木星の大気構造と雲対流／杉山 他

39

特集「将来木星圏・土星圏探査計画へのサイエンス：その2」

木星の大気構造と雲対流
杉山 耕一朗 ，中島 健介 ，小高 正嗣 ，石渡 正樹 ，
2,42,52,5倉本 圭 ，高橋 芳幸 ，林 祥介
1,2342,4

2011年10月3日受領，2011年11月16日受理．

（要旨）光の透過性の問題で，木星雲層の大気構造の観測は断片的・間接的にならざるを得ず，その構造は未だよくわかっていない．1970 年代に，鉛直 1 次元の平衡雲凝結モデルによって大気構造が理論的に調べられ，組成の異なる 3 成分の雲が別々の高度に分かれて存在するという描像が作られた．この描像は，一般的に受け入れられているが，大気の運動や降水等の雲微物理過程によって変化するはずである．筆者らは H2Oと NH3 の凝結と NH4SH の生成反応を考慮した雲解像モデルを開発し，多数の雲の生成消滅が繰り返された結果として決まる大気構造を調べてきた．本稿ではこれまでの木星雲層の大気構造の認識を概観しつつ，筆者らの最近の研究結果を紹介する．

1. はじめに1.1 木星の大気構造の推定
木星は巨大ガス惑星の中では最も観測が進んでいるが，その大気構造は未だにわかっていないことが多い．図 1 に現在推定されている平均的な大気構造を示す．対流圏界面は 0.1 bar 付近にあり，そこでの温度は 110 K 程度である．対流圏の温度は大気深部に向っておおよそ 2 K/km の割合で増加する．対流圏には上から順に NH3 雲，NH4SH 雲，H2O 雲が別々の高度

図1： 現在推定されている木星の平均的大気構造.に分かれて存在すると考えられている．NH3 雲と H2O雲はそれぞれ NH3 蒸気と H2O 蒸気の凝結によって生って減少する．大気深部での凝結性成分気体の混合比

じ，NH4SH 雲は NH3 蒸気と H2S 蒸気の化学反応によはおおよそ太陽系元素存在度で決まると考えられていって生じる．3 種類の凝結性成分気体の混合比は大気る.

深部からそれぞれの凝結高度・生成高度までは一定値

図 1 にまとめた平均的大気構造のうち観測的に明らを取り，それより上空で雲生成と共に減少する．但し，

かとなっているのは NH3 雲より上空の温度分布だけ

NH3 蒸気は NH4SH 生成反応と NH3 の凝結の両方に関であり，これはボイジャー探査機等の赤外放射観測や与するため，大気深部から上空に向って 2 段階にわた電波掩蔽観測によって測定されている．
その下の温度・物質分布は，内部熱源によって駆動される対流運動に

1. 北海道大学低温科学研究所
2. 惑星科学研究センター（CPS）
3. 九州大学大学院理学研究院地球惑星科学部門
4. 北海道大学大学院理学院宇宙理学専攻
5. 神戸大学大学院理学研究科地球惑星科学専攻
sugiyama@gfd-dennou.org■2012遊星人Vol21-1.indd

39

よってよく混ざっているという想定の下で，断熱的に上昇する気塊中の化学熱平衡を仮定した鉛直 1 次元の「平衡雲凝結モデル（Equilibrium Cloud CondensationModel）」（例えば [1]）によって推定されている．しか2012/03/15

16:01:07

40

日本惑星科学会誌 Vol. 21, No. 1, 2012

発達し，潜熱の解放に伴う強い上昇流によって対流圏界面まで上昇すると解釈された[2]．積雲の見られる領域では雷放電も観測されている．これらの雷は地球大気の場合と同様に，積雲内での雨粒などの衝突により生じた電荷の偏りが解消される際に発生すると考えられており，強い鉛直流の存在を示唆する．
このように積雲がH2O凝結高度から対流圏界面まで発達するという描像は，3成分の雲が別々の高度に分かれて存在するという平衡雲凝結モデルの結果とは異なる．
◦ガ リ レ オ 探 査 機 の 大 気 プ ロ ー ブ の 質 量 分 析 計（Galileo Probe Mass Spectrometer ; GPMS）は，平衡雲凝結モデルの予想から大きく外れた凝結性成分図2： 大赤斑の北西側で観測された積雲の集団の疑似カラー画
像．889 nm（CH4の強い吸収帯）での測定結果を青色，727nm（CH4 の弱い吸収帯）での測定を緑色，756 nm（吸収が弱い波長）での測定を赤色として重ね合わせたものである.
積雲の集団の水平スケールは約1,000 kmである．NASA
Photojournal（http://photojournal.jpl.nasa.gov）PIA01639
より.

