日本惑星科学会誌
第25巻
目
巻頭言

遊・星・人

第2号
次

中本 泰史

35


「2014年度最優秀研究者賞受賞記念論文」

原始惑星系円盤の高解像度観測から読み解く物理状態 武藤 恭之

36「2015年度最優秀発表賞受賞論文」

磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響
田中 佑希，鈴木 建，犬塚 修一郎46



エポックメイキングな隕石たち その8 〜Tenham隕石〜小惑星から探る地球マントル物質～ 64
富岡 尚敬

一番星へ行こう！日本の金星探査機の挑戦 その27
～金星の新しい姿をとらえる「あかつき」IR2，本格始動！～
佐藤 毅彦，中村 正人，上野 宗孝，上水 和典，鈴木 睦，今村 剛，山崎 敦，他6名

68

遊星百景
「私のお気に入りの地形」その4 〜Asteroid 25143 Itokawa〜
出村 裕英

72「サイズ分布ビッグピクチャー研究会」開催報告
長谷川 直，野沢 貴也，平下 博之，中村 昭子，臼井 文彦，和田 浩二，大坪 貴文

74

2016年度日本惑星科学会秋季講演会のお知らせ はしもと じょーじ

79

学位論文タイトル紹介

81

JSPS Information

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表紙デザイン：BROOKS■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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日本惑星科学会誌 Vol. 25，No. 2，2016

Contents
Preface

T. Nakamoto

35

Physical properties of protoplanetary disks from high-resolution imaging
T. Mutoobservations

36



Impact of magnetohydrodynamic waves on the atmospheric escape andstructures of gaseous planets

Y. A. Tanaka, T. K. Suzuki, and S-i. Inutsuka

46

Epoch-making meteorites (8)―Tenham meteorite – the earth's mantle mineralogy deduced from asteroidal materials―
N. Tomioka

Road to the first star : Venus orbiter from Japan (27)―IR2 onboard Akatsuki started to reveal new looks of Venus―

T. Satoh, M. Nakamura, M. Ueno, K. Uemizu, M. Suzuki, and 8 authors

My favorite topography (4) ―Asteroid 25143 Itokawa―

64

68

H. Demura

72

S. Hasegawa, T. Nozawa, H. Hirashita, A. Nakamura, and 3 authors

74

Report of workshop for size distribution

Announcement for 2016 annual meeting

G. L. Hashimoto

79

Recent theses in planetary sciences

81

JSPS Information		

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35

巻頭言

巻頭言

以前，友人との会話の中で，織り姫星（ベガ）と海王星とどっちが我々に近いと思うかと，問いかけたことがあった．なんでそんな話になったのかはよく覚えていないが，明らかなことがらを強調するためのたとえのつもりだったような気がする．ともかくそう聞いた．すると彼は，「そりゃ，織り姫星だろう．」と言う．予想外の答えに，僕はまた問う．なぜそう思うか．彼曰く，「だって織り姫星は見たことがあるけど，海王星は見たことがない．そんなに暗いのは，遠いからだろ？」彼は昔から理科が嫌いで関心もない人だが，論理的に考えられる人である．僕は感心し，次の言葉につまった．

私たちの直感は，私達の経験に基づいている．深く考察せず，軽い労力で物事を理解したつもりになるには直感は便利であり，実際，日々の生活を送る上ではそれで十分なことが多い．
しかし，惑星に関わることがらは私たちの日常とは大いに異なる現象であり，直感はなかなかうまく働かない．暗いから遠いとは限らない．探査機や望遠鏡で写真を撮って「見る」ことが出来たとしても，その現象を直感的に理解できるとも限らない．当たり前のことだが，現象の本質を正しく理解しようとしたら，いろいろな視点から多くの観測データをとって注意深く調べ，すべての観測データを合理的に解釈できるような理解にまでいたる必要がある．一方で，対象が複雑な現象であればあるほど，観測データそのものも，複数の観測データ間の関係も複雑になり，謎解きが難しくなっていく．このあたりが，この科学の難しいところであり，面白いところでもあるのだろう．なぜだかわからないが，この頃，改めてこのようなことを感じている．

友人との会話はその後，星までの距離について僕が説明する流れになったのだが，彼が余り関心を示さなかったので，ちゃんと理解してもらうことはできなかった．ところで，できることならこうした人々にも，星までの距離を求めること，科学することの意義を理解してもらい，応援してもらえることが望ましい．それにはどうしたらよいか．これはまた，難しい問題である．あるいは，おもしろい問題でもあるのかも知れないけれど．

中本 泰史（東京工業大学）■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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36

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016「2014年度最優秀研究者賞受賞記念論文」

原始惑星系円盤の高解像度観測から読み解く
物理状態
武藤 恭之

1

2015年9月16日受領，査読を経て2016年4月25日受理．

（要旨）原始惑星系円盤は惑星形成の現場である．近年，すばる望遠鏡や ALMA 望遠鏡など，地上の大型望遠鏡を用いた観測によって原始惑星系円盤の観測が大きく進展し，その新たな一面が明らかになってきた．
特に，原始惑星系円盤は，一般に「円盤」という時に考えるようななめらかな構造を持っているのではなく，様々なスケールでの構造を持っていることがわかってきた．
このような構造から何を読み取っていくか，
様々な研究が進められている．本稿では，原始惑星系円盤の観測に関する基本的な事項をまとめた上で，筆者自身の関わった研究を中心に，観測によって明らかになってきた円盤構造とその解釈について紹介する．

分解しながら，かつ星の周囲で質量が星のわずか 1 %1. はじめにに満たない原始惑星系円盤も正確に解かなければなら原始惑星系円盤は，生まれたての星の周囲に存在すない．このような計算は（いずれ解決すべき問題ではる，ガスとダスト（塵）からなる円盤である．原始惑星

あるが）大変な困難を伴う計算である．そこで，惑星系円盤の中でダストが集積し，原始惑星や惑星が形成

形成の理論的研究においては，
原始惑星系円盤の姿（物される．また，質量の大きな原始惑星は，周囲のガス

理的状態）を何らかの形で仮定したうえで論を展開すを捕獲することでガス惑星となる．この一連の過程をるという手法がなされてきた．例えば，現在の太陽系明らかにすることが，惑星形成研究の大きな目標であにおける固体成分の分布をもとにした最小質量円盤モる．

デル [ レビューとして 1] は，多くの研究の標準的モデ

惑星形成における大きな問題の一つとして，原始惑ルとして利用されてきている．

星系円盤の姿がどのようなものか，理論的な指標が存

一方で，観測的に直接原始惑星系円盤の姿を探ると在しないということがある．惑星形成は星形成からついう研究も盛んに行われている．1980 年代，若い星

づく一貫した過程であり，原始惑星系円盤は，星形成のスペクトルエネルギー分布（SED）
が，赤外線から電（分子雲コアの自己重力的な収縮）の副産物として自然波の領域にかけて明らかな放射の超過を持っているとに形成される．この意味では，原始惑星系円盤は理論いうところから，原始惑星系円盤の存在が確認され的には確実に存在するはずであるが，一方で，星形成[2]，その後 SED の分類 [ 例えば 3] によって円盤の進の立場からすると，原始惑星系円盤や惑星は「残りか化を議論する，といったような研究が進められてきた．

す」にすぎない．太陽系で最も重い惑星である木星で

近年では，観測技術の向上により，宇宙に存在する

さえ，太陽の質量のわずか 1/1000 である．もし，星原始惑星系円盤を，直接に画像として得ることが可能

形成から惑星形成過程までを首尾一貫して追おうとすになってきた．原始惑星系円盤は，星形成領域に多くれば，0.1 光年程度の拡がりを持つ分子雲コアから出存在する．その典型的な距離は，おおむね 140 パーセ

発し，星の長さスケールまでの全ての長さスケールをク 程度であり，例えば大きさ 100 天文単位程度の原

1. 工学院大学 基礎・教養教育部門
muto@cc.kogakuin.ac.jp

1. 1パーセクは3×10 cmであり，銀河系内の星どうしの間隔が，おおむねパーセク程度の大きさである．

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36

1

18

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原始惑星系円盤の高解像度観測から読み解く物理状態／武藤37

始惑星系円盤を空間的に分解しようとすると，少なく密度構造について知っておく必要がある．そこでまず

とも 0. 数秒角程度，より詳しく原始惑星系円盤を観は，原始惑星系円盤の物理構造（温度・密度構造）につ測しようとすれば，0.1 秒角かそれを切る程度の空間

いてまとめた後，円盤からの放射についてまとめる．

分解能は必要になる．
もし，近赤外線（波長 1 ミクロン程度）において回折限界像が達成されたとすると，原始惑星系円盤を空間

2.1

円盤の大局的な物理構造

原始惑星系円盤の質量は，非常に不定性が大きいが，的に分解して観測するためには，少なくとも口径 2 m星形成の副産物として出来るものであるから，少なく程度の望遠鏡が必要になり，またさらに構造を詳しくと も 中 心 星 の 質 量 よ り は 小 さ い は ず で あ ろ う．

調べようとすればより大型の望遠鏡が必要になる．可Hayashi et al. [1] による最小質量円盤モデルでは，ガ

視光から近赤外線にかけての波長域では，1990 年代

ス面密度は中心星から 1 天文単位の場所でおよそ 1700

より，大気の影響を受けないハッブル宇宙望遠鏡を用

g/cm であり，半径の 1.5 乗に従って面密度は小さく

いたり，地上の大型望遠鏡に補償光学装置を搭載したなっていく．この場合，もし円盤が半径 100 天文単位

りすることで原始惑星系円盤を空間的に分解して観測程度にまで拡がっていたとすると，その質量はおよそすることが可能になった [ 例えば 4]．

0.02 太陽質量程度となる．

2

また，サブミリ波などの電波領域における観測によ

次に，原始惑星系円盤の温度は，中心星からの輻射って円盤を空間的に分解しようとすると，単純には口による加熱と，原始惑星系円盤の表面からの熱放射の径数 100 メートル程度かそれ以上の大きさの望遠鏡がつり合いによって決まる．おおむね輻射平衡温度によ必要になりそうである．しかし，必ずしもそれは必要って円盤の温度が決まっていると考えると，中心星かではなく，電波干渉計の技術を用いることで，空間分

ら 1 天文単位程度離れた場所で 300 K 程度となる．中

解した観測が可能になっている．

心星から遠いほど温度は下がることになるが，輻射平

こういった，直接に原始惑星系円盤の写真を取ると衡温度と考えると，半径の 0.5 乗程度で温度が落ちていう観測技術が発展してきた結果，原始惑星系円盤のいく．ここから，ある半径での音速（300 K でおよそ 1

おおまかな構造のみではく，様々な小さな構造が見え

km/s 程度）はその場でのケプラー回転の速さ（中心星てきている．また，ガス成分が確かに存在しているこから 1 天文単位の位置で，中心星が 1 太陽質量程度のとも確認され，視線方向のガス速度の解析をもとに，ときに 30 km/s）に比べて十分に遅いということがわ

原始惑星系円盤が（ほぼ）ケプラー回転をしていること

かる．円盤の厚みは，中心星の重力と円盤の高さ方向も明確になってきた [ 例えば 5, 6]．

の圧力勾配力のつり合いで決まり，その大きさは音速

本稿では，まず 2 節で原始惑星系円盤とそこからのをケプラー角速度で割った程度の量であるから，円盤放射に関する基礎事項をまとめる．その後 3 節と 4 節で，の半径に対する厚みの比（アスペクト比）
は，およそ音すばる望遠鏡で得られた結果と ALMA 望遠鏡で得ら

速とケプラー速度の比の大きさ程度の量になる．した

れた観測結果について，筆者の関係する共同研究を中がって，円盤のアスペクト比は 1 より十分に小さく，心に，簡単に紹介していきたい．

円盤は幾何学的に薄いということが分かる．

2. 原始惑星系円盤からの放射

2.2

円盤ダストからの熱放射

原始惑星系円盤中にあるダスト粒子は，その温度に原始惑星系円盤からの放射を大別すると，以下の三種類に分類される：応じて熱放射を出す．先述のように，原始惑星系円盤の温度は中心の星に近いほど高く，およそ数 100 －◦円盤ダストからの熱放射1000 K 程度以上（１天文単位より内側）から，数 10 K

◦円盤ガスを構成する分子からの輝線放射程度（100 天文単位程度）に渡っている．したがって，◦円盤ダストによる散乱光

円盤の中で中心星に近い場所ほど短波長で光ることに

本節では，それぞれについて簡単に基本的な事項をまなる．赤外線で円盤全体の明るさを（空間分解せずに）とめる．円盤の放射を理解するためには，その温度・観測した場合，温度の高い，中心星に近い領域からや■2016遊星人Vol25-2_製版.indd37

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016ってくる放射が最も強い．一方，波長の長い電波で円電波干渉計を用い，空間分解して観測することが可能

盤全体の明るさを（空間分解せずに）観測すると，そのである．

放射の大部分は温度の低い外側円盤から放射されていガス輝線は，そもそもガス成分がダストとは独立なる．つまり，原始惑星系円盤全体の明るさを様々な波

原始惑星系円盤の構成物質であるという点のみでなく，長で観測して SED を求めることで，円盤の大まかな連続波では得られない，円盤の速度に関する情報を持構造を推定することができる．質量あたりの放射量とっているという点からも重要である．原始惑星系円盤

いう点では短波長の方が大きいが，一方で外側の円盤のガスの視線方向の速度成分に応じて，ドップラー効

ほど放射領域の空間的な拡がりは大きくなる．そのた果によってガス輝線の中心波長はずれるから，輝線のめに，原始惑星系円盤は電波でもそれなりの放射量が観測によって，ガス円盤の存在のみではなく，その円ある．

盤の回転運動の様子も知ることができる．ここから，ダストからの熱放射を考える上で重要なのは，ダス

円盤が天球面に対してなしている角度や，回転運動にトの吸収係数（放射係数）である．これはダストの組成基づいた中心星の質量の推定などをすることができる．

や温度，また大きさによって様々な値を取り，そのた

原始惑星系円盤からのガス放射は様々な分子で見つめに現実の原始惑星系円盤の物理的構造を観測的に調け ら れ て い る が， 最 も 代 表 的 な も の は 一 酸 化 炭 素

べるためには大きな不定性がある．大まかな値として（CO）とその同位体の輝線である．同位体が異なればは，可視光から赤外線の領域ではダスト質量あたりの円盤の中の分子の存在量が異なるため，光学的厚みも

3

4

2

大きく異なる．したがって，様々なガスの同位体を観2た電波の領域では 1 － 10 cm /g 程度の値を持ってい測することにより，原始惑星系円盤のガスの温度や密る [ 例えば 7]．したがって，最小質量円盤において中度を推定することが可能になる．

質量吸収係数で 10 － 10 cm /g 程度の値を持ち，ま心星から数 10 天文単位以上程度離れた場所で考えると，原始惑星系円盤は近赤外線から中間赤外線では光2.4

円盤ダストによる散乱光

学的に厚く，電波領域まで波長が長くなると光学的に先述の通り，原始惑星系円盤は可視光や赤外線の領薄いということになる．原始惑星系円盤におけるダス

域では光学的に厚い．一方で，中心星は温度が高いの

トの量は，円盤全体を見通すことができる電波を用いで，これらの波長で明るいが，中心星の光は原始惑星て推定されることが多い．また，円盤面密度の動径分系円盤の表面にある円盤ダストによって吸収・散乱さ布のベキが r－2

より浅い場合には，外側ほど大きな質れる．原始惑星系円盤に吸収された光のエネルギーは，量を持つことになるので，この点からも円盤のダスト

原始惑星系円盤の加熱に使われる．また，円盤表面で量を電波の観測を用いて推定することは理にかなって散乱された光のうち，観測者の視線方向に入った光はいる．ただし，もともとダストの量が多い，あるいは

実際に観測することができる．中心星は主に可視光か円盤にダストが集まっているような場所があったりすら近赤外線で放射をするから，散乱光もこれらの波長

ると，電波の領域でもダスト熱放射が光学的に厚くなで主に観測されることになる．

ることがありうる．

2.3

円盤ガスからの輝線放射

原始惑星系円盤のガスは，輝線放射を出す．どのよ

円盤ダストによる散乱光を観測するためには，すぐ近くにある中心星からの放射の影響を出来る限り低減させなければいけない．そこで，中心星の光を隠すためのコロナグラフや，星像を可能な限り安定させる補うなガスがどのような温度で存在するかによって，償光学装置を用いた観測が行われる．また，中心星の様々な輝線放射が様々な波長で観測される．温度の高光は偏光していないが，散乱光は偏光しているというい中心星の近傍からは，分子の振動回転輝線が，主に性質を用いた偏光差分撮像の手法により，近赤外線の赤外線の領域で観測される．また，温度の低い円盤の領域で，非常に解像度の高い原始惑星系円盤の観測が外側の領域では，分子の回転輝線が，主に電波の領域

なされ，様々な原始惑星系円盤の構造が明らかになっで観測される．分子の振動回転輝線を空間的に分解してきた．

て観測することは難しいが，分子の回転輝線であれば■2016遊星人Vol25-2_製版.indd38

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原始惑星系円盤の高解像度観測から読み解く物理状態／武藤39

本稿では，特に原始惑星系円盤の空間構造やそこか䡚100AU㉥እ⥺ᩓ஘ග

戻便
頹140pc埼
10徃貭邑哲

空間分解能は，可視光から近赤外線の領域の大型望遠鏡による 0.1 秒程度が最も良く，それと同程度の空間

ప

㧗

୰ᚰ
ᫍ

ら得られる円盤の物理量について議論する．現状での分解能が ALMA 望遠鏡によって，サブミリ波の領域で達成されつつある．そこで，以下の節では，すばる
望遠鏡を用いた原始惑星系円盤の観測と，ALMA 望ᩘAU௨ୗ㏆㉥እ⥺⇕ᨺᑕ
䜺䝇㍤⥺ᨺᑕ䠄㉥እ⥺䠅

遠鏡による観測について，特に筆者の関係した研究を䡚ᩘ10AU୰㛫㉥እ⥺⇕ᨺᑕ

䡚100AU௨㐲㟁Ἴ⇕ᨺᑕ
䜺䝇㍤⥺ᨺᑕ䠄㟁Ἴ䠅

図1： 原始惑星系円盤で観測される放射を表す概念的な図．空間分解能は，現状で得られている近赤外線および電波干渉計
観測の典型的な空間分解能を示している．

中心に紹介する．

3. すばる望遠鏡によって明らかになった原始惑星系円盤の詳細構造
すばる望遠鏡は，ハワイ島のマウナケア山頂にある
口径 8.2 m の光学赤外線望遠鏡である．すばる戦略枠

2.5

多波長観測による原始惑星系円盤構造の解明

プロジェクト『SEEDS』では，HiCIAO/AO188 と呼ばれる，大気の揺らぎを補正する補償光学装置と，中心

図 1 は，原始惑星系円盤からの放射をまとめた概念

星の光を遮るコロナグラフ装置とを搭載し，原始惑星的な図を表す．基本的に，原始惑星系円盤の内側から系円盤や惑星の直接撮像観測が集中的に行われた．こ外側にかけて，より長い波長で放射するということでのプロジェクトは 2009 年より観測が行われ，現在，まとめられるが，近赤外線の散乱光観測だけは例外で，ほぼ全ての観測が終了した段階である．

中心星から 100 天文単位程度離れた場所からも放射が筆者は，SEEDS プロジェクトに関わり，いくつかある．図 1 から，原始惑星系円盤の全体像を知るための原始惑星系円盤の観測について，主にデータの解釈には，いくつかの波長の観測を組み合わせなければなに携わった．図 2 には，SEEDS プロジェクトによっらないということが分かるだろう．

て取得された原始惑星系円盤の画像の一部を載せてい

図2： すばる望遠鏡のSEEDSプロジェクトで得られた，様々な原始惑星系円盤の画像．国立天文台プレスリリースより．

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40

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016とするとどうだろうか，という視点から考察してみよう．
密度波とは，原始惑星系円盤のような，差動回転する円盤に立つ定常な音波である．この性質については，
古くから様々な研究がなされてきており，標準的な教科書にも解説がされている [ 例えば 10]．また，日本天文学会の『天文月報』の拙著 [9] も参照にしていただけ
れば幸いである．
原始惑星系円盤の回転がケプラー回転であるような場合，密度波の形状は解析的に計算することができる．
その形は波の励起位置（半径と角度の 2 パラメータ）
・
励起位置における円盤の音速・音速の動径方向分布のベキ指数の計 4 パラメータに依存する式として表される．逆にいえば，波の形状をフィットすることで，こ図3： す ば る 望 遠 鏡 のSEEDSプ ロ ジ ェ ク ト で 得 ら れ た，SAO
206462周囲の原始惑星系円盤の様子と，密度波理論による渦巻き構造モデルのフィット．国立天文台プレスリリース
より．

れらのパラメータに対して制限が付けられるということになる．今回観測された SAO 206462 の場合，波の励起位置は，観測された渦巻きの位置よりも中心星から遠い場所にあり，また，円盤の厚みと半径の比（アる．この図からわかるように，中心星から数 10 天文

スペクト比）は 0.1～0.2 程度であろうという推定をす

単位程度の場所で，空隙や渦巻きなど，様々な構造がることが出来た．円盤の厚みは，何らかの方法によっ見えているということがわかる．すばる望遠鏡で取得て温度を測定することが出来れば，そこから求めるこできるのは主に近赤外線のデータであるから，この画とのできる量であるが，今回用いた方法は，それらと像は原始惑星系円盤の表面からの散乱光の分布を表しは全く独立に，差動回転円盤の力学の理論に基づいてているという点には注意が必要だが，原始惑星系円盤いるということに注意しておきたい．

は，それまでに考えられてきた（仮定されてきた）よう

SAO 206462 の場合，円盤の厚みに関しては他の観

な，なめらかな円盤ではなく，非常に構造に富んだ存

測とは矛盾の無い値であった．また，波の励起位置が在であるということが明らかになってきた．そこで，分かれば，ここから波のパターンが今後どのように回こういった構造から何を読み取っていくかということ転していくかを予想することができる．つまり，密度が問題になる．

波理論の予測と合うかどうか，長期間の構造の変化を

SEEDS プロジェクトの中で，筆者が特に深くかかわった観測として，原始惑星系円盤の渦巻き構造 [8]について簡単に紹介する．

調べることで，原理的には決着を付けられるはずである．
SAO 206462 の観測論文で，密度波理論に基づく渦図 3 は， す ば る 望 遠 鏡 に よ っ て 得 ら れ た SAO

巻き構造の解析的な公式を提示した．この式は，純粋206462 という星の周囲の原始惑星系円盤の画像であに理論的な研究の中では昔から知られていたものである．この星は，地球からおよそ距離 140 パーセクの位

ったが [12]，実際の観測に適用したのはこれが初めて置にある，1.7 太陽質量程度の星（Herbig F 型と呼ばれである．その後，他にも渦巻き状の構造を持つ原始惑る種族の星である）で，年齢が 800 万年程度と推定さ星系円盤が発見され [13, 14]，同様の解析が行われる

れている．すばる望遠鏡の観測により，SAO 206462と同時に，モデルパラメータの縮退の様子に関する解周囲の円盤には，数 10 天文単位のスケールでの渦巻析 [15] や，より詳しい波の形状の研究なども進んでき

き状の構造が観測された．このような構造が何を意味た [16]．

しているのか，様々な可能性がありうると思われるが，我々の研究で提示した，密度波理論に基づく波形の一つの可能性として，円盤に立っている密度波だった

式は，厳密なことを言えば，原始惑星系円盤の中心面■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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原始惑星系円盤の高解像度観測から読み解く物理状態／武藤41のガスの観測に対して適用されるべきものである．こており，装置性能の評価が行われている段階であるが，れを，散乱光の観測に対して用いるということは，暗一部のアンテナや機能を用いた初期科学観測運用がに中心面と円盤表面が同じ構造であることを仮定して2011 年からすでに開始されている．初期科学観測運いる（例えば，静水圧平衡のような状況が成り立って用の最初の段階（サイクル 0 運用）であっても，その空いる）し，また円盤のダストの観測に対して適用して間分解能は既存の電波干渉計と同程度，感度はそれをいるということは，ガスとダストが同じように運動し遥かに凌ぐほどの性能があり，多くの科学的成果を導ている（つまり，ガスとダストの間の摩擦が強い）こと

いた．そして，2014 年には長基線のキャンペーン観を仮定している．これらの仮定は，理論的な計算や他測が行われ，0.02 秒角から 0.03 秒角という，光赤外のの波長での観測によって，今後検証されていかなけれ

望遠鏡に匹敵するほどの高空間分解能を，サブミリ波

ばならない．

の観測で達成した．ALMA 望遠鏡のデータは，科学

他の観測を組み合わせることで，そもそもこの構造性能実証のための観測によって得られたものであれば，が密度波であるかどうかに加え，（密度波だとすれば）

データの質保証が確認されるとほぼ即時に，また通常その起源にも迫っていくことができるだろう．すばるの共同利用観測によって得られたものであっても，PI

望遠鏡のデータを出版した時は，他にこれだけの空間に対してデータが配信された一年後には，全世界に対分解能での観測が無かったこともあり，観測された渦

してデータがアーカイブとして公開される．通常の共巻き構造が密度波（＝原始惑星系円盤中の音波）であっ同利用観測に加え，アーカイブを用いた研究も活発にたとしたらどのようなことを言えるのかということを，なってきている．

出来る限り観測データを直接使えるような形で解析した．

ここでは，ALMA のサイクル 0 観測において筆者が特に関わった HD 142527 という星の周囲の原始惑

密度波は，本質的には音波であるから，その成因と星系円盤のガスやダストの構造，また，長基線キャンしては，円盤乱流や円盤中の惑星など，いくつかの可ペーン観測によって得られた HL Tau という星の周囲能性がある．渦巻き構造の起源を特定するためには，の高解像度のダスト連続波観測について紹介しよう．

