

1

-2

10

-3

10

10-4
10-5
10-6

x btm = 10mol%
M型星
G型星
A型星

10-7
10-8
10-9

10
波長[um]

x btm = 50mol%
M型星
G型星
A型星

1

3

10
波長 [um]30

8

図8： 1×10 年における巨大氷惑星と主星のコントラスト（[28]式）の計算結果．質量や平衡温度は天王星の値（表1参照）を用いた．
－9
右図は，左図のコントラストの値[10 , 1] の範囲を拡大した図を表す．丸と四角はそれぞれ大気中の氷成分の量を表し，それぞれxbtm = 0.023，0.5を表す．凡例の色は主星のタイプを表し，M-type（0.3 M◦; 赤），G-type（1.0 M◦; 緑），A-type（1.8 M◦; 青）－15－42の主系列星を仮定した．氷成分で汚染されていない計算結果のうち，1，3 m の結果はそれぞれ10 ，10 である．氷成分－23
で汚染された計算結果のうち，1 mの結果は10 である．これらの結果は図で示される範囲よりも小さい値である．

ており，熱境界層として振る舞う．Nettelmann et al.

巨大衝突によって説明できることが示唆されている（2016）では熱境界層の存在によって天王星の低い放射[13]．一方で，海王星は自転軸傾斜が比較的小さい

強度を再現することができた [6]．しかし，同様の事（= 28.32°）ため，巨大衝突は経験していないと考えら

象が海王星で起きていない点については明らかになっれる．この場合，海王星の大気は汚染されていないたていない．

め，氷成分が少ない乾燥した大気を初期に持っている

ここで本研究の進化モデルを適用することで，天王ことになる．この場合，現在の海王星の放射強度を説

星と海王星の違いを説明するシナリオを提唱する．図明可能であることは先行研究から示されている [2]．

7 は，現在の天王星の放射強度（LU= 5.6 × 10

22-1

erg s ）

を初期条件にして，時間を遡るように積分した進化計

したがって，巨大衝突は天王星と海王星の違いを作る上で重要な役割を果たしていると考えられる．

算の結果を示す．Xbtm はパラメータとして扱い，そ巨大衝突は海王星サイズの系外惑星の放射強度にもれ以外のパラメータは表 1 に示した値を用いた．計算影響を及ぼす．惑星の放射強度は時間，質量，半径，の結果，t = 0 において Xbtm = 50 mol % の場合，t = 0

組成の関数である．系外惑星の大気組成には多様性がで極めて大きな放射強度を持っていても現在の天王星あるため，系外惑星の放射強度は我々の太陽系の天王の放射強度を再現できることがわかった．すなわち，星と海王星のような二つのタイプに別れるのではなく，もし天王星の初期大気が凝縮成分で十分に汚染されて連続的になると考えられる．

いた場合，惑星の冷却が促進されることにより，太陽

一方，氷成分に富んだ大気を持つ惑星は，半径が天系年齢以内に現在の天王星の放射強度を再現できる．

王星半径（= 4.0 R⊕）よりも小さくなる．Xbtm = 50-mol

ここで問題となるのは，なにが大気の汚染を引き起%（Z0 = 0.887）の場合，惑星半径は 3.4 R⊕となる．天王

こしたのか，なぜ天王星だけ汚染されていたのかとい星の半径と惑星放射を同時に再現するためには，大気う点である．これらを引き起こす要因として巨大衝突がエンベロープよりも氷成分を持っているような状況が挙げられる．巨大衝突によって深部に蓄えていた氷（Xbtm = 0.5 かつ Z0 = 0.3）であればよいが，これは流体成分を巻き上げて，原始天王星の周囲にばらまき，周的に不安定な構造である．内部と大気における氷成分

惑星円盤を形成する．その後，氷成分に富んだ周惑星の輸送効率はまだよくわかっていないため，仮定の整円盤が再集積することによって，天王星の大気を汚染

合性を確かめるためには流体的に輸送を計算する必要

す る． こ の シ ナ リ オ は 天 王 星 の 自 転 軸 傾 斜 角がある．したがって，暗い天王星の問題は大気が氷成（= 97.77°）が倒れていることと整合的であり，これは分で汚染されることで冷却が加速されるというシナリ

パラメータを用いた．惑星の重元素量は Ztot = 0.9，水/岩石比は ZW = 0.95 を仮定した．エンベロープ
中の重元素量 Z0 は xbtm の値から (27) 式を用いて導出している．Ztot , ZW ，Z0 は進化を通して一定であると仮定し，惑星質量は 8.68 × 1028 g とした．

れていることと整合的であり，これは巨大衝突によって説明できることが示唆されている [13]．一方で，海王星は自転軸傾斜が比較的小さい (= 28.32◦ ) ため，巨大衝突は経験していないと考えられる．この場合，海王星の大気は汚染されていないため，氷成分が少ない乾燥した大気を初期に持っていることになる．この場合，現在の海王星の放射強度を説明可能であることは先行研究から示されている [2]．したがって，巨大衝突は天王星と海王星の違いを作る上で重要な役割を果たしていると考えられる．

大気成分凝縮による巨大氷惑星の惑星放射強度と熱進化加速／黒崎，生駒

巨大衝突は海王星サイズの系外惑星の放射強度にも影響を及ぼす．惑星の放射強度は時間，質量，半径，組37成の関数である．系外惑星の大気組成には多様性があるため，系外惑星の放射強度は我々の太陽系の天王星とオで説明できるが，そのような状況を満たす氷成分の海王星のような二つのタイプに別れるのではなく，連続的になると考えられる．

では中間赤外）における主星の明るさで規格化したと一方，氷成分に富んだ大気を持つ惑星は，半径が天王星半径(= 4.0 R⊕ ) よりも小さくなる．
xbtm =
組成分布の起源や安定性の問題は今後の課題である．
きのコントラストであるため，主星がG 型星でも M

50-mol % (Z0 = 0.887) の場合，惑星半径は 3.4 R⊕ となる．天王星の半径と惑星放射を同時に再現するため型星でも検出限界の明るさは変わらない．実際の望遠には，大気がエンベロープよりも氷成分を持っているような状況(xbtm = 0.5 かつ Z0 = 0.3) であればよい
4.2 系外巨大氷惑星の放射強度鏡を用いた検出可能性の議論は今後の課題である．
が，これは流体的に不安定な構造である．内部と大気における氷成分の輸送効率はまだよくわかっていないた
め，仮定の整合性を確かめるためには流体的に輸送を計算する必要がある．したがって，暗い天王星の問題は
次世代望遠鏡では，巨大氷惑星の惑星放射を直接観

4.3

モデルの不足点

大気が氷成分で汚染されることで冷却が加速されるというシナリオで説明できるが，そのような状況を満たす

測できる可能性がある．本研究から，巨大氷惑星の大

氷成分の組成分布の起源や安定性の問題は今後の課題である．

気が氷成分で汚染されていると，年齢が若い時期では本研究ではいくつかの簡単化を行なっている．一つ

氷成分に乏しい場合よりも放射強度が大きくなる傾向
4.2 系外巨大氷惑星の放射強度にあるとわかった．そこで，氷成分に富んだ大気が惑

目は，本研究では対流領域では断熱的に温度が決定されることを仮定しているが，実際には断熱温度勾配で次世代望遠鏡では，巨大氷惑星の惑星放射を直接観測できる可能性がある．本研究から，巨大氷惑星の大気はない．特に，組成勾配が大きく，惑星の深部から熱星と中心星のコントラストにどの程度影響を与えるのが氷成分で汚染されていると，年齢が若い時期では氷成分に乏しい場合よりも放射強度が大きくなる傾向にあるとわかった．そこで，氷成分に富んだ大気が惑星と中心星のコントラストにどの程度影響を与えるのかを評
輸送を効率的に運べないため，温度勾配が断熱温度勾かを評価する．
価する．

配よりも大きくなっていると考えられる．このことは，

コントラスト C を

コントラスト C を∫
Bλ (Teﬀ )dλ,C = ∫∆λB (T )dλ∆λ λ ∗（
 28）

Leconte et al.
（2017）
において，巨大ガス惑星で示され(28)ている [14]．層状対流 [31] のような対流の鈍化によっと定義する．このとき Bλ はある波長λにおけるプラて惑星の冷却が遅れ，小さな対流セルが分割されると及び T＊は惑星と中心考えられる [32]．層状対流の輸送効率は層の厚みに依12ンク関数，Δλはバンド幅，Teff

8星の有効温度をそれぞれ表している．図 8 は 1 × 10 年

存し，層状対流の熱進化への影響は巨大ガス惑星で検における C の値を示し，氷成分が少ない場合（Xbtm =討がされている [29]．

0.023 ; 丸）と多い場合（Xbtm = 0.5 ; 四角）を表している．

彼らの研究では，層状対流は流体力学的に不安定でパラメータは表 1 に示したものを使用した．中心星にあり，惑星内部の組成の不均質を滑らかにしてしまう，G-type（1.0 M○，A-typeは M-type（0.3 M○・ ; 赤）
・ ; 緑）と考えられる．また，理論では天王星や海王星の大気を 仮 定 し， 中 心 星 の 進 化 は SSE pack（1.8 M○・; 青）

中での対流が妨げられるとしても [14]，CH4 の雲が発

age [?] を用いて計算した．波長λは 1, 3, 10, 30μm とし，

生 し て い る こ と は 観 測 か ら 示 さ れ て い る が，Li &バンド幅はΔ = 0.2 μm とした．惑星は中心星より温Ingersoll（2015）の流体力学計算では．強い対流雲活動度が低いので，波長が長い方がコントラストは大きくの近傍においては擬湿潤断熱温度勾配を持つことが期なる．したがって，直接撮像には長い波長の方が適し待される [33]．しかし，彼らの計算では現在の土星大ている．また，氷成分に富んだ大気の温度は汚染され気を想定しているために，氷成分のモル分率は本研究ていない大気よりも温度が高く，コントラストは氷成で想定するするものより低く，惑星熱進化で議論され分に富んだ大気を持った巨大氷惑星の方が大きい．まるような時間的にも長く空間的には惑星規模の平均的

た，コントラストの違いは波長が長いほど小さくなっな大気構造の計算は行っていない．したがって，氷成てくる（図 8）．図 8 を見ると，λ = 10 μm の場合，乾分にもっと富んだ大気の長期間計算によって検証する-5