気体の鉛直分布を示した[3]．NH3とH2Sの混合比はそれぞれ8 bar，16 bar面高度まで増加を続け，太陽系元素存在度[4]から推定される値のそれぞれ3.5倍，2.5倍の値に漸近する．この漸近値は雲層高度以下の木星大気を代表する値と考えられる．その一方でH2Oの混合比は観測された最も深い深度でも増しながら，このモデル化が直接当てはまるのは上昇域加を続けており，20 bar面高度での混合比は太陽系だけである．上昇域・下降域も含めた大気全体の平均元素存在度[4]から推定される値の0.3倍程度であっ構造は，放射・雲微物理などの非保存的過程の存在もた．もっと深い場所ではH2Oの混合比も漸近値に達考えると，平衡雲凝結モデルの結果と一致する保証はすると想像されているが，その値は不明のままであ無い．実際，以下に示すように，近年のガリレオ探査

る．

機による木星探査や電波観測によって得られた雲層内直接観測の結果が平衡雲凝結モデルの予想からの観測結果は，必ずしも平衡雲凝結モデルの結果と整大きく外れた原因は，プローブの落下点が「ホット合的ではない．

スポット」と呼ばれる木星でも特に雲の少ない領域◦ガリレオ探査機のCCDカメラ（Solid State Imager ;であったためと考えられている．Showmanら[5]は，SSI）の観測では，積雲の集団が多数撮像された．図ホットスポットには局所的な下降流が存在し，凝結2は大赤斑の近くで観測された積雲の集団に対し性成分気体が大気深部に押し下げられていると考えて，889 nm（CH4の強い吸収帯）での測定結果を青た．しかし乾燥した気塊を20 bar面高度まで下降さ色，727 nm（CH4の弱い吸収帯）での測定結果を緑せる具体的なメカニズムは未解明である．観測結果

色，756 nm（吸収が弱い波長帯）での測定結果を赤は木星の「代表的」な大気構造と見なされておらず，色として重ね合わせたものである．889，727，756

ガリレオ探査機の大気プローブの直接観測を経た現nmの波長の光は，それぞれ0.5 bar面高度，3 bar面在においても，木星の平均大気構造は未知のままで高度，3 bar面高度より下方まで透過するため，図ある．

2において白く見える領域は p < 0.5 barに雲が存在◦ミリ波・サブミリ波を用いた電波観測から推測されする領域，赤く見える領域は p > 3 barに雲が存在たNH3蒸気の鉛直分布も，平衡雲凝結モデルの予想する領域を意味する．平衡雲凝結モデルによると pから外れる．ミリ波・サブミリ波の主要な吸収源は> 3 barにおいて凝結するのはH2Oである．図2の四1.3 cm（22 GHz）にピークを持つNH3の反転遷移であ角で囲んだ領域において，赤色に重なるようにしてり，雲による散乱はほとんど無視することができる．

白色が見られることから，積雲はH2O凝結高度から放射伝達方程式を解くことで，この波長帯で観測■2012遊星人Vol21-1.indd40

2012/03/15

16:01:08

木星の大気構造と雲対流／杉山 他

41

されたスペクトルを再現可能なNH3蒸気の鉛直分布勾配によって決まっている．凝結成分気体として H2Oが探索されてきた．de Paterら[6]によると，NH3ののみ考慮した Nakajima らの予備的な雲対流の数値実雲層にあたる0.4 bar < p < 0.6 barにおいて NH3蒸

験 [9] では，この成層が対流運動に対する境界として気は飽和に近く，NH3の雲層より下方にあたる 0.6作用し得ることが示された．さらに，NH3 凝結高度付bar < p < 2 barではNH3蒸気の混合比は全球的に太近と NH4SH 生成付近にもそれぞれ安定層が形成され，陽系元素存在度[4]から推定される値の半分程度でH2O 凝結高度のそれに比べて無視できない程度の安定ある．この分布を平衡雲凝結モデルによって説明す度を持つ．そのため，これら全ての凝結高度と生成高るためには，例えばNH3とH2Sの存在度が従来の予度は対流運動に対して境界として作用する可能性があ