この構造の特徴を，別の波長の観測なども含めて多角的に捉えていく必要がある．すばる望遠鏡での観測の後，他の望遠鏡・波長での観測もなされており，例え

4.2

HD 142527周囲の原始惑星系円盤におけるガス・ダストの構造

ば ALMA 望遠鏡（後述）を用いた観測からは，この円

HD 142527 は，年齢 500 万年程度の中質量星（およ

盤の南側にダストが集まっている領域が存在している

そ 2.2 太陽質量）であり，周囲に非常に特徴的な構造をことが示唆されており [17]，その構造とすばる望遠鏡

持った原始惑星系円盤を持っている．この円盤は，こで見えた渦巻き構造との対応が見えることが報告されれまでに多くの観測がされている．この天体の原始惑ている．もしかすると，円盤内の非軸対称な物質の分星系円盤は，数 100 天文単位程度にまで拡がっており，布が，密度波を励起しているのかもしれない．

近赤外線の散乱光で大きなスパイラル状の構造が見えている [18]．また，半径 100 天文単位程度の，ダスト

4. ALMA望遠鏡によって明らかになった原始惑星系円盤の構造
4.1

ALMA望遠鏡の概要

ALMA 望遠鏡は，南米チリのアタカマ高地に建設がほとんど存在しないと思われる「穴」が存在しており，
中心星のごく近傍にはまた小さな円盤が存在しているものと考えられている [19]．穴やスパイラルとの関係は不明だが，中心星から 13 天文単位程度の距離に，
M 型星と思われる伴星が存在することが，観測的に示唆されている [20]．

された大型の電波干渉計である．ALMA は，口径 12

この天体の ALMA によるサイクル 0 運用の観測は，

m のアンテナと 7 m のアンテナを組み合わせ，これま

チリのグループ [21] と日本のグループ [22] において独

でにない空間解像度と感度を達成することが可能であ立に行われ，データ解析などもそれぞれ独立に行われる．現在，ALMA は全てのアンテナの建設が終了した．二つのグループでは，観測波長や輝線の種類が異■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 201613

図4： HD 142527周囲の原始惑星系円盤の観測によって得られたダスト連続波（左）と CO輝線（右）の分布．[22]より引用・改変．

なっている．日本グループが取得したデータは，主に
1318340 GHz 帯におけるダスト連続波・ CO・C O の輝

円盤北側領域
ガス・ダスト比 ~1線データなどから成っており，ここでは特にこれらのダストリング
幅およそ 50AU

データについて述べる．
13

図 4 には，観測されたダスト連続波および CO ガス
輝線の分布を示す．観測の結果，ダスト連続波には明るさの強い非対称性が見られた．また，動径方向の明「穴」の半径およそ 100AU

内側にも
ガスが存在

るさ分布も，天球面上で中心星からおよそ 160 天文単
位程度離れた位置にピークを持つガウシアン状の構造をしており，「円盤」というよりも「リング」といった方がふさわしいような構造であった．一方で，ガス輝線の方には強い非対称性は見られず，また動径方向にもより拡がった構造をしていた．原始惑星系円盤がここまでの顕著な非対称性を持ち，またガスとダストで大きく異なる分布をしているということは，ALMA

ガス円盤の外側半径、約 250AU
その外にも、薄いガスが存在

円盤南側領域
ガス・ダスト比 ~30

図5： HD 142527周囲の原始惑星系円盤のガス・ダスト分布のモ
デル．[24]より引用・改変．

によって初めて明らかになったことである．似たよう絞った．そして，それぞれの明るさ動径分布を再現すな構造は，他の円盤でも観測されており [23, 17]，こるような，軸対称のダストとガスの分布は何か，といこでも原始惑星系円盤は決してなめらかな構造ばかりうことに注目し，HD 142527 の周囲の原始惑星系円盤ではないということが分かってきた．

の非対称性に関する示唆を得ることを目標とした．図

ALMA によって，非常に質の良いガスとダストの5 には，モデル計算の結果得られた円盤の描像を示す．

データが得られたので，この観測を再現するようなダモデル計算の結果，北側のダストが明るい方向では，

ストやガスの分布はどのようになっているのか，モデダスト連続波も光学的に厚くなるほどにダストが多くルを作って調べた [24]．しかし，非軸対称な円盤のモ集まっており，ダストの面密度にして南側の 70 倍もデルをいきなり作るのは大変な作業であるので，円盤の量が集まっているということが示唆された．一方，の北側でダスト連続波が最も明るい方向と，円盤の南ガスの分布に関しては，円盤の北側と南側で，面密度側でダスト連続波が最も暗い方向との二方向に焦点をにそこまで大きな非対称性は無く，北側の方が南側に■2016遊星人Vol25-2_製版.indd42

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原始惑星系円盤の高解像度観測から読み解く物理状態／武藤

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比較して 3 倍程度のガスが集まっていれば観測を再現できるということが分かった．また，ダストは動径方向に幅 50 天文単位程度の狭い領域に集まっているのに対し，ガスは 100 天文単位以上に渡る広い領域に分布しているということも分かった．特に，ダスト連続
波がほとんど見えなくなっている，中心星から 100 天
文単位の場所より内側の領域にも，ある程度のガスが残っていなければならない．ガスとダストの量の比は，星間空間では質量比でおよそ 100：1 程度であると言われているのに対し，この円盤の場合，北側の最もダストの集まっている場所では 1：1 に近くなっているということも示唆された．そして，今回の計算で得られたモデルをもとに，円盤全体でのガス・ダストの総量を見積もってみると，星間空間に比較してガスに対するダストの量の割合が多くなっているということが示唆された．つまり，HD 142527 周囲の原始惑星系円盤においては，何らかの形ですでにガスの散逸が起こっており，円盤進化の後期段階にあるのではないかということが示唆された．この段階で，円盤の北側の部

図6： HL Tau周囲の原始惑星系円盤に発見された多重リング構
造．内側から2番目の細いリングが，中心星からおよそ30
天文単位の位置にある．国立天文台プレスリリースより引
用．

分にダストが強く濃集している場所があるということ

り出す．特に，木星質量程度の惑星の場合，その軌道は興味深く，このような場所で，もしかすると惑星がの周囲のガスやダストを跳ね飛ばし，密度の薄い領域

形成されつつあるのかもしれない．

（ギャップ構造）を作る．円盤と惑星の相互作用によっ

4.3

HL Tau周囲の原始惑星系円盤に見出されたギャップ構造2014 年に，ALMA 望遠鏡の高空間解像度観測の実て出来るギャップの深さや幅が，惑星の質量や円盤の物理量とどのように関係しているのか，様々な計算がこれまでになされてきたが，議論があまり収束していない状況であった．

効性を試験するため，長基線のキャンペーン観測が行

ギャップ形成は，原始惑星系円盤と惑星の間の，重われた [25]．その中で，HL Tau という星の周囲の原力を介した角運動量交換の過程と捉えることができる．

始惑星系円盤の観測が行われ，0.03 秒（HL Tau の距離

そこで，数値シミュレーションの結果を参考にしつつ，

140 pc では，4 天文単位程度の長さスケールに相当す

多くのパラメータを振った数値計算と角運動量保存則る）を切るような高空間解像度のダスト連続波画像のに基づいて，ギャップの構造を改めて見直すというこ取得に成功した [26]．その結果，図 6 に示すような多とが，シュチェチン大学の金川和弘研究員（研究実施

重リング構造が発見された．このデータは 2015 年 2

当時は北海道大学所属）を中心として行われた [27, 28]．

月に全世界に公開された．それ以来，関連する論文がその結果，惑星があけるギャップの深さや幅は，惑星数多く出版・投稿されている．日本のグループでも，質量と中心星質量の比・円盤のアスペクト比・乱流粘データ公開と同時に，即座に筆者自身を含めた共同研

性の三つのパラメータの適当な組み合わせによって表究のグループを立ち上げ，様々な議論を行った．ここされるということが見出され，ギャップの深さや幅をでは，筆者が関係したものとして，原始惑星系円盤と非常に簡単な式で表すことができた．

惑星の重力相互作用によるギャップ形成について簡単に紹介しよう．

HL Tau の観測では，図 6 の上でギャップに見えているような場所でも，実際には放射は観測されている．

原始惑星系円盤中に存在する惑星は，周囲の円盤とつまり，ギャップの底からやってくる放射も観測されの重力的な相互作用によって円盤内に様々な構造を作ている．また，異なる周波数帯のデータ（230 GHz 帯■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016と 345 GHz 帯，実際はさらに 100 GHz 帯のデータがのモデルでは，その仮定の多さゆえ，結果としてどのあるが，今回は使っていない）があるため，ダストのようなことが分かったのかが不明確であることが多い．

性質を仮定すると，比較的簡単にダストの面密度や温円盤構造のどの部分に注目するとどのようなことが言度を見積もることができる．ALMA の観測データから，えるのか，（ある程度の）汎用性と簡便さ，そして何よ中心星から 30 天文単位程度にあるギャップについてりも予測可能性を持ったモデルの構築が必要である．

その深さを見積もるとおよそ 1/3 から 1/7 程度となっ

また，様々な構造を持つ円盤が見つかった時，どの構た．ギャップの深さと惑星質量との間の関係式を用い造に注目して何を捨てるか，といったセンスも要求さると，このギャップがもし惑星によって形成されたとれる．

仮定するならば，その惑星の質量は少なくとも 0.3 木

本稿で紹介した，原始惑星系円盤の渦巻き構造やギ星質量よりも大きくなければならない，という制限を

ャップ構造のモデルについては，観測データへの応用与えることができた．さらに，ギャップの幅から推定のしやすさという点に特に注意を払いながら作られたされる惑星質量についても，深さから与えられる制限

モデルであるが，その分で仮定も多く，気をつけて使と無矛盾であることもわかった．ただし，これらの論

わなければならない．例えば，原始惑星系系円盤は，

文においても，ダストの空間分布とガスの空間分布は

ガスとダストの二成分の系であるが，本稿で紹介した同じであるという大きな仮定をしているという点は注

モデルは基本的にはガスの（面）
密度分布に対して成立意しておきたい．

するものである．実際の観測は，現状ではダストの観

なお，ここでは惑星によるギャップ形成に注目した測が主であるから，このモデルを適用する際には注意議論を行ったが，HL Tau 周囲の円盤の構造について（2016）
深い議論が必要になる（実際，Kanagawa et al.

は，力学的不安定性が起源となるという考え [31] や，[28] では，モデルの適用可能性や他研究との比較に多いくつかの分子の状態変化に関連付けるアイディア

くの紙幅を費やしている）．
現状のモデルの制限を外し，[32, 33] もあり，決着はついていない問題である．

より現実的なモデルを構築していくことが今後の一つの方向性となるであろう．

5. まとめと今後の課題

ALMA 望遠鏡の登場によって電波の領域で原始惑星系円盤の非常に良い観測が得られるようになりつつ

本稿では，原始惑星系円盤の高解像度観測から実際ある．ALMA は，今後の運用で高解像度観測も多くの円盤の物理状態をどのように見出していくか，自身行われる予定であり，電波領域でのデータや天体数はの関わった課題を中心にいくつかの例を紹介した．具増えていくだろう．また，近赤外線の領域でも，さら体的には，渦巻き構造から円盤の厚み（温度）に関するに技術が進み，VLT 望遠鏡や Gemini 望遠鏡において，情報を引き出すためのモデルや，ギャップ構造から惑

良いデータが取得されている [15, 29, 30]．これからの星の質量や円盤の厚みに関する情報を引き出すための課題として，このような多くの観測データをまとめあ手法を簡単に紹介した．

げ，「多波長・高解像度」の情報から得られる原始惑

高解像度観測によって，原始惑星系円盤の様々な構星系円盤の一般的な性質を引き出し，惑星形成の現場

造が見えてきている．そして，このような構造を作るとしての原始惑星系円盤の姿を明らかにしていくこと

ような物理としては，円盤における力学的過程が一つが必要になるであろう．ALMA のデータはアーカイの有力な可能性として挙げられるだろう．これまで，

ブが非常に充実しているとともに，データ解析のツー

数値シミュレーションに頼るしかなかった原始惑星系

ルも提供がされている．また，Gemini 望遠鏡のデー

円盤の力学的過程について，現実の円盤と比較できる

タなども，比較的使いやすい解析ツールが提供されてレベルの観測データが出てきているという点は特筆す

おり，これまでに観測の経験が少なくても，参入しやべきである．

すい環境があると言える．理論の知識を背景に，最新

その一方で，観測に応用しやすいモデルという点か
らすると，不十分を感じることが多い．例えば，うまくパラメータを選んで一つの観測を再現したという類■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

44の観測事実に基づき，惑星系形成の謎に迫っていきた
いと考えている．
本稿は，日本惑星科学会 2014 年度最優秀研究者賞

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←目次へ

↑ＴＯＰへ

原始惑星系円盤の高解像度観測から読み解く物理状態／武藤受賞記念論文として執筆しました．推薦書を執筆していただいた井田茂氏，また大学院時代の指導教員であった犬塚修一郎氏には，特に感謝を申し上げます．こ

45

L153.
[19] Verhoeff, A. P. et al., 2011, Astron. & Astrophys. 528,
A91.

れまでの研究は，数多くの方との共同研究無くしては[20] Biller, B. et al., 2012, Astrophys. J. Let. 753, L38.

は成し得なかったものです．本稿で紹介した研究に関[21] Casassus, S. et al. 2013, Nature 493, 191.

する主な共同研究者だけでも，橋本淳氏，Carol A.

[22] Fukagawa, M. et al., 2013, Publ. Astron. Soc. Japan 65,

Grady 氏，深川美里氏，田村元秀氏，百瀬宗武氏，塚L14.

越崇氏，花輪知幸氏，西合一矢氏，金川和弘氏，竹内[23] van der Marel, N. et al., 2013, Science 340, 1199.

拓氏，谷川享行氏他，多数の方の協力によって成り立[24] Muto, T. et al., 2015, Publ. Astron. Soc. Japan 67, 122.

っています．また，筆者の遅筆ゆえに，編集長の和田[25] ALMA Partnership, 2015, Astrophys. J. Let. 808, L1.

浩二氏には大変なご迷惑をおかけしたことを，深くお[26] ALMA Partnership, 2015, Astrophys. J. Let. 808, L3.

詫び申し上げます．また，査読者の奥住聡氏には，有[27] Kanagawa, K. D. et al., 2015, Astrophys. J. Let. 806,

益なコメントをいただきました．筆者はこれまでに，
日本学術振興会科研費特別研究員奨励費（07J02409,
10J02942），研究活動スタート支援（24840037）
，若手

L15.
[28] Kanagawa, K. D. et al., 2016, Puble. Astron. Soc. J.,
accepted.

研究Ｂ（26800106），文部科学省科研費新学術領域研[29] Garu, A. et al., 2013, Astron. & Astrophys. 560, A105.

究（23103004）他の助成を受けました．

[30] Rodigas, T. J. et al., 2014, Astrophys. J. Let. 791, L37.
[31] Takahashi, S. Z. and Inutsuka, S., 2014, Astrophys. J.

参考文献

794, 55.
[32] Zhang, Ke et al., 2015, Astrophys. J. Let. 806, L7.

[1] Hayashi, C. et al., 1985, in Protostars and Planets II,[33] Okuzumi, S. et al., 2016, Astrophys. J. 821, 82.

University of Arizona Press, 1100.
[2] Rucinski, S. M., 1985, Astron. J. 90, 2321.
[3] Meeus, G. et al., 2001, Astron. & Astrophys. 365, 476.
[4] Burrows, C. J. et al., 1996, Astrophys. J. 473, 437.
[5] Koerner, D. W. et al. 1993, Icarus 106, 2.
[6] Dutrey, A. et al., 1994, Astron. & Astrophys. 286, 149.
[7] D'Alessio, P. et al., 2001, Astrophys. J. 553, 321.
[8] Muto, T. et al., 2012, Astrophys. J. Let. 748, L22.
[9] 武藤恭之他, 2013, 天文月報 106, 195.
[10] Binney, J. and Tremaine, S., 2008, Galactic Dynamics:
Second Edition (Princeton University Press)[11] Landau, L D. and Lifshitz, E. M., 1959, Fluid
Mechanics (Oxford: Pergamon Press)[12] Rakov, R. R., 2002, Astrophys. J. 569, 997.
[13] Grady, C. A. et al., 2013, Astrophys. J. 762, 48.
[14] Boccaletti, A. et al., 2013, Astron. & Astrophys. 560,
A20.
[15] Benisty, M. et al., 2015, Astron. & Astrophys. 578, L6.
[16] Zhu, Z. et al. 2015, Astrophys. J. 813, 88.
[17] Perez, L. M. et al., 2014, Astrophys. J. Let. 783, L13.
[18] Fukagawa, M. et al., 2006, Astrophys. J. Let. 636,

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016「2015年度最優秀発表賞受賞論文」

磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響田中 佑希 ，鈴木 建 ，犬塚 修一郎
1,2

1,3

1

2016年3月29日受領，査読を経て2016年4月26日受理．

（要旨）ホットジュピターのような短周期ガス惑星では，大量の質量放出が発生していることが紫外線でのトランジット観測から明らかになっているが，その詳細なメカニズムについてはまだ解決されていない点が多く残されている．我々はガス惑星大気中での磁気流体波動の伝播とその散逸によって，惑星からの大気の流体力学的な流出が駆動されるというモデルを提案し，磁気流体力学シミュレーションを行うことによってそのモデルの検証を行った．その結果，磁気流体波動の散逸によってガス惑星の高層大気は高温に加熱され，大気の乱流が一定の強度以上であれば，観測されている値と整合的な質量放出率が得られることが判明した．
さらに質量放出率と大気構造の，惑星質量や半径などのパラメータ依存性についても議論し，質量放出率は大気の圧力スケールハイトに強く依存している事を示した．またこのモデルを大気散逸が観測されている惑
星 GJ 436b に対して適用した結果，従来の大気散逸駆動モデルでは説明が困難であった観測的特徴を説明出来るパラメータが存在することが判明した．我々の研究は，ガス惑星大気中での磁気流体波動は大気散逸や大気構造に大きな影響を与える事を意味するものである．

1. はじめに系外惑星は，その軌道長半径や質量などの特徴によって様々に分類される．その一例が，本稿で着目する

現在までに多数の太陽系外惑星が様々な検出手法にホットジュピターと呼ばれるタイプの惑星である．ホ

よって発見されており，その個数は 2000 個を超える．

ットジュピターとは，主星に極めて近い位置を公転し特に，宇宙望遠鏡であるケプラーによるトランジットている巨大ガス惑星のことであり，主星からの強い輻

観測によって，惑星の検出個数は飛躍的に増加した射を受けているため，名前の通り表面温度は 1000 K[1]．最近では，軌道長半径や惑星の質量といった基本を超える高温となっている．ホットジュピターは，質的な物理量のみならず，惑星の組成や構造といった情量や半径，軌道長半径的に比較的検出や観測が行いや報も明らかにされつつあり，系外惑星は非常に多様性

すい惑星であり，初めて存在が確認された主系列星まに富んでいる事も分かっている．このような多様な姿

わりの系外惑星であるペガスス座 51 番星 b も，ホッをした惑星系がどのように形成され，どのように進化

トジュピターに分類される惑星である [2]．系外惑星

してきたのかという点は，惑星科学や天文学における探査の黎明期には，このようなホットジュピターが多非常に重要な研究課題の一つである．また，惑星系のく発見された．

形成や進化を考える上では，個別の惑星がどのような系外惑星の特性を探る上で非常に重要な手法がトラ特性を持っているかを知ることも重要であり，観測，ンジット法である．地球から見て惑星が主星の手前を

理論の両面から多くの研究が行われている．

横切る位置関係になる場合，主星からの光が惑星によ

1. 名古屋大学理学研究科
2. 国立天文台
3. 東京大学大学院総合文化研究科
yuki.tanaka@nao.ac.jp■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

46って遮られる事によってわずかに減光を起こす．この減光を捉えることによって惑星を検出する事ができ，
また減光率と主星の半径から惑星の半径を決定するこ

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9:07:05磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中 他とが可能となる．同じく主要な系外惑星の検出手法である視線速度法と組み合わせることによって惑星の質量を決定することが出来るため，惑星の平均密度が判明し，惑星の組成に関する重要な情報が与えられる．
さらに惑星がトランジットを起こしている時は，主星

47

2. 短周期ガス惑星の大気散逸と
大気構造
2.1

短周期ガス惑星の紫外線トランジットからの放射の一部は惑星の大気を通過してやってくる

上述のように，短周期惑星，特にホットジュピター

ことになる．そのため，惑星がトランジットしているの紫外線領域でのトランジット観測から，惑星の高層時としていない時のスペクトルの変化から，惑星の大大気と大気散逸の様子を探ることが可能となる．初め

気の情報を引き出すこともでき，このような観測（トての紫外線トランジット観測は，2003 年にホットジ

ランジット分光観測）も近年盛んに行われている．例ュピター HD 209458b に対して行われた [4]．この観測

えば，可視光，近赤外線領域では，惑星大気中のアルでは水素のライマンアルファ線での強い吸収が観測さ

カリ金属や分子種の検出，大気の温度構造の推定などれている．非常に興味深いのは，紫外線でのトランジが行われており，また近紫外線領域も含めた広い波長

ット時の減光率が，可視光での減光率と比べてずっと

帯での観測からは，大気中におけるレイリー散乱やエ大きかったということである．HD 209458b の可視光

アロゾルによる散乱，雲やヘイズの有無といった様々

線でのトランジット減光率は～1.5 % であるのに対し，な大気特性が明らかにされつつある [e.g., 3]．

紫外線（ライマンアルファ線）での減光率は～15 % で

このように，系外惑星の多波長でのトランジット観あった．トランジットの減光率は惑星の大きさと対応

測からは非常に興味深い情報を得ることができ，様々しているため，各波長でトランジットの減光率が異なな惑星の現在の様子や進化を理解する上で重要な手段

るということは，異なる波長で見た時の惑星の見かけである．さらに波長の短い紫外線領域でのトランジッの大きさが大きく異なるという事になる．可視光でのト観測も同様に重要である．紫外線は吸収断面積が比減光率は，この惑星の半径が～1.38 RJ であることに較的大きく，惑星の希薄な高層大気を探るのに適して．一方で紫外線でのト対応している（RJ は木星半径）

いる．これまでに行われた紫外線のトランジット観測

ランジット深さは，半径に焼き直すと～4.3 RJ に対応

からは，惑星の高層大気や散逸していく大気に関するし，可視光と比べて遥かに大きな値になる事が分かる．

非常に興味深い結果が得られている [e.g., 4]．ホット

この観測結果は，このホットジュピターが可視光でのジュピターのようないくつかの短周期惑星では，大量半径よりもずっと大きく広がった，希薄で高温の水素の大気散逸が発生している事を示唆する観測が得られからなる高層大気を持っている事を示している [4]．

ており，このような大気散逸現象を説明するための理

ホットジュピターの紫外線トランジット観測はこれ論的モデルも提案されている [e.g., 5]．しかし既存のまでに複数の惑星系で行われており，HD 209458b の理論では説明が難しい現象も報告されており，よく理

他に，HD 189733b[6]．WASP-12b[7]，かに座 55 番星

解されているとは言えないのが現状である．本研究でb[8] で，紫外線領域での可視光よりも深いトランジッ

は磁気流体力学（MHD）計算を用いて，これまでに提トが観測されている．とりわけ，かに座 55 番星 b の案されてきた大気散逸駆動機構とは異なる，惑星大気場合は，可視光ではトランジットを起こしていないに中での磁気流体波動が関与する質量放出機構についても関わらず，広がった高層大気の部分が主星をかすめ考察を行ったので，その内容について報告する．本稿

るようにトランジットを起こすため，紫外線領域でのではまず，過去のホットジュピターの紫外線トランジ

みトランジットを観測できているという特異なケース

ット観測から明らかになった惑星の高層大気や大気散となっている．また，最近ではホットジュピターより

逸，これまでに提案されている大気散逸の駆動機構にも小さいサイズの短周期惑星の紫外線トランジット観

ついて簡単に触れる．続いて本研究でのモデルについ測も行われており，海王星程度の質量とサイズを持つて説明し，その結果と応用について述べる．

短周期惑星，いわゆるホットネプチューンと呼ばれるタイプの惑星である GJ 436b においても，可視光よりも遥かに深い紫外線での減光が観測されている [9]．

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

紫外線における大きな減光率は，単に惑星が広がった
高層大気を持っているということだけを意味するのではなく，大気が散逸している事も示唆している．例え－1sかそれ以上であると考えられている [e.g., 6]．

2.2

大気散逸の駆動機構

ば先述の HD 209458b の場合，この惑星のロッシュロ

観測から推定される大量の質量放出率や，超音速にーブの半径は～3.6RJ と紫外線で見た時の見かけの半まで加速された散逸大気，大気中に含まれる重元素と径よりも小さい [4]．そのため，高層大気の外部領域

いった特徴は，ホットジュピターからの大気散逸現象

は惑星の重力が支配的でない領域にまで広がっているはジーンズ散逸のような大気の“蒸発”ではなく，流体事になる．

力学的な“流出”（ハイドロダイナミックエスケープ）

さらに紫外線でのトランジットでは，光度曲線の形であることを強く示唆している．ガス惑星の高層大気

状が非対称になる場合があることが知られている．惑

からのハイドロダイナミックエスケープを駆動する機星が主星の手前を横切ることによる光度の時間変化を構として有力視されているのが，主星からの X 線と極示すトランジット光度曲線は，可視光や近赤外線の場