燥した大気を持った惑星は C ～10 である一方，氷成-3ことが必要である．

分に富んだ大気を持った惑星は C ～10 となり，大気

二つ目は，熱進化の計算において雲の効果を無視し中の氷成分量の違いによって，コントラストが二桁異ている点である．雲は赤外放射を吸収するので，雲のなることがわかった．したがって，中間赤外の波長に存在により大気は光学的により厚くなり，光球面の圧よる高精度の観測を行えば，氷成分に富んだ大気を持力が低くなる．光球面での温度は湿潤対流の領域ならった惑星を検出できる可能性がある．NASA で打ちば，蒸気圧によって決まる．したがって，雲の存在に上げが計画されている James Webb SpaceTele-scope

よって，光球面の温度が低下することで光球面からの（JWST）に 搭 載 さ れ る 中 間 赤 外 用 の 分 光 器 Mid-

放射強度が小さくなる．ゆえに，惑星の冷却時間は雲Infrared Instrument（MIRI）を用いた場合，主星からの存在によって長くなる．雲の存在は，大気の厚みをの離角が 1 arcsec のコントラストの検出限界は～10-4増す効果と冷却が遅れる効果の二つの理由により半径である [30]．また，この検出限界は，観測波長（ここの減少率にも影響を及ぼす．前者の効果は，大気の厚38

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

みが惑星半径の 0.1 % であるため，影響はほとんどな

若い間は放射強度が大きいことがわかり，巨大氷惑星

い．後者の効果を考慮しても，天王星の半径を説明での直接撮像を議論する上で重要な示唆を与えることがきない．現在の天王星の放射強度を説明できるパラメ

できた．

ータを仮定すると，大気は 50 mol % の氷成分を含んでいる（図 7）．惑星の熱進化による半径の変化率を考謝 辞

える．熱進化が遅れることは，惑星半径の時間あたりの収縮率が小さくなることに対応する．惑星が形成す

本研究を遂行するにあたり，阿部豊氏，濱野景子氏

る時間スケールを，円盤が散逸する時間スケールと同から，大気構造について多くの助言をいただいた．ま7程度と仮定すると，10 年では 4R⊕ となる．水の凝縮
78た関根康人氏は論文の内容について有益な助言をいたが開始するのは，図 4 および 6 から，10 － 10 年の間

だいた．また，査読者には，本稿に対して有益なコメであり，H2O の雲が生成して熱進化が遅れる時期はントと適切な指導をいただいた．本研究は，日本学生

7

10 年以降であると推定される．一方，現在の天王星支援機構先端研究拠点事業 "International Network ofの大気には H2O は検出されていない．したがって，雲Planetary Sciences" 及 び 日 本 学 術 振 興 会（No. 26-による熱進化の遅れを想定しても，少なくとも H2O

11515 ; 黒崎）
，基盤研究
（A）
（No. 16H02160 ; 犬塚），の雲が全てなくなった後の進化を考察する必要がある． 新学術研究領域（No. 23103005 ; 生駒），ABC プロジェ
したがって，H2O の射出限界による熱進化が終わる時

クト（No. AB291004 ; 生駒）の補助を受けている．

8

期は 10 年であるため，惑星半径の差が最も大きくな
8

るのは 10 年頃と考えるのがよい．しかし，図 6 より，
8

参考文献

10

惑星半径は 10 年から 10 年の間で，10 % 程度しか変化していない．したがって，半径は最大でも 3.8R⊕と[1] Hubbard, W. B., 1977, Icarus 30, 305.

なり，現在の天王星よりも半径が小さい．より詳細な[2] Fortney, J. J. et al., 2011, ApJ 729, 32.

雲の取り扱いは今後の課題であるが，巨大氷惑星の熱[3] Marley, M. S. et al., 2007, ApJ 655, 541.

進化を議論する上で，雲の効果は重要な問題である．

[4] Pearl, J. C. et al., 1990, Icarus 84, 12.
[5] Hubbard, W. B. and Macfarlane, J. J., 1980, J.

5. 結 論Geophys. Res. 85, 225.
[6] Nettelmann, N. et al., 2016, Icarus 275, 107.

本研究では，大気中の H2O，NH3，CH4 の凝縮によ[7] Batalha, N. M. et al., 2013, ApJS 204, 24.

る巨大氷惑星の熱進化の影響を初めて定量的に評価し[8] Spergel, D. et al., 2015, ArXiv e-prints,

た．その結果，凝縮による潜熱の解放は惑星大気の光

arXiv:1503.03757.

球面付近の温度を高く保つことにより，熱放射を増大[9] Inaba, S. et al., 2003, Icarus 166, 46.

させる効果を持つことがわかった．この効果を考慮し[10] Kobayashi, H. et al., 2011, ApJ 738, 35.

て巨大氷惑星の熱進化を計算すると，氷成分に富んだ[11] Hori, Y. and Ikoma, M., 2011, MNRAS 416, 1419.

大気をもった巨大氷惑星は，形成初期は高い放射強度[12] Venturini, J. et al., 2015, A&A 576, A114.

を持っており，進化の時間スケールが短い．したがっ[13] Slattery, W. L. et al., 1992, Icarus 99, 167.

て，冷却が促進されることにより，数十億年が経過す[14] Leconte, J. et al., 2017, A&A 598, A98.

ると先行研究で示された進化よりも放射強度が小さく[15] Lindal, G. F. et al., 1987, J. Geophys. Res. 92, 14987.

なる．また，惑星の進化の時間スケールは大気中の氷[16] Saumon, D. et al., 1995, ApJS 99, 713.

成分の量に強く依存する．本研究により示された熱進[17] Lyon, S. P. and Johnson, J. D., 1992, Los Alamos化の加速機構は，海王星とほとんど同じ質量・半径をNational Laboratory, Los Alamos, NM, LA-

持つにもかかわらず，天王星が理論的に予測されるよUR-92-3407.

りも暗いという問題に新たな解決案を提示できた．ま[18] Valencia, D. et al., 2007, ApJ 656, 545.

た，氷成分に富んだ大気を持った巨大氷惑星は年齢が[19] Lodders, K. et al., 2009, Landolt Börnstein,←TOPへ↑目次へ

大気成分凝縮による巨大氷惑星の惑星放射強度と熱進化加速／黒崎，生駒

arXiv : 0901.1149.
[20] Matsui, T. and Abe, Y., 1986, Nature 322, 526.
[21] Freedman, R. S. et al., 2008, ApJS 174, 504.
[22] Rothman, L. S. et al. 2013, JQSRT 130, 4.
[23] Kuntz, M., 1997, Journal of Quantitative Spectroscopy
and Radiative Transfer 57, 819.
[24] Abe, Y. and Matsui, T., 1988, Journal of Atmospheric
Sciences 45, 3081.
[25] Nakajima, S. et al., 1992, Journal of Atmospheric
Sciences 49, 2256.
[26] S'anchez-Lavega, A. et al., 2004, American Journal of
Physics 72, 767.
[27] Stevenson, D. J., 1982, Annual Review of Earth andPlanetary Sciences 10, 257.
[28] Podolak, M. and Helled, R., 2012, ApJL 759, L32.
[29] Kurokawa, H. and Inutsuka, S.-i., 2015, ApJ 815, 78.
[30] Beichman, C. A. et al., 2010, PASP 122, 162.
[31] Turner, J. S., 1979, Buoyancy effects in ﬂuids., byTurner, J. S. (Cambridge (UK): CambridgeUniversity
Press).
[32] Radko, T., 2003, Journal of Fluid Mechanics 497, 365.
[33] Li, C. and Ingersoll, A. P., 2015, Nature Geoscience 8,
398.

39

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40

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

エポックメイキングな隕石たち（その12）：～ Monahans（1998）とZag ～太陽系最初期の水を取りこんだ岩塩を持つ隕石
馬上 謙一

1

2017年12月20日受領，査読を経て2018年1月30日受理．

（要旨）Monahans（1998）と Zag は 1998 年に地球に落下した普通コンドライトである．これらの隕石には岩塩であるハライト（Halite : NaCl）が含まれており，そのハライト中には水を主成分とする流体包有物が存在していた．そのため，小惑星帯に存在する天体の水の起源を考える上で非常に興味深い試料として，様々な研究がなされてきた．これらの二つの隕石の岩石的な特徴と年代学的な研究，及び，ハライトの成因について紹介する．

1. はじめにMonahans（1998）（以下 Monahans）は 1998 年 3 月 22日にアメリカ，テキサス州西部モナハンズに 2 つの火球として落ちてきた．共に回収され，それぞれ 1.34
kg，1.24 kg だ っ た [1]． 一 方，Zag は 1998 年 8 月 4-5
日ごろに，西サハラからモロッコにかけて隕石シャワーとして降りそそぎ，現在までに 175 kg が回収されている [2]．Zag の名前はモロッコのアサ・ザグ州に由来する．
これらの隕石が一躍注目を浴びたのは，Monahans
隕石中にハライト（NaCl）を含み，そのハライト中に水が発見されたからである [3]．その後，Zag からも同様のハライトが発見された [4]．これらふたつは共に H
コンドライトの角礫岩であり，天体表層での衝突・混

図1： Zagのチップ写真．白っぽい明岩片と黒色の暗マトリクスが分布している．

合過程を反映した様々な岩相が見られる．図 1 に示すに分類されるため，隕石全体としてもタイプ H5 に分ように，大別すると白っぽい岩相と黒っぽい岩相が存類される [3]．一方で，Zag を構成する岩片の岩石学的在することが分かる．

タイプは 4 から 6 とさまざまであるため，隕石全体としては H4-6 と表記される [5]．Zag は，45 ％ほどを占2. 岩石学的タイプとハライトの特徴

め る 白 っ ぽ い 砕 屑 岩 片 [light-colored metamorphic
clast
（明岩片）
]，50 % ほどを占める黒っぽいマトリク

これらの隕石は H コンドライト隕石の角礫岩であス [clastic matrix（暗マトリクス）]，5% を占める黒いる．Monahans を構成する岩片（クラスト）は全て H5

砕屑岩クラスト [dark clast（暗岩片）]，ごくわずかの1. 北海道大学大学院理学研究院
bajo@ep.sci.hokudai.ac.jp

インパクトメルト岩片（impact-melt-rock clast）
からな
る [5]．ハライトはこの中の暗マトリクスから発見さエポックメイキングな隕石たち その12 〜Monahans（1998）とZag〜太陽系最初期の水を取りこんだ岩塩を持つ隕石／馬上41

れた [3-5]．Monahans と Zag の全岩希ガス同位体分析

こ れ ら ふ た つ の 隕 石 の 宇 宙 線 照 射 [Cosmic-ray

から，太陽風起源希ガスが捕獲されていることが分か

exposure（CRE）]履歴はレゴリス角礫岩であるため複った [6, 7]．太陽風起源希ガスは特に暗マトリクスに雑である．CRE 起源 Ne 量はともに明岩片よりも暗卓越していた．太陽風起源希ガスが捕獲されているとマトリクスの方が圧倒的に多い [6, 7]．これは母天体