想の 10倍程度豊富に存在するという非現実的な状る．

況を想定し，NH4SHの生成反応によってNH3を減らさねばならない．

1.2

2. 雲対流の直接計算

雲対流が大気構造に与える影響

1.2

雲対流が大気構造に与える影響

筆者らは NH3 と H2O の凝結と NH4SH の化学反応を

雲の生成消滅は, 凝結における潜熱解放や降水に伴う分子量変化によって大気の成層構造を変化
雲の生成消滅は，凝結における潜熱解放や降水に伴陽に考慮した数値流体モデル（以後「雲解像モデル」

う分子量変化によって大気の成層構造を変化させ，大と称す）を開発し，雲の生成消滅が繰り返された結果気運動ひいては雲のでき方それ自身にも影響を与える．

として維持される対流構造と平均的大気構造を調べてさせ, 大気運動ひいては雲のでき方それ自身にも影響を与える. 成層の強度は静的安定度 N 2 に2成層の強度は静的安定度
N によって定量的に表すこきた [10, 11]．以下では，筆者らによる数値実験 [11] のよって定量的に表すことができる. これは気塊を断熱的に鉛直変位させた時の浮力による復元力をとができる．これは気塊を断熱的に鉛直変位させた時結果を紹介する．なお，これまでの研究においても雲の浮力による復元力を評価したものであり，N は浮力解像モデルを用いた数値的研究が複数行われてきたの評価したものであり, N は浮力振動数と呼ばれる. N 2 は温度勾配 dT /dz と分子量勾配 dM/dz に2振動数と呼ばれる．N は温度勾配 dT/dz と分子量勾は事実であるが（例えば [12]），彼らの目的はあくまで配 dM/dz に依存し，以下のように近似的に書ける [7]．

1 つの雲の生成発達をシミュレートすることに留まっ依存し, 以下のように近似的に書ける [7].

N2 ≈gT(dTg+dzcp)−g dM,M dz

（1）

但し，g は重力加速度，cp は平均定圧比熱である．

但し, g は重力加速度, cp は平均定圧比熱である.
2

静的安定度 N の大きさは凝結に伴う潜熱と分子量ていた．彼らの目的においては，単純かつ恣意的な温(1)度・凝結性成分気体の鉛直分布を初期場として与えて，短時間の数値積分を実行すれば十分であった．それに対して筆者らの数値実験は，平均的な温度・凝結性成（1）の右辺第一項は乾燥分気体の鉛直分布それ自体を得ることも目的の 1 つと静的安定度 N 2 変化の兼ね合いで決まる．式の大きさは凝結に伴う潜熱と分子量変化の兼ね合いで決まる. 式 (1) の右辺第一断熱減率からのずれの寄与を表す．凝結によって潜熱している．

項は乾燥断熱減率からのずれの寄与を表す. 凝結によって潜熱が解放されれば, 平均温度勾配は乾が解放されれば，平均温度勾配 dT/dz は乾燥断熱勾モデルの基礎方程式として，地球大気の雲対流用

配−g/c よりも大きくなるので，式（1）の右辺第一項の標準的な流体力学方程式系 [13] に H2O，NH3 の凝結p燥断熱勾配 −g/cp よりも大きくなるので, 式 (1) の右辺第一項は正となる. ガリレオ探査機の大気は正となる．ガリレオ探査機の大気プローブによってと NH4SH の生成反応を導入したものを用いる．木星

プローブによって観測された温度勾配は乾燥断熱勾配よりも若干大きい[8]. 右辺第二項は, 凝結お
大気中での雲微物理過程は観測的に明らかにされてい観測された温度勾配は乾燥断熱勾配よりも若干大きい[8]．右辺第二項は，凝結および降水によって凝結性成ないため，雲微物理過程は地球で良く利用されている分気体が大気から取り除かれることで生じる平均分子