端紫外線（XUV）による加熱が大気散逸を駆動すると合は概ね対称な形状となる．しかしいくつかの紫外線いうモデルである [e.g., 5]．このモデルでは，主星か

トランジットでは，可視光，近赤外線でのトランジッ

らの XUV 輻射の一部がホットジュピターの高層大気

トよりも長い時間減光が続くことが知られている [e.g.,中で光解離や光電離を介して熱化され，それによって

4]．これは，散逸していく希薄な大気が惑星の進行方

ハイドロダイナミックエスケープが駆動されるとして向の後方に彗星の尾のような構造を形成し，この構造

い る． こ の モ デ ル に お い て は， 惑 星 が 受 け 取 っ たが主星からの紫外線を吸収するために発生していると

XUV のエネルギーのうちどれだけの割合が大気散逸解釈することが出来る．惑星本体がトランジットを終の駆動に使われるかを表す加熱効率が重要なパラメー

えた後も，散逸する大気によって主星が隠されるため， タとなっている．このモデルに基づいたホットジュピ
紫外線で観測した場合は減光がまだ続いているという

ターの高層大気の数値シミュレーションも多数行われことである．従って，トランジット光度曲線の非対称ており，その多くが観測から推定されている質量放出な形状は，惑星からの大気散逸を強く示唆するもので率である≳ 10ある．

例として，Yelle（2004）では，大気中での化学反応を

10

－1

g s

を再現するものとなっている．

紫外線トランジット時の分光観測からは，散逸する含んだ 1 次元のシミュレーションを行い，大気中での大気の力学や成分に関する情報が得られている．散逸

H3 分子による冷却が効くことによって加熱効率が下する大気によるライマンアルファ線の吸収は青方偏移がることや，典型的なホットジュピターからの質量放しており，この青方偏移の大きさから，HD 209458b

出率は～10 － 10

か ら 散 逸 し て い く 大 気 の 視 線 方 向 の 速 度 は ～100る [13]．さらに，散逸していく大気を加速するための－1

km s ，HD 189733b の場合は～230 km s

－1

+

10

11

－1

g s

程度になる事が示されていとどちら機構として，主星の輻射による輻射圧や，高温の恒星も音速を大きく超える速度に達していることが分かっ

風中の陽子との電荷交換が重要であるという指摘もなている [4, 6]．また水素原子以外の重い元素による吸されている [14, 15]．

収線も検出されており，散逸する大気中には水素だけ

惑星からの大気散逸の駆動については，XUV の加ではなく酸素や炭素，ケイ素，マグネシウムが含まれ熱を考慮した数値計算が多く行われ理解が進んでいる．

ていることが示されている [e.g., 10-12]．大気散逸を起しかし未だに解決されていなかったり，理解が不十分

こしている惑星はどの程度の質量放出率を持つのかとであると考えられたりする点は複数残されている．例

いう見積もりも数多くなされており，観測結果と散逸

えば，ホットジュピターからの質量放出率や高層大気していく大気のモデリングからは，初めて紫外線のト構造の大きな時間変動性がその一例として挙げられる

ランジット観測が行われた HD 209458b においては少[16]．先述のように，短周期惑星からの大気散逸や高10－1の質量放出率であると推定されて層大気構造は紫外線でのトランジット観測を用いて探いる [4]．惑星や用いるモデルによって違いはあるもられているが，同じホットジュピターの紫外線トラン

なくとも 10g s

10のの，ホットジュピターからの質量放出率は 10■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

48

g

ジットの結果が異なる時期の観測で大きく異なってい2016/06/10

9:07:05磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中 他

49たという報告が存在する．これは，そのホットジュピ

気構造や大気循環への示唆などを与える重要な観測的ターの高層大気の構造や質量放出率が一定ではなく，手段の一つとなっている．惑星が強い磁気圏を持ち，非常に大きな変動を伴う現象であることを強く示唆すそれに由来する電波放射がある場合は，二次食の最中る結果である．変動を起こしうる要因としては主星かにその電波放射が遮られ弱くなることで惑星からの電らの XUV 放射の大きな変動が考えられており，恒星波放射を検出することが可能となる．これまでに行わ

フレアや彩層活動，コロナ活動などによって XUV 光

れた 150 MHz での電波の二次食観測では，ごく一部

度が大きく変動した場合は，それに対する応答としてを除くほとんどのホットジュピターでは二次食は検出

ホットジュピターの高層大気構造や大気散逸の様子も限界以下であり，この波長帯における電波放射は弱い変動する可能性がある．しかし，観測された時間変動という結果が得られている．また二次食と思われる減が主星の XUV 光度と相関があるかについてはあまり光が検出された一部についても，惑星磁気圏由来の電理解が進んでいないのが現状である．

波放射かどうかは未確定である．これらの観測からは，また，散逸する大気を高速に加速する機構の理解も多くのホットジュピターにおける磁場の上限値は～50

不十分である．既存の XUV による加熱によって部分G であるという制限が付けられている [18, 19]．惑星磁的に説明は可能であるが，一部の天体においては既存

気圏からの電波放射の典型的な波長は磁場の強度に依のモデルでは観測を説明できるほどの速度までガスを存するため，SKA などを用いた今後の電波観測によ加速出来ない事が指摘されている [16]．さらには，惑

って，将来的には系外惑星の磁気圏からの電波放射の星が持つ磁場の効果を考慮した大気散逸のモデル化や検出が期待されている．

シミュレーションはあまり行われていない．電離した

その他には，ホットジュピターの紫外線トランジッ

散逸大気が惑星の磁力線に捕らえられて質量放出率をト観測と大気散逸のモデリングとの組み合わせから，下げる効果を含んだモデルや，電離圏内での MHD 計

ホットジュピターの磁気モーメントの大きさを推定し算を行った先行研究はあるが [17]，惑星の磁場そのもた研究も存在する．これによると，HD 209458b の磁のが大気散逸現象に関与することに関しての研究はこ気モーメントの大きさは木星の～10 % と推定されてれまでに存在しなかった．そこで我々は，惑星大気内

おり，自転周期が潮汐固定されているホットジュピタ

での MHD 計算を用いて，惑星の磁気的活動が関与すーは木星より弱い磁場を持つという複数の理論的な予る大気散逸の駆動の可能性を検証し，未解決の問題を測を支持する結果となっている [20]．さらに，近紫外解決出来るかについて検討を行った．

線でのトランジット光度曲線の特異な形状を，ホット2.3

系外惑星の磁場ジュピターの持つ磁気圏と恒星風の相互作用によって形成されたバウショックによって説明を試みた理論モ

大気散逸現象からはやや話が逸れるが，後に述べる

デルも存在する．このモデルは，惑星の公転の先行方

我々が提案している大気散逸の駆動モデルにおいて重向にバウショックが形成され，その部分に物質が集ま要であるため，我々のモデルの説明に入る前に系外惑

って近紫外線に対して不透明になるために，近紫外線星の磁場についてもここで簡単に紹介しておきたい．

でのトランジットの開始が可視光よりも早くなるとい

現在のところ系外惑星の磁場の直接の観測的な証拠

うものであり，これによって WASP-12b の近紫外線は存在しないが，磁場の存在を示唆する観測や，磁場

トランジットの光度曲線が説明出来るとしている [21]．

の強度に制限を与えようという観測が行われている．

ただし近紫外線での光度曲線の形状をバウショックでその一例が，多数のホットジュピターに対する 150

説明するモデルには異論も存在し [22]，今のところ明MHz の電波での二次食の観測である [18, 19]．二次食

確な結論は出ていない．

とは，惑星が主星を隠すトランジットとは逆で，観測者から見て惑星が主星の背後に回ることで惑星からの

3. 磁気流体波動が駆動する質量放出

放射光や反射光が見えなくなる現象のことである．可視光や近赤外線での二次食観測はこれまでに盛んに行

ここでは，我々が提案している磁気流体波動によるわれており，惑星表面での反射光や熱放射の検出，大質量放出の駆動モデルについて紹介する．ガス惑星大■2016遊星人Vol25-2_製版.indd49

2016/06/10

9:07:05

50

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

天体の表面で励起された磁気流体波動は大気中を伝播するが，大気は成層構造を成しており，上空に行く
につれて密度は大きく減少している．そのため大気中でのアルフヴェン速度は上空になるにつれ急激に大きくなり，上空へ向かう波動の大部分は反射してしまうことになる．どの程度の波動が反射し，どの程度が透過できるかは大気構造や磁場の特徴に依存するが，例えば我々の惑星大気中での数値シミュレーションにおいては，外向きのアルフヴェン波のうちのわずか数 %のみが上空へ透過して高層大気の加熱や質量放出の駆動に寄与し，残りのほとんどは反射されるということ

図1： 磁気流体波動による質量放出モデルの模式図．図中のr軸が分かっている [24]．さらに，上空に透過したアルフ
は天体中心からの動径方向を示している．天体が磁場をを持つ天体の表面に何らかの理由による乱流が存在する場合，磁力線に磁気流体波動が励起され，それ持っており，表面に一定の強さの乱流が存在する場合，表ヴェン波は縦波による磁気音波を励起する．励起されが上空へ伝播して散逸している様子を表現している．
面で磁気流体波動が励起されて上空へ伝播する．上空で波た音波はすぐに衝撃波を生じ，磁気流体波動の持つエ動が散逸してガスを加熱し，またガス流を駆動することで天体の表面で励起された磁気流体波動は大気中を伝播するが，大気は成層構造を成しており，上空に質量放出が駆動される．

ネルギーが熱エネルギーとして高層大気に与えられ，行くにつれて密度は大きく減少している．そのため大気中でのアルフヴェン速度は上空になるにつれ急を持つ天体の表面に何らかの理由による乱流が存在する場合，磁力線に磁気流体波動が励起され，それまたガスが加速される．結果として，天体表面の乱流
激に大きくなり，上空へ向かう波動の大部分は反射してしまうことになる．どの程度の波動が反射し，どが上空へ伝播して散逸している様子を表現している．
の程度が透過できるかは大気構造や磁場の特徴に依存するが，例えば我々の惑星大気中での数値シミュ
気中における磁気流体波動の大気構造と大気散逸へののエネルギーが磁気流体波動を介して上空へ伝わり，
天体の表面で励起された磁気流体波動は大気中を伝播するが，大気は成層構造を成しており，上空に%のみが上空へ透過して高層大気のレーションにおいては，外向きのアルフヴェン波のうちのわずか数
影響を定量的に評価するため，我々は太陽風加速とコ
高層大気の急激な加熱や質量放出の駆動を引き起こす
行くにつれて密度は大きく減少している．そのため大気中でのアルフヴェン速度は上空になるにつれ急[24]．さらに加熱や質量放出の駆動に寄与し，残りのほとんどは反射されるということが分かっている
ロナ加熱に関する数値計算モデルのガス惑星への拡張という現象が発生する．
激に大きくなり，上空へ向かう波動の大部分は反射してしまうことになる．どの程度の波動が反射し，ど上空に透過したアルフヴェン波は縦波による磁気音波を励起する．励起された音波はすぐに衝撃波を生を行った [23, 24]．磁場を持つ天体の表面に乱流が存
我々は，数値シミュレーションを用いて，1 次元のの程度が透過できるかは大気構造や磁場の特徴に依存するが，例えば我々の惑星大気中での数値シミュ
じ，磁気流体波動の持つエネルギーが熱エネルギーとして高層大気に与えられ，またガスが加速される
在する場合，様々な種類の磁気流体波動が励起される磁束管内における磁気流体波動の伝播と散逸，それに%のみが上空へ透過して高層大気のレーションにおいては，外向きのアルフヴェン波のうちのわずか数結果として，天体表面の乱流のエネルギーが磁気流体波動を介して上空へ伝わり，高層大気の急激な加[24]．さらに，加熱や質量放出の駆動に寄与し，残りのほとんどは反射されるということが分かっている[25]．磁気流体波動とは電離したプラズマの中を伝播
よって引き起こされるガスの加熱の時間発展を追った．
熱や質量放出の駆動を引き起こすという現象が発生する．
上空に透過したアルフヴェン波は縦波による磁気音波を励起する．励起された音波はすぐに衝撃波を生する波動のことであり，磁場の効果を考慮した磁気流磁束管の形状は図1に示したように上空で大きく開い
我々は，数値シミュレーションを用いて，1 次元の磁束管内における磁気流体波動の伝播と散逸，そじ，磁気流体波動の持つエネルギーが熱エネルギーとして高層大気に与えられ，またガスが加速される．
体力学において重要な役割を果たす．磁気流体波動にた形状を仮定している．磁束の保存より，以下の関係1 に示したように上空でれによって引き起こされるガスの加熱の時間発展を追った．磁束管の形状は図
結果として，天体表面の乱流のエネルギーが磁気流体波動を介して上空へ伝わり，高層大気の急激な加大きく開いた形状を仮定している．磁束の保存より，以下の関係式が成り立つ．
はその特徴に応じて様々な種類があるが，ここで特に式が成り立つ．
熱や質量放出の駆動を引き起こすという現象が発生する．
重要になるのは磁力線に沿って伝播するアルフヴェン
1 r次元の磁束管内における磁気流体波動の伝播と散逸，そ我々は，数値シミュレーションを用いて，B
r2 f (r) = Br,0 r02 f0 . (1（1）
波である．アルフヴェン波は磁気張力を復元力としてれによって引き起こされるガスの加熱の時間発展を追った．磁束管の形状は図 1 に示したように上空で
ここで，r は動径方向の座標，
Br は磁場の動径方向の成分，
f (r) は動径方向の座標 r における開いた磁ここで，rは動径方向の座標，Br は磁場の動径方向の伝わる非圧縮波であり，イメージとしては磁力線上を大きく開いた形状を仮定している．磁束の保存より，以下の関係式が成り立つ．
0は表面での値であることを示している．式
束管のフィリングファクターを表している．また，添字の成分，f（r）は動径方向の座標 r における開いた磁束管
伝わっていく横波である．磁場を持つ天体の表面に擾
Br fr2(r)f (r)= Br,0 r02 f0 .
(1)(1)中の磁束管のフィリングファクター
は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここでのフィリングファクターを表している．また，添字の乱が存在する場合，磁力線にも擾乱が与えられ，アルは以下の関係式を用いている [27]．
は表面での値であることを示している．式（1）中の r における開いた磁フヴェン波を含む磁気流体波動が生まれることとなる．
ここで，r は動径方向の座標，0B
f (r) は動径方向の座標
r は磁場の動径方向の成分，()
r−r0 −h1
磁束管のフィリングファクター（r）fは，簡単に言えばこのような状況下では，アルフヴェン波が様々な散逸
0は表面での値であることを示している．式
束管のフィリングファクターを表している．また，添字のexp+ f0 − (1 − f0 ) /eh1)(f (r) =.
(2
(1) 中の磁束管のフィリングファクター
f (r) は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで磁束管の形状を表すものであり，ここでは以下の関係
過程を介してエネルギーを上空へ運ぶことによって上r−r0 −h1
+1
exp
h
1
[27]．
は以下の関係式を用いている 式を用いている[27]．
空を加熱し，天体からの質量放出を駆動することが知)(
ここで，h1 は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
られている [e.g., 26]．太陽のような中小質量星の場合
exp r−rh01−h1 + f0 − (1 − f0 ) /e
次元の開いた磁束管における式 (2) で表される球対称 1) MHD の基礎方程式は以下のとおりである
(
(2)
f (r)
=
.  （2）は表面対流層に由来する乱流が存在し，対流層のエネ
exp r−rh01−h1 + 1
ルギーが磁気流体波動の散逸を介して上空へ伝わるこ)ρ ∂ ( 2dρ+ 2
(3r f vr = 0,
r
dt
f
∂r
ここで，h1 は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さでとによって質量放出が駆動，加速されていると考えら
ここで，h1 は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
ある．
れている．図 1 が我々のモデルの模式図である．磁場式 (2) で表される球対称dv1 次元の開いた磁束管における) MHD)
ρv 2の基礎方程式は以下のとおりである．
GM
1
∂p
∂ (
∂ (
r

p

2
⊥
−
+
=式
−
r2 f B1⊥r2 f − ρ 2 ,(42（2）
次元の開いた磁束管にお∂r で表される球対称r) 2r2 f ∂r
dρ8πr fρ∂r∂ ( 2
(
)
+
=
0,
(3)
r
f
v
)
ける MHDの基礎方程式は以下のとおりである．
る場合，磁力線に磁気流体波動が励起され，それが上√
GMp r Br ∂ ( √d dt
r2 f ∂rr f B⊥ ,(5
ρ
r f v⊥ −=空へ伝播して散逸している様子を表現している．
dtr
4π2 ∂r
)
(
(
)
ρv
GM
1
∂p
dv
∂
∂
p
r)
{( r2 f B2 2) +([⊥2 =−1 −
r2 f}]− ρ 1 2 ∂, (
(4)
)
B ⊥
d
v 2 ρBdt∂ 8πr
2 fr ∂r
2 2 f ∂r
2rB
r
+
(B
·
v)
+
r2 f Fc + qR = 0, (6
f
p
+
−
ρ
e+
+ ∂r
r
v
r
2
2
(
)
dt
2
8πρ
8π
4π
r f ∂r√) r f ∂r
GMpdBr ∂ ( √r f B⊥ ,](5)ρr∂Bf⊥v⊥ − 1 ∂ [ =
√
dt
r 4π
f (v∂r= √r(7⊥ B r − v r B⊥ ) .
∂r
∂t
}]
{(
(
)
[
)
r f2
)
B
Br
d
v2
B2
1 ∂ ( 21 ∂ 2
+ ρ，v+，p2，e，B(B · v)+ 2
r f Fc + qR = 0, (6)p+ρ これらの式中の
e+
r f
vr −
dt
2
8πρ
8π
4π
r f ∂rr f ∂r はそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー⊥ は各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，d/dt はラグ
磁場強度である．添字の r と∂B]
1 ∂ [ √⊥
■2016遊星人Vol25-2_製版.indd
50
2016/06/10
9:07:14r f (vG= √(7)
r − v r B⊥ ) .
⊥B
は万有引力定数，
M は惑星の質量である．開い
ランジュ微分，∂/∂t はオイラー微分を表している．

ρを持つ天体の表面に何らかの理由による乱流が存在す dt

2
2
r
で，
r我々は，数値シミュレーションを用いて，は動径方向の座標，
BBf (r) は動径方向の座標 r における開いた磁r は磁場の動径方向の成分，
大きく開いた形状を仮定している．磁束の保存より，以下の関係式が成り立つ．
(1)
ネルギーとして高層大気に与えられ，またガスが加速される．
r r f (r) = Br,0 r0 f01. 次元の磁束管内における磁気流体波動の伝播と散逸，そ
空に透過したアルフヴェン波は縦波による磁気音波を励起する．励起された音波はすぐに衝撃波を生我々は，数値シミュレーションを用いて，
2221 次元の磁束管内における磁気流体波動の伝播と散逸，そ2 は表面での値であることを示している．式
0 は表面での値であることを示している．式
束管のフィリングファクターを表している．また，添字の0のフィリングファクターを表している．また，添字の
B
r
f
(r)
B
=
r
B
f
(r)
r
=
f
B
.
r
f
(1)
(1)
r
r
r,0 0 0 r,0 0 0 .
が磁気流体波動を介して上空へ伝わり，高層大気の急激な加れによって引き起こされるガスの加熱の時間発展を追った．磁束管の形状は図，磁気流体波動の持つエネルギーが熱エネルギーとして高層大気に与えられ，またガスが加速される．
2
21 に示したように上空で
Br r f (r)= Br,0 r10に示したように上空で
f0 .
(1)
れによって引き起こされるガスの加熱の時間発展を追った．磁束管の形状は図(1) 中の磁束管のフィリングファクターf (r)は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで径方向の座標，Br は磁場の動径方向の成分，
f (r)は動径方向の座標r における開いた磁の磁束管のフィリングファクターf(r)は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで象が発生する．
大きく開いた形状を仮定している．磁束の保存より，以下の関係式が成り立つ．
果として，天体表面の乱流のエネルギーが磁気流体波動を介して上空へ伝わり，高層大気の急激な加動径方向の座標，で，rは以下の関係式を用いているは動径方向の座標，
Br は磁場の動径方向の成分，
Br．
は磁場の動径方向の成分，
f (r) は動径方向の座標
f (r) は動径方向の座標
r における開いた磁r における開いた磁大きく開いた形状を仮定している．磁束の保存より，以下の関係式が成り立つ．
[27]．
0 は表面での値であることを示している．式
ングファクターを表している．また，添字の[27]
下の関係式を用いている，1 次元の磁束管内における磁気流体波動の伝播と散逸，そや質量放出の駆動を引き起こすという現象が発生する．
ここで，r は動径方向の座標，
Br )は磁場の動径方向の成分，
f (r) は動径方向の座標 r における開いた磁2(は表面での値であることを示している．式200は表面での値であることを示している．式のフィリングファクターを表している．また，添字のングファクターを表している．また，添字ののフィリングファクター f (r) は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで
(
)
B
r
f
(r)
=
B
r
f
.
(1)
r 2 r−r0 −h1 r,0 20 0
1 に示したように上空で間発展を追った．磁束管の形状は図次元の磁束管内における磁気流体波動の伝播と散逸，そ我々は，数値シミュレーションを用いて，
r−rB
−h
0
は表面での値であることを示している．式
束管のフィリングファクターを表している．また，添字の
r
r
.
(1)
01
1 f (r) = Br,0+
exp
f
−
(1
−
f
)
/e
r
0
0
0
exp
+ fh01 − (1 − f0 ) /e
管のフィリングファクターの磁束管のフィリングファクター
f (r) は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここでf (r) は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで[27]．
式を用いているh1
保存より，以下の関係式が成り立つ．
(r) = (
.1 に示したように上空で(2))(
によって引き起こされるガスの加熱の時間発展を追った．磁束管の形状は図(1) f中の磁束管のフィリングファクターf)(r).は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで(r) = fは磁場の動径方向の成分，(2)
ここで，r は動径方向の座標，r−r0 −h1f (r) は動径方向の座標 r における開いた磁[27]． [27](． BBrは磁場の動径方向の成分，
下の関係式を用いている
式を用いている) exp r−r0 −h
1
1
exp
ここで，
r
は動径方向の座標，f(r)+は動径方向の座標
r における開いた磁+1rh1r−r0 −h1
きく開いた形状を仮定している．磁束の保存より，以下の関係式が成り立つ．
h[27]．
は以下の関係式を用いている
1
exp ( h1 ()+ f0 − (12
) − f0 ) /e(1) 0 は表面での値であることを示している．式
r束管のフィリングファクターを表している．また，添字のf (r) = Br,0 r02 f0 .
0 は表面での値であることを示している．式
束管のフィリングファクターを表している．また，添字の
−h
0 −h
1
)−
( 1 r−rf (r) =磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中
(2)他
(
)
51
exp r−rh0exp
+−h
f1(r)
(1+−f0f−/e. − f0 ) /e00 ) 2(1(1)
中の磁束管のフィリングファクターfは，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで
h
2
ここで，
h
は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
r−r1
r−r −h1
0r f
1 (r) = B
1で，1 は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
B
r
f
.
(1)
+
1
exp
(1) h中の磁束管のフィリングファクターf(r)は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで
+
f
−
(1
−
f
)
/e
r,0) 0 0. exp . h0
f (r) = f (r) = ( hr1 ()
(2)
(2)
0
0
動径方向の成分，f (r) 1は動径方向の座標における開いた磁[27]． r−rr0exp
は以下の関係式を用いている−h
1 r−r0 −h1fMHD
1exp
次元の開いた磁束管におけるMHD 1の基礎方程式は以下のとおりである．
式 (2) で表される球対称
)
(
(r)
.
(2)
2)
で表される球対称
次元の開いた磁束管における+h11+=
1 の基礎方程式は以下のとおりである．
[27]．
は以下の関係式を用いている
h1()
0は表面での値であることを示している．式．また，添字の+1
exp r−rh01−h1 r度を計算の内側境界での密度ρ
こで，rは動径方向の座標，
B
は磁場の動径方向の成分，f(r)は動径方向の座標における開いた磁0 とした．外側境界は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
r) − f ) /er−r
0 −hρ 1))∂+( f20 − (1
( −h
ρ (dρ
dρ
∂r−r
exp
0
)閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで+r0h21f21vの基礎方程式は以下のとおりである．
=f0,
(3)
f v(1
で，
h1 は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
管のフィリングファクターを表している．また，添字の
r −
+
れる球対称
1 次元の開いた磁束管におけるMHD（3）
惑星半径の約(3)360 倍の位置まで取り，計算格子数はexp+=0fr0,−r ∂r0は表面での値であることを示している．式0 ) /e
2 f dt)h1 r (
f
(r)
=
.
(2)
f
dt
r
∂r
ここで，hf1(r)は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
)
(
r−r
−h
=
.
(2)
0
1
される球対称(2)で表される球対称
1 次元の開いた磁束管における1 次元の開いた磁束管におけるMHDの基礎方程式は以下のとおりである．
MHDの基礎方程式は以下のとおりである．
中の磁束管のフィリングファクター
f (r) は，簡単に言えば磁束管の形状を表すものであり，ここで+1
exp r−r6000 とした．格子間隔は内側で細かくなるように取
−h
0h
) exp
1 1
ρ ∂ ( 2dρ(2) で表される球対称
1 2) ∂ (1(次元の開いた磁束管におけるMHDの基礎方程式は以下のとおりである．
式))
h12 2 )∂ (+ρv
GM
1
∂
dv
)
(
p (3)
+
=
0,
v
r ． 1 ∂p r∂ f
ρv
GM
∂p
dv
[27]
以下の関係式を用いている
2
2 p
r
r
2 ∂) (2
2 ⊥
⊥
2f
)
(
r−r0 −h1
+
=
−
−
r
ρ
r
f
B
f
−
ρ
,
(4)
っており，最も内側の領域では格子間隔は惑星半径の
ρ
ρ
dρ
dρ
∂
r
dt
∂r
−
+
=
−
r
r
f
B
f
−
ρ
,
(4)
ρ
⊥
2
2
+
f
−
(1
−
f
)
/e
2
2
2
⊥
0
0
2
2
2
∂r
h1
ここで，
h は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
(3)
(3)
r 8πr
r)0,
f vr f=∂r
f vr2r=f 0,)r(∂rdt+ 8πrf+∂r
∂r dρ2r f ∂r
ρ ∂r ( 22 f ∂r) dt( h1 1は閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
ここで，(2)dt(. r2 fdt∂r( rr−r−h
万分の0, 1 に固定し，表面からの距離が大きくなるに(3)
r f vr 1 =)21 ∂+(f0 )(−) (1√
−
f0∂+
))
/e2√
r−r
√ h0ρv( 2 dexp2 )GMで表される球対称
次元の開いた磁束管における
MHD
式 (2)
GM
1 1∂√
dv
GM
B
dt
f ∂r )
prの基礎方程式は以下のとおりである．
r0 −h1 ∂p1
exp
Brrp2∂f)(h1= − + 1(2)
次元の開いた磁束管におけるの基礎方程式は以下のとおりである．
式− ρ d2 1f r(r)r(ρvf⊥B−⊥r )(+f vp⊥2(⊥−MHDρ で表される球対称
ρf(rB⊥,r, . （4）
(4)
f
B
,
(5)
−
=
=
(2)
2
2
⊥
r
(5)
f
=