いうことは，これらの角礫岩は母天体存在時にレゴリ

から放出され地球に落下するまでの期間，つまり隕石スとして母天体表層に存在していたということを示しとして宇宙空間に存在した期間生成された CRE 起源ている．

ネオンに加え，母天体表層（天体表面から数 m より浅21

Monahans にはハライトに伴い，シルバイト（KCl）い）において当時の宇宙線との核反応によって生成さが存在していた [3] が，Zag にはシルバイトは認められ た， レ ゴ リ ス と し て 存 在 し た 期 間 に 生 成 さ れ たれなかった [5]．いずれの隕石中のハライトも，色はCRE 起源ネオンが，母天体放出イベント以前より存深い青から紫，大きさは大きいもので数 mm 程度であ在していたためであると考えることができる．このる．太陽風，宇宙線などの放射線によってハライト結21

晶内に欠陥が生じ，呈色すると考えられている [8, 9]．

CRE 年代は，明岩片に比べ，短くとも 1000 万年の照また，ハライトには流体包有物が見られ，主成分は水射があったと見積もられている [7]．この CRE 起源ネであった [3]．ハライト中の流体包有物は Zag の方がオンの存在は，暗マトリクスが太陽風起源希ガスを持数多く見られ，これは Zag のハライトが Monahans よつ，つまり母天体表層に存在していたことと調和的なり低温で流体をトラップしたことを示唆している [5]．

結果である．

3. 年代学的な研究

4. 母天体の形成とハライトの成因

Ne 過 剰 量 を も と に， 母 天 体 で の 暗 マ ト リ ク ス のこれらのレゴリス角礫岩は一般的な H コンドライ

上記の岩石学的な特徴と年代学的な特徴を組み合わ

トと同じく，太陽系形成直後の 45-46 億年前に形成させてこれらの隕石の母天体とハライトの成因を考えてれたと考えられている [3, 7, 10]．Monahans の Ar-Ar

みる．母天体形成年代が 45.3 億年 [7] とすると，母天

年代は暗マトリクスで 43.8 ± 1.0 億年，明岩片は 44.4±

体集積後に短寿命核種崩壊による天体内部での加熱に

39

40

0.6 億年であった [7]．しかしながら， Ar/ Ar 比で示より，H4-6 程度に対応する熱変成が 200 － 1000 万年

される年代スペクトルは複雑で，おそらく角礫化過程

程度の期間で起きた [11, 12]．その後，多重の小天体での衝撃変成もしくは熱変成によるものと考えられる． 衝突により，母天体表層での破砕・混合によるレゴリ
また，変成前の，母天体形成年代は Ar-Ar 年代の中でスが形成され，同時に太陽風及び宇宙線に 1000 万年

最も古い 45.3 億年と見積もられた [7]．Monahans 中に程度曝された．太陽風を浴びたレゴリスはその後，母存在するハライトの Ar-Ar 年代はホストである角礫

天体深くに移動し，上載圧力による続成作用により角岩部分より若干若く，43 億年程度であった [7]．

礫岩になった．最終的に母天体から放出され隕石とし

Zag の Ar-Ar 年代および I-Xe 年代は Whitby らによて地球に落ちてきた．

って測定された [10]．Ar-Ar 年代は Monahans よりも一方，ハライトの成因について，Zolensky らは二若く，暗マトリクスが 42.5 ± 0.3 億年，明岩片は 42.9

つの可能性を示唆した [3]．一つは，母天体上でハラ± 0.3 億年であった．また，ハライト 2 試料を測定しイトの析出した可能性，もう一つは，H コンドライトたところ，40.3 ± 0.5 億年及び 46.6 ± 0.8 億年であった． 母天体外からの供給であり，具体的には塩を含むよう
そして同じハライト試料の I-Xe 年代を行ったところ，な氷天体からもたらされた可能性である．ハライトのその年代はともに 45.62 億年であり，ホストの岩相よ

流体包有物中には二価のカチオン（Fe ，Mg ，Ca

りも古い年代を示した．この古い I-Xe 年代はハライなど）が存在している [5] ことから，なんらかの熱水がトが Zag 母天体形成より以前（もしくは同時期）に生ま

鉱物を溶かしたことが示唆される．そのようなカチオ

れ，その後 I-Xe 系は擾乱されていないことを示唆しンを含む熱水が母天体上で”水たまり”を形成し，そこている．

でハライトが析出しつつ流体をトラップしたと考える

2+

2+

2+

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42

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

ことができる．この場合，流体包有物を含むハライト

互いに少しずつ異なることからペア隕石ではなさそうの形成は熱水反応（含水珪酸塩の脱水反応だとするとである．コンドライト母天体の水の起源は，地球の水

およそ 500 ℃ [13]）も 100 ℃以下の低温で起こらなけれの起源にもかかわる可能性のある重要な情報である．

ばならない [3, 5] ため，ハライト形成と鉱物 - 熱水反応

また，ハライトの形成年代とホストの岩相の年代の関とは異なる領域で起きたはずである．

係は，流体の形成順序を考える上で必要不可欠である．

ハライトが母天体などの含水鉱物を含む天体で形成

共に，より詳細な研究が行われ，コンドライト形成領したとすると，ハライト及び流体包有物の起源は母天

域での水の挙動とその歴史が解き明かされることが期

体形成時に含水ケイ酸塩が脱水した際に放出された熱待される．

水であると考えられる．H コンドライト母天体の場合，ほぼ現存しない含水鉱物が H コンドライト母天体に謝 辞

存在しなければならない．また，ハライト形成がその後の角礫化のステージと関係ないとするならば，なぜ，本稿を執筆するにあたり，建設的な意見をいただい暗マトリクスからのみしかハライトは見つからないのた中嶋大輔氏，岡崎隆司氏，野口高明氏，山口亮氏にか．上記二つの矛盾と疑問は，流体包有物の水が H コ

感謝申し上げます．

ンドライト母天体起源でなく C コンドライトなど他の母天体起源と考えればうまく説明できる．

参考文献

含水鉱物を多量に含む C コンドライトの一つである
CI や CM コンドライト的な天体や氷が主成分の彗星などがハライト中の水の起源ならば , 水の水素・酸素
同位体組成はその起源を判別する極めて有用な指標になる．それぞれの隕石・彗星は水素・酸素同位体組成[1] Meteoritical Bulletin No. 82, 1998, Meteoritics &Planetary Science 33, A221.
[2] Meteoritical Bulletin No. 83, 1999, Meteoritics &Planetary Science 34, A169.

が異なる [14 and references therein] ことから区別す[3] Zolensky, M. E. et al., 1999, Science 285, 1377.

る こ と が で き る．Yurimoto ら は Monahans と Zag の[4] Zolensky, M. E. et al., 1999, Meteoritics & Planetary

流体包有物の水素・酸素同位体分析を試みた [14]．流体包有物を研磨により試料表面にむき出しにすることができないため，真空の試料室内で，流体が凝結する
ように試料を冷やしながら（-190ºC），一次イオンで数十μm 掘り進めた後，同位体分析が行われた．同位体分析の結果，H コンドライト母天体起源の酸素と彗星起源の酸素の成分が混ざったような同位体比を示し，
これはそれぞれの成分の非平衡な流体包有物への取り込みを示唆しているのかもしれない．いずれにせよ，
水の起源は H コンドライト母天体だけでなく，炭素質
コンドライトや彗星などの他天体起源の水も混ざっているらしい．

Science 34 (Supplement), A124.
[5] Rubin, A. E. et al., 2002, Meteoritics & Planetary
Science 37, 125.
[6] Schultz, L. and Franke, L., 2004, Meteoritics &Planetary Science 39, 1889.
[7] Bogard, D. D. et al., 2001, Meteoritics & Planetary
Science 36, 107.
[8] Chang, F-R. et al., 1996 in Rock-Forming Minerals,
369.
[9] Nassau, K., 1983, in The Physics and Chemistry ofColor.
[10] Whitby, J. et al., 2000, Science 288, 1819.
[11] Huss, G. R. et al., 2006, in Meteorites and the Early

5. おわりに

Solar System II, 567.
[12] McSween Jr., H. Y. et al., 2002, in Asteroids III, 559.

Monahans と Zag という，レゴリス角礫岩中にハライト（及びシルバイト）結晶を含む隕石の特徴とその成因を紹介してきた．これら二つの隕石は非常によく似た特徴を持つが，ハライトの特徴や年代学的特徴がお[13] Lipschutz, M. E. et al., 1999, Proc. NIPR Symp.
Antarct. Meteorites 12, 57.
[14] Yurimoto, H. et al., 2014, Geochem. J. 48, 549.

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一番星へ行こう!

日本の金星探査機の挑戦 その33 ～金星雷の捜索は続く～／高橋 他

43

一番星へ行こう！
日本の金星探査機の挑戦 その33
～金星雷の捜索は続く～
高橋 幸弘 ，今井 正尭 ，佐藤 光輝
111（要旨） 金星に雷はあるか？この課題に決着をつけるべく，世界初にして唯一の惑星雷放電発光観測装置
LAC は金星周回軌道で観測を継続しています．2018 年 1 月末現在，まだ雷の信号は捉えていませんが，先行研究との十分な比較を行うためには，もうしばらくデータの蓄積が必要です．

1. 金星に雷はあるか

現在で，LAC による雷発光と思われる現象は記録されていませんが，この時点で雷放電の存否についてあ

金星大気中で，地球のような雷放電現象があるかにる程度確定的な意見を述べるには早すぎると考えていついては，30 年にわたって議論が続いていますが，ます．ともあれ，セッションでは Russell 教授の熱のまだコンセンサスには至っていないのが現状です．し籠もった弁舌を聞き，アイオワ大学のスタッフも交えかしながら，金星の雷への関心は依然として高く，た建設的な討論を楽しむことができました．Russell

2014 年にケンブリッジ大学出版から出された金星の教授の情熱は衰えることはないようで，これからも担専門書 [1] の表紙は，稲妻が描かれた金星地表の想像

当する学生を一人充てて，過去の衛星のデータ解析を図が飾っています．また，2018 年 1 月に開催された米継続するということでした．ただどちらにしても証拠

国電波科学会議（UNSC-URSI meeting）の惑星を扱うは不十分で，今後の LAC の結果に期待がかかっていセッションで，金星の雷観測について紹介して欲しい