雲微物理パラメタリゼーション [14] に木星の重力の大よび降水によって凝結性成分気体が大気から取り除かれることで生じる平均分子量変化の寄与を表

きさを考慮したものを用いて表現する．凝結性成分気量変化の寄与を表す．この項の正負は凝結性成分気体す. この項の正負は凝結性成分気体の分子量と乾燥成分気体の分子量の大小関係で決まる. 木星大の分子量と乾燥成分気体の分子量の大小関係で決まる．

体の混合比は下部境界において太陽系元素存在度 [15]木星大気では地球大気と異なり，凝結性成分気体の分から予想される値と同じにした ．大気と雲の放射過子量の方が大きいため，凝結が生じると右辺第二項は程は陽に計算せず，ガリレオプローブの観測した放射正となる．

冷却 [16] を模して，2 bar 面高度から 0.1 bar 面高度に，気では地球大気と異なり, 凝結性成分気体の分子量の方が大きいため, 凝結が生じると右辺第二項は正となる.

1

平衡雲凝結モデルより得られた温度勾配と分子量勾配を大気の平均的な勾配と見なした静的安
1. 太陽系元素存在度の値は更新され続けている．本数値実験で平衡雲凝結モデルより得られた温度勾配と分子量勾用いたGrevesse et al.（2007）[15]の値は，従来の研究でよく引配を大気の平均的な勾配と見なした静的安定度の見積用されたAnders and Grevesse（1989）[4]の値に比べて，N，O，定度の見積もり [7] によれば, H2 O 凝結高度付近に最も強い安定層が形成される. これは主としてSの元素存在度がそれぞれ，46%，46%，15%減少しているこ
もり [7] によれば，H2O 凝結高度付近に最も強い安定とに注意されたい.更新されたデータを用いても，第1.1節の議平均分子量の鉛直勾配によって決まっている.
凝結成分気体としてHOのみ考慮したNakajima層が形成される．これは主として平均分子量の鉛直2論は定性的には変わらない．
らの予備的な雲対流の直接数値実験 [9] では, この成層が対流運動に対する境界として作用し得ることが示された. さらに, NH3 凝結高度付近と NH4 SH 生成付近にもそれぞれ安定層が形成され,5■2012遊星人Vol21-1.indd41

2012/03/15

16:01:08

42

日本惑星科学会誌 Vol. 21, No. 1, 2012

図3： 雲（a,c,e）と凝結性成分気体（b,d,f）の空間分布のスナップショット．（a）と（b）は活発期に対応し，残りは静穏期に対応する．
H2O雲と蒸気の混合比を赤色の濃淡で，NH4SH 雲とH2S蒸気の混合比を緑色の濃淡で，NH3雲と蒸気の混合比を青色の濃淡で表現し，複数成分の雲が共存する領域はそれぞれの色の合成色で表現する．三角のマークは，平衡雲凝結モデルの計算から得られたH2O凝結高度（赤色），NH4SH 生成高度（緑色），およびNH3 凝結高度(青色) を示す．高度は1 bar面高度を基準に計算している．

− 1.16 × 10−7K/s（− 0.01 K/ 地球日）の水平一様な冷背の高い活発な雲（以後「積雲」と称す）によって特徴却を与えることにした．限られた計算資源の中で広いづけられる．H2O 凝結高度が対流運動に対する境界と水平領域を備えた長時間の数値積分を実行するために，して働いており，H2O 凝結高度をまたいだ鉛直混合は水平鉛直 2 次元の計算領域を用いた．

弱い．NH3 凝結高度の上空から下降を始める凝結性成得られた雲対流活動は間欠的であった．図 3 は雲対分の欠乏した気塊（黒色で表現される）は，H2O 凝結流が活発な時刻（以後「活発期」と称す）と，それ以外高度より下まで到達しない．その一方，静穏期（図 3c，の時刻（以後，「静穏期」と称す）のそれぞれについて，d および図 3e，f）では，雲の分布は平衡雲凝結モデル

雲と凝結性成分気体の空間分布のスナップショットから予想される構造から大きく外れていないように見を示したものである．活発期（図 3a，b）は，H2O 凝結える．基本的に各成分の雲は鉛直方向に分かれて存在高度から湧き上がり NH3 凝結高度を超えて発達する