連れて徐々に格子間隔も大きくなるように設定した．
2
)
(
)
)
ρv
1f ∂r∂ 12 ∂2 r 22rρvf2⊥r−r∂pr 8πrdt∂p∂)4π GM
dvr
dv
∂r
dt
∂r∂0r−hr2 p GMp(∂r
1 1ρr∂r
exp
∂1 ∂p
+
=−
= − 2 − rdt
r1222⊥ρρ (−f B⊥dρr+
f Br2ρ⊥ 4π
f +)−f2∂ −(, ρ2 22 ), ρv 2 ∂(4)( 2 ) (4)GMp
h
dv
2)
(2 2r
⊥
{(
)
[∂r
)
(
(
)
ρ
dρ
∂
+
=
0,
(3),
r
f
v
8πr
8πr
∂r
∂r
dt
dt
f
∂r
f
2r
f
∂r
f
∂r
r
r ⊥ + 数値計算には，非線形磁気流体ゴドノフ法と特性曲線
}]
{(
)
[
)
(
的な高さである．
r
√
√
2
2
2
−
=
−
r }]
r )f − ρ (3)ρfB(4)
2 f ∂r
GM
d
B
∂
2
2
2
(
p
r
B
1
1
∂
∂
B
B
d
v
+
=
0,
r
f
v
2
2
r
dt
)
(
r
r 8πr
B
1 ∂ + 2 2r fr∂r
Bf∂r
v
2B dt
2(5)
(
(r 1 f v∂⊥ +
)r=dt
)
∂r
r0,2 (6)
rBv
2 f+
2√
r∂r√
,√ f(B
−
(
)
⊥r(·)
+
q
+
·
v)
f
p
−
f
F
=
r
√
c
R
+
q
+ e +ρMHD
(B
v)
+
r
f
p
+
−
f
F
=
0,
(6)
+
r
v
e + hρ1dtは閉じた磁気ループ構造の典型的な高さである．
磁束管におけるの基礎方程式は以下のとおりである．
法を用いている[30]．このスキームにおいては，アル
r
c
R
GM
GM
d
B
d
∂
B
∂
こで，
2 fr ∂r
4π rp∂rp(
2 f ∂r2 ∂r) r 2 f ∂r (2 rr8πρ4π) (5)28πρρdt4πrdf B√r ,ρv
f2B⊥∂ rGM
ρf v⊥ −
rr ∂pf v)⊥ − =18π ∂ (=r8π
(5)
⊥√
Br ∂p
)MHD
(, f2（5）
p)
GM
}]2∂r
{(
)
[ dv
r次元の開いた磁束管における
2 4π
2⊥
dt
dt
r
r
4π
∂r
1
の基礎方程式は以下のとおりである．
式 (2)
2∂ (
2
[
]
フヴェン波によって励起された圧縮性波動が，衝撃波
r
f
B
,
(5)
−
ρ
r
f
v
=
)
(
(
)
[
)
]
√
)
(
ρv
GM
1
∂p
∂
∂
dv
−
+
=
−
r
r
ρ
⊥
⊥
f
B
f
−
ρ
,
(4)
ρBで表される球対称
1 ⊥2∂ 2 2r
1 ∂ 2 r ∂B⊥ B ∂B
p
√
1 r2∂
2⊥
⊥∂ 2Br)
1 8πr
dt
}]
{(
)+2 f vr2 )
)
(
−
+
=p[+
− =∂r
f BB
f c⊥−
, (6)
(4) (7)∂r
2rf)r ∂rr2 2∂r+2+= 0,[rρf dt{(
(B
·(vv)
+
r( vrfr B
F
=
0,
√
r}]
f(3)
(v
B
−
))+(ρ.qR4π⊥
r −2=f2v 2 r
2√v
2B
⊥
r
f
−
v
B
.
(7)
2⊥
2
2
2
r
r
⊥
)
を経て熱化される過程が自然に含まれるため，基礎方
8πr
∂r
dt
f
∂r
2r
f
∂r
r
B
B
1
1
1
∂
1
∂
∂
∂
B
B
B
r 8πρ
f ∂r
r f ∂r4π
f ∂r}]( 2 8πr(2dρ)r ∂f (∂r2 )r [) r {(2 2 )) 2∂rfv++ qR(6)
+e +
+
+
· v)
+√rB
fd(v ∂tp√−2 ρr (Bf F)c +r qfRB
F=
= 0, (6)+ 2+ r22f d∂tpr+
vGM
)
rB
r−
c 0,
)4π
1 (3)∂ ( 21r· pv)
B+=
0,2∂f((f∂vr(B
2 rr
[ √
]B
24π
rf2B
8πρ
r f ∂B∂rr fρ ∂r1 eρ∂
8π
8π∂r
f ⊥∂rvr, − r程式に特別な散逸項を含むことなく磁気流体波動の伝t 8πρ2
√
√
+
(B
·
v)
+ 2
r f Fc + qR = 0, (6)
+
f
p
+
+
r
GM
d
∂
r
(5)
−
r
f
v
=
r
dt
f
∂r
p
2
r
⊥
⊥
2
)
(
)
ρ
，
v
，
p
，
e
，
B
はそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，
ρv
GM∂ (これらの式中の
∂
らの式中の
ρ
，
v
，
p
，
e
，
B
はそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，
r
dt
2
8πρ
r
f
∂r
8π
4π
f
∂r
p
r
f
B
,
(5)
−
ρ
r
f
v
=
4π ∂r ]
= 2 √ − ρdt [r √f, (v⊥⊥[B√− rv B ) ].(4)(7)
2⊥+ 2⊥∂Br 2 f B⊥
1fr⊥と
1 {(∂ r r r) ⊥ 4π
dt∂⊥[は各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，∂B∂r⊥ )r rf
播と散逸を取り扱うことが出来る．
(
2v∂r
] (7)
d/dt はラグ∂r 磁場強度である．添字の
2r ∂t
fr∂r
rr2√
)}][ √GM√f (v= は各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，=−(vv)r⊥BB∂B−.B) 2.}](7)とd/dt強度である．添字の
2r)⊥
2)
1 {(
∂p
∂ ⊥(rB2r fB∂
rB⊥r )ρv
⊥(1
p
∂
(
) はラグ
2
[
⊥
⊥
B
∂
1
∂
d()
1
v2 2 ρ dv
2 v )B ) .
∂r rr22ff ∂r pr+fBB2 ⊥ +
∂t
2 =−
f −r+
ρ 1f 2(v,B(4) (6)r ∂tf−=r (B√r· v)
−
(7)
(
(
)
r
r
B
1
B
∂
∂
d
v
⊥
⊥
+
r
+
q
−
f
F
=
ρ
+
v
e
+
先述のように系外惑星の磁場の詳細については不明
2
r
r
c
R
∂/∂t
はオイラー微分を表している．
G
は万有引力定数，Mは惑星の質量である．開い
ランジュ微分，
√
の
ρ
，
v
，
p
，
e
，
B
はそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，2
2
p r f F + q = 0,0, (6)dt + r∂r
2r 4π
f (B
∂r
∂/∂t
は万有引力定数，は惑星の質量である．開いジュ微分，
GM
B2rはオイラー微分を表している．
2 f ∂r8πr∂rp +∂tr · v)
fM+∂ 8πρ
r f f ∂r√
p + G8πvr −ρ dtp e +r2r2 f ∂r
c
R
√
2
r
f
B
,
(5)
−
=
(
)
⊥
r
2
8πρ
r
f
∂r
8π
4π
f
∂r
dt
らの式中の
の
ρ
，
v
，
p
ρ
，
，
e
，
v
，
B
p
はそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，，e，Bはそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，()
rfの項として現れており，
f=1とすると通常の球対称1次元た磁束管の形状の効果は方程式中にであり，大きな不定性がある．そのためここでは開い
rとは各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，d/dt はラグ 1 次元
る．添字の
r
4π⊥∂r
f の項として現れており，
f√= 1 とすると通常の球対称
束管の形状の効果は方程式中に
]
d r√
√
r ∂
1，pp，
∂ e[，
∂Bf⊥v ρ，
これらの式中のvGM
BBはそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，
r∂B
)
⊥ ⊥]
r と ⊥ は各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，
r と}]⊥ ρは各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，
d/dt
はラグ
d/dt はラグ(5) (7)強度である．添字の
る．添字の
1√
∂ [=
r√ 4π
f (v
=−
Bprr は惑星の質量である．開い−fvBr B), .
∂/∂tはオイラー微分を表している．
G
は万有引力定数，
M
，
⊥( ⊥
2
⊥
た磁束管の特徴は太陽磁場の観測結果を参考としてい
dt
r
∂r
)
B
Br
1 ∂∂t =2 r√ f ∂r√r ⊥fは各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，(v⊥ Br − vr B⊥ ) .
(7)
rq と
d/dt はラグ
磁場強度である．添字の
(B
·
v)
+
−
+
r
f
F
+
=
0,
(6)
v
Mp は惑星の質量である．開いは惑星の質量である．開い
ジュ微分，
，∂/∂t
6 1 とすると通常の球対称∂rr ∂/∂t はオイラー微分を表している．
cf 6}] Mp （6）( はオイラー微分を表している．
) r f の項として現れており，[2 ∂t {(Grは万有引力定数，)GRは万有引力定数，f =1)次元状の効果は方程式中に2る．太陽の場合，磁束管は表面付近では細いが，上空
8π v 2 4πB 2
r
f
∂r
√
√
(
B
B
dこれらの式中の∂
1∂
1
r∂/∂t はオイラー微分を表している．
G は万有引力定数，
Mp は惑星の質量である．開い
2 はそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，，+
vランジュ微分，，，，Bの項として現れており，
1√とすると通常の球対称
f = 1+とすると通常の球対称
次元
rp2p，
f e，
束管の形状の効果は方程式中に状の効果は方程式中にqR =1 0,次元
+ ρρ，
· v)
r2 f Fc1 +f f の項として現れており，
p+
(6)
e+
vr − f =(B
これらの式中のBr はそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，へ行くに従って断面積は1000 倍程度と大きく広がる
dt∂ [ √ 2
8πρ v，
8π
4π r f の項として現れており，
r2 f ∂rr f]e∂r
f = d/dt
1 とすると通常の球対称
1 次元た磁束管の形状の効果は方程式中にrと⊥は各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，
はラグ
磁場強度である．添字の
r
f
(v
B
−
v
B
)
.
(7)
6
r
r
⊥
⊥
[
]
r
と
⊥
は各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，
d/dtはラグ
磁場強度である．添字の√∂r31]．そのため光球面におけるフ形状をしている[e.g.,
f ランジュ微分，∂/∂t はオイラー微分を表している．
1∂∂B⊥
Mp は惑星の質量である．開い6r f (v⊥GBは万有引力定数，
= 6√√
(7)
r − vr B⊥ ) .  （7）G は万有引力定数，
Mp は惑星の質量である．開い
ランジュ微分，∂/∂t はオイラー微分を表している．
∂tィリングファクターはr r√f f∂rの項として現れており，f = 16 とすると通常の球対称，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，
1 次元1/1000 のオーダーとなる．本た磁束管の形状の効果は方程式中にた磁束管の形状の効果は方程式中に r f の項として現れており，f = 1 とすると通常の球対称 1 次元
はそれぞれ，ガスの動径方向と垂直方向の成分を示している．また，d/dt はラグ研究のモデルにおいては，惑星全体で平均した磁場強れらの式中の
ρ，v，p，これらの式中のρ，v，p，e，B
e，B はそれぞれ，ガスの密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，
6ている．G は万有引力定数，
Mp は惑星の質量である．開いr 密度，速度，圧力，単位質量あたりのエネルギー，磁と ⊥ は各変数の動径方向と垂直方向の成分を示している．また，d/dt はラグ場強度である．添字の度は木星と同程度とし，磁束管の根本では断面積が小6の項として現れており，
f=1とすると通常の球対称
1次元
G
は万有引力定数，Mは惑星の質量である．開いンジュ微分，∂/∂t はオイラー微分を表している．
p
場強度である．添字のr と⊥は各変数の動径方向と垂さくなり，フィリングファクターに応じた強い磁場領√r f の項として現れており，= 1 とすると通常の球対称
1 次元
磁束管の形状の効果は方程式中に直方向の成分を示している．また，d/ dtfはラグラン域が存在すると仮定した．ここでは表面における磁場6ジュ微分，∂⁄∂t はオイラー微分を表している．G はの動径方向の大きさを Br,0=1.59 kG とし，フィリング
6
ファクターは f0 = 1/1600 としている．そのため，開い万有引力定数，Mp は惑星の質量である．開いた磁束

f の項として現れて管の形状の効果は方程式中に r √た磁束管領域によってもたらされる平均の磁場強度は，おり，f = 1 とすると通常の球対称 1 次元の座標系とな

おおむね 1 G 程度となる．

る．式（6）のエネルギー保存の方程式中の Fc は熱伝導温度の境界条件として，ホットジュピターに典型的

フラックスを表す項であり，ここでは以下の関係式をな値と考えられる T0 = 1000 K を我々のモデルにおけ標系となる．式 (6) のエネルギー保存の方程式中の Fc は熱伝導フラックスを表す項であり，ここでる標準値としている．ただし惑星の表面温度は主星か用いている．
下の関係式を用いている．
( )らの距離や主星の光度によって大きく変わるため，こdT
Fc = κ0 T 5/2
. 
(8)
（8）
dr
れをパラメータとして変化させることも可能である．

こ こκで
Tは
ガス
の温度で
り，
κ0である．また，は CGS 単 位 系 でqR は輻射冷却もしくは加惑星表面で磁力線に与える擾乱は，ガスに一定の大きで T はガスの温度であり，
CGS
単位系で
κあ
10−6
0は
0 ≈
－6
κ0≈10 である．また，qR は輻射冷却もしくは加熱をさの速度分散を与えることで表現している．標準値と表す項であり，ここでは大気中での輻射輸送を二流近似を用いて計算した結果から導出している．

モデルの元となっている太陽風や恒星風の計算においては，天体の光球面を計算の内側境界として表す項であり，ここでは大気中での輻射輸送を二流近してはδv0 = 0.2 cs,0 を与えている．ただし δv0 は惑星
28, 29]．ここでは，ガス惑星大気の圧力が0.1 bar となる場所を表面とし (p0表面での大気ガスの速度分散，c= 0.1 bar)，そこを似を用いて計算した結果から導出している．
s,0 は表面での音速でpとなの内側境界とした．またその場所での温度を惑星の表面温度とし，与えられた表面温度で0 0 のスペクトルは周波数の逆数に比例ある．また，δv
本モデルの元となっている太陽風や恒星風の計算にρとした．外側境界は惑星半径の360倍の位置まで取り，うなガス密度を計算の内側境界での密度0させる形で与えている．結果の項で紹介するように，
おいては，天体の光球面を計算の内側境界としている
格子数は 6000 とした．格子間隔は内側で細かくなるように取っており，最も内側の領域では格子
この値をパラメータとして標準値から変化させること[28, 29]．ここでは，ガス惑星大気の圧力が 0.1 bar とは惑星半径の 1 万分の 1 に固定し，表面からの距離が大きくなるに連れて徐々に格子間隔も大きく，そこを計算の内で，惑星大気構造や質量放出率の乱流強度への依存性
なる場所を表面とし（p0 = 0.1 bar）
ように設定した．数値計算には，非線形磁気流体ゴドノフ法と特性曲線法を用いている [30]．この側境界とした．またその場所での温度を惑星の表面温を調べることが出来る．式（2）で表されている磁力線
ームにおいては，アルフヴェン波によって励起された圧縮性波動が，衝撃波を経て熱化される過程
度とし，与えられた表面温度で p0 となるようなガス密の形状について，磁気ループの典型的な高さは h1 =然に含まれるため，基礎方程式に特別な散逸項を含むことなく磁気流体波動の伝播と散逸を取り扱とが出来る．
述のように系外惑星の磁場の詳細については不明であり，大きな不定性がある．そのためここでは開磁束管の特徴は太陽磁場の観測結果を参考としている．太陽の場合，磁束管は表面付近では細いが，へ行くに従って断面積は 1000 倍程度と大きく広がる形状をしている [e.g., 31]．そのため光球面におフィリングファクターは 1/1000 のオーダーとなる．本研究のモデルにおいては，惑星全体で平均し場強度は木星と同程度とし，磁束管の根本では断面積が小さくなり，フィリングファクターに応じた■2016遊星人Vol25-2_製版.indd51
2016/06/10
磁場領域が存在すると仮定した．ここでは表面における磁場の動径方向の大きさを B = 1.59 kG

9:07:15

52

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

0.5r0 としている．この高さは，磁束管が急速に拡大す
る高度に対応している．この値はその他のパラメータに依存して変化するが，ここでは大気の圧力スケール
ハイトに依存して変化すると仮定している．そのため，
例えば惑星の表面温度を変化させた場合は，h1 は表面温度に比例して変化する．
天体表面における乱流の起源に関して，太陽のような中小質量星の光球面の場合は表面対流層によって引き起こされる乱流が存在する．太陽表面の場合は，乱流による音速の 20 － 30 % の大きさの速度分散が存在することが分かっている [32]．しかしホットジュピタ
ーのような系外惑星大気中での速度分散は不明であり，観測的に確認することも困難である．またホットジュ

図2： 惑星表面での速度分散の大きさと惑星からの質量放出率の関係．横軸は惑星表面での速度分散を音速で規格化したもの，縦軸は質量放出率である．この計算では，惑星のパラ
メータは木星質量，木星半径とし，表面温度は1000 Kに固定している．また磁場強度は木星と同じ値を与えている．

ピターでは，輻射層と対流層の境界は非常に深い場所に存在する事が理論的に示されている [33, 34]．これは主星からの強い加熱によって境界面が押し下げられが磁力線に注入されているということになる．図 2 は，ることが原因であり，このためホットジュピターは表

ガス惑星からの質量放出率の速度分散依存性を示して面に厚い輻射層を持つことになる．しかしこのようないる．表面での速度分散が大きいほど，つまり磁力線場合でも，対流のオーバーシュートや対流層からの波に注入されるエネルギーが大きいほど，質量放出率も動の伝播がガス惑星表層の速度分散の起源となる可能増加していることが分かる．特に速度分散が小さい範性はある．また，対流層起源ではない乱流も存在する

囲では，質量放出率の速度分散への依存性は非常に大と考えられる．その一例が，ガス惑星大気の強い流れきくなっている．一方で速度分散が大きい範囲では，や循環によるものである．最近のガス惑星大気，特に質量放出率の変化は鈍くなっている．これはより多く

ホットジュピターのような環境の惑星大気の 3 次元モのエネルギーが注入されることで上空へ持ち上げられデルからは，ガス惑星は強い経度方向の大気循環を持るガスの量が大きくなり，散逸していく大気が加速さつことが示唆されている [e.g., 35]．この強い大気循環れにくくなることや，上空での大気密度が大きくなるの流速は 2 － 5 km s

－1と音速を超える流れになる事もあると予測されており，ホットジュピター大気中の強い大気循環の存在を支持する観測結果も得られていることによって輻射冷却によるエネルギーの損失が大きくなることによって引き起こされている．
質量放出率は，表面での速度分散が音速の 10 % の
10

－1

11

－1

[e.g., 36]．そのため，このような強い大気の流れに起時は 2.6 × 10 g s ，音速の 20 % の時は 5.9×10 g s

源を持つ乱流によって，惑星大気が一定の大きさの速であった．観測から推定されているホットジュピター

度分散を持つことは自然であると考えられる．

からの質量放出率は≳ 10 g s

10－1であるため，惑星表

面で音速の～10 % 程度かそれ以上の速度分散が存在する場合，観測からの示唆と整合的な量の質量放出率4. 結果を得られるという事が分かる．そのため，我々が提案

4.1

速度分散依存性している磁気流体波動が駆動するガス惑星からの質量放出モデルでは，観測値を十分に説明するだけの質量

まずは惑星の大気構造や質量放出率の，惑星表面で放出を駆動することが出来るという事が判明した．さの乱流の強度への依存性について述べる．本モデルでらに，この値は従来提案されていた XUV 加熱によるは，惑星表面の乱流によって磁力線に MHD 波動が励

大気散逸の駆動のモデルと同程度か，あるいはそれを起されるという状況を考えているため，乱流が強く大上回る値を取りうるという事も分かる．従って，このきな速度分散を持つ場合ほど，より多くのエネルギー

大気散逸の駆動機構は，これまでに提案されてきた■2016遊星人Vol25-2_製版.indd52

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9:07:16磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中 他

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間平均を示したグラフである．まず大気の温度構造（A）を見ると，大気の下層部分では温度はほぼ等温に な っ て い る こ と が 分 か る． 大 気 の 下 層 部 分 で もMHD 波動の散逸は発生しているものの，まだガスの密度・圧力が高く，MHD 波動の散逸によるエネルギーの解放が大気に与える影響は限定的である．しかしガス圧が低下する上空では急激に加熱が効きはじめ，
数千 K の高温層が形成されている事が分かる．惑星の表面で励起された MHD 波動が大気の下層部を通過して高層大気に到達して散逸することにより，このような急激な加熱が発生している．従って，惑星大気中の磁気流体波動はガス惑星の大気構造，特に高層大気の温度構造に非常に大きな影響を与えることが示された．
次に密度分布（B）を見ると，どのケースも上空で密度分布の傾きが緩やかになっていることが分かる．これは MHD 波動の散逸によって大気が上方へ持ち上げられていることを意味している．また表面での速度分散を大きくした場合は，高層大気の密度が大きく上昇していることも分かる．惑星表面で与えた速度分散が音速の 30 % の場合，高層大気の密度は速度分散が 10%の場合よりも 2 － 3 桁ほど大きくなっている．より多くのエネルギーが MHD 波動として注入されているため，より多くの大気を散逸させることが出来るということを示している．一方で大気の動径方向の速度分布（C）では，速度分散を大きくするにつれて高層大気は低速になっている．惑星表面での速度分散が大きい場
合は，密度分布の図から分かるように大気高層部分の密度が大きくなる．そのため，大気を加速させづらくなっていることが，速度分散を大きくすると散逸していく大気の速度が低下する理由の一つである．さらに高層大気の密度が大きい場合は，ガスからの輻射冷却によるエネルギーの損失も大きくなる．散逸して解放
図3： 大気構造の速度分散への依存性．
（A）は大気の温度構造，（B）は密度分布，（C）は動径方向の速度分布の時間平均を示している．横軸は，惑星表面からの距離を惑星の半径で規格化したものであり，対数スケールで示している．温度
構造と密度分布については縦軸は対数スケールで示している．実線，破線，点線はそれぞれ，表面での速度分散が音速の10%，20%，30%の時を表している．

された MHD 波動のエネルギーの一部は散逸していく
大気の運動エネルギーへと変化するが，高層大気が比較的高密度の場合は輻射で損失してしまう割合も増加するため，結果的にエネルギーの注入量を多くしても大気の加速には使われないという結果を示している．
しかしいずれのケースにおいても，ガスは音速を超え

XUV 駆動の大気散逸と並んで重要な大気散逸の駆動る速度にまで急激に加速されていることが分かる．ホ

源である可能性がある．

ットジュピターの紫外線トランジット観測からは，散次に大気構造の速度分散依存性を紹介する．図 3 は，
大気の温度構造，密度分布と動径方向の速度分布の時■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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逸していく大気は超音速にまで加速されていることが分かっているが [4, 6]，この結果は磁気流体波動は散2016/06/10

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54

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

図4： 質量放出率の時間依存性．横軸は計算開始からの経過時間
で単位は時間，縦軸は質量放出率を示している．実線（下），
破線
（中）
，点線
（上）はそれぞれ表面での速度分散が音速の10%，20%，30% の時の質量放出率の時間変動を示している．全てのケースにおいて，惑星の半径と質量は木星と同じ値とし，表面温度は1000 Kに固定している．

逸する大気を加速する機構としても有望であるということを意味している．また，（C）で大気の急激な加速が始まっている高度周辺は，温度構造（A）では温度の低下が発生している高度に対応している．これはガス流の急激な加速によって大気が断熱膨張することによって温度が低下することが原因である．また，速度分散が大きい場合は散逸する大気の速度が小さくなるた
め，断熱膨張による温度低下の影響は小さくなる．
図 2 と図 3 では，それぞれ質量放出率と大気構造は十分長い時間で平均した結果を示した．しかしこの現
象は，惑星大気中における MHD 波動の非線形な散逸過程によって非常に大きな時間変動性を示す．図 4 は，
質量放出率の時間変動を表したグラフである．表面での速度分散が音速の 10 % の場合（実線），およそ数時間の周期の変動が見られ，その変動の幅は最大で 1 桁程度になっている．そのため，磁気流体波動が駆動する質量放出現象では，質量放出率はしばしば短いタイ
ムスケールで大きな変動を起こしうることが予言される．表面での速度擾乱が大きい場合は質量放出率が大きくなるが（破線，点線），時間変動の振幅は小さくなる．しかし数時間程度のタイムスケールでの質量放出率の変動が起きていることが分かる．この質量放出率