ることは肌で感じることができました．

とコンビーナから私たちに依頼がありました．そのセ

雷放電の存否に関する議論が決着しない理由の一つ

ッションでは，雷の存在を強く信じる大物の一人であが，これまで，惑星における雷を観測する専用の装置

るカリフォルニア大学ロサンゼルス校の Cristopherがなかったことにあります．雷放電は強い発光や電波

T. Russell 教授 [2] と，最近は雷の存在に否定的な立場

放射を伴うので，それらを捉えることが目標になりまをとっている，こちらも電波科学の大御所であるアイ

すが，どちらのケースでも，人工的原因あるいは宇宙

オワ大学の Donald A. Gurnett 教授 [3] の二人を呼んで線などによるパルス的なノイズやプラズマ不安定といの議論を予定していました．しかし健康上の理由でった他の現象との判別が難しいのです．あかつき搭載

Gurnett 教授が辞退し，彼が代わりに私（高橋）を指名の雷・大気光カメラ LAC は，地球以外の惑星の探査したためにお鉢が回ってきたという経緯です．私たち機としては初めて，高い時間解像度で雷放電発光の時は現時点では，積極的に雷が無さそうであるという主間変化を観測することで，紛らわしいノイズと明確に張はしておらず，むしろ存在したら興味深い研究が展区別をすることのできるように設計された計測器です

開できると考えていますので，やや複雑な心境ではあ[4]．あかつきは２度目の金星軌道投入に成功し，観測りましたが，せっかく著名な先生のご指名でしたので， を開始しました [5]．LAC も長期の休眠状態から慎重
講演をお引き受けした次第です．実は，2018 年 1 月末
1. 北海道大学・大学院理学院・宇宙理学専攻
yukihiro@sci.hokudai.ac.jp

を期して高圧電源を昇圧し，現在は定常的な観測を行っている状態にあります．毎回の観測では宇宙線に起因するパルスを“正常に”記録しています（この副産物

44

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

である宇宙線の観測については別の機会に紹介したいと思います）．しかし当初予定していた軌道から大きく変わった結果，雷観測を実施できる時間の割合は，

す．

2.1

地球の雷放電発光よりは圧倒的に少ない

1/20 程度に減っています．つまり，当初計画で半年

定量的な詳細は別の機会に紹介しますが，これまでの間に得られた観測時間を達成するのに，10 年がかの観測時間と検出感度を考慮しますと，上空から観測

かる計算になります．先行研究と比較して議論を精密される地球の雷放電発光に比べて，1/100 程度かそれ化するためには，もうしばらく時間がかかりそうなの

以下の頻度と計算されます．ただし，これはあくまでですが，現時点で私たちがどのような想像をしている

全球を均した場合の話であって，地球の場合でもそうか，少しご紹介したいと思います．

でありますように，雷放電発生地域に極端な偏りがあ
ることもありえます．その場合，現状の狭い視野と足2. まだ見つからない理由

し合わせてもまだまだ短い観測時間を鑑みますと，統計的に観測にかからない可能性は小さくないかもしれ

LAC は，4 x 8 に並んだ都合 32 の画素（チャンネル）ません．現在，仮に地球での雷放電活動の地域的な偏を持ち，1 秒間に 3 万 2 千回の高速測光を行うことがりと同程度であった時，検出確率がどの程度になるかできます．全てのチャンネルで連続記録するとデータを推定する作業を行なっています．

量が膨大になってしまうため，雷放電に伴うパルス状の光が短時間入射すると，それをアルゴリズムで自動

2.2

大規模な放電現象しか起きない

判別してトリガーをかけ，そのチャンネルのみ前後短金星の雷の規模の分布が似たものであると仮定しま

時間のデータを記録する仕組みになっています [4]．

すと，大規模発光のみを観測できる地上望遠鏡を使っ雷の存在が確認されていない金星では，その雷発光強て行われたアリゾナ大学による先行研究の結果 [6] か度の高速時間変化は不明なので，まずは地球の通常のらは，規模が地球での平均程度の小規模の現象まで含落雷と同じタイプの時間変動を持つと想定し，増光時めた頻度はかなり高くなると想像できます．しかし，の変化率などのトリガーの条件をそれに合わせて観測

この想定は妥当でないかもしれません．つまり，金星を開始しました．これまでに延べ約 4 時間にわたって

では地球規模の雷放電発光はほとんど無く，その 100観測を行ってきました．センサーの内部では，宇宙線倍以上，つまり地上望遠鏡で観測できるような規模のによって電気的に発生するパルスが時々発生し，それ発光だけが起きているという可能性もありうるというらのうち，トリガー条件を満たすものは，そのパルスことです．雷放電は大気の放電現象（絶縁破壊現象）
での時間変動が記録されています．最初にその時間変動

すが，その発生に要する電場の大きさは，大気成分が波形を見た時は，LAC チーム一同，雷を捉えたので同じであれば大気密度に比例します．また，雲底高度はないかと一瞬色めき立ちましたが，その立ち上がりが 40 km 以上あることも，落雷を起きにくくしていまが雷放電発光ではあり得ないほど急峻であったこと，す．このように，金星で落雷を起こすためには地球に減衰するときの時定数がアナログ電気回路のそれに一比べ何桁も大きな電荷の集積が必要と予測されます．

致したことなどから，宇宙線であると分かりました．

しかし，一旦放電が開始されれば，その大きな電荷が私たちの期待をよそに，これまで雷と思われる信号は一気に消失するので，放電の規模は大きくなります．

一つも記録されていません．LAC の典型的な観測条

もしこの想像が正しければ，金星で起きている全ての件のもとでは，地球の落雷発光の 1/20 程度の強さの雷を足しても，アリゾナ大学が観測した程度の頻度とものまでトリガーがかかる計算ですが，それ以上の強いうことになるかもしれません．LAC の観測から推度の発光は検出されていないことになります．また，定した頻度の上限は，いまだアリゾナ大学の観測頻度

典型的な LAC の雷観測の視野は，金星全表面積のよりも大きく，その先行研究を検証しようと思えば，1/500 程度です．

あと 3 年間くらいの観測継続が必要です．

この観測結果をどう捉えるか，仮に雷放電が存在していた場合の，現時点での可能性と解釈を考えてみま

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一番星へ行こう!

2.3

日本の金星探査機の挑戦 その33 ～金星雷の捜索は続く～／高橋 他

雲が光を通さない

45

イプの発光が見つかるかもしれません．さらに，あかつきの観測に連動して，アリゾナ大学の観測をバージ

下方で起きた放電発光を上空で観測するためには，ョンアップした地上望遠鏡による同時観測も検討中で，光子が雲層を抜けて上方に届かなければなりませんが，専用の装置の設計を始めています．見つかるにしても，その確率が予想よりも低い可能性があります．これはそうでないにしても，今後の金星雷観測にご注目いた

平均的な雲の光学的な厚さではなく，放電を起こす雷だければと思います．

雲やその周辺の状況に依存します．地球の場合でも，雲が厚い場合には，雲の縁が放電発光で照らされるの

参考文献

みで，大きく減光するケースがあります．

2.4

発光の時間スケールが違う

先に述べましたように，1 回の放電中の発光強度の時間変化について，私たちは地球の通常の雷放電と似[1] Taylor. F. E., 2014, The scientiﬁc exploration of Venus(Cambridge University Press).
[2] Russell, C. T. et al., 2006, Nature 450, doi:10.1038/
nature05930.

ているという仮定でトリガーの条件を設定していまし[3] Gurnett, D. A. et al., 2001, Nature 409, 313.

た．地球においても，中層・超高層大気で発生するス[4] Takahashi, T. et al., 2008, Space Sci. Rev. 137, 317.

プライトやブルージェットと呼ばれる放電現象は，通[5] 中村正人ほか, 2016, 遊星人 25, 4.

常の落雷に比べ，10 倍から 100 倍程度の時間をかけて[6] Hansell, S. A. et al., 1995, Icarus 117, 345.

発光強度を変化させることがあります．もし金星の雷がそのようなタイプの放電であった場合は，それに合わせたトリガー条件を設定する必要があります．2018
年 2 月から開始する観測シーズンでは，1 回の金星夜面通過時に，これまでの観測モードに加え，こうした時定数の長い現象に対応できる観測モードを組み合わせて運用する計画になっています．

2.5

雷活動の時間変動が大きい

土星の雷放電を含むストームは，何ヶ月も続いた後に，今度は数カ月，あるいは年単位で活動を完全に停止してしまいます．金星の大気も，肉眼で望遠鏡を覗いた印象とは正反対に，振幅の大きな長期の変動がある可能性も否定できません．金星の夜間大気光を地上望遠鏡で発見した研究者が，時期を隔てて同様の観測をしても，見つかることができなかったという例もあります．そうだとすると，長期間粘り強く観測を続ける以外に，観測の方法はありません．

3. 今後の展開
あかつきの運用期間が無事延長されてさらに数年間の観測ができれば，少なくともアリゾナ大学などの先行研究に対する定量的な検証が可能になります．また，トリガー条件の工夫によって，予想していなかったタ↑目次へ

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 201846

遊星百景 その11～月の不可思議火山地形 Ina-D ～

佐藤 広幸

1

私が今回ご紹介するのは，月の不思議な火山地形として知られる，Ina です．この地形は表側の中心付近，
緯 度 18.7 ° N， 経 度 5.3 ° E， 晴 れ の 海（Mare Serenitatis）南西縁部から約 150 km の距離に位置しています．
幸福の湖（Lacus Felicitatis）という高地領域の中にあるパッチ状の溶岩の中に見つかっており，アルファベ
ットの D を左に回転させたような形をしている事から Ina-D とも呼ばれています（図 1 上）．
東西 2.9 km，南北 2.3 km に渡るこの地形の内部は，
不規則かつ丸みを帯び，表面が比較的滑らかなマウン
ドと呼ばれる上部層，その間を埋める起伏に富んだ下部層，そして礫が露出した領域（主に Ina 外縁部に分布 ）で 構 成 さ れ て い ま す． な だ ら か な 丘（直 径 約 10km）の頂上（標高差約 300 ｍ）に位置していること，外縁から中心のやや西寄りに向かって緩く落ち込んでいること（Fig.1 下），などから，Ina は一種のカルデラではないかと多くの研究者が考えているようです．
2010 年，私がアリゾナ州立大学の LROC（アメリカの月探査衛星，ルナールコネッサンスオービター搭載のカメラ）チームに配属されて間もない頃，管制室のモニタに何気なく映しだされていた Ina の絵をふと見て，頭の中に“？”が沢山浮かんだのを今でもよく覚えています．それまで自分の中にあった，レゴリスに覆われて全地形が滑らかで変化に乏しい月面のイメージが，その時塗り替えられました．今まで見えていなかったものが，高解像度だと見えてくる．探査って面白いと思い始めた瞬間でした．
実はアポロ計画の時代からこの地形の存在は知られていました［1］．Apollo 15 号のパノラマカメラで撮影
1. 宇宙航空研究開発機構
satoh.hiroyuki@jaxa.jp