し，各成分の凝結高度や生成高度をまたいだ鉛直混合■2012遊星人Vol21-1.indd42

2012/03/15

16:01:09

木星の大気構造と雲対流／杉山 他

43

図4： 間欠性の時間スケールで平均した雲の混合比（a），凝結性成分気体の混合比（b），および静的安定度（c）の鉛直分布．H2O
雲と蒸気の混合比を赤実線で，NH4SH 雲とH2S 蒸気の混合比を緑実線で，NH3雲と蒸気の混合比を青実線で示す．比較のために，雲解像モデルに含まれる熱力学コードを用いて行った平衡雲凝結モデル計算の結果を破線で示す．三角のマークの意味は図3と同じである．

は弱い．雲対流活動の間欠性は，対流活動が活発な時考えられる．NH3 凝結高度および NH4SH 生成高度に期に積雲内で発生する H2O の凝結加熱が放射冷却よ（c–f）においても N の局所的な増加が見られが，図 32りも十分に大きいという事実に起因するものであった． 示したように，これらの高度は静穏期においてのみ境
図 4 は，間欠性の時間スケールで平均した雲・凝結2界として働いているように見える .

性成分気体・静的安定度 N の鉛直分布を示したもの

得られた結果を第 1.1 節で述べた観測結果と比較すである．図 4 には平衡雲凝結モデルから得られた結果ると，得られた結果のいくつかは観測結果と整合的でも破線で示されている．図 4（a）より，雲の鉛直分布あることがわかる．活発期における積雲の存在はガは平衡雲凝結モデルの結果とは異なる特徴を示す．1

リレオ探査機の SSI の観測 [2] よって支持される．図 4つは，H2O 雲と NH4SH 雲が NH3 凝結高度より上空に（b）に示した NH3 蒸気の平均鉛直分布の特徴は，電波存在することである．2 つめは，各成分の雲の雲底高観測の解析結果 [6] と整合的である．筆者らの数値実度は平衡雲凝結モデルより得られた凝結高度もしくは験から考えると，電波観測の解析結果は雲層内で NH3生成高度よりも低いことである．雲は下降流や雨によ蒸気と凝結性成分気体に乏しい気体の鉛直混合によっって下方に輸送されている．3 つめは，各成分の雲混て説明することができる．その一方で．筆者らの数値合比は平衡雲凝結モデルより得られた値よりも小さい

実験では，ガリレオ探査機の大気プローブの観測したことである．

H2O 凝結高度よりも深部において水蒸気が少ない状態凝結性成分気体の鉛直分布もまた，平衡雲凝結モ[3] は，瞬間的（図 3）にも平均状態（図 4）としても実現

デルより得られた分布とは異なる特徴を示す（図 4b）．

しなかった．ガリレオ探査機の観測した乾燥した状態

NH3 蒸気と H2S 蒸気の混合比は明らかに，それぞれのを説明するためには，雲対流以外の効果（例えば全球凝結高度もしくは生成高度ではなく，H2O 凝結高度規模の擾乱 [17]）を考慮する必要があるだろう．

付近より高度と共に減少を始める．この特徴は図 3（a，b）から示唆される NH3 凝結高度と NH4SH 生成高度の3. 今後の展開に向けて両方を突き破るような強い鉛直輸送に起因するものであり，さらに H2O 凝結高度が組成に対する明瞭な境界としても作用することを示すものである．
2

雲解像モデルを用いた数値実験によって，木星雲層の対流構造や平均的大気構造の大まかな構造が掴める

図 4（c）は，H2O 凝結高度に N の明瞭な最大値が存ようになってきた．もちろん筆者らの数値実験は，放在することを示す．この最大値は平衡雲凝結モデルで射計算を陽に行っていないこと，水平鉛直 2 次元の計得られた値に比べて 2/3 倍程度の大きさではあるもの算であること，雲微物理過程を地球大気で良く用いらの，図 3 に示したように，H2O 凝結高度が力学的・物れているパラメタリゼーションを用いて表現している

質的境界として作用するには十分な大きさであったとこと，惑星の自転の効果が入っていないこと，等々，■2012遊星人Vol21-1.indd

43

2012/03/15

16:01:09

44

日本惑星科学会誌 Vol. 21, No. 1, 2012

多くの簡略化がなされている．しかし，前節で述べた

www.gfd-dennou.org/）の提供している地球流体電脳

ように，得られた結果のいくつかは平衡雲凝結モデル

ライブラリ
（DCL）
，電脳 Ruby 製品，gtool5 ライブラを元にした議論では説明が難しかった観測結果を説明リを利用した．本研究は，文部科学省科学研究費補助するものとなっている．数値実験によって得られた雲金（16204036）の支援を受けた .