図5： 大気構造のスナップショット．（A）が大気の温度構造，（B）が密度分布，（C）が動径方向の速度分布を示している．これらのグラフは，惑星表面での速度分散を音速の20%とした時の計算結果を示している．実線，破線，点線，一点鎖
線はそれぞれ，計算の開始からの経過時間がt = 3.00，3.50，
4.00，4.50の時の大気構造である．なおこの経過時間は惑
星の横断時間で規格化してある．

の時間変動性は，より大きな速度分散を与えた場合でットを示したグラフである．ここでは大気の密度構造も同様に発生することをシミュレーションによって確と動径方向の速度分布を載せている．図中の時刻は，認することが出来た．図 5 は大気構造のスナップショ

計算開始からの経過時間を示したものであり，経過時■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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9:07:17磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中 他

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図6： 大気構造の惑星半径依存性．
（A）は大気構造，（B）は密度分布，（C）は動径方向の速度分布である．点線，実線，破線，
一点鎖線はそれぞれ，惑星半径を木星半径の0.8，1.0，1.6，2.0倍にしたときの大気構造を示している．ここでは惑星質量は1.0MJとし，表面での速度分散は音速の20%，表面温度は1000 Kとしている．

図7： 大気構造の惑星質量依存性．（A）は大気構造，（B）は密度分布，（C）は動径方向の速度分布である．点線，二点鎖線，
破線，実線，一点鎖線はそれぞれ，惑星質量を木星質量の0.3，0.5，0.8，1.0，1.5 倍にしたときの大気構造を示している．ここでは惑星半径は1.0RJとし，表面での速度分散
は音速の20%，表面温度は1000 Kとしている．

間は惑星の横断時間 tcross=Rp/cs で規格化したものであ従って，グラフ中の実線，破線，点線，一点鎖線はそる．このグラフの計算におけるセットアップでは，

れぞれ計算開始から 22.2 時間，25.9 時間，29.6 時間，tcross=1.0 は実時間にすると～7.4 時間に対応している．

33.3 時間に対応している．温度構造，密度分布，動径■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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方向の速度分布のどれも，MHD 波動の散逸が発生している大気高層部で大きな変動性を持っていることが分かる．高層大気での温度（A）はおおむね～1000 K
から～7000 K の範囲を激しく変動しているが，急激な大気の加速に伴う断熱膨張による冷却によって，数百 K 程度にまで温度が低下する層がしばしば出現す
ることが分かる．時間平均した大気構造を示した図 3（A）では高層大気の温度は～3000 K かそれを下回る
程度の温度になっていたが，時間変動まで見るとより高温の層が形成されていることが分かる．また高層大気の温度は一様ではなく，高温領域と比較的低温の領域が複雑に存在していることを示す結果となった．
（B）の密度分布では，高層大気の密度は短いタイムスケールで 2 桁程度の変動を示していることが分かる．
このことから，MHD 波動の散逸によって駆動される
質量放出は定常的に流れていくものではなく，大きな

図8： 惑星の半径・質量と惑星からの質量放出率の関係．横軸は惑星半径を木星半径で規格化したもの，縦軸は質量放出率である．点線，二点鎖線，破線，実線，一点鎖線はそれぞれ惑星質量を木星質量の0.3，0.5，0.8，1.0，1.5 倍にした
ときの質量放出率を表している．この計算では，惑星表面での速度分散を音速の20%とし，表面温度は1000 Kに固定している．また磁場強度は木星と同じ値を与えている．

変動性を持ってクランプ状に流れていくということが分かる．これが，図 4 で示した短いタイムスケールでスにおいても MHD 波動の散逸によって高層大気は高の質量放出率の時間変動を引き起こす原因となってい温に加熱されていることが分かる．しかし加熱が急激る．さらに，（C）の動径方向の速度分布も同様に非常に効き始める高度はそれぞれ異なり，惑星半径が大きに大きな時間変動性を持つ．全体的な傾向としては，

い場合は温度が上昇し始める高度は高くなる傾向があ

時間平均した分布と同様に高度が上がるに従って速度る．密度分布（B）はどのケースも似た形状をしているも大きくなっているが，スナップショットではその中が，惑星半径が大きいほど上空での密度が大きくなっでさらに大きな変動があることが分かる．散逸していている．動径方向の速度分布（C）も同様に似た形状を－1の間を激しくしているが，惑星半径が大きくなるに連れて高層大気

変動し，時には小さいながらも負の値，すなわち一時

での速度は僅かに低下していることが分かる．惑星半く大気の速度はおおむね 0 － 100 km s

的な降着を起こすことがあるということが読み取れる． 径が大きいときに温度が上昇し始める高度が高くなる
これらの，質量放出率や高層大気構造における大きなのは，高層大気の密度が大きくなり，加熱しづらくな

時間変動性は，磁気流体波動の散逸によって駆動されることが原因である．また同じ理由により，密度の高るガス惑星からの質量放出現象の特徴の一つである．

い高層大気は加速しづらくなるため，動径方向の速度4.2

半径・質量依存性も僅かではあるが低下する．
次に，惑星半径を固定し，惑星質量を変えた時の大次に，惑星の半径と質量に対する依存性について述

気構造の変化を紹介する．図 7 は惑星の質量を変化さべる．これまでに発見されているホットジュピターのせた時の大気構造である．全体的な振る舞いは図 6 と半径や質量は多様性に富んでいるが，これらの違いは類似していることが分かる．惑星質量が重い場合は温大気構造や質量放出率に大きく影響を及ぼすと考えら度が急激に上昇する高度は低く，また上空での密度もれる．ここでは，ガス惑星の半径を 0.8 RJ から 2 RJ まで， 小さくなる．また，その場合の散逸する大気の動径方
質量を 0.3 MJ から 1.5 M（MJ
J は木星質量）まで変化させ向の速度は高速になっている．この場合の大気構造のてシミュレーションを行った．

振る舞いも惑星半径を変化させた場合の振る舞いと同

まずは惑星の半径を変えた時の大気構造の変化から様に解釈することができ，惑星質量が軽い場合は上空紹介する．図 6 は惑星の半径を変化させたときの大気の密度が大きくなるため加熱が比較的効きづらくなり，構造を示している，温度構造（A）を見ると，どのケー加速もされづらくなる．

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えられる．ここでは，ガス惑星の半径を 0.8RJ から 2RJ まで，質量を 0.3MJ から 1.5MJ (MJ は木質量) まで変化させてシミュレーションを行った．
まずは惑星の半径を変えた時の大気構造の変化から紹介する．図 6 は惑星の半径を変化させたときの気構造を示している，温度構造 (A) を見ると，どのケースにおいても MHD 波動の散逸によって高層図 8: 惑星の半径・質量と惑星からの質量放出率の関係．横軸は惑星半径を木星半径で規格化したもの
気は高温に加熱されていることが分かる．しかし加熱が急激に効き始める高度はそれぞれ異なり，惑
縦軸は質量放出率である．点線，二点鎖線，破線，実線，一点鎖線はそれぞれ惑星質量を木星質量の 0.
半径が大きい場合は温度が上昇し始める高度は高くなる傾向がある．密度分布 (B) はどのケースも似
0.5，0.8，1.0，0.3M
1.5 倍にしたときの質量放出率を表している．この計算では，惑星表面での速度分散を音られる．ここでは，ガス惑星の半径を0.8RJ から 2RJ まで，質量をJ から 1.5MJ (MJ は木(C)形状をしているが，惑星半径が大きいほど上空での密度が大きくなっている．動径方向の速度分布
磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中57
K に固定している．また磁場強度は木星と同じ値を与えている．
速の 20% とし，表面温度は 1000 他)まで変化させてシミュレーションを行った．
量同様に似た形状をしているが，惑星半径が大きくなるに連れて高層大気での速度は僅かに低下してい6 は惑星の半径を変化させたときのずは惑星の半径を変えた時の大気構造の変化から紹介する．図
ことが分かる．惑星半径が大きいときに温度が上昇し始める高度が高くなるのは，高層大気の密度がに表すことが出来る．
図 8(A)
は，惑星からの質量放出率の惑星半径と質量へを見ると，どのケースにおいてもMHD 波動の散逸によって高層構造を示している，温度構造()
きくなり，加熱しづらくなることが原因である．また同じ理由により，密度の高い高層大気は加速し
Rp3
G rc − Rp Mp
Ṁ
∝
exp
−
． （11）(1は高温に加熱されていることが分かる．しかし加熱が急激に効き始める高度はそれぞれ異なり，惑
の依存性を示したグラフである．この結果からは，重らくなるため，動径方向の速度も僅かではあるが低下する．
Mp
c 2 rcRp(B)
はどのケースも似径が大きい場合は温度が上昇し始める高度は高くなる傾向がある．密度分布
く小さいガス惑星からの質量放出率は小さく，軽く大7 は惑星の質量を変次に，惑星半径を固定し，惑星質量を変えた時の大気構造の変化を紹介する．図これが，ガス惑星からの質量放出率の，惑星の半径・質量への依存性を表す関係式である．この部分に(C)状をしているが，惑星半径が大きいほど上空での密度が大きくなっている．動径方向の速度分布
これが，ガス惑星からの質量放出率の，惑星の半径・6 と類似していることが分かる．惑星質量が重いさせた時の大気構造である．全体的な振る舞いは図
きなガス惑星からは大量の質量放出が発生するという関するより詳細な記述は，我々の論文 [23] を参照されたい．
様に似た形状をしているが，惑星半径が大きくなるに連れて高層大気での速度は僅かに低下してい合は温度が急激に上昇する高度は低く，また上空での密度も小さくなる．また，その場合の散逸する
質量への依存性を表す関係式である．この部分に関す明確な関係性を読み取ることができる．これは直感的とが分かる．惑星半径が大きいときに温度が上昇し始める高度が高くなるのは，高層大気の密度が気の動径方向の速度は高速になっている．この場合の大気構造の振る舞いも惑星半径を変化させた場
るより詳細な記述は，我々の論文 [23] を参照されたい．
にも理解しやすい結果である．
くなり，加熱しづらくなることが原因である．また同じ理由により，密度の高い高層大気は加速しの振る舞いと同様に解釈することが出来，惑星質量が軽い場合は上空の密度が大きくなるため加熱が5 議論
図 6 や図 7，図 8 の結果から，大気構造や質量放出くなるため，動径方向の速度も僅かではあるが低下する．
較的効きづらくなり，加速もされづらくなる．
率の惑星半径・質量への依存性は，惑星大気の圧力ス
5.GJ
議論
7 は惑星の質量を変に，惑星半径を固定し，惑星質量を変えた時の大気構造の変化を紹介する．図5.1 ホットネプチューン
436b への応用
図 8 は，惑星からの質量放出率の惑星半径と質量への依存性を示したグラフである．この結果からは，
ケールハイトに依存していることが推測される．圧力6と類似していることが分かる．惑星質量が重いせた時の大気構造である．全体的な振る舞いは図
く小さいガス惑星からの質量放出率は小さく，軽く大きなガス惑星からは大量の質量放出が発生する
ここまでは，主にホットジュピターの高層大気構造や大気散逸現象に磁気流体波動が及ぼす影響につスケールハイトの惑星半径・質量への依存性と，散逸は温度が急激に上昇する高度は低く，また上空での密度も小さくなる．また，その場合の散逸するいう明確な関係性を読み取ることができる．これは直感的にも理解しやすい結果である．
5.1 ホットネプチューンGJ 436bへの応用
いての数値シミュレーションを行い，結果の考察を行った．ホットジュピターからの大気散逸現象はこの動径方向の速度は高速になっている．この場合の大気構造の振る舞いも惑星半径を変化させた場
する大気のエネルギー収支を考慮すると，質量放出率
図 6 や図 7，図 8 の結果から，大気構造や質量放出率の惑星半径・質量への依存性は，惑星大気の圧れまでに数例観測されているが，最近はさらに小さい惑星からの大量の大気散逸の兆候を検出したとい振る舞いと同様に解釈することが出来，惑星質量が軽い場合は上空の密度が大きくなるため加熱がここまでは，主にホットジュピターの高層大気構造の惑星半径・質量への依存性の大まかな依存性を導出
スケールハイトに依存していることが推測される．圧力スケールハイトの惑星半径・質量への依存性
う報告もある．ここでは，GJ 436b における大気散逸現象の観測結果と従来の大気散逸の理論モデルの的効きづらくなり，加速もされづらくなる．
，散逸する大気のエネルギー収支を考慮すると，質量放出率の惑星半径・質量への依存性の大まかなや大気散逸現象に磁気流体波動が及ぼす影響についてすることが出来る．質量放出率には，次のような依存間の問題点について概説したのち，この惑星へ我々のモデルである磁気流体波動による質量放出の駆動は，惑星からの質量放出率の惑星半径と質量への依存性を示したグラフである．この結果からは，存性を導出することが出来る．質量放出率には，次のような依存性があると考えられる．
性があると考えられる．
機構を適用した結果について紹介する．
小さいガス惑星からの質量放出率は小さく，軽く大きなガス惑星からは大量の質量放出が発生する
1
GJ 436b は太陽系から比較的近い位置にある M 型星 GJ 436 まわりにある，視線速度法によって発見
2
う明確な関係性を読み取ることができる．これは直感的にも理解しやすい結果である．
Ṁ vesc∝ 4πRp2 ρ(rc ) vA ⟨δv 2 ⟩． 
(9)
（9）
2
された惑星である [37]．後にトランジットも検出されており [38]，質量や半径がよく調べられている惑星
や図 7，図 8 の結果から，大気構造や質量放出率の惑星半径・質量への依存性は，惑星大気の圧・1.35 海王星質量であり [9]，半径も海王星とほぼ同程度である [39]．また，軌は質量放出率，vesc，vである．この惑星の質量はA，δv はそれぞれ表面
こで Ṁ は質量放出率，ここでvesc ，vM
ケールハイトに依存していることが推測される．圧力スケールハイトの惑星半径・質量への依存性
A ，δv はそれぞれ表面での脱出速度，アルフヴェン速度，表面での速0.029
AUと主星に非常に近い所を公転している惑星であり，典型的な短周期惑星の一種で道長半径はでの脱出速度，アルフヴェン速度，表面での速度分散
MHD 波動の散逸によって大気が急激に加速され始める場所である．式 (9)分散である．また rc は，散逸する大気のエネルギー収支を考慮すると，質量放出率の惑星半径・質量への依存性の大まかな“ホットネプチューン” と呼ばれることが多い．(主ある．そのため，高温の海王星型惑星ということで左辺は単位時間あたりに惑星から散逸していく大気が運ぶ運動エネルギー，右辺はrc の位置でのエネ性を導出することが出来る．質量放出率には，次のような依存性があると考えられる．
である．また rc は，MHD 波動の散逸によって大気が“warm Neptune” と星の光度が小さいため軌道長半径が小さいものの惑星の表面温度はやや低いため，
ギーフラックスを意味する．質量放出率は，惑星からの質量放出が駆動されている高度での密度が大急激に加速され始める場所である．式（9）の左辺は単1222)．最近になってGJ
436bの紫外線でのトランジット観測が行われ，この惑星が表現されることもあるṀ vesc ∝ 4πR(9)
rc の位置での密度が質量放出率を大きく左右することにな
い方がより大きくなる．すなわちここでのp ρ(rc ) vA ⟨δv ⟩．
位時間あたりに惑星から散逸していく大気が運ぶ運動
2
大量の大気散逸を起こしていることや，巨大な外気圏を持っていることが分かってきている [40, 9]．こ
．ここで，静水圧平衡と等温大気を仮定した場合の大気の密度分布はエネルギー，右辺はrc の位置でのエネルギーフラック∼ 0.69% である．しかしの惑星の可視光でのトランジット深さは，惑星のサイズが小さいためわずかで Ṁ は質量放出率，vesc，vA ，δv はそれぞれ表面での脱出速度，アルフヴェン速度，表面での速()
r − R p Rpスを意味する．質量放出率は，惑星からの質量放出が(9)散である．また rc は，MHD 波動の散逸によって大気が急激に加速され始める場所である．式
ρ(r) = ρ0 exp −
(10)
H0 r
駆動されている高度での密度が大きい方がより大きく
辺は単位時間あたりに惑星から散逸していく大気が運ぶ運動エネルギー，右辺はrc の位置でのエネ
16
ーフラックスを意味する．質量放出率は，惑星からの質量放出が駆動されている高度での密度が大の位置での密度が質量放出なる．すなわちここでのrcなる．ただし H0 は大気の圧力スケールハイトである．ホットジュピターからの大気散逸現象は流体
図9： 惑星表面での速度分散と質量放出率の関係性．横軸は速度rc の位置での密度が質量放出率を大きく左右することにな
方がより大きくなる．すなわちここでの学的であり，さらに我々のモデルである磁気流体波動の散逸による質量放出の駆動の場合は散逸する率を大きく左右することになる．ここで，静水圧平衡
分散を表面での音速で規格化した値，縦軸は質量放出率で
ここで，静水圧平衡と等温大気を仮定した場合の大気の密度分布は
気は激しい時間変動性を持っているため，大気の高層部分はもはや静水圧平衡でも等温でもない．しと等温大気を仮定した場合の大気の密度分布はある．
()
し，質量放出が駆動されている高度より下の領域では，大気は十分に静水圧平衡で近似でき，またほr − R p Rp
ρ(r) = ρ0 exp −
(10)

（10）
んど等温であるとみなすことが出来る．そのため，質量放出が駆動されている高度の大気密度を求め
H0 rときに式 (10) を用いることが出来る．式 (9) と (10) より，質量放出率のパラメータ依存性は次のようとなる．ただし H0 は大気の圧力スケールハイトである．
る．ただし H0 は大気の圧力スケールハイトである．ホットジュピターからの大気散逸現象は流体
ホットジュピターからの大気散逸現象は流体力学的で的であり，さらに我々のモデルである磁気流体波動の散逸による質量放出の駆動の場合は散逸するあり，さらに我々のモデルである磁気流体波動の散逸
は激しい時間変動性を持っているため，大気の高層部分はもはや静水圧平衡でも等温でもない．し13，質量放出が駆動されている高度より下の領域では，大気は十分に静水圧平衡で近似でき，またほによる質量放出の駆動の場合は散逸する大気は激しい
ど等温であるとみなすことが出来る．そのため，質量放出が駆動されている高度の大気密度を求め
時間変動性を持っているため，大気の高層部分はもはきに式 (10) を用いることが出来る．式 (9) と (10) より，質量放出率のパラメータ依存性は次のようや静水圧平衡でも等温でもない．しかし，質量放出が駆動されている高度より下の領域では，大気は十分に静水圧平衡で近似でき，またほとんど等温であるとみ13なすことが出来る．そのため，質量放出が駆動されている高度の大気密度を求めるときに式（10）を用いることが出来る．式（9）と（10）より，質量放出率のパラメ
ータ依存性は次のように表すことが出来る．

■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

57

図10：質量放出率の時間変動性．横軸が計算開始からの経過時
間，縦軸が質量放出率を表している．実線，破線，点線はそれぞれ表面での速度分散の値が音速の7%，8%，10%の場合の質量放出率の変化を表している．

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58

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016の数値シミュレーションを行い，結果の考察を行った．

の内側境界に取っており，その場所での物理量（質量

ホットジュピターからの大気散逸現象はこれまでに数放出率や大気の動径方向の速度）は境界条件として手例観測されているが，最近はさらに小さい惑星からので与えている．それによると，GJ 436b からの質量放大量の大気散逸の兆候を検出したという報告もある．

出率は 10 － 10 g s ，重力圏外端での動径方向の速

8

9

－1

－1

であった場合，紫外線トランジット

ここでは，GJ 436b における大気散逸現象の観測結果

度が≳ 30 km sと従来の大気散逸の理論モデルの間の問題点についての観測的特徴を再現できるということが指摘されてい概説したのち，この惑星へ我々のモデルである磁気流る．しかし，従来の XUV 加熱による大気散逸駆動モ

体波動による質量放出の駆動機構を適用した結果につデルをこの惑星に適用した結果として得られる重力圏

いて紹介する．

外端における動径方向の速度は 1 － 10 km s

－1

であり，

GJ 436b は太陽系から比較的近い位置にある M 型星

観測結果を再現するのに必要な速度まで加速すること

GJ 436 まわりにある，視線速度法によって発見されが出来ないということも指摘されている [41]．さらに，た惑星である [37]．後にトランジットも検出されてお質量放出率や外気圏の構造に時間変動性があることもり [38]，質量や半径がよく調べられている惑星である． 示唆されているため，これらの特徴を説明するために
この惑星の質量は 1.35 海王星質量であり [9]，半径もは従来のモデルとは別の（あるいは追加の）メカニズ

海王星とほぼ同程度である [39]．また，軌道長半径はムが必要であると考えられている．

0.029 AU と主星に非常に近い所を公転している惑星

我々はこの惑星のパラメータに合わせた MHD シミ

であり，典型的な短周期惑星の一種である．そのため， ュレーションを行い，GJ 436b の観測的特徴を説明す
高温の海王星型惑星ということで“ホットネプチューるための条件を実現できるかについて考察した．惑星ン”と呼ばれることが多い．（主星の光度が小さいための半径と質量は GJ 436b の値とし，表面温度は主星の軌道長半径が小さいものの惑星の表面温度はやや低く， 光度と軌道長半径から得られる平衡温度である 800 K“warm Neptune”と表現されることもある）．最近にとした．惑星表面での速度分散（= 乱流の強さ）は不なって GJ 436b の紫外線でのトランジット観測が行わ明であるため，これをパラメータとして扱い，惑星のれ，この惑星が大量の大気散逸を起こしていることや， 大気構造や質量放出率の依存性を調べた．また，磁場巨大な外気圏を持っていることが分かってきている

強度は惑星全体で平均して～1 G となるように設定し，[40, 9]．この惑星の可視光でのトランジット深さは，磁束管のフィリングファクターは 3 章で設定したもの

惑星のサイズが小さいためわずか～0.69 % である．し

と同じ値を用いている．3 次元の大気モデルからは，かし，紫外線のライマンアルファ線でのトランジット

ホットジュピターの大気と同様に，ホットネプチュー

観測では，トランジット深さは可視光よりも遥かに深ンの大気の場合も大気の金属量に関わりなく高速の大い～56.2 % という値を示したことが分かっている [9]．

気循環を持つことが示唆されている [42]．従って，GJ

またトランジットへの入りは可視光よりも 2 時間ほど

436b の大気にも強い大気循環に起因する一定の強度

早く，トランジット継続時間も遥かに長時間であった． の乱流が存在し，大気の速度分散があることが期待さ
さらに紫外線でのトランジット光度曲線は大きな非対れる．

称性を持つことも明らかにされた．この特異な紫外線

まずは質量放出率の結果から紹介する．図 9 は惑星

トランジットの特徴は，この惑星から散逸していく大表面での速度分散を変化させた時の質量放出率の依存

気によって作られる，巨大な彗星の尾のような構造に性を示したグラフである．これまでの結果と同様に，よって引き起こされていると考えられている [9, 41]．

速度分散を大きくすると惑星からの質量放出率も大き

GJ 436b から散逸する大気の粒子シミュレーション

くなっていることが分かる．観測から示唆される GJ
8

9

－1

が Bourrier らによって行われており，散逸する大気436b からの質量放出率は 10 － 10 g s

への主星からの輻射圧を考慮することによって彗星の41]，表面での速度分散が音速の～7 － 8 % の場合は，尾状の構造が形成されることが示され，またその構造

質量放出率を説明することが出来るということが分かによって観測的な特徴を説明出来ることも分かっている．また図 10 は質量放出率の時間変動を示している．

る [41]．彼らのモデルでは，惑星の重力圏外端を計算

図 9 で示した質量放出率は十分長い時間で平均を取っ■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

58であるため [9,2016/06/10

9:07:19磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中 他

59

図12：重力圏外端における，散逸する大気の動径方向の速度の時間変動．横軸は計算開始からの経過時間を時間を単位として表しており，縦軸は重力圏外端での動径方向の速度である．実線，点線はそれぞれ表面での速度分散が音速の7%，8%の場合を表している．

図13：重力圏外端における動径方向の速度と，惑星表面での速度分散の依存性．横軸が惑星表面での速度分散を音速で規格化した値，縦軸が重力圏外端での散逸する大気の動
径方向の速度である．黒の四角が，それぞれの速度分散の時の動径方向の速度の平均値を示したものであり，エラーバーの範囲は速度の変動の幅を示している．すなわ
ち，エラーバーの上端はそれぞれの速度分散の時の動径方向の速度の最大値，下端は最小値を表している．
8

9

－1

を変動し，音速の 8 % の時は～10 － 10 g sの間を

図11：動径方向の速度のスナップショット．横軸に惑星表面からの距離を惑星半径で規格化した値，縦軸に動径方向の速度を取っている．この図においては，グラフの右端が重力圏の外端に相当する位置になっている．図はそれぞれ，表面での速度分散が音速の7%，8%，10%の時のもの
である，また時刻は，計算開始からの経過時間を惑星の横断時間で規格化したものを表示している．

変動しており，おおむね観測から示唆される質量放出たものだが，時間変動を見ると 1 － 2 桁程度の質量放く大気の重力圏外端における動径方向の速度である．

出率の変動があることが分かる．表面での速度分散がまずは動径方向の速度分布の様々な時刻でのスナップ

7

9

－1

音速の 7 % の時は質量放出率は～10 － 10 g s■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

59の間率の範囲の値を取っている．
計算の結果，GJ 436b からの質量放出率は我々のモデルを用いて説明出来るだけの値が得られることが分かった．しかしもう一つの重要な要素は，散逸していショットを図 11 に示す．表面での速度分散が音速の 7

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60

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016%，8 %，10 % の場合の 3 種類の結果を示している．