宇宙科学研究所

図1： Ina全体図．空間分解能50 cm/pixel．上：LROC Nallow
Angle Camera（NAC）モザイク画像（M126894211L+RおよびM109202243R），下：NACステレオ高度マップで色付けしたNACモザイク画像．白枠は図2の領域を示す．

遊星百景 その11 ～月の不可思議火山地形 Ina-D～／佐藤47

図3： IMP（Irregular Mare Patches）分 布 図．LROC RDR, IMPshapefileより．△がIMPの位置を示す．経緯度グリッドは30° .
図2： Ina拡 大 図（図1下， 白 枠 内 ）．NACモ ザ イ ク 画 像（50 cm/
pixel）とNAC高度マップ（図1下キャプション参照）．マウ
ンドが薄い部分に小さな溝（下部層露出部）が直線的に点在する（矢印）．左下スケールバーは50ｍ．

非常に興味深いことに，Ina のような地形は他にも多数（約 70 個）見つかっています（図 3）[6, 7]．これらのされた写真によって，ある程度の形はわかっていたも地形は，総称で IMP（Irregular Mare Patches）と呼ばのの，その細部や立体的な構造はよくわかりませんでれていて，不規則な形状の窪み（下部露出領域）が滑らした．LROC の高解像度画像（50 cm/pixel）と高度マ

かで丸みを帯びた上部のマウンド部分と混在しているップ（〜 2 m/pixel）によりその姿が鮮明に映しだされ，という共通した特徴があります．その中でも Ina はマ

その起源について近年活発に議論が行われています．

ウンドが明瞭に分離し下部および礫露出領域が最も広

信憑性が高いがどうかは別として，数あるモデルのい IMP です．どの IMP も表側の海もしくは海と高地

中で私が個人的に一番気に入っているモデルが，2006の境界部に分布しています．マウンド部分のクレータ

年に Schultz らが提唱した，ガス吹き上げ説です［3］．

年代はどれも非常に若い年代（＜ 100 Ma）を示すこと

この説は，起伏に富んだ下部層の割れ目から吹き出しから，非常に若い火山活動もしくは地表更新があった

た火山ガスが，レゴリスなどパウダー状の表土を吹きことが示唆されています [7]．もし火山活動がそれま飛ばして起伏に飛んだ下部層が露出，かつ周囲に表土で続いていたとするならば，驚くべきことです．

が堆積して滑らかなマウンドが残ったというものです．

SELENE や LRO，チャンドラヤーン , 嫦娥など国際内部はすでに冷え固まり，揮発性物質に乏しいと考え的な月探査によって，近年見きれないほど大量のデーられてきた月で，かつ真空の月面で，つい最近までガタが蓄積されつつあります．管理された環境下で行う

スが吹いていた，というなんと大胆で夢に溢れたモデ

室内実験や数値シミュレーションに比べ，観測データ

ルだろうと彼らの論文を読んで思いました．モデル提の解析は泥臭く，意図した結果は簡単には得にくく，

唱時にはなかった高解像度画像で細部を見ると，確か先が見えないしんどい手法です．でもごく稀に，全くにマウンドは層序的には上部にあって所々粉体が崩れ想像もつかなかった自然の神秘に出会うことができまたような斜面があり，そしてクラックに沿って直線状

す．Aollo 15 のカメラチームも最初に Ina を発見したに表土が一部拭き上げられたかのような箇所が幾つか時はさぞ驚いたことでしょう．偶然大発見に繋がる可あります（図 2）．

能性があるという点で，観測データの解析は宝探しに

他には，カルデラ崩壊モデル [1, 2]，膨張溶岩流モ

似て非常に楽しいものです．今後の探査によって解像デル（低フラックスの溶岩流が膨張と流出を繰り返し

度が徐々に上がるにつれ，我々はこれまで見えていな

マウンドを形成）[4]，火砕性噴火 [5] などがこれまでにかった更なる月の神秘を目の当たりにすることでしょ提案されています．

う．

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日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

48

参考文献
[1] El-Baz, F., 1972, Proceedings of the 3rd Lunar Science
Conference, 39.
[2] Strain, P. L. and El-Baz, F., 1980, Proceedings of the
3rd Lunar Science Conference, 2437.
[3] Schultz, P. H. et al., 2006, Nature 444, 184.
[4] Garry, W. B. et al., 2012, J. Geophys. Res. Planets 117.
[5] Carter, L. M., 2009, J. Geophys. Res. E Planets 114, 1.
[6] Stooke, P. J., 2012, Lunar Planet. Sci. Conf., Abstract#1011.
[7] Braden, S. E., 2014, Nat. Geosci. 7, 787.

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「天体の衝突物理の解明（XIII）〜太陽系の進化過程におけるダストの役割〜」参加報告／嶌生

49「天体の衝突物理の解明（XIII）〜太陽系の進化過程におけるダストの役割〜」参加報告
嶌生 有理

1

トイベント：東南アジアにおけるイジェクタ層認定

1. はじめにと衝突地点推定2017 年 11 月 20 日から 22 日にかけて，神戸大学六甲

鈴木宏二郎（東京大） ダストカーテンを横切る飛翔体

台キャンパスにて第 13 回「天体の衝突物理の解明」研究会（通称 : 衝突研究会）が開催された．昨年度から開催場所を神戸大学に移した今年度の研究会は，“太陽まわりの現象に関する実験巽

瑛理（東京大） ラブルパイル小惑星でのクレータ
ー形成と緩和過程

系の進化過程におけるダストの役割”をテーマとし，

木内真人（神戸大） 低速度クレーター形成実験をもと

向井正氏（京都情報大学院大学），佐々木晶氏（大阪大にしたイトカワ dimple 地形の成因の検証および火学），菊地紘氏（東京大学）を迎え，ご講演頂いた．総星衛星表層地形との比較

勢 62 名の研究者と学生が参加し，招待講演を含めて

平田直之（神戸大） ガニメデに残る巨大衝突の痕跡

22 件の口頭発表と 20 件のポスター発表があった．招杉浦圭祐（名古屋大） 微惑星衝突による不規則形状形

待講演と一般講演の講演時間はそれぞれ 60 分と 30 分
（講演中の質疑を含む）であった．学会発表とは異なり，講演中に活発な質疑があることが本研究会の特徴である．ここでは，講演内容を筆者なりの理解で整理し，本研究会の様子を簡単に紹介する．各講演の詳細は発表者に問い合わせていただくか，研究会 web ページ（http://www.impact-res.org/impact17/）に 掲 載 さ れている要旨やスライドをご覧いただきたい．

成と衝突条件依存性
末次竜（産業医大） 重力支配域での微惑星の衝突破

壊について
柴田

雄（国立天文台） 氷微惑星の合体条件■11月21日（火）
大村知美（神戸大） 粒子間力が小天体表層の振動圧密特性に及ぼす影響に関する実験的研究
長足友哉（神戸大） 粉体流中のアグリゲイト観察

2. 講演概要

村上雄一（神戸大） 低密度弾丸を用いた焼結体の高速度衝突実験

研究会プログラムを以下に示す（敬称略）．

■11月20日（月）
木下敏輝（神戸大） 月面画像を用いたクレーター放出
物の解析
多田賢弘
（東京大） オーストラリア・アジアテクタイ
1. 宇宙航空研究開発機構 宇宙科学研究所
shimaki@planeta.sci.isas.jaxa.jp

向井正（京都情報大） 惑星間塵雲 : 構造・起源・力学進化【招待講演】
菊地紘（東京大） 火星を周回する破片はフォボスに衝突したか 【?招待講演】
佐々木晶（大阪大） ダスト衝突から宇宙風化作用へ【招待講演】
黒澤耕介（千葉工大） 衝撃圧力分布から推定する衝突
放出物速度分布と過渡クレータ径

50

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

岡崎昌志（神戸大） フラッシュ X 線を用いた衝突破壊現象の観測道上達広（近畿大） 微小衝突破片粒子の 3 次元形状分
布とイトカワ粒子への応用■11月22日（水）
脇田茂（国立天文台） 微惑星内の含水鉱物に対する

衝突の影響
城野信一
（名古屋大） 溶融岩石微惑星と溶融氷微惑星

諸田智克（名古屋大） はやぶさ 2 ONC データによるRyugu 表面ラフネスの推定〜着陸点選定訓練デー
タを用いた検討〜
2

佐 久 川 遥（神 戸 大 ） す ば る 望 遠 鏡 Hyper SuprimeCam データによるケンタウルス族天体のカラー測
定2

出山拓門（神戸大） 天文衛星 AKARI の搭載カメラ
IRC の絶対較正の再解析
2

布施綾太（日本大） 地球月系ラグランジュ点 EML2からの月面衝突閃光の観測との衝突
浩（名古屋大） デブリ円盤のガス起源

黒崎健二（名古屋大） 巨大氷惑星における衝突現象

阿部新助（日本大） 地球衝突天体のサイズ分布と軌道

樋口有理可（国立天文台） 惑星による小天体の一時捕小林■ポスター講演2

山崎祐太朗（神戸大） 高空隙石膏に形成されたクレーターの表面下観察2

石黒琢也（神戸大） 高空隙率シリカ層への衝突実験と空隙率を考慮したクレーターサイズスケール則の2

徹（神戸大） 原始惑星系円盤において鉛直方向に分布する固体物質の周惑星円盤への降着
川村浩司（神戸大） 土星リング粒子の衝突速度

2.1

招待講演

招待講演では，今年度のテーマであるダスト研究に構築
鈴木絢子（ISAS/JAXA） 雪標的への衝突で見られるクレーター周りのスポール地形
田澤

獲と衝突
本間

2

拓（神戸大） 含水率を変化させた粒子層への高速度衝突クレーター形成実験
2

ついて観測に基づく大小様々なスケールの研究が紹介された．ここでは筆者なりの理解で発表を紹介する．
向井正氏は惑星間塵雲について講演された．原始惑星系円盤よりも薄い惑星間塵雲の研究について，17