対流構造を下地として，縞帯構造などの惑星規模の大規模運動の考察に進みたいと考えている．ガリレオ探参考文献

査機やカッシーニ探査機の観測を基に，雲対流活動が惑星規模の大規模な運動のエネルギー源として大きな役割を担っている可能性が指摘されている（中島の解[1] Weidenschilling, S. J. and Lewis, J. S., 1973, Icarus 20,465.

説 [18] を参照されたい）．筆者らのグループでは汎用[2] Gierasch, P. J. et al., 2000, Nature 403, 628.

的な惑星大気大循環モデルを並行して開発中であり，[3] Wong, M. H. et al., 2004, Icarus 171, 153.

解像度の異なる数値モデルの実験結果を互いにフィー[4] Anders, E. and Grevesse, N., 1989, Geochimica et

ドバックさせながら，木星型惑星の大気構造の総合的な解明を目指したい．
本稿で紹介した計算の拡張として，筆者らは凝結性

Cosmochimica Acta 53, 197.
[5] Showman, A. P. and Ingersoll, A. P., 1998, Icarus 132,205.

成分気体の存在度をパラメタとした数値実験を進めて[6] de Pater, I. et al., 2001, Icarus 149, 66.

いる．初期の結果から示唆されることは，木星雲層に[7] Sugiyama, K. et al., 2006, Geophys. Res. Lett. 33,現れる雲対流活動の間欠性が木星大気深部の H2O 存

L03201.

在度に制約を与える手がかりになるかもしれない，と[8] Seiﬀ, A. et al., 1998, J. Geophys. Res. 103, 22857.

いうことである．間欠性の周期はおおまかに H2O の[9] Nakajima, K. et al., 2000, Geophys. Res. Lett. 27,存在度に比例する．これまで継続的に行われてきた地上観測からは，木星の大規模構造である縞帯の濃淡が数年・数十年スケールで大きく変動することが知られている [19]．また，木星面に見られる積雲の集団の活動度も時間的に変動することが知られている [20]．しかしながら，数値計算で得られた雲対流活動の間欠性を実際に観測されているどの現象と対応づけるべきかは，明確になっていない．木星型惑星大気の気象学的研究を進めるためには，理論や数値計算だけでなく，

3129.
[10] Sugiyama, K. et al., 2009, Nagare Multimedia, http://www2.nagare.or.jp/mm/2009/sugiyama/.
[11] Sugiyama, K. et al., 2011, Geophys. Res. Lett. 38,
L13201.
[12] Hueso, R. and Sanchez-Lavega, A., 2001, Icarus 151,257.
[13] Klemp, J. B. and Wilhelmson, R. B., 1978, J. Atmos.
Sci. 35, 1070.

観測の充実も必要不可欠である．今後，探査機による[14] Kessler, E., 1969, Meteor. Monogr. 10, 84.

高時空間分解能・多波長観測や積雲に付随する雷の観[15] Grevesse, N. et al., 2007, Space Sci. Rev. 130, 105.

測，複数のプローブによる鉛直大気構造の観測が進む[16] Sromovsky, L. A. et al., 1998, J. Geophys. Res. 103,ことを期待したい．

22929.
[17] Friedson, A. J., 2005, Icarus 177, 1.
[18] 中島健介，2005，天文月報 98, 48.

謝 辞[19] Rogers, J. H., 1995, The Giant Planet Jupiter (London:
数値計算は，国立天文台 CfCA の CRAY XT4 において実施した．本研究の推進にあたっては，山田学博
士よりデータの可視化方法について有益な助言を得

Cambridge Univ. Press).
[20] Vasavada, A. R. and Showman, A. P., 2005, Rep. Prog.
Phys. 68, 1935.

た．本稿で紹介した数値モデルの開発においては，西澤誠也博士，森川靖大博士の協力を得た．本論文の図の作成にあたっては，地球流体電脳倶楽部（http://■2012遊星人Vol21-1.indd

44

2012/03/15

16:01:09