さらにこの場合，MHD 波動の散逸によって上空に持

時間は惑星の横断時間で規格化してあり，このセット

ち上げられる大気が少ないため大気密度の減少が急にアップの場合は，t = 1.0 が～2.9 時間に対応している．

なる．このような大気の密度勾配が急な状況では，大全てのケースと時刻において，大気下層部ではほぼ静気中での MHD 波動の反射が増幅されて上空に到達す

－1

である．

るエネルギーが少なくなることにより，散逸する大気

上空では MHD 波動の散逸によって大気が急激に加速を十分に加速することができなくなる．そのため速度されていることが分かる．大気の動径方向の速度は時分散が比較的小さい領域では，速度分散を大きくする

間変動性が大きく，重力圏の外端に相当する位置（グと上空の速度はより大きくなる．一方で，さらに速度－1分散を大きくすると今後は上空の速度が減少に転じる

水圧平衡状態にあり，速度もほぼ 0 km s

ラフの右端）での速度は，場合によっては～60 km sに到達することもあることが分かった．

ことが分かる．今回の GJ 436b のパラメータで行ったさらに，重力圏外端での散逸していく大気の動径方計算においては，重力圏外端における動径方向の速度

向の速度の時間変動を図 12 に示した．図 11 に現れての最大値
（時間平均した値）は，表面での速度分散がいるような，速度の激しい時間変動がこの図にも現れ

音速の 8 % の時に最大値～30 km sていることが分かる．重力圏外端における動径方向の明した．また，最高速度で見た場合にも，同じ速度分－1

速度は，低速時は～10 km s ，高速時は～50 km s

－1に達し，速度分散が音速の 8 % の時は最大で～60 km－1－1

散の時に最大値～60 km s

－1を取ることが判を取ることが分かる．速度分散が大きい時はより多くのエネルギーが MHD 波に達することもあることが示された．速度の変動

動として注入されていることになり，より多くの大気は，1 時間程度の短い周期での変動や，数時間周期のを持ち上げて大気散逸を促進することが出来る．その長い周期での変動などがあり，速度が複雑に変動してため質量放出率は右肩上がりで増加していくが，上空いる様子が分かる．先行研究による大気散逸の粒子シの大気密度が大きくなることによって逆に加速がしづ

ミュレーションによると，観測結果の再現には重力圏

らくなるという現象が発生している．これは，密度がs－1の速度が必要であったが，磁気流高いために加速がしづらくなっているということと，

体波動の散逸を考慮した本モデルでは，時間変動はあ輻射損失によって失われるエネルギーが増加してしま

外端で≳ 30 km s

－1

よりも十分高速う事に起因している．そのため，散逸する大気の動径に加速され得るということが分かる．ここで強調して方向の速度という点では，最も加速がされやすいエネ

おきたいのは，図 12 に示されている，動径方向の速ルギーの注入量というものが存在するということにな

度が十分高速に加速されている時は，質量放出率も観る．

るものの動径方向の速度は 30 km s

測から示唆される値と整合的な値を取るという点であ

これらの結果より，GJ 436b からの大気散逸現象にる．これらの結果は，GJ 436b からの大気散逸現象において，大気中の磁気流体波動の散逸によって駆動さおいては，惑星大気中での磁気流体波動の散逸によっれる質量放出と散逸する大気の加速は重要な役割を果て質量放出が駆動され，同時に大気が高速に加速されたしていることが示唆される．惑星表面での速度分散ているという事を強く示唆している [43]．

が音速の～7 － 8 % の場合，観測から示唆されている

最後に，散逸する大気の重力圏外端における動径方

質量放出率と整合的な値が得られることが分かった．

向の速度の，惑星表面での速度分散への依存性を示しさらにその際に，従来の XUV 加熱による大気散逸でたものが図 13 である．質量放出率は表面での速度分は説明が困難であった，散逸する大気の動径方向の大散の増大に対して単調に増加しているが，散逸する大きな速度も同時に説明出来ることも示した [43]．さら

気の速度の依存性は単調ではないことが分かる．速度に我々のモデルでは大気構造や質量放出率には大きな分散が小さい領域では，動径方向での速度は速度分散

時間変動性があるため，観測から存在が示唆されていが大きくなるにつれて速くなる．速度分散が小さい場

る紫外線トランジットの時間変動についても，磁気流合は MHD 波動として注入されるエネルギーが小さい

体波動の散逸による質量放出の駆動によって説明が出ことを意味しており，その分だけ大気の運動エネルギ

来る可能性がある．今後の更なる研究から，質量放出

ーに変換できるエネルギー自体が小さいことになる．

率や大気構造などから，惑星表面での乱流や磁場の強■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中 他

度などの物理量に制限をかけることが期待される．

5.2

磁気流体波動が駆動する質量放出の観測的特徴

61

想できる．これまでの研究では主に，ホットジュピタ
ーやホットネプチューンのような短周期ガス惑星の環
境を念頭に置いてシミュレーションを行っているが，短周期惑星ばかりが高温であるわけではない．例えば，

本稿で度々触れたように，ガス惑星からの質量放出

形成直後のガス惑星は高温であり，また大きな半径をや高層大気構造は紫外線でのトランジット観測から探持っていると考えられる．このような環境では，主星ることが出来る．ここでは，磁気流体波動の散逸によからの距離が遠く XUV の照射は弱いものの，惑星がって駆動される質量放出現象の観測的特徴やその検出磁場を持ち大気に一定の強度の乱流が存在すれば，磁可能性について簡単に議論したい．質量放出の駆動源

気流体波動が駆動する質量放出が発生する可能性があとして有力視されているものは，主星からの XUV 加

る．半径が大きくスケールハイトも大きい分だけ質量

熱による流体力学的流出の駆動であり，これによって放出率も大きくなることが期待されるため，ガス惑星

10－1

観測値を説明出来るだけの質量放出率（≳ 10 g s ）の形成段階から形成直後の進化に影響を及ぼす可能性が得られることが分かっている [e.g., 5]．しかし我々は，も考えられる．もちろん，形成直後のガス惑星の磁場

磁気流体波動の散逸による質量放出の駆動によっても，の強度や形状，大気の乱流の様子などは未知数であり，

XUV 加熱による駆動と同程度の，あるいはそれを上

今後はその不定性も考慮したモデルも構築したい．

回る程度の質量放出率が得られることを示してきた[23]．そのため，これらの 2 つを質量放出率の値のみから区別する事は困難だと考えられる．

5.3

その他のパラメータ依存性

4 章では，質量放出率や大気構造の速度分散依存性

しかし，質量放出率の値以外の特徴，例えば質量放と，惑星質量と半径への依存性について述べた．その出率や大気構造の時間変動性は，両者を区別するため

他に結果に影響を与えうる要素としては，惑星磁場のの手段となり得るかもしれない．XUV 加熱による質強度や，磁束管のフィリングファクターなどが考えら

量放出の場合は，質量放出率は主星からの XUV 輻射

れる．これらの依存性についても簡単に紹介したい．

の光度に依存する．主星からの XUV 光度は主星の性

磁場強度への依存性については，惑星表面で同じ大質によって，短期的・長期的に変動しうる．例えば，

きさの速度分散を与えた場合，定性的には磁場強度が主星でのフレア現象や，彩層活動，コロナ活動による弱い場合は質量放出率が増加する傾向にある．これは，変動などである．そのため，もしガス惑星からの質量

磁場が弱い場合に磁気流体波動が大気中で散逸する効放出率や高層大気構造の時間変動が観測され，その変率が上昇し，高層大気を加熱したり質量放出を駆動し動が主星の XUV における活動と相関がある場合は，たりするのに使われるエネルギーの割合が増加するこ

その変動は XUV 加熱起源である可能性が高い．しかとが原因である．先述の通り，惑星表面で注入されたし主星の光度変化が無いにも関わらず質量放出率や高磁気流体波動のエネルギーのうち大部分は大気中で反層大気構造の大きな時間変動が見られる場合，あるい

射されて表面へと戻ってしまい，高層大気の加熱と質はその変動が主星の変動との相関が見られない場合は，量放出の駆動に使われるのはごく一部である．磁場がXUV 加熱だけでは説明が困難である．このような場弱い場合は磁気流体波動の散逸がより効率的に起きる

合は，磁気流体波動の散逸による質量放出の駆動によため，反射されずに散逸して質量放出に寄与できるエって大量の大気散逸が発生しており，またそれに伴うネルギーの割合が大きくなるため，質量放出率は大き

大きな時間変動性が見えていることが示唆される．

く増加する．逆に磁場が強い場合は磁気流体波動の散さらに我々のモデルは，主星からの強い XUV 照射

逸の効率が悪くなるため，質量放出率は減少する傾向を受けていないガス惑星からでも大量の質量放出が発にある．どの磁場強度の範囲までこの傾向が見られる

生しうることを予言する．仮に，受け取る XUV のエのかという点については，今後のさらなる計算で明らネルギーが小さいにもかかわらず大量の大気散逸が発かにしていきたい．

生しているガス惑星が観測された場合は，その惑星でまた磁束管のフィリングファクターは，惑星の持つは磁気流体波駆動の大気散逸が起きているはずだと予磁場の強度や形状によって変化する．フィリングファ■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

クターが小さく磁束管の開きが小さい場合は，大気中いる高度における大気の密度と密接に関係しており，での磁気流体波動の反射が増幅されるため上空へ通過

大気の圧力スケールハイトと散逸する大気のエネルギ

できるエネルギーが減少し，質量放出率は減少するとー収支から，質量放出率の惑星半径・質量への依存性

考えられる．これらの磁場強度や磁場の形状への依存を解析的に導出することが出来た．

性の定量的な理解も，今後の研究の中で追求していきたい．

さらにこのモデルを，紫外線で特徴的なトランジッ
トを示すホットネプチューン GJ 436b に適用した．その結果，表面での速度分散が音速の 7 － 8 % の時に観

6. まとめと今後の展望

測からの推定値と整合的な質量放出率が得られることが判明し，従来のモデルである XUV 加熱では説明が本研究では，ガス惑星大気中における磁気流体波動

困難だった，散逸する大気の動径方向の大きな速度もの散逸によって引き起こされる質量放出現象について，

我々のモデルによって説明できることも示した．そのMHD シミュレーションを行うことによって定量的なため，この惑星からの大気散逸現象では，磁気流体波評価を行った．ガス惑星が固有の磁場を持ち，惑星表

動の散逸が駆動する質量放出現象が重要な役割を果た

面に乱流が存在する場合は，MHD 波動が励起されてしているということが強く示唆される．

上空へ伝播し，高層大気で MHD 波動が散逸すること

今後の展望としては，XUV 加熱による大気散逸のによって高層大気を加熱する．また高層大気からの流駆動と組み合わせたモデルを構築し，どのような環境

体力学的流出を駆動して，大きな質量放出率が実現さでどちらの大気散逸駆動機構が支配的になるかというれることが分かった．ホットジュピターに典型的と考点や，その観測的特徴や観測可能性について追求してえられるパラメータを用いてシミュレーションを行っ

いきたい．我々のモデルでは，質量放出率，高層大気たところ，様々な紫外線トランジット観測から推定さ構造共に，主星の活動との相関がない大きな時間変動

れているホットジュピターからの質量放出率であるの存在を予言する．そのため，これらの時間変動の詳

10

12

－1

10 － 10 g sと整合的な値を取り得ることが分かっ

細な観測と理論の組み合わせによって，ガス惑星でのた．またこの値は，これまでに提案されていた主星か質量放出の駆動機構についての理解が進むことが期待らの XUV 加熱による大気散逸の駆動モデルと同程度される．また，ホットジュピターやホットネプチューになることも分かった．そのため，磁気流体波動の散ン以外の惑星，例えばより低温のガス惑星であったり，

逸が駆動する質量放出は，XUV 加熱モデルと並んで高温の大気を保持する岩石惑星などからの磁気流体波

ガス惑星からの主要な大気散逸の駆動機構になり得る

動駆動の質量放出現象の可能性についても検討したい．

ということが示された．さらに磁気流体波動の散逸によって高層大気は数千 K 以上に加熱され，高層大気構

謝 辞

造や質量放出率は大きな時間変動性を持つということも分かった．これは，ガス惑星大気中での磁気流体波

本研究の遂行や本稿の執筆に関して，名古屋大学の動は惑星の大気構造を考える上で無視できない影響を小林浩氏に多くの有意義なコメントや助言を頂きまし及ぼすという事を意味している．

た．また，東京工業大学の黒川宏之氏，名古屋大学の質量放出率や大気構造は，様々なパラメータに依存

國友正信氏には，本研究に関する様々な議論に付き合する．ここでは惑星表面での大気の乱流の強度に対応って頂きました．この場を借りて皆さまに感謝いたしする，大気の速度分散への依存性と，惑星の半径と質ます．本研究を遂行するにあたり，名古屋大学博士課

量への依存性について評価を行った．その結果，質量程教育リーディングプログラム「フロンティア宇宙開放出率は速度分散が大きくなるに連れ増大し，また速拓リーダー養成プログラム」からの援助を頂きました．

度分散が音速の 10 % 程度より大きければ観測値を説明できることが分かった．また，大きく軽い惑星では

参考文献

質量放出率は大きく，小さく重い惑星では小さくなる．
この特性は大気の加熱が起き，質量放出が駆動されて■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

62[1] Borucki, W. J. et al., 2010, Science 327, 977.

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↑ＴＯＰへ

磁気流体波動がガス惑星の大気散逸と大気構造に与える影響／田中 他[2] Mayor, M. and Queloz, D., 1995, Nature 378, 355.

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

エポックメイキングな隕石たち（その8）：～ Tenham隕石～小惑星から探る地球マントル物質～
富岡 尚敬

1

2016年2月5日受領，査読を経て2016年4月4日受理．

（要旨）激しい衝撃変成を経験した隕石には，衝撃時の高温高圧下で形成された高圧鉱物が含まれている．
これらの高圧鉱物は隕石の主要な母天体である小惑星における衝突現象についての情報のみならず，地球マ
ントル物質の物理化学的性質にも様々な示唆を与えてくれる．

る高温高圧下での相関係が明らかとなった．天然試料

1. はじめにについては，合成された試料から得られた結晶学的デ
今から一世紀以上前に遡る 1879 年，オーストラリ

ータに基づいてキャラクタリゼーションが行われるケ

ア・クイーンズランド州のステップ地帯（25° 44'S，ースが大半である．当初は人工物でしかなかった石英142° 57'E）で流星雨が観察された．そこで多数発見さの高圧相が，1960 年代初めにコーサイト，スティシ

れた石質隕石は，地名にちなんで Tenham（テンハム）

ョバイトとしてアリゾナのバリンジャー隕石孔から発隕石と名付けられた．このうち，大英博物館に所蔵さ見されたことで，高圧鉱物は衝撃変成に伴う高温高圧

れているコレクションは最大で，数量 102 個，総重量発生の直接的な証拠として一躍脚光を浴びることにな

約 49 kg に及ぶ [1]．Tenham は普通コンドライトに分った．しかし，それら高圧鉱物の存在量は非常に小さ類されており，一見しただけではありふれた隕石であく，隕石孔試料から高圧鉱物を抽出するには大量の砂る．そのためか，その後 90 年近くもの間，Tenham

岩のフッ化水素酸処理という根気のいる作業が必要でが研究されることはなかった．しかし，1960 年代のあった．

終 わ り に 始 ま っ た 詳 細 な 鉱 物 学 的 記 載 に よ り，

一方，地球外物質である隕石からは，十数 GPa を

Tenham は数々の高圧鉱物を内包していることが明ら越える超高圧下で安定なケイ酸塩高圧相が数々発見さかとなり，衝撃変成の研究で最も有名な隕石の一つとれている．中でも高圧鉱物について最も多くの報告がなった．

されている普通コンドライト隕石は，カンラン石，輝石，斜長石，Fe-Ni 金属，トロイライトを主要構成鉱

2. 高圧鉱物の発見史物とする．1969 年に Tenham 中からカンラン石の化学組成を持つスピネル構造相が天然で初めて発見され，地球深部を構成する鉱物の多くはケイ酸塩や酸化物

地球科学の巨人である A. E. Ringwood にちなんでリの高圧相と考えられている．そのため，鉱物物理学者

ングウッダイトと名付けられた [2]（表 1）．その翌年にはレーザー加熱ダイヤモンドアンビルセル，川井型マ

は，Coorara 隕石から輝石組成を持つ立方晶ガーネッ

ルチアンビル装置といった高温高圧発生技術を駆使し，ト相が発見された（鉱物名：メージャライト）[3]．強い高圧相の安定領域を探る研究を 1960 年代より精力的衝撃を受けた隕石中の高圧鉱物は隕石孔の試料と比べに続けている．その結果，主要な造岩鉱物組成におけると生成率が高いが，それでも試料のごく限られた領

1. 海洋研究開発機構 高知コア研究所
tomioka@jamstec.go.jp■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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域にしか存在しない．また，隕石の鉱物組み合わせは複雑であることが多いため，一般的な粉末 X 線回折に

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エポックメイキングな隕石たち その8 ～Tenham隕石～小惑星から探る地球マントル物質～／富岡65

表1： Tenham隕石中の高圧鉱物．

鉱物名

結晶構造

化学組成*

文献

wadsleyite
ringwoodite

変形スピネルスピネル

Mg2SiO4
Mg2SiO4†
Putnis and Price（1979）†, ‡Binns et al.
（1969）

majoritemajoriteakimotoite
bridgmanite

ガーネット（立方晶） MgSiO3
ガーネット（正方晶） MgSiO3
イルメナイトMgSiO3
ペロヴスカイトMgSiO3

Price et al.
（1979）†
Xie and Sharp（2007）, Tomioka et al.
（2016）†‡
Tomioka and Fujino（1997）, Tomioka and Fujino（1999）†‡
Tomioka and Fujino（1997） , Tschauner et al.
（2014）

lingunite

ホランダイト†Tomioka et al.
（2000）NaAlSi3O8＊化学組成は端成分（主要成分）で表されている．
†天然試料として初めての記載を行った文献．
‡新鉱物として命名を行った文献．

よる結晶構造同定は容易ではない．しかし，1970 年

認されていないが，最近，低 Ca 輝石組成をもつ低対代初頭から透過電子顕微鏡（TEM）が用いられるよう

称の正方晶ガーネット相（メージャライト）が，著者らになったことで，サブミクロンスケールの微小な結晶の詳細な ATEM 観察により完全に記載された [5]．

粒子一つ一つから，電子線回折パターンが取得できるようになった．この技術革新により，Tenham 中にカ

3. Tenhamの衝撃組織と高圧鉱物の産状

ンラン石組成の変形スピネル相（鉱物名：ワズレイアイト）が新たに発見された（表 1）．

Tenham は母天体の熱変成作用におけるコンドルー

その後の 20 年近くは高圧鉱物の記載は忘れられたルとマトリックスの組織的，化学的均質化が進んだ平感があったが，1990 年代後半に入り，ドイツ・バイ

衡コンドライトであり（岩石学タイプ 6），化学的グル

ロイト大，米国・アリゾナ州立大，日本では筆者らのープは L 型の普通コンドライトに属する．この隕石のグループがエネルギー分散 X 線分光装置（EDS）付き

大きな特徴は，試料全体にわたって主要構成鉱物のケの透過電子顕微鏡（ATEM）を，衝撃を受けた隕石のイ酸塩鉱物に特徴的な割れや変形の組織が見られるこ研究に応用した．ATEM はサブミクロンスケールでとである．また局所的にも幅 1 mm 以下程度の黒色の複数の鉱物が入り交じり合う試料において，個々の粒脈状組織（ショックベイン）（図 1）や局所的な溶融組子の結晶構造と化学組成の決定を可能にした．また，放射光による高輝度 X 線を用いた微小試料の回折実
験が身近になったこともあり，現在に至るまで高圧鉱物の発見と命名の激しい競争が繰り広げられている．
このような微細試料の分析技術の発展により，カンラン石の高圧相以外でも，Tenham からは輝石組成のイルメナイト相（アキモトアイト），ペロヴスカイト相（ブリッジマナイト），斜長石組成のホランダイト相（リ
ングンアイト）が次々に発見された（表 1）[4]．天然に見出された鉱物は，その化学組成と結晶構造の組み合わせが既知の鉱物と異なることが国際鉱物学連合（IMA）に認められると，鉱物種として固有の名前が与えられる．リングウッダイト同様，上記に示した高圧鉱物の名前はいずれも高圧物性や高圧地球科学に貢献のあった研究者に由来している．新鉱物としては承■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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図1： Tenhamコンドライト（L6）の衝撃溶融脈（ショックベイン）の光学顕微鏡写真．脈中に見られる青い粒子はリングウッ
ダイト[（Mg,Fe）
2SiO4スピネル]．

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

かる．
高圧ケイ酸塩鉱物は 2 種類の産状を示す．一つはショックベインやメルトポケットの黒色部を構成する比較的粗粒（数ミクロン以下）な粒子で，複数の種類の結晶質ケイ酸塩，非晶質ケイ酸塩が混在している．また，
Fe-Ni-S に富む物質や Fe 酸化物がケイ酸塩の粒間物質
や 包 有 物 と し て 散 在 し て い る の が 特 徴 で あ る．
Tenham のショックベインでは，立方晶メージャライ
トや単斜エンスタタイトが卓越する
（図 2）
．もう一つ
は，ショックベインに取り込まれた母岩の破片としての産状である．粒形１ミクロンに満たない粒子からなり，その集合体の化学組成は母岩のケイ酸塩鉱物のものとほぼ同じである．粒間には上記の Fe に富む物質
図2： Tenhamのショックベイン中に見られる高圧鉱物の透過電子顕微鏡写真．Maj：メージャライト[（Mg,Fe,Ca）（Al,Si）
O3-立 方 晶 ガ ー ネ ッ ト]，Mw： マ グ ネ シ オ ヴ ス タ イ ト（Mg,Fe）[
O]．高圧下でのコンドライトメルトから結晶化したメージャライトには，Fe-Ni-Sに富む球状の包有物が多数含まれる．

は含まれない（図 3）．前者は高圧下でのコンドライト
メルトの急冷に伴う結晶化，後者は母岩の構成鉱物の固相反応による相転移で形成されたと解釈されている[6]．

4. 高圧鉱物研究の意義
衝撃圧縮では，衝撃波が鉱物粒子間を何度も反射して圧力が平衡化するため，圧力の不均質は小さい．従って，高圧鉱物の産状を相平衡実験の結果を比較する
ことで，それぞれの隕石の衝撃圧力に関する情報を得ることができる．例えば，ブリッジマナイトは約 22
GPa 以上の圧力で安定である．この圧力は Tenham が経験した衝撃圧の下限を示している．また，隕石母天体で生じた衝撃圧力は他の天体との相対衝突速度の関数である．この隕石の物性値を主要な構成鉱物である
カンラン石の値で近似することで衝突速度を見積もると，Tenham の母天体は約 2 km/s 以上の相対速度で他の小天体と衝突をしたと推定される．
図3： Tenhamのショックベイン中の岩片に見られるメージャラ
イト[(Mg,Fe)SiO3-正方晶ガーネット]集合体の透過電子顕微鏡写真．
母岩中の低Ca輝石の固相転移により形成された．

一方，衝撃による温度上昇は極めて不均質である．
特にずれ破壊による摩擦が生じやすい部分では，母岩の平均的な衝撃温度より高い温度が生じる．ショック
ベインが形成されるのはこのためである．Tenham の織（メ ル ト ポ ケ ッ ト）を 持 つ． こ れ ら の 組 織 は，

ショックベイン自体の温度は，リキダス相（メルトのTenham がかつて強い衝撃変成に晒され，母岩のコン冷却時に最初に晶出する相）である立方晶メージャラ

ドライトが局所的に融解したことを示している．また，

イトの安定条件から約 2000 ℃と見積もられる．ショ

これらのメルト近傍を偏光顕微鏡で観察すると，カンックベインが形成された後の冷却プロセスは，非溶融

ラン石が再結晶化していたり，斜長石が屈折率の高いの母岩との間の熱伝導で制約される．新たにショック

高密度ガラス（マスケリナイト）になっていることが分

ベイン中の岩片に発見された正方晶メージャライトの■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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エポックメイキングな隕石たち その8 ～Tenham隕石～小惑星から探る地球マントル物質～／富岡

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結晶構造では，6 配位サイト中の陽イオンの秩序度は，冷却速度が高いほど小さくなると考えられている．そ謝 辞

こで，陽イオン秩序度に敏感な（101）結晶面の電子線回折強度を合成試料のものと比較することで，溶融脈3木村眞氏，野口高明氏，岡崎隆司氏には本稿執筆のの冷却速度は 10 ℃/ 秒をこえると見積られた [5]．こ機会を与えて頂き，粗稿を読んで頂きました．久保友のように大きな冷却速度を達成するためには，衝撃圧

明氏には高圧地球科学の立場から丁寧な査読をいただ

縮による Tenham の平均的な温度上昇は約 900℃を越きました．また，Tenham 隕石の鉱物記載に関して，

えないことも，熱拡散の計算から明らかになった [5]．

藤野清志氏，森寛志氏，宮原正明氏，伊藤元雄氏とは衝撃圧縮による温度発生は，衝撃前のターゲット物

多くの議論をさせていただきました．これらの方々に質の空隙率に大きく依存する．上記のように鉱物学的この場を借りてお礼申し上げます．

に推定される隕石試料の平均的な衝撃温度と，衝撃の状態方程式から理論的に得られた値を相互比較できれ

参考文献

ば，隕石の母天体を形成する物質の初期密度を知る手がかりとなるに違いない．更に個々の隕石の温度圧力[1] Spencer, L. J., 1937, Mineral. Mag. 24, 437.

履歴に加えて，アルゴンーアルゴン法などによる隕石[2] Binns, R. A. et al., 1969, Nature 221, 943.

の衝撃年代が蓄積されれば，太陽系小天体の初期物性・[3] Smith, J. V. and Mason, B. 1970, Science 168, 832.