長友文哉（神戸大） 隕石を模擬した試料の衝突破壊

世紀の Cassini による黄道光（太陽の赤道面に沿った平

強度の確率分布と小惑星のサイズ依存性への応用

らな雲）の発見から最新の研究成果までを時系列に沿

岡本尚也（千葉工大） 画像処理によるイジェクタカー

って紹介いただいた．近年の HELIOS 探査機による黄テン形状の比較：室内衝突実験 vs SPH 衝突シミュ

道光の輝度観測から，惑星間塵雲は平坦な構造で時間

レーション変化もないことが明らかとなった．また，2000 年代

黒澤耕介（千葉工大） 衝突雷：惑星古環境を探る新たな視点

れていたが，最新の研究では彗星核および小惑星の反

保井みなみ（神戸大） 氷 ･ シリカ混合物の脆性破壊 ･
塑性変形遷移に関する実験的研究 : 宇宙雪氷学的応用

射スペクトルから 9 割が彗星起源と考えられていることが紹介された．
菊地紘氏は火星衛星フォボスの線状構造の起源につ2

矢部みなみ（神戸大） 多孔質氷の流動則に対する空
隙率の効果
黒澤耕介
（千葉工大） iSALE users group in Japan 活
動報告
石山は地球軌道付近の塵の 7 割以上が小惑星起源と考えらいて講演された．ロッシュ限界付近を周回するフォボスに着目し，線状構造の三次元形状モデルを用いた再解析から 5 種類の線状構造を認定した．線状構造の最大長さは衛星半周であり，線状構造を形成した衝突体

謙（ISAS/JAXA） iSALE に基づいた月のスミは火星中心座標系で環状構造をなしていた可能性を指ス盆地の形成摘した．さらに，N 体計算によるラブルパイル天体の2

潮汐力による線状分裂の可能性を報告し，かつて火星

川村真輝（近畿大） 小惑星探査機のフライバイとランデブーにおけるボルダー観測結果の比較
2. ポスター発表紹介者の輪が存在した可能性を議論した．球から逸脱するという小天体特有の問題に対する形状モデルの有用性を

「天体の衝突物理の解明（XIII）〜太陽系の進化過程におけるダストの役割〜」参加報告／嶌生

51

図1： 研究会集合写真．

実感させられた講演であった．

（多田），地上観測による地球衝突天体の分布（阿部）に佐々木晶氏は探査機による宇宙ダスト計測および宇ついて講演があった．阿部の講演では，電波と光の波

宙風化作用について講演された．宇宙ダスト計測に関長を用いた流星観測手法の開発から流星のサイズ，軌して，のぞみ探査機（PLANET-B）は，火星への周回

道，組成のビッグデータを構築しているとの報告があ軌道投入こそ叶わなかったものの，合計 120 回のダスり，様々な観測成果が統合されつつある印象を受けた．

ト計測イベントを検出したことを報告した．さらに近また加熱風洞による普通コンドライトの溶融飛散実験

年は衝突電離型ダスト計測器（Mars Dust Counter）がの話があり，コンドリュール形成にも結びつく非常に契機となって国内ダスト計測器の開発が進み，Bepi

興味深い実験であった．

Colombo および MMX へと繋がった経緯を紹介した．

（2）室内実験

小天体表面に「塵」が衝突して生じる宇宙風化作用（反室内実験から素過程を抽出し，スケーリング則を構

射率の低下，赤化，および吸収帯の弱化）に関して，

築して天体現象へと応用するためには，実験のセット

最新の研究では炭素質隕石ではフラットになり，赤化アップが肝要である．今年度は衝突現象とダスト物性だけでなく青化も存在することが紹介された．宇宙風に関して講演があった．衝突現象について，ダストカ

化作用は平坦なスペクトルを示す小惑星 Ryugu（はやーテンと飛翔体の実験（鈴木），ボルダーおよび低重力

ぶさ 2 探査天体）においても重要であると考えられるに関するクレータスケーリング則（巽，木内），衝突放ため，今後の展開が期待される．

出物の速度・破片分布（村上，岡崎，道上）
について講

2.2

一般口頭講演演があった．また，今年度のテーマでもあるダストに関して，粉体の圧縮特性および集合過程（大村，長足）衝突研究会にて講演される研究は多岐に渡る．ここについて講演があった．鈴木の講演では，粉体流と高では，口頭発表の内容について観測・分析，室内実験，

速度で衝突する飛翔体まわりの現象を流体力学的に扱

および数値計算・理論研究に分類し，簡単に紹介しつうための基礎実験が報告された．また，クレータスケ

つ研究会の雰囲気をお伝えしたい（以下，敬称略）．

ーリング則では弾丸 / 標的粒径比の影響（巽）および微（1）観測・分析

小重力で重要となる粉体層における強度の影響（木

衝突現象は様々な時空間スケールで天体表層や天体

内）が講演された．これらは，はやぶさ 2 探査で観察

軌道などに記録される．こうした衝突履歴はリモートされる小惑星 Ryugu のクレータ地形や SCI 衝突クレセンシング，地質調査と回収試料の分析，地上観測にータの理解に大きく貢献すると期待される．

よってその抽出が可能となる．これらに関して，月ク（3）数値実験・理論研究

レータレイおよびガニメデ furrows の解析（木下，平室内実験で扱えないスケールの現象（衝突破壊・合体，田），地球の衝突クレータにおける高圧相鉱物の発見

熱進化，円盤構造）
は数値実験での研究が有用であり，

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52

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

衝突業界では近年 SPH 法や iSALE を用いた研究が盛実験・解析の最新の結果について活発な議論が行われんに行なわれている．これらに関して，微惑星の衝突たという．その伝統は今年も変わらず，特に若手研究

破壊・合体成長（杉浦，末次，柴田），含水鉱物の起源

者を中心に，和やかな雰囲気ながらも活発な議論が交（脇田），マグマ - 水接触によるコンドリュール形成（城

わされた．また，黎明期からの方針「分野内に閉じて野），デブリ円盤の進化（小林），衝突圧力に基づく解は進展がないので外の人を呼ぶ研究集会であるべし」

析的クレータスケーリング則（黒澤）について講演があの通り，今年度も観測，分析，実験，理論の各分野かった．杉浦の講演では小惑星の不規則形状の衝突条件

ら多数の参加があった．発足から四半世紀を経てもな（速度と角度）依存性を調査し，細長い形状の成因としお続く文化は，人が育っていることを示しているのでて破壊が生じる十分な衝突速度と適度な衝突角度が必は な い か と 感 じ た．2018 年 は は や ぶ さ 2 が 小 惑 星

要であることを示した．さらに最大破片以外の破片のRyugu に到着し，翌年には SCI 衝突機の運用が計画さ

形状分布を調査し，小さい破片ほど丸くなることを示れるなど，衝突業界は新たな節目に到達したと思う．

したが，Eos 族の観測結果とは不整合である結果が報

次回の研究会では小惑星 Ryugu の様子が見られるこ

告された．今後の進展が期待される．城野の講演では，とを強く期待したい．少しでも本研究会に興味を持た

火山でのマグマ - 水接触実験に着想を得たコンドリュ

れた方は，ぜひ気軽に参加してみてほしい．

ール形成モデルを提案し，参加者との議論を通して今最後に，本研究会の開催にあたり尽力いただいた世後の方向性を探っていたのが印象的であった．様々な話人の方々，神戸大学の方々には会場の準備や整備な研究者と意見交換できる点も，本研究会の特色であろ

どを通して大変お世話になりました．この場をお借りう．

して感謝申し上げます．本稿執筆の機会は神戸大学の2.3

ポスター講演保井みなみさんから，写真は石黒琢也さんから頂きました．感謝いたします．

ポスター講演は夕方の懇親会の間に開催された．今
年度は学生による 1 分間のポスター発表紹介が企画さ

参考文献

れ，懇親会中にポスター概要が紹介された．時間になると強制終了されるという厳しい時間制限の中，どの発表者も自分の研究を聞いてほしいという熱意が感じられた．筆者は衝突実験を中心に 5 件ほどのポスターを丁寧に説明していただき，実験の最新トレンドを知ることができた．なかでも石黒の説明は非常に熱く，議論をするうちについついお酒が進んでしまった．

3.「12年後」の12年後
本稿執筆にあたり，第 1 回の参加報告書 [1] を見ていたところ，こんな記述があった．「日本惑星科学会設
立のころ，[...] 衝突破壊の研究会が年に一度つごう 3 回開催された．[...]『12 年後』，国内を見渡すと，惑星科学における衝突現象研究の新しいグループが立ち上がり，[...] このような状況のもとで，宇宙科学研究所の衝突小研究会の世話人であった荒川が折りにふれ昔のメンバーに声をかけ新たなメンバーを勧誘することで，研究会を開こうという機運が高まっていった．」こうして開催された第 1 回では，シミュレーションと衝突[1] 和田浩二 他, 2005, 遊星人 14, 202.

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New Faces

53

New Faces
黒崎 健二（名古屋大学院理学研究科）
皆様こんにちは．名古屋大学大学院理学研究科の黒崎健二と申します．2016 年 3 月に東京大学大学院理学系研究科にて学位を取得いたしました．博士論文は「Evolution of ice giants in and outside the solar
system」というタイトルです．学位を取得したのち，2016 年 5 月まで東京大学大学院理学系研究科地球惑星科学専攻に博士研究員として在籍し，2016 年 6 月から
現所属の名古屋大学理学部物理学教室にて博士研究員
として研究に従事しています．
私は東京工業大学 1 類に入学したのち，地球惑星科学専攻に進学しました．具体的にやりたいことが固まっていたわけではありませんでしたが，「いろいろ考

やるには難しすぎるから別のテーマにしよう」となり，えることがあって面白そう」くらいの気持ちで惑星科

当時はまだ発見数が少なかったスーパーアースの研究

学を選びました．地球惑星科学科での勉強を通して，に取り組むことになりました．2010 年当時はスーパ

惑星科学の理論的研究に興味を持ち始めたため，学部

ーアースといえば CoRoT-7 b が発見されたばかりで，4 年から惑星形成論の研究を行っていた井田研究室にケプラー望遠鏡の成果もまだ出ていない状況でしたが，所属しました．井田研究室の同期は他に瀧哲朗くんがその中でも高温環境下にある巨大氷惑星の質量散逸のいましたが，中本研とも共同でゼミを行っていたため影響を研究テーマに据えることになりました．研究室

ポスドクや学生が多く，とても活発な研究活動が行わの博士課程に在籍していた堀安範さんに基本的なことれている環境だと感じました．卒業研究のテーマを決

がらを教えてもらいながら，当時井田研究室の助教をめるとき，井田・中本研究室に所属していたスタッフ

されていた生駒さんの指導のもとで卒論に取り組んでやポスドクの方々から一度にたくさんのテーマを提示

いきました．

していただきました．テーマを出してくださったスタ

もともと天文学や惑星科学に興味はあったものの，ッフの方々と相談した結果，巨大氷惑星の内部構造の研究者になろうかと考えだしたのは，修士課程に進学研究をすることにしました．卒論のテーマを決めた頃してからだったと思います．修士課程に進学後しばら