衝突速度・衝突頻度の時間変遷を追うことができるよ[4] 例えば，Gillet, P. et al., 2000, Science 287, 1633.

うになることが期待される．

[5] Tomioka, N. et al., 2016, Sci. Adv. 2, e1501725.

前述のとおり，隕石中の高圧鉱物は地球深部ではマ[6] Stöfﬂer, D., 1997, Science 278, 1576.

ントル遷移層（410 － 660 km）から下部マントル（660[7] Madon, M. and Poirier, J. P., 1980, Science 207, 66.

－ 2900 km）にかけての主要鉱物でもある．惑星物質[8] Tomioka, N., 2007, J. Mineral. Petrol. Sci. 102, 226.

としての高圧鉱物もまた，地球深部を理解する上で重要な示唆を与えてくれる．高圧相の変形実験が一般的でなかった 1980 年代初めには，透過電子顕微鏡により隕石中の高圧鉱物の欠陥組織の観察が行われた．
Tenham においてもリングウッダイトの転位のすべり系が決定され，マントル深部のレオロジーに関する議論が行われている [7] ．また，隕石母岩の鉱物とその高圧相の共生組織や結晶方位関係は，地球深部でのケ
イ酸塩鉱物の相転移メカニズムを知る手掛かりともな
る．Tenham では，低 Ca 輝石とその高圧相のアキモ
トアイトとの間に特定の結晶方位関係をもつ互層組織が発見され，その結果を元にマントルに沈み込む海洋
プレート内での輝石からアキモトアイトへの無拡散型
高圧相転移モデルが提案されている [8] ．
最 後 に 余 談 に な る が， 筆 者 は 大 学 院 生 で あ っ た
1990 年代半ばに，指導教官に Tenham の試料を入手していただいた．アメリカの隕石ディーラーから購入
し た Tenham は， 握 り こ ぶ し 半 分 程 度 の 大 き さ（約144 ｇ）でわずか 5 万円ほどの価格であった．これだけの投資で，著者が関わった分だけでも多くの発見があった．今後も長い付き合いになりそうな隕石である．

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

一番星へ行こう！
日本の金星探査機の挑戦 その27
～金星の新しい姿をとらえる「あかつき」IR2，本格始動！～
佐藤 毅彦 ，中村 正人 ，上野 宗孝 ，上水 和典 ，鈴木 睦 ，
1
1
5
1
6
今村 剛 ，山崎 敦 ，山田 学 ，佐藤 隆雄 ，笠羽 康正 ，
7
8
9
はしもと じょーじ ，木股 雅章 ，吉田 誠至
1,2

1

3

4

1

（要旨）2015 年 12 月 7 日の金星周回軌道入り以来，IR2 カメラによる金星観測は順風満帆というわけではな
かった．三ヶ月に及ぶ長い苦労の時期を乗り越えて，2016 年 3 月からはいよいよ本格的に金星撮像データを取得できるようになった．
です．金星の輝面が細くなり夜面が大きく見える位置に「 あ か つ き 」が く る と，IR2 の 波 長 1.735, 2.26, 2.32

1. はじめにμm フィルターの出番です．いわゆる金星大気の「窓」
3 月に発行の本誌（第 25 巻 第 1 号）に掲載された「そ[3] を利用し，雲層下の高温大気が発する熱放射を背の 26」[1] では，「あかつき」が金星周回軌道に入ってす景とした雲のシルエットを撮像し，中下層大気のダイ

ぐに 4 台のカメラが撮影した金星ファーストライト画

ナミクスを調べるわけです．このとき大きな障壁とな像が紹介されています．その中で，IR2 だけが他よりるのが「太陽からの熱入射」です．夜面の割合が大き

4 日遅れで金星を撮像した理由を述べました．IR2 は

いほど太陽と金星との見かけの離角は小さくなり，カ一段スターリング冷凍機（住友重機械工業製）を使ってメラ開口部のある面（探査機－ X 面）へ日光が正面近PtSi 検出素子（三菱電機製）を 70 K 以下にまで冷やす，

くから当たります．こうなると IR2 への熱入力が大き「一手間かかる」赤外線カメラ [2] であるため装置の立くなって，必要な冷却が得にくくなります．IR2 のス

ち上げに時間を要するわけです．万事がこの調子で，ターリング冷凍機は 50 W パワーで運転したとき，温周回軌道に入ってからの熱環境下で必要な冷却を得る

度が 60 K の冷凍機先端から約 1.3 W の熱を奪うことのがまた大変でした，というのが今回のお話です．

ができます．逆にいえば，これを上回る熱の流入が検出器に対してあると，必要温度を保持できなくなって

2. 昼よりも夜がコワい理由（わけ）しまうのですね．そして設計上，平衡状態において冷凍機が奪う熱の 9 割ほどがフィルターホイールを含む

オバケが出るから，ではありません．熱環境のこと

光学系（ニコン製）
からやってくることになっています

であり，金星夜面の観測は苦労の連続だったという話[2] から，開口面側からの熱入力とそれに伴う光学系の温度上昇は大問題となるわけです．

1. 宇宙航空研究開発機構・宇宙科学研究所
2. 総合研究大学院大学・物理科学研究科・宇宙科学専攻
3. 神戸大学・大学院理学研究科・惑星科学研究センター
4. 国立天文台チリ観測所（三鷹）5. 千葉工業大学・惑星探査研究センター
6. 東北大学・大学院理学研究科・地球物理学専攻
7. 岡山大学・大学院自然科学研究科・地球生命物質科学専攻
8. 立命館大学・理工学部・機械工学科
9. 住友重機械工業株式会社・産業機器事業部 設計部
satoh@stp.isas.jaxa.jp■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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2016 年 1 月 15～17 日の三日間，最初の金星夜面撮像機会が訪れました．そのときの IR2 冷凍機運転パワ
ーは 35W．地球との通信時，つまり高利得アンテナ（XHGA）のある探査機＋ Z 面が地球を向いているときの光学系温度は，約 195 K でした．これが金星観測姿
勢になると，10 K 以上も上昇してしまい，それに引きずられるように検出器温度も上がってしまったので

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図１

2016年1月17日、金星観測姿勢中のIR2各部温度履歴

コンプレッサ温度 (286.7 → 300.9 K)

左縦軸
参照

右縦軸
参照

検出器温度 (72.6 → 77.8 K)

光学系温度(195.1 → 207.9 K)

金星観測姿勢へのマ
ヌーバ（10:00）
最初の観測プログラム
実行（10:30=時間原点）

最初の観測プログラム実行からの経過時間 [h]図1： 2016年1月17日のIR2各部温度履歴をプロットしたもので，時間（横軸）原点は金星観測姿勢へマヌーバ
して最初の観測プログラム実行時刻を原点としている．上から3本はフード，コンプレッサ，コールドヘッ
ド温度で，太陽光入射により2時間で最高温度に達している．いちばん下の光学系はそれに引きずられて上昇を続け，真ん中の検出器温度も同様の傾向を見せている．

す（図 1）．ほぼすべての画像が熱電子でサチってしまウム）封入から 6 年以上が経過しています．金属表面

い，唯一 17 日の最初の一枚（検出器温度 72.6 K）におからわずかずつ水分が作動ガス中に放出され，このよいて，金星昼面から遠い方の夜側リムがかすかに視認うな状態になる（ある程度不可避な現象）
わけで，これできるという，だいぶ落胆させられる結果でした．
「こと仲良く共存してゆく道を探らねばなりません．

れは，もう少し運転パワーを上げなければ」と思っていた矢先，次の試練が訪れたのです．

まずは凍りつきの解消です．2 月・3 月は金星夜面の観測機会が多くありましたから，このときカメラへの熱入力が自然と増えます．それによる自然の温度上

3. コンタミとの闘い

昇に加えて，コンプレッサおよびコールドヘッドの保温用ヒータ設定を 20℃として全体を温めたのです．3

次の試練，それは 1 月 20 日の日陰が明けようとして

月 10 日，その効果を確かめるときがきました．

いたときのこと．冷凍機運転が突然停止してしまったのです．正確にいえば，駆動エレキ電源は ON なので

4. そしてひと山を越してすがそれがハングしたような状態となり，消費電力は正常値よりずっと低く，運転電圧・電流・電力もゼロ

3 月 10 日の運用は、吉田（IR2 のメーカーである住となってしまう状態に陥ったのです．そのメカニズム

友重機械工業の技術者）立会いのもと，冷凍機運転開についてまだ完全な理解には至っていないものの，ど始のコマンドを送信しました．すると冷凍機は，なにうも冷凍機本体の中に「水分」のコンタミのあること

ごともなかったかのように，起動したのです！起動のが一因となっているらしいことが分かりました．復旧

2.5 時間後には最小の実用的運転パワーである 30W へを試みた 2 月の試験で今度は，駆動エレキはコンプレ

到達させました（周回入り後のファーストライト画像

ッサを動かす正弦波電流を流しているはずなのに冷却も 30W 運転での取得）．この時期は「夜面の季節からが効かない，つまり冷凍機内部で「動くべきものが動

昼面の季節への移り変わり」に当たっていて，－ X 面

いていない」状態が発生したのです．どうやら，原因への太陽光入射が，1 月中旬に比べれば緩和される方究明の間しばらく運転せずにおいたため，水分が凍り向です．そのため，うまくすれば 30W でも夜面の画ついてコールドヘッド内のディスプレーサをロックし像を取得できるのではないかとにらんだのです．そしてしまったらしいのです．組み立て・作動ガス（ヘリて 2016 年 3 月 13 日，最初のまともな金星夜面画像が■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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図２ 日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

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図３

図2： 2016年3月13日に撮影した金星夜面画像（波長2.26 μm）．
冷凍機運転の問題を解決しながら得た，夜面の実質ファーストライト画像である（運転パワー 30W）．ハイパス・フィ
ルター処理により，模様のコントラストを強調している．

図3： 2016年3月25日に撮影した金星夜面画像（波長2.26 μm）．
赤道面近くから全球の雲の複雑な様相をとらえた画像として，これまでで最も詳細なもの（冷凍機運転パワー 40W）．
ハイパス・フィルター処理により，模様のコントラストを強調している．

得られました（図 2）．金星周回が始まってすでに 3ヶわれわれ機器チームが見られるようになります．3 月

月以上も経ちましたが，3 月 31 日に開催された「金星25 日に比較的金星近くから撮った夜面の画像，これ探査機『あかつき』試験観測中間報告に関する説明会」

は冷凍機 40W 運転を開始して最初の近傍撮像であっ[4] にはかろうじて間に合ったのでした．

たため大いに期待したところです．できれば 31 日のさて，冷凍機再始動の第一段階はこうしてうまくゆ記者説明会に滑り込みでと思っていたのですが，残念

き，次にはますますの安定運用と高い冷却性能を獲得ながらそれには間に合いませんでした．3 月 25 日取得しなければなりません．そこで 3 月 15 日には再び冷凍

画像がサーバ上でアクセス可能になったのは 4 月 1 日

機を OFF とし，今度は「もう少し長い時間昇温を与えの夜，それは英国オックスフォードで開催される国際る」第二段階を開始したのです．これによって水分の金星科学会議 [5] へと出発する前々日のことであり，コンタミが冷凍機内の一部に凝集するのではなく，作

急遽プレゼンの中にそれを仕込んでロンドンへと旅立

動ガス全体に拡散することでトラブルを発生させにくったのです．

くなる（あるいは，性能低下までの時間を長くとれる）

4 月 4 日に始まった会議の 3 日目には「あかつき」セことを期待したわけです．ちょうど臼田局のメインテ

ッションが設けられ，私は IR2 の報告で上に述べたよ

ナンスによる運用休みがあったためその期間も利用し，うな苦労を語ってゆきます．そして 15 分講演のいよ一週間近い保温状態としたのでした．3 月 22 日の運用

いよ最後，
「3 月 25 日の 1 枚（波長 2.26 μm，金星から開始前に，事前に仕込んだタイムライン・コマンドでの距離約 10 万 km）」をドーンと出したところ，まだ講

冷 凍 機 運 転 を 開 始 し， そ の 日 の う ち に 30W を 経 て演終了前でしたが満場の拍手となったのです（取材に40W 運転へと到達させることができました．これが来ていた Nature のニュース記者も，会場のこの反応

また「新しい世界」を開いてくれたのです．

に驚きを隠しませんでした [6]）．「あかつき」到着前にミッションを終了した欧州 Venus Express は極軌道

5. 驚くべき金星夜面の姿の上，搭載機器 VIRTIS-M[7] から得られるこの波長の観測画像は 256 × 256 画素でしたから，赤道付近から「あかつき」から地上へダウンリンクされた画像はの全球画像（直径約 500 画素）でこれほど鮮明に，複雑データ蓄積に入り，いくつかのプロセスを経たのち，な雲の様相をとらえたのは，まさに史上初なのです．

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一番星へ行こう! 日本の金星探査機の挑戦 その27 ～金星の新しい姿をとらえる「あかつき」IR2，本格始動！～／佐藤 他

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15 年以上の苦労が報われた瞬間ですね．

6. エピローグ
いえいえ，まだまだ序の口です．冷凍機を手なずける腕は上がり，本稿執筆時には 46W で運転中です．
つまり，「あかつき」IR2 はこれからますます鮮明に金星の新しい姿をとらえ，何年もの間，世界を驚かしてゆくのです！

謝 辞
文中に述べたメーカーの他，高性能遮光フードは馬越，フィルターはフジトク（製造は Barr Associates）のお世話になりました．冷凍機のトラブルシューティ
ングは，中川貴雄（JAXA 宇宙科学研究所），佐藤洋一（JAXA 研究開発部門）の両氏に貴重なご助言を頂きました．また日々の衛星運用支援の方々には厚くお礼申し上げます．

参考文献[1] 中村正人ほか, 2016, 遊星人 25, 4.
[2] Satoh, T. et al., 2016, Earth, Planets, Space 68, 1.
[3] Allen, D. and Crawford, J., 1984, Nature 307, 222.
[4] http://www.isas.jaxa.jp/j/topics/topics/2016/0401.shtml[5] https://venus2016.uk/[6] News report by Elizabeth Gibney, 2016, Nature 532,
157.
[7] Piccioni, G. et al., 2007, Nature 450, 637.

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

遊星百景「私のお気に入りの地形」その4～ Asteroid 25143 Itokawa ～

出村 裕英

1

前号までを見ると，皆さん思い入れのある地形を選

年前の 2005 年秋のことでした．これまで実データでんでいますね．少し「地形」を拡大解釈して，私の思は確かめられていなかった Rubble Pile 小惑星を，文い入れある「形」，小惑星 Itokawa の全球形状 [1] を取

字通り手の届く距離で初めて明らかにし [2]，その外

り上げたいと思います．

観が Science 特集号の表紙を飾りました [3]．高々500

私が参加していた小惑星探査機「はやぶさ」が 25143

メートル程度の本当に小さな天体で，地形を作る営力

Itokawa とのランデブーで世界を驚嘆させたのは約 10

も外的なもの（天体衝突）
のみ．それにも関わらず，「い

図1： 小惑星イトカワ立体視画像2組．
ST_2422903667_v, ST_2422920034_v, ST_2423370577_v, ST_2423386961_v
1. 会津大学CAIST/ARC-Space
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遊星百景「私のお気に入りの地形」その4 〜Asteroid 25143 Itokawa〜／出村

かにも 2 つの小惑星が接合した形，Contact Binary」[5] Saito, J. et al., 2006, Science 312, 1341.

に見え，異なる地質履歴を示唆する領域が複数見られ[6] Yano, H. et al., 2006, Science 312, 1350.

73

るという，複雑で斬新な姿で魅せてくれました．
図 1 は小惑星 Itokawa の立体視画像 2 組で，白線をまたいで両方の写真を重ねるようにして観察できます．
不慣れな方は，下敷などを白線上に立てて両目で見てください．できれば，電子版の方が綺麗に見えるでしょう．
どうです？宙に浮いている Contact Binary の立体感が凄いでしょう？しばし，お楽しみください．
岩塊で覆われ粗い表面の 2 つの大小の塊が接していますよね？小惑星イトカワはよくラッコに見立てられ，小さい方を Head，大きい方を Body と呼ぶ人も．特に頭部で顕著ですが切り欠き面（facet）が幾つか見られ[1]，輪郭不明瞭な凹部のなかには衝突地形と解釈されるものもあります [4]．Body では滑らかな領域がタス
キ の よ う に 伸 び て い る の が 見 え ま す． 粗 い 表 面 はRough Terrain，滑らかな表面は Smooth Terrain と呼ば れ ま す． 前 者 に は 角 が 生 え た よ う な も の（Pencil
Boulder）や厚いブロック（Yoshinodai Boulder）など探査機よりも大きくて目立つ岩塊が多数あり [5]，とうてい着地できそうにありませんでした．後者は重力ポ
テンシャルの小さい領域を占め，その後のクローズア
ップ画像によって 2 − 3 センチの小石で敷き詰められていることが分かりました [6]．神社の玉砂利を思い浮かべてもらえると良いでしょう．Rough Terrain 表
面に見られるよりも細かい粒径のレゴリスが動いて凹部を埋め立てた結果だと解釈されています．クローズ
アップ画像で粉体流動した構造が見られたりして，飽きさせません．
他にも色々な議論がありますが，こんな箱庭みたいな「小世界」でも多様な地質履歴を辿る手がかりが「形」から得られること，その面白さが少しでも伝われば嬉しく思います．

参考文献[1] Demura, H. et al., 2006, Science 312, 1347.
[2] Fujiwara, A. et al., 2006, Science 312, 1330.
[3] “About The Cover”2006, Science 312,
http://science.sciencemag.org/content/312/5778.
[4] Hirata, N. et al., 2009, Icarus 200, 468.

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

「サイズ分布ビッグピクチャー研究会」開催報告
長谷川 直 ，野沢 貴也 ，平下 博之 ，中村 昭子 ，４
５
６
臼井 文彦 ，和田 浩二 ，大坪 貴文
1

2

3

４

太陽系内におけるダスト・小惑星のサイズ分布につい1. はじめにて，観測事実に関する統一的な描像を得ることを研究
2016 年 2 月 11 日と 2 月 12 日の２日間にわたり，東会の１つの目的とした．

京スカイツリータウンソラマチ 8 階にある千葉工業大研究会のもう 1 つの柱は，サイズ分布を変化させる

学東京スカイツリータウンキャンパスにて，「サイズ要因としての，惑星の形成進化過程における衝突成長・

分布ビッグピクチャー研究会」を開催した．

破壊過程の最新の理論・室内実験の知見を取り入れる

我々の住む宇宙におけるさまざまな場，すなわち，ことである．さらに太陽系をも飛び出して，星間物理

太陽系・系外惑星系・星間空間・星形成領域・銀河系・学や銀河進化学におけるダストサイズ分布の起源・進系外銀河・銀河間空間において，固体物質がどのよう化の理論・観測を俯瞰した議論を行うことも目的としな起源であり，どのように進化していくかを知ることた．これによって，固体物質の進化に共通する物理過

は，宇宙・太陽系の形成進化史を理解する上で非常に程を洗い出し，星間空間ダスト生成から太陽系形成を重要である．固体物質は，宇宙の環境に応じて様々な一つのシナリオで結びつけることができる．太陽系内特徴的サイズ・サイズ分布を持って存在するため，そにおけるダスト・天体サイズ分布はどういう物理過程

れらのサイズ分布からダスト・微惑星・小天体の起源を反映しているか，銀河・星間ダストと共通する物理や進化に迫る手がかりが得られる．

過程は何か，太陽系ダストの性質に星間ダストの進化

比較的よく知られている太陽系の火星・木星間のメ
インベルト領域については，直径 1000 km のケレスかはどれくらい反映されるのか等，マルチスケールでの分野横断的な議論も研究会の目的とした．

ら 10 nm のβメテオロイドサイズまで，固体物質が連続的に存在している．しかしその範囲としては，直2. 講演内容

14

径にして 10 というダイナミックレンジを持つため，
その計測方法は望遠鏡によるリモート観測から探査機

講演内容プログラムについて下記に示す（敬称略）．

によるその場計測まで多岐にわたり，さらにサイズ分布を表す単位すら異なっている．そのため，固体物質

２月11日
（木・祝）


のサイズ分布をひとつの線として繋ぐことができてお【太陽系内サイズ分布の観測】

らず，太陽系科学の中でも研究分野として分断された

吉田二美（国立天文台）

状態にある．そこで，まず研究会の柱の１つとして，・小天体サイズ分布観測（近地球～ TNOs 各領域）

1. 宇宙航空研究開発機構
2. 国立天文台
3. 台湾中央研究院
4. 神戸大学
5. 千葉工業大学
6. 東京大学
hasehase@isas.jaxa.jp

諸田智克（名古屋大学）■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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・探査機による太陽系天体表面のクレーターサイズ分布石黒正晃（ソウル大学校）
・光学観測による太陽系内ダスト観測

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「サイズ分布ビッグピクチャー研究会」開催報告／長谷川 他

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大坪貴文
（東京大学）

平下博之（台湾中央研究院）

・黄道ダスト・彗星ダストの中間遠赤外線観測

・銀河・星間空間ダストのサイズ分布進化植田高啓（東京工業大学）

井上昭雄（大阪産業大学）

・黄道光の非対称性から推定する惑星間塵のサイズと・銀河間空間におけるダストサイズ分布

その起源
平井隆之
（宇宙航空研究開発機構）
・探査機によるダストその場サイズ分布計測

各講演内容について，下記に示す．
吉田二美（国立天文台）は小天体サイズ分布観測（近阿部新助（日本大学）

地球～ TNOs 各領域）について講演をした．特に 2012

・可視光・大型レーダー流星観測による太陽系メテオ

年に新潟で開催され ACM2012 以降に進展のあった太ロイドのサイズ分布
家

正則（国立天文台）・衝突励起禁制線の物理を用いた流星サイズの測定

陽系形成モデルの概略と 2012 年以降に進展のあった
木星トロヤ群や TNOs のサイズ分布についての研究の紹介が行われた．サイズ分布と色の観点から木星・海王星トロヤ群や一部 TNOs は同一起源の可能性が示唆【室内実験によるサイズ分布計測】

されること，TNOs は各グループ内に色が同程度に分

中村昭子（神戸大学）

散されており力学的に混合されていると思われること，・室内衝突破壊実験によるサイズ分布測定

小惑星の Q-type は小惑星帯領域でなく，近地球領域

西田政弘（名古屋工業大学）に来てから惑星との近接効果によって表層がリフレッ・超高速飛翔体衝突時に発生する破片サイズ分布シュされたものが多いと思われること等を紹介した．

道上達広（近畿大学）
・衝突破片形状分布～100 µｍサイズから一枚岩の小諸田智克（名古屋大学）
は探査機による太陽系天体表
面のクレーターサイズ分布について講演をした．クレ

惑星サイズ（100m）まで

ーター記録の位置づけと基礎についてまず解説し，
月・

門野敏彦（産業医科大学）

火星のクレーターサイズ分布から太陽系内側の衝突天・衝突破壊による破片サイズ分布とクラック分布につ体は同一起源であり，過去 40 億年で衝突天体の起源

いては変化していないこと，外惑星衛星のクレーターサイ
ズ分布は内惑星と異なり，これは衝突天体の違いを反


２月12日
（金）
【太陽系・惑星系のサイズ分布の理論・観測】映していると考えられていること等を紹介した．
石黒正晃（ソウル大学校）
は光学観測による太陽系内

藤原英明（国立天文台）

ダスト観測について講演をした．まず，ダスト雲形状・デブリ円盤ダストの観測の光学観測による軌道決定法から彗星・崩壊小惑星か

和田浩二（千葉工業大学）

ら放出されたダストのサイズとその分布を推定する方・ダスト成長素過程とサイズ分布法を話した．また，当該手法を用いてのこれまでの研小林

究をまとめ，彗星から 10 cm 〜 µm サイズのダストが浩（名古屋大学）

・惑星形成における衝突過程により決まる天体のサイズ分布

放出されていること，それらの微分サイズ分布の冪がβ＝ 3.5 に近いこと，崩壊小惑星のダスト供給で現在の黄道光を説明することが難しいこと，ロゼッタ探査【星間空間・超新星・銀河のサイズ分布観測】機搭載カメラによる直接ダスト計測と光学観測による尾中

推定法が一致すること等を紹介した．

敬（東京大学）・星間ダストサイズ分布
木村宏（神戸大学）

大坪貴文（東京大学）
は黄道ダスト・彗星ダストの中
間遠赤外線観測について講演をした．中間遠赤外線観・局所星間雲ダストのサイズ分布や物理特性

測によるアプローチから，彗星シリケイトダストの主

野沢貴也（国立天文台）

要なサイズは sub-µm 程度であること，黄道光の構成

・超新星ダストのサイズ分布

粒子は 100 µm 以上であること等を示した．

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

植田高啓
（東京工業大学）は黄道光の非対称性から推定する惑星間塵のサイズとその起源について講演をしトラックの衝突断面積を求め．コラムの直径が数 mmであることを明らかにした．

た．観測データと小惑星・彗星から放出されたダスト

中村昭子（神戸大学）
は室内衝突破壊実験によるサイの軌道計算，温度プロファイルを付き合わせて，黄道ズ分布測定について講演をした．室内実験による衝突

光放射は 300 µm 以上の彗星起源のダストが支配的で破片のサイズ分布の冪乗について，さまざまな物質・あることを示した．

空隙率・衝突履歴・衝突条件の観点から過去の実験事平井隆之（宇宙航空研究開発機構）は直径数十 µm 以

例を紹介した．サイズ分布の冪乗は複数回衝突でも冪下のダストを対象とした探査機によるその場サイズ分部分の形状はエネルギー密度が同じなら同様になるこ

布計測について講演をした．その場ダスト計測についと，衝突速度があがると冪が急になる傾向にあることてその歴史を紹介し，過去の探査機・ダスト計測器の（秒速１km 以下の衝突だとβが 2.8 程度，秒速 4 km

種類について１つ１つ丁寧に紹介した．地球近傍での程度だとβが 3.5 未満，秒速 10 km 以上だと β が 3.5

その場計測結果は，月サンプルからだけではわからな以上になることもある）
等について紹介した．

かった数 µm 以下のダスト分布に制約を与えた．一方，

西田政弘（名古屋工業大学）
は超高速飛翔体衝突時に惑星間空間でのその場計測は，10 例に満たないもの

発生する破片サイズ分布について講演をした．特にアの水星軌道から冥王星軌道まで幅広くカバーし，各領

ルミニウム合金についてのサイズ分布が紹介された．

域におけるダスト分布の構造を明らかにした．また，

衝突速度・衝突角度・衝突材質によるサイズ分布の変

これまで計測されてきたその場ダスト計測器の短所を化について示した．

打開する為の新たなる計測方法と，近い将来の探査機

道上達広（近畿大学）は～100 µ ｍサイズの天体表面に搭載されるダスト検出器によって行われる探査と期粒子から 10 km の小惑星サイズまでの衝突破片形状

待されるサイエンスの成果についても紹介した．

分布について講演をした．室内実験の破片形状比と阿部新助（日本大学）は可視光・大型レーダー流星観
測による太陽系メテオロイドのサイズ分布について講100 µm から 10 km くらいまででの粒子～小惑星の形状比が類似していること等を紹介した．

演をした．レーダー流星観測による計測方法を紹介し，

門野敏彦（産業医科大学）
は，原理的な側面からなぜ地球に飛び込んでくる 0.1 〜 10 mm のサイズの流星と衝突破壊によってこれまで報告されているような破片

その冪についての初期成果を紹介した．

サイズ分布になるのかについて講演をした．衝突破片

家正則（国立天文台）は衝突励起禁制線の物理を用いのサイズ分布にはある特徴的な形があり，その形は指た流星サイズの測定について講演をした．M31 外部数関数と冪乗の分布があること，指数関数はランダム

ハロー領域を撮像中に偶然写った複数トラックを基に，分割によるポアソン分布が起因であり，液体・リング

衝突励起の禁制線・流星速度・中性酸素原子密度から状・棒状・金属・高空隙率の破壊によく見られること，

図1： 研究会の集合写真．

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「サイズ分布ビッグピクチャー研究会」開催報告／長谷川 他

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冪乗分布はクラック分布がフラクタル的に成長するこ

木村宏（神戸大学）
は局所星間雲ダストのサイズ分布とが起因と考えられること，脆性材料のサイズ分布にや物理特性について講演をした．ユリシーズ探査機でついては最大破片領域の指数関数部と微小破片領域の計測された太陽系近傍にあるローカルバブル星間空間

冪乗分布部の組み合わせであることを紹介した．

起源のダストのサイズ分布を紹介し，また，その観測藤原英明（国立天文台）はデブリ円盤ダストの観測について講演をした．すばる望遠鏡やあかりで観測されされているダスト組成についての理論的な説明についても紹介した．

たデブリ円盤について紹介し，それらのサイズ分布を

野沢貴也（国立天文台）
は超新星内で生成されるダス示した．系外デブリ円盤の TNOs 域は µm-mm サイズ

トとそのサイズについての理論的な研究について講演のダストが支配的であること，系外デブリ円盤でも小をした．超新星は宇宙空間に存在するダストの主要な惑星帯領域にダストを持つ天体がほとんど見つかってソースの一つであり，超新星でのダスト形成はガス濃いないこと，小惑星帯領域にダストを持つ系外デブリ

度に依存して数Åから数 µm サイズのダストが形成さ

円盤は FGK 型だと 1 µm くらいのダストが地球領域くれること，リバース衝撃波によっておよそ 0.1 µm 以

らいに存在すること（太陽系のサイズ分布とは矛盾は下のサイズは破壊されるため，超新星からは 0.1 µm

しないこと）等を示した．

から数 µm のダストが主に宇宙空間に放出されること

和田浩二（千葉工業大学）はダスト成長素過程とサイを示した．

ズ分布について講演をした．まず微粒子合体の基本的

平下博之（台湾中央研究院天文及天文物理研究所）
はな物理について紹介し，それを踏まえた原始惑星系円

銀河・星間空間ダストのサイズ分布進化について講演

盤内の微粒子合体のシミュレーション結果について紹をした．講演者らのサイズ分布進化モデルを基に，濃介した．ダストサイズ分布の進化として，成長可能速

い星間物質（分子雲など）でのダストの成長・合体と，度ではダストのサイズ差は拡大し，破壊速度では逆に星間物質の拡散成分でのダストの破壊・破砕が，ダス

拡大しないこと，ダストの成長において，まず低密度ト量だけでなく，ダストサイズ分布を決定づけている

で大きくなり，次にガス抵抗による圧縮，自己重力にことを紹介した．星形成と関連して，分子雲コアによる圧縮で 10 km サイズまで成長ができることを紹µm サイズ以上のダストが存在する観測結果にも触れ

介した．

た．

小林浩
（名古屋大学）は惑星形成における多発衝突に

井上昭雄（大阪産業大学）
は銀河間空間におけるダスより決まる天体のサイズ分布について講演をした．天トサイズ分布について講演をした．銀河間ダストの観体の衝突断面積・惑星重力・太陽輻射圧・ポインティ

測状況と理論予測およびそのサイズについての紹介をングロバートソン効果・ヤルコフスキー効果等が惑星おこなった．銀河間空間では 0.1 µm 以下のサイズの系内の衝突破壊進化で重要な役割を果たすことが示し，ダストは破壊され，存在しているのは 0.1 µm 以上の

具体的には太陽系小惑星帯において，100 〜 1 km 程

ダストであることを紹介した．

度で衝突断面積が，100 m 〜 1 m 程度でヤルコフスキ
ー効果が，100 〜 1 µm でポインティングロバートソ

3. まとめン効果が，1 µm 以下で太陽輻射圧がそのサイズ分布に深く寄与することを紹介した．

今回は惑星科学・天文学・宇宙工学分野までさまざ尾中敬（東京大学）は，星間空間の減光から導出されまな背景を持つ人々が，サイズ分布というキーワード

る星間ダストサイズ分布について講演をした．星間空を元に参加した（図 1）．今回の研究会で，太陽系内に間中には 10 nm 〜 1 µm サイズのダストが存在するこおけるサイズ分布について，観測事実に関する統一的と，10 nm － 0.1 µm のダストのサイズ分布は β=3.2な描像を得ることができ，また，室内実験によるアプ－ 3.6 で，衝突カスケードによる分布と一致している

ローチからサイズ分布についての現象そのものに迫ること，このサイズ分布をもつダストは超新星からは放ことができ，宇宙におけるダスト生成から太陽系形成

出されないので，星間空間での破壊によってもたらさ

後の固体物質のサイズ分布進化までの道筋を辿ることれるべきであることを示した．

ができた．

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

特に，ダスト生成から星間空間のサイズは数 nm 〜
数 µm のサイズであること，ダストが数 µm 以上に成長するのは分子雲コア〜原始太陽系円盤といった場所であること，デブリ円盤では数 mm 程度のダストが存在し，破壊による生成を考えると mm サイズ以上のダストの存在の可能性があること，太陽系内のサイズ分
布計測においてその冪が一致していること，サイズ分
布には衝突だけでなく光子が塵や小天体に及ぼす力でも変化すること，衝突破壊のサイズ分布は指数関数＋冪乗分布の形であらわすことができること，が主に研究会を通して再確認した項目である．
研 究 会 の 資 料 は http://komatta.astron.s.u-tokyo.
ac.jp/size_dist_ws/ にある．パスワードの保護がされているため，研究会参加者以外でご興味のある方は研究会世話人（size.dist.ws@gmail.com）までお問い合わ
せくださるようお願いしたい．
研究会開催に際して，世話人の１人（長谷川）の細かい講演指定に応えて発表を行っていただいた講演者の方々，研究会に参加し研究会を盛り上げてくださった
参加者の方々に心から感謝申し上げたい．また，千葉工業大学惑星探査研究センターのご厚意により，東京スカイツリーに隣接したアクセスなどに利便性の高い
魅力的な会場をお借りすることができたことと，大学共同利用機関法人自然科学研究機構国立天文台研究集会開催補助資金の補助をいただいたことも実り多い研究会開催に本質的に重要であった．本研究会のウェブページ開設，および上述の研究会の資料の掲載には東京大学大学院理学系研究科天文学専攻尾中研究室のウェブサーバをお借りした．これらの機関・補助にも深く御礼申し上げる．

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9:07:28←目次へ2016年度日本惑星科学会秋季講演会のお知らせ／はしもと79

2016年度日本惑星科学会秋季講演会のお知らせ

2016年度日本惑星科学会秋季講演会実行委員長(岡山LOC)

はしもと じょーじ

12016 年度の日本惑星科学会秋季講演会はノートルスター希望」または「2. 口頭発表希望」を選択して申し

ダム清心女子大学において開催します．いまだ検討中込んでもらう予定です．なお，2. については，第一著の事項もありますが，以下は，2016 年 5 月末時点での者としては１件までの申請とします．発表の採否，発予定です．詳細については本会ホームページ https://

表形式の決定，およびプログラム編成については，実

www.wakusei.jp/ をご参照ください．

行委員会が決定します．あらかじめご了承下さい．

1. 日程と会場

●口頭発表

●日程

います．スクリーンを 1 面，液晶プロジェクターを一1 講演につき 12 分程度（質疑応答も含む）を予定して2016年9月12日（月）～ 9月14日（水）

台利用可能です．

9 月 13 日（火）に総会と懇親会，および今年度の最優●ポスター発表

秀研究者賞受賞講演会を予定しています．

ポスターセッションを設けます．ポスター会場は講演会場と同じ建物になります．一人当たりのポスター●会場
ノートルダム清心女子大学 カリタスホール

スペースは A0 用紙を縦張りできるサイズを予定して（受付とポスター会場は 1 階，講演会場は 2 階）

います．

http://www.ndsu.ac.jp/access/●最優秀発表賞セッション
本講演において第一著者として発表する博士学位を●懇親会
ノートルダム清心女子大学ヨゼフホール（講演会場有していない学生会員は，最優秀発表賞に応募できまとなり）の 1 階ラウンジにて，9 月 13 日（火）18：00 頃す．最優秀発表賞セッションに採択された発表者にはから行う予定です．簡単な軽食と飲み物を用意する予口頭発表とポスター発表の両方を行って頂きます．別定です．本格的な夕食が必要な方は岡山駅周辺に多数途定める今年度の要領に従ってください．詳細は本会の飲食店があるので，そちらでお楽しみください．な

メ ー リ ン グ リ ス ト（oml）お よ び 本 会 ホ ー ム ペ ー ジ

お，21：00 までに会場から完全に退出する必要があり「2016 年秋季講演会のお知らせ」でお知らせします．

ます．片付けを含め，ご協力よろしくお願いします．

●予稿原稿
本会ホームページ記載の指示に従ってください .

2. 発表要項

3. 参加および発表の申込み方法●発表資格
著者に本会の会員を含むこと．

●発表形式とプログラム編成
口頭発表またはポスター発表．申し込みは，「1. ポ
1. 岡山大学大学院自然科学研究科
aloc-ml@wakusei.jp■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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本会ホームページよりお申込み下さい．事前参加申し込み，発表申し込みは，すべて本会ホームページ上で行います．これらの登録には，（1）本会の会員番号
もしくは非会員登録番号，（2）本会ホームページに会員または非会員としてログインするためのパスワード，

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80

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016の両方が必要になります．本会への新規入会登録およされている方は，下記までお早めにご相談ください．

び非会員登録は本会ホームページから行ってください．

最寄りの保育施設などを紹介いたします．なお，保なお，非会員登録には 1 日以上，新規入会登録には 2

育費用の一部を学会が補助します．また，受付締切

週間以上かかりますので，発表申込みを予定されてい後も可能な範囲で対応いたしますので，ご連絡くだる非会員の方は余裕を持って登録手続きを開始してく

さい .

ださい．

受付締切：2016 年 8 月 24 日（水）
正午

4. 秋季講演会までの主なスケジュール（予定）
2016 年 6 月 15 日（水）担当 e-mail : aloc-ml@wakusei.jp（2）このお知らせの内容は変更される可能性があります . 本会ホームページで最新の情報をご確認下さい .

事前参加申込・発表申込・事前支払の受付開始
2016 年 7 月 15 日（木）正午
発表申込（最優秀発表賞申込を含む）の受付締切，最優秀発表賞申込者の予稿原稿の提出締切
2016 年 7 月 29 日（木）プログラム発表
2016 年 8 月 24 日（水）正午
予稿原稿（最優秀発表賞申込者を除く）の提出締切，
事前参加申込の受付締切，事前支払の振込期限

5. 予稿集について
予稿集の冊子体での販売は行いません．講演会に先立って本会ホームページに予稿集の PDF ファイルを用意し，ダウンロードできるようにする予定です．

6. 参加費用
費用項目
一般会員
参加費
学生会員
非 会 員
一般会員
懇親会費※
学生会員
非 会 員

事前支払
3000 円2000 円
5000 円
2500 円
1500 円
2500 円

当日支払4000 円
3000 円
6000 円
4000 円
3000 円
4000 円※懇親会は軽食と飲み物を用意する予定です．

7. 交通手段・食事など
ノートルダム清心女子大学は岡山駅から徒歩約 10分 ほ ど の 場 所 に あ り ま す（http://www.ndsu.ac.jp/
access/）．岡山駅周辺には飲食店や宿泊施設が多数あります．

8. その他（1）乳幼児を同伴され保育サーヒビスのご利用を検討■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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学位論文タイトル紹介

81

学位論文タイトル紹介
惑星科学関連分野にて博士号または修士号を近年取得された会員の研究内容を学会員に広く知ってもらう目的で，論文タイトルを掲載いたします．項目は，（1）氏名，（2）論文タイトル（現題名），（3）論文タイトル（和訳名），（4）論文提出時の所属，（5）学位取得年・月，（6）次の所属，の順です。希望者は，論文の結果を最もよく表す図を 1 枚掲載できます．
この記事に関するお問い合わせは編集長（chiefeditor@wakusei.jp）
までお願いいたします。
※毎年 6 月号に，過去 3 年まで遡って掲載可能．投稿方法等は oml にて案内いたします（2 月頃）．

博士論文
（1）金川 和弘（かながわ かずひろ）

表面微細構造から探るレゴリスの宇宙風化（2）Study on formation of gas giant planets in a
protoplanetary disk（4）大阪大学大学院理学研究科宇宙地球科学専攻（5）2014 年 3 月（3）原始惑星系円盤での巨大ガス惑星形成に関する研（6）宇宙航空研究開発機構 地球外物質研究グループ

究（4）北海道大学理学院宇宙理学専攻（1）岡本 尚也（おかもと たかや）

（5）2013 年 3 月（2）An experimental study on collisional evolution of（6）University of Szczecin, Group of Astronomy and（3）空隙の大きな小天体の衝突進化に関する実験的研

Astrophysics（2016 年 2 月から）ೋপೆయ஄ਛ峘峉峫峘ಏੀ崛崊ସ୤峘৞ೕ崔崡ഡ২岴峲峝ആ২峕ৌ峃峵ൂோਙ

ORJ ৞ೕ崔崡ഡ২>JFP@-2

ஒ౦୩ୠ岴峲峝࿿଍୩ୠ峙ಏੀ崛崊ସ୤岶‫ܖ‬0岵峳0‫ܖ‬峑岬峵୩ୠ峼਀峃

1AU究（4）神戸大学大学院理学研究科地球惑星科学専攻（5）2015 年 3 月

30AU

5AU

（6）千葉工業大学惑星探査研究センター-4-6highly porous small bodies

Qtoomre < 1
自己重力不安定円盤

最小
質量
円盤

-8

1.0 M

-10
青色の領域
内部が輻射平衡(N=3)+等温大気のモデル (ξt=0.1)-12 斜線の領域:
内部が対流平衡(N=1.5)+等温大気のモデル(ξt=0.1)

10.0 M

10.0 Mξtは輻射 or 対流平衡な領域と等温大気との境界の半径を表す。
ξt=0.1の場合は惑星半径の10%の位置に境界を置いたことに対応する。

-14
1000

1.0 M

100

৞ೕആ২‫ق‬.

（1）松本 徹（まつもと とおる）
（2）Three-dimensional structure and surface micromorphology of regolith particles from asteroid（1）國友 正信（くにとも まさのぶ）

Itokawa: Implication for space weathering of（2）Evolution of Pre-Main Sequence Stars and Its
Environmental Impact on Their Circumstellar

regolith（3）小惑星イトカワのレゴリス粒子の 3 次元構造及び■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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Disks

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82

日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016（3）前主系列星の進化と星周円盤への影響（1）石山 謙（いしやま けん）（4）東京工業大学大学院理工学研究科地球惑星科学専（2）Study of lunar subsurface evolution based on the

攻

SELENE observation data and impact experiment（5）2015 年 3 月（3）SELENE 観測データと衝突実験に基づく月表層（6）名古屋大学大学院理学研究科素粒子宇宙物理学専
攻進化の研究（4）東北大学大学院理学研究科地球物理学専攻（5）2016 年 3 月

H-R図上での1M⊙の星の進化

1

林トラック

1

（6）宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所(b)
原始星への降着流が低エントロピー(b)(実線) だと古典的描像(破線) とはClassical
Classical
大きく異なる進化を辿る
Cold accretionlog L* [L⊙]log L* [L⊙]log 光度 [太陽光度]0.5
0.5 主系列
Cold accretion00- 前主系列星の年齢推定に影響-0.5- 表面対流層が速やかに収縮-0.5➔降着流が星表面組成に影響
-1
-1
1 M⊙
0.1 M⊙
0.01 M⊙-1.5
1 M⊙
0.1 M⊙
0.01 M⊙（星形成完了）
-1.5
時間進
化
-2
-2
3.8
3.7
3.6
3.5
3.4
3.3
3.2
3.8
3.7
3.6
3.5
3.4
3.3
3.2
log Teff [K]loglog
有効温度
Teff [K][K]（1）巽 瑛理（たつみ えり）（2）Impact-induced resurfacing process on asteroid
Itokawa inferred from impact experiments andreﬂectance spectroscopy analyses（3）衝突実験と反射スペクトル解析による小惑星イトカワの衝突表面更新過程の解明（4）東京大学大学院新領域創成科学研究科複雑理工学
専攻（5）2016 年 3 月（6）東京大学理学系研究科地球惑星科学専攻（1）藤井 悠里
（ふじい ゆり）（2） Ionization Dynamics and Magnetorotational
Instability in Protoplanetary and CircumplanetaryDisks（1）田中 佑希（たなか ゆうき）
（2）Magnetohydrodynamical Mechanisms for Outﬂows from Hot Jupiters（3）原始惑星系円盤及び周惑星円盤における電離度のダイナミクスと磁気回転不安定性（3）巨大灼熱惑星の磁気流体力学的質量放出機構（4）名古屋大学大学院理学研究科素粒子宇宙物理学専（4）名古屋大学大学院理学研究科素粒子宇宙物理学専
攻攻（5）2016 年 3 月（5）2015 年 3 月（6）国立天文台（6）Niels Bohr International Academy, University of
Copenhagen, Denmark
3次元局所磁気流体力学計算：原始惑星系円盤の電離度分布
起源の円盤風によって円盤内部の電離度の低いガスが表面に継続的に供給されるため電離度が非平衡になる

密度分布に対応
する平衡解


電離度

⇒円盤表面の化学進化に重要

非平衡電離度計算入り
シミュレーション結果





＠２AU, 面密度:最小質量円盤の100分の1, 1μmダスト入り





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




 
赤道面からの距離スケールハイト

82





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学位論文タイトル紹介

83

修士論文
（1）加藤 伸祐（かとう しんすけ）（1）松榮 一真（まつえ かずま）（2）Thermal evolution of the Moon revealed from

（2）レゴリス層を模擬した粉粒体を伝播する衝突励起

composition and topography of lunar maria

地震に関する実験的研究

（3）

（3）

（4）名古屋大学大学院環境学研究科地球環境科学専攻（4）神戸大学大学院理学研究科地球惑星科学専攻（5）2015 年 3 月（5）2016 年 3 月（6）名古屋大学大学院環境学研究科地球環境科学専攻（6）神戸大学大学院理学研究科地球惑星科学専攻（1）大村 知美
（おおむら ともみ）
（2）粉粒体天体内部の密度構造に関する実験的研究（3）（4）神戸大学大学院理学研究科地球惑星科学専攻（5）2016 年 3 月

減衰率：-2.2（6）神戸大学大学院理学研究科
減衰率：-3.1

ポリカーボネート球弾丸を衝突速度を変えた時の、衝突励起振動の最大加速度gmaxとクレーター半径で規格化した距離x/Rの関係図である。 gmaxは衝突条件によらずx/Rでスケールできることが明らかとなった。衝突励起振動の距離減衰率は、標的物質によって異なり、石英砂標的では、 x/Rの-3.1乗で、ガラスビーズ標的では、x/Rの-2.2乗で減衰することがわかった。

（1）森 昇志（もり しょうじ）（2）The Effects of Electron Heating on the Magnetorotational Instability in Protoplanetary Disks（3）（4）東京工業大学大学院理工学研究科地球惑星科学専
攻（5）2016 年 3 月（6）東京工業大学（2）Formation process of linear gravity anomalies ofthe Moon

2.3

定常
状態

1.8

（3）

1.4

（4）名古屋大学環境学研究科地球環境科学専攻（5）2016 年 3 月（6）■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

電子加熱の効果を考慮した場合
磁場強度 [10-5]（1）澤田 なつ季（さわだ なつき）

83y

理想MHDの場合
110
12
1.4

z

x

層流

乱流

電子加熱によって電流が十分抑制されると、
MRI乱流が発生しない ➔ 円盤乱流を抑制Bu!:!

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日本惑星科学会誌 Vol. 25, No. 2, 2016

JSPS Information◇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◇日本惑星科学会賛助会員名簿
2016 年６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）
株式会社五藤光学研究所
有限会社テラパブ
株式会社ニュートンプレス◇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．


2016/07
7/19-7/20 第 44 回可視化情報シンポジウム（a）
工学院大学新宿キャンパス，東京都新宿区（b）
一般社団法人 可視化情報学会（c）
http://www.visualization.jp/event/detail/symp2016

2016/08
8/7-8/12

第18回結晶成長国際会議（ICCGE-18）（a）
名古屋国際会議場，愛知県名古屋市熱田区（b）
The Japanese Association for Crystal Growth, The Japan Society of Applied Physics（c）
http://www.iccge18.jp/index.html■2016遊星人Vol25-2_製版.indd

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JSPS Information85

2016/09
9/12-9/14

日本惑星科学会 秋季講演会（a）
ノートルダム清心女子大学 カリタスホール，岡山県岡山市北区（b）
日本惑星科学会（c）https://www.wakusei.jp/news/
日本流体力学会 年会 2016

9/26-9/28（a）名古屋工業大学 御器所キャンパス，愛知県名古屋市昭和区（b）
日本流体力学会（c）
http://www2.nagare.or.jp/nenkai2016/

2016/10
10/8-10/9

可視化情報全国講演会（a）
茨城大学 日立キャンパス，茨城県日立市（b）
可視化情報学会（c）
http://vsj2016.cis.ibaraki.ac.jp/vsj2016_hitachi.html

10/26-10/29 第57回高圧討論会（a）
筑波大学大学会館，茨城県つくば市（b）
日本高圧力学会（c）
http://www.highpressure.jp/new/57forum/■2016遊星人Vol25-2_製版.indd85

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編集後記
惑星科学の研究をしていながら，じっくりと星空を眺めてみた

できますね．

ことがなかった私．最近購入したデジタル一眼レフを使って，夜

さて，遊星人では，本号から新しい試みとして「学位論文紹介

空の写真を撮ってみました．目標は，北極星を中心に星が円の軌ページ」のコーナーを始めました．惑星科学関連分野にて博士号

跡を描く星景写真．とりあえず練習とばかりに，晴れた日の夜，
5 階のマンションのベランダに三脚とカメラを設置して，名古屋

もしくは修士号を取得された会員の博士・修士論文タイトルを紹介しています．同様のコーナーは他の学会誌にも見受けられますの夜空を撮ってみました（けして犯罪行為をしていたわけではあが，本誌では画像を 1 枚掲載できる点が特徴です．今回は 13 名（画りません）．拡大ライブビューで星にピントを合わせ，ISO 感度
を 3200 に設定し，30 秒露光で連続撮影．これを 2 時間ほど続けて，撮りためた写真を比較明合成．WEB 等で調べた情報をもとにかなりいい加減に設定したせいか，暗いはずの夜空がほぼ真っ白に！ 都会の夜空は明るいんですねぇ…．それでも，星の軌跡が

像は 7 枚）のエントリーがありました．ぜひご覧ください．今回掲載を見送られた方も，過去 3 年まで遡って掲載できますので，ぜひ次回に掲載を検討してください．なお，「私の血と汗と涙の結晶を，たった 1 枚の絵で表せるわけねーだろ！」とお考えの方は，ぜひ「New Face」にてその熱い思いを綴って頂ければ幸いです（例えば，本誌第 22 巻 1-3 号を参照）．（三浦）確認できる写真を合成することができました．こういう写真を自らの手で撮ってみると，地球は本当に回っているんだなぁと実感

編集委員
和田 浩二 [ 編集長 ]三浦 均 [ 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，
杉山 耕一朗，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，
諸田 智克，山本 聡，渡部 潤一

2016年6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25巻

第2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）

本誌に掲載された寄稿等の著作権は日本惑星科学会が所有しています .
複写される方へ
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e-mail : kammori@msh.biglobe.ne.jp
著作物の転載・翻訳のような複写以外の許諾は，直接日本惑星科学会へご連絡下さい．

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