は，巨大氷惑星（天王星，海王星）の内部構造として，くの間は就職すべきか，博士課程に進学して研究者を

重力モーメントから理解される内部の組成勾配，また目指すべきか悩みましたが，最終的には研究者を目指

それに伴う熱進化の研究を行う予定でした．この頃にそうと博士課程進学を決意しました．

伺った巨大氷惑星の問題として，天王星の熱放射が海指導していただいた生駒さんが東京大学の地球惑星

王星よりも小さい「暗い」惑星であることが観測的に科学専攻に移ることになり，修士 2 年から東京大学の知られているが，その熱進化過程の違いはまだ解決さ地球惑星科学専攻の委託学生になりました．東京大学

れていなかったということでした．しかし，「卒論での地球惑星科学専攻では，研究に関してしばしば右往

kurosaki.k@nagoya-u.jp

左往することが多く，その都度周囲に迷惑をかけてし↑目次へ

日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 201854

まいましたが，指導教員の生駒さん，当時大学院生だの放射強度は増えるらしいので，放射を大きくするこった阿部研究室の小玉さん，田近研究室の門屋くんらとで熱量をより多く逃せる可能性がありそうだ，といに助けていただきつつ，なんとか研究を続けていくこ

う点に気がつきました．このアイディアを適用すればとができました．

天王星が暗いという観測事実を説明できるかもしれな

博士課程からは，東京大学の地球惑星科学専攻を受いと考え，次の研究をスタートさせることにしました．

験し，正式に移籍しました．博士課程では，引き続き

惑星の表層環境やハビタブルの研究でなされていた議系外惑星の質量散逸の影響について研究を行っていま論は，東大のセミナーグループに参加してから詳しくしたが，当時国立天文台の成田さん達のグループと観聴き始めた内容だったため，博士課程から他のグルー測を交えて研究する機会をいただきました．系外惑星

プに移動したことは，自分の研究の幅を広げる上で非のトランジット観測の研究にも一部ですが携わること常に重要だったと感じています．

ができたことは非常によい経験になりました．また，

D3 の惑星科学会秋期講演会では，「大気中の氷成分

博士課程に進学したのち，卒論の頃にいったん先送り

凝縮がもたらす天王星熱進化問題への示唆」というタした，太陽系惑星の研究も行うことにしました．天王イトルで最優秀発表賞に挑戦しました．しかし，その星の熱進化研究へのアプローチを行う上で，内部の組

年はより完成度の高い研究発表をおこなった田中佑希

成勾配を議論するというアイディアを持っていました．

氏と田崎亮氏の 2 名が発表賞を獲得し，同世代には優しかし当時国内外でそのアイディアが認知され始めて秀なライバルがいると実感しました．

いたため，今から参入してもとても太刀打ちできない

東京大学を卒業したのちは現所属の名古屋大学に移状況でした．D2 の冬頃にいろいろ考えた結果，当時

り，現在はこれまでの研究から得られた議論を元に新所属していたセミナーで議論されていた射出限界を考しく研究を行っています．まだまだ未熟ですが，ご指慮したらどんなことが起こるだろうかと考えてみまし

導ご鞭撻のほどよろしくお願いいたします．

た．その結果，どうやら射出限界を考慮した方が惑星

仲内 悠祐（会津大学先端情報科学研究センター）
宇宙情報科学クラスター
皆様こんにちは．2017 年 3 月に総合研究大学院大学
物理科学研究科宇宙科学専攻にて博士（理学）を取得させていただいた，仲内悠祐と申します．現在は，会津大学先端情報科学研究センターにて研究員をさせてい
ただいています．大学院生としての 5 年間，指導教官の安部正真先生をはじめ，宇宙科学研究所太陽系科学
研究系固体グループの先生方，ポスドクの方々，秘書の方々，学生仲間，共同研究者の方々には大変お世話になりました．ありがとうございました．研究者の卵がようやく羽化し，（実物に可愛い雰囲気は微塵もありませんが）雛になりましたので自己紹介をさせてい安部研にて，太陽風プロトンによる宇宙風化作用に注

ただきます．

目してきました．特に，太陽風プロトンと C 型小惑星

私は大学卒業後，5 年一貫教育の総研大に飛び込み
nakauchi@u-aizu.ac.jpに存在すると考えられる鉱物との相互作用による OH
基や H2O の生成と，それに伴う反射スペクトルの変

New Faces

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化について研究を進めてきました．太陽風プロトンとけ，興奮のあまりファンとは思えぬ意味深な受け答え

鉱物の相互作用による OH 基や H2O の生成のアイディ

をし，インタビュアーを困らせたこともいい思い出で

アは，インドの月探査衛星 Chyandrayaan-1 に搭載さす．

3れた M の観測結果 [e.g.1] から注目を集め，観測結果

宇宙科学研究所での学生生活では，“君が作る宇宙を説明する実験的研究が行われました [2]．これらのミッション”をはじめとする様々なイベントを経験し結果に基づき，小惑星表層における OH 基や H2O の生てきました．その中でも，“君が作る宇宙ミッション”

成に注目し鉱物への照射実験がスタートしました．しは，宇宙科学研究所における合宿型の体験学習の機会

かし当時，鉱物に対して太陽風を模擬したイオンを照であり，企画・運営のほとんどを大学院生が行ってい射できる装置は宇宙科学研究所にはありませんでした．

ます．私もこのイベントの企画・運営に関わり，意見

そこで，京都大学の土 ` 山研にてイオン照射実験をさ統一を目指した議論や，的確に意見を伝えることの難れていた松本徹さんに若狭湾エネルギー研究センター

しさなど多くのことを学ばせていただきました．
“君の実験施設を紹介していただき，実験に着手することが作る宇宙ミッション”は，阿部新助さんとはしもとができました．その成果は LPSC にて口頭発表をさせじょーじさんが 2003 年に立ち上げ，高校生の間でのていただきました [3]．

知名度も向上し，夏の一大イベントとなっています．

若狭湾エネルギー研究センターの実験系では，イオ

この業界に飛び込んでから，様々な方と出会い，多ン照射装置と FTIR は独立であり，イオン照射後に試くの方に助けていただきました．また，多くのことを料を大気開放せずに反射スペクトル測定を行うことが学ばせていただきました．本年度も JSPS 先端拠点事できませんでした．そこで，D1 から上記問題を解決

業「惑星科学国際研究ネットワークの構築」の海外派

出来る新たなイオン照射装置の製作に着手させていた遣プログラムや，はやぶさ 2 プロジェクトでは，Driss

だきました [4]．本年度より，この装置を用いた実験

Takir 氏をはじめ新たに多くの方々と出会わせていたを本格的に進めてまいります．実験装置の構想から製だきました．心より感謝いたします．今後はこれまで

作まで，宇宙科学研究所キュレーションチームの方々学んだことを生かし，一人前の研究者になれるよう努には，多くの助言や助力をいただきました．さらに，

力し，惑星科学の発展に微力なりとも貢献できるよう

キュレーションの方々には公私にわたり良くしていた

精進してまいります．今後ともよろしくお願いいたしだき，毎月楽しい飲み会を開いていただきました．

ます．

大学院では自身の研究と並行して，はやぶさ 2 プロ
ジェクトに関わらせていただきました．近赤外分光計

参考文献（NIRS3）のチームに参加させていただき，検出器の性能試験，観測機単体の熱真空試験，衛星本体との噛み[1] Pieters, C. M. et al., 2009, Science 326, 568.

合わせ・総合試験，射場試験などの，貴重な経験をさ[2] Ichimura, A. S. et al., 2012, EPSL 345-348, 90.

せていただきました．特に観測機単体試験の時の岩田[3] Nakauchi, Y. et al., 2014, LPSC, #2004.

隆浩先生との出張では，毎日遅くまで試験を行った後， [4] Nakauchi, Y. et al., 2017, JpGU, PPS07-P20.
2 人で 26 時頃まで居酒屋で語らい楽しく実りある経験をさせていただきました．はやぶさ 2 プロジェクトでは，宇宙研や明星電気，種子島宇宙センターなどの様々な場所での試験に携わらせていただき，多くの方と出会わせていただきました．
はやぶさ 2 打ち上げ時には，宇宙科学研究所の後輩と種子島へ打ち上げを見に行きました．無事，打ち上がったことに感動と安堵を覚え，研究職へ進むことを決めたのを覚えています．打ち上げ前夜には，朝の情報番組“Zip!”などから“はや 2 ファン”として取材を受

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理学研究科
嵩 由芙子（京都大学大学院
宇宙科学研究所 月惑星探査データ解析グループ）

はじめまして．嵩由芙子（だけゆうこ）と申します．
2017 年 7 月に京都大学大学院理学研究科において，山路敦教授と佐藤活志助教のご指導のもと学位を取得しました．現在は，京都大学に研究員として籍を置きながら，宇宙科学研究所の月惑星探査解析グループの大嶽久志先生や大竹真紀子先生のもとで，研究を続けさせていただいています．

― 研究について
私 は， 月 表 層 で 観 察 さ れ る Mare ridge や Lobate
scarp，Straight rille といった断層・褶曲構造（以下，スがあったということがわかってきました．今後より

テクトニック地形）の形成史や成因に興味をもって研

広域の解析を行い，月全体のテクトニック地形の形成究をしています．テクトニック地形の成因は，月の内史と成因の描像を明らかにしていきたいと考えていま

部冷却や軌道進化，海の玄武岩溶岩の荷重に伴う月地

す．

殻の変形であると考えられています．従って，テクト
ニック地形の形成史を明らかにすることは，表層進化
だけでなく，熱史や軌道進化の理解のためにも重要であると言えます．

― 惑星科学との出会いとこれまで
アリゾナ州にあるバリンジャークレーターへ行ったこと．過去を振り返って，これが一つの大きな転機で学生時代には，テクトニック地形の形成年代の見積あったと思います．当時高校生だった私は，目の前にもりを目的に，かぐやが取得したデータを使った画像

ぽっかりあいた大きな穴に，不思議と心奪われてしま

解析や，手法開発を行ってきました．例えば，30 憶いました．

年前までに終了したと考えられてきた Mare ridge のそうして進学した神戸大学地球惑星科学科では，宮テクトニックな活動ですが，層序学的アプローチで，田隆雄先生のもとで，惑星探査データにはどんなもの

少なくとも 21 憶年よりも若い活動があった証拠を示があり，どうやって扱うのか．また火星の断層の観察しました [1]．これは，Mare ridge の成因が海の玄武

方法を学びました．

岩溶岩の荷重が原因のテクトニクスしか反映していな

修士から博士課程まで過ごした山路研究室では，数いという従来の説を否定し，内部冷却や軌道進化に伴百万年スケールの地球，特に日本のテクトニクスを中うグローバルなテクトニクスを反映している可能性を心テーマとした研究が行われていました．そこでは，示唆しています．また，断層活動が終了した時期をよ野外調査や顕微鏡観察，数値実験，理論計算と，様々

り定量的に見積もるために，クレーター年代学を応用なアプローチが行われていました．中でも，野外調査した手法を提案しました．断層活動終了後に断層上にについていったことは，地質学者たちが野外を歩きな形成したクレーターの線密度を測定することで断層活

がら何を見，何を考えるのかを学べるよい機会でした．

動終了年代を推定するといった方法です．ある断層にこの時の経験は，月でどんな地質学的研究ができるだ

適用したところ，少なくとも約 3 億年前まで，活動がろうかと考える場面で，よいヒントになっています．

あったことがわかり，つい最近まで月にはテクトニク

惜しむらくは，私の体力がなさすぎるのか，研究室のみんなの体力が超人レベルなのか（おそらく両方でしyukodakeko@gmail.com

ょうが），ついていくことで精いっぱい．なかなか頭

New Faces

脳労働をする余裕がなかったことでしょうか．
そして，もう一つ学生時代にとてもお世話になったのが，月地殻研究会です．この研究会では，驚くほどたくさんの質問が飛びます．その結果，自然と分野外の知識が増え，モチベーションはアップ．夜な夜な行
われる宴会では，惑星科学に対する熱い思いが語られ，見ていて気持ちのいい飲みっぷりは，私の小さな悩みや迷いを吹き飛ばしてくれました．
こうして振り返ってみると，実に色んな方に助けられ励まされながら，自由に研究をさせてもらっていたなと気づかされます．思い付きで突っ走る私を，言葉少なに，しかし的確なアドバイスで軌道修正をしてくれた山路先生．何がわからないかもよくわからずに困っていると，そのもやもやを言葉にして，何時間でも相談に乗ってくれた佐藤先生．そしていつも楽しませてくれる個性的な研究室のみんな．これまで支えてくださった方々に，この場を借りてお礼を申し上げます．
今，京都大学に籍を置きつつも，宇宙科学研究所で，惑星科学や探査の話題に囲まれ，今までになく刺激的な日々を送っています．こうした環境の中で自分がいかに無知かを思い知らされる日々ですが，少しでも惑
星科学，探査に貢献できる人物になれるよう努力を続けていきたいと思っています．みなさまどうぞ，これからもよろしくお願いします．

参考文献[1] Daket, Y. et al., 2016, Earth, Planets and Space 68,
157.

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日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

JSPS Information◇日本惑星科学会第124回運営委員会議事録◇日本惑星科学会賛助会員名簿◇日本惑星科学会主催・共催・協賛・後援の研究会情報◇日本惑星科学会第124回運営委員会議事録
日時：1/12（金） 13：00 － 15：00

運営委員会委員：
出 席 者

16 名

荒川 政彦，倉本 圭，中本 泰史，中村 昭子，千秋 博紀，和田 浩二，諸田 智克，林 祥介，平田 成，はしもと じょーじ， 竹広 真一，寺田 直樹，佐伯 和人，中村 智樹，上野 宗孝，藪田 ひかる
欠席 7 名渡邊 誠一郎，田近 英一，生駒 大洋，中島 健介，田中 智， 小久保 英一郎，橘 省吾（委任状：議長 5 通）

議題・報告事項：
１．RFI 回答の改訂作業について
・千秋惑星探査専門委員長から現状報告があった．
・原稿はほぼ集まって臼井寛裕RFI回答文書改訂作業部会主査がとりまとめ中である．
・運営委員会，omlに展開予定．1週間程度意見を受け付ける．
・最終版は運営委員会で承認する．
・1/29までに提出する予定．提出先は確認中．
２．シニア会員制度について
・中村将来計画専門委員長から検討内容についての説明があった．
・２案が提示された．
案１

秋季講演会参加に対する優遇案２まとまった会費の前払い制度

・別の案として，サービスなしで管理コストなしのシニア会員制度の提案があった．事前に正会員であった方が対象とするなどのルールが必要．今後，この案の実現性について情報専門委員会も含めて検討していくこととなった．
・スケジュール：連合の総会で会員に意見を求め，秋に決定する．

JSPS Information

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３．会員種別について
・諸田総務専門委員長から現状の会員種別について説明があった．
・非会員制度の整理が必要．現状は正会員との権利の差が小さいように思われる．
・もともと非会員は，アマチュア会員のため，と講演会登録のために一時的な登録のため，の２つの目的があった．
・秋季講演会の発表を正会員に限ってはどうか，との提案があった．しかし周辺分野の方に発表をお願いしにくくなるなど問題が指摘された．
・非会員のアマチュア会員と一時会員の機能を分けるのはシステム上困難である．
・正会員は権利として，投票権，選挙権，被選挙権があり，運営に関われるという大きなメリットがあり非会員との差は明確である，との意見がだされた．権利義務表に追記する．
・非会員制度は現状のもので継続とする．
・準会員制度は学会運営に直接関わらないので会則には含めない．
・会員と混乱するので入会ページから「準会員」の記載を抜く．購読制度と非会員登録制度の２つがある，とする．制度の名称は総務で検討する．
・非会員の申請受理を自動化することに関してシステム上問題ないか確認する．
４．運営委員の改選について
・諸田総務専門委員長から運営委員改選についての現状報告があった．
・10月から11月にかけてomlで改選規定変更に関する意見聴取をおこなったが意見は特になかった．
・役員選挙規定改定案に意見があれば１月中にsteeringに意見を出すこと．
５． 国際宇宙探査専門委員会について
・荒川会長から委員会に関する報告があった．
・今後，SELENE-R月極域探査の議論を進める予定．資源探査ではあるものの理学に関しても検討を進めることになっている．タスクフォースチームをつくる予定．
６．財務専門委員会の新任の承認
・竹広財務専門委員長から佐伯和人会員の新任の提案があった．
・異論なく承認された．
７．夢ロードマップへの対応について
・中村将来計画専門委員長，中本副会長で検討中であることが報告された．
・JpGUの宇宙惑星科学セクションでとりまとめられる予定である．
８．地球惑星科学分野大型研究計画のヒアリング実施について
・倉本副会長から説明があった．
・2020年のマスタープランの改定にむけてコミュニティでしっかり議論したものが出せるように準備を始める必要がある．
・惑星探査ミッションをどう対応するかを会長，副会長で議論する．
９．学会員の逝去に関して・１月にご逝去された会員の方に関して，ご遺族の方と相談して手続きを完了することとする．

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日本惑星科学会誌 Vol. 27, No. 1, 2018

10．EPS 分担金の件
・荒川会長から５学会会長会合での議論について報告があった．
・分担金については，30年度は科研費の採択に関わらず29年度と同じ（20万）とすることが報告され，異論なく承認された．
11．連合の代議員選挙の件
・荒川会長から代議員選挙の結果について報告があった．

◇日本惑星科学会賛助会員名簿
2018 年３月 25 日までに，賛助会員として本学会にご協力下さった団体は以下の通りです．社名等を掲載し，敬意と感謝の意を表します．（五十音順）
有限会社テラパブ
Exelis VIS 株式会社株式会社ナックイメージテクノロジー◇日本惑星科学会主催・共催・協賛・後援の研究会情報（a）場所，（b）主催者，（c）ウェブページ / 連絡先など．
転記ミス，原稿作成後に変更等があるかもしれません．各自でご確認ください．


2018/10
10/17-10/19 日本惑星科学会 秋季講演会（a）旭川市科学館，北海道旭川市（b）日本惑星科学会


2019/06
6/15-6/21

第32回宇宙技術および科学の国際シンポジウム（a）愛媛県松山市（b）31st ISTS Organizing Committee（c）http://www.ists.or.jp

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編集後記
前任の三浦さんから編集幹事を引き継ぎました杉山「校正では思いもよらないところが修正必要となりまです．編集幹事のお話を頂いたのは 2016 年の秋頃だ

す．楽しみに（？）していてください．」と言うお言葉ったと思います．その頃は高専に移ってまだ半年で，を頂きました．まだまだ気が抜けないようです．また，大学や研究所とは違った高専の日常生活に右往左往し筆不精な私にとって，この編集後記で何を書くかも頭ていたため，お願いして引き継ぎ時期を 2017 年ではを悩ませるポイントになりそうです．

なく 2018 年にして頂きました．通常でしたら 2 年で交

さて，この原稿は 2 月の初旬に書いていますが，今代するところを 3 年間務めて頂いた前編集幹事の三浦

年の 2 月といえば全国的な大雪とインフルエンザの猛さんには本当に感謝しています．引き受けたからには威ではないでしょうか．私の住む島根県松江市も大雪

しっかりと務めていきたいと思いますので，よろしくで交通が麻痺し，学校ではインフルエンザが蔓延しま

お願いいたします．

した．幸い私自身は交通事故やインフルエンザの感染

編集幹事となって初めて印刷所への入稿データを取はありませんでしたが，多数の学生がインフルエンザ

りまとめましたが，歴代の編集幹事による入稿データで休んだために補講や期末試験の再試験などが大変で作成マニュアルや編集長・前編集幹事の丁寧なサポーした…．会員の皆さんも健康にお気をつけ下さい．

トのおかげで，あまり迷うことなく入稿データの取りまとめ作業を行うことができました．心より感謝いた
します．入稿データを取りまとめた後に編集長から，それでは皆さんからの原稿を心よりお待ちしております．今後ともよろしくお願いいたします．
（杉山）

編集委員
和田 浩二 [ 編集長 ]杉山 耕一朗 [ 編集幹事 ]生駒 大洋，上椙 真之，岡崎 隆司，奥地 拓生，木村 勇気，黒澤 耕介，小久保 英一郎，白石 浩章，
関口 朋彦，瀧川 晶，田中 秀和，谷川 享行，成田 憲保，はしもと じょーじ，本田 親寿，三浦 均，
諸田 智克，山本 聡，渡部 潤一

2018年3月25日発行

日本惑星科学会誌
定 価
編集人
印刷所
発行所

遊・星・人

第27巻

第1号

一部 1,750 円（送料含む）
和田 浩二（日本惑星科学会編集専門委員会委員長）〒 501-0476 岐阜県本巣市海老 A&A 日本印刷株式会社〒 105-0012 東京都港区芝大門 2-1-16 芝大門 MF ビル B1 階
株式会社イーサイド登録センター内 日本惑星科学会
e-mail : staff@wakusei.jp
TEL : 03-6435-8789／FAX : 03-6435-8790（連絡はできる限り電子メールをお使いいただきますようご協力お願いいたします）

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