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日本惑星科学会誌 Vol. 19, No. 2, 2010平成21年度最優秀発表賞受賞論文

コランダム成長異方性を用いた星周ダスト形成
条件の推定
瀧川 晶 ，橘 省吾 ，永原 裕子 ，小澤 一仁 ，宮田 隆志
1

1

1

1

2

2010年4月7日受領，2010年5月7日受理．

（要旨）コランダム（Al2O3）の凝縮は，高温ガスからの固体物質進化の第一段階である．コランダムの晶癖（結晶方位に支配された結晶の外形）は形成条件を反映すると考えられ，それはまた，観測可能量である可能性がある．本研究では，コランダムの成長異方性を求める実験，および，晶癖に依存したコランダム粒子の赤外吸収スペクトル計算をおこない，凝縮実験から求めた成長異方性と過飽和比の関係と，計算から求めた晶癖と赤外吸収スペクトルの関係を結びつけ，天体のスペクトルと比較することで，星周コランダム凝縮環境を推定した．実験の結果，凝縮温度に関わらず，過飽和比<15で c 軸に潰れた板状・粒状コランダム粒子
が凝縮し，過飽和比>70 で c 軸に伸びた柱状・粒状コランダム粒子が凝縮した．赤外スペクトル計算では，
酸化的 AGB 星の赤外スペクトルに見られる 13μm フィーチャーが，c 軸に扁平なコランダム粒子で再現されることを示した．実験結果を用いると，このような形状のコランダムの凝縮に必要な冷却タイムスケー
3-5

ルは，中心星近傍におけるAGB星質量放出風の冷却速度と同程度の 10 年と見積もられる．

1. はじめに

赤外線観測により，大気のC/O比が1より小さいM型
AGB星からは，10μm帯に非晶質珪酸塩や酸化物のフ

地球型惑星の原料となるケイ素や鉄，マグネシウム，ィーチャー [1,2,3]や，時には20-40μmに結晶質珪酸塩

アルミニウム，カルシウムなどの金属元素を含む鉱物のフィーチャー [4]が観測され，質量放出風中でダスは，1300-1600 K といった高温で安定化するため，主トが形成していると考えられる．

に晩期型星周の高温ガス中で凝縮し，固体微粒子（ダ

質量放出風はダストの供給源となるが，ダスト形成

スト）として太陽系の元となった分子雲に取り込まれ条件は放出風速度に依存する．その放出風速度を決めたと考えられる．従って，晩期型星における固体物質

る加速メカニズム自体にもダスト形成が関わっている形成の理解は，恒星内元素合成，質量放出，そして分と考えられている．中心星の脈動により高密度になっ子雲から恒星・惑星系と繰り返す宇宙の物質循環を理た放出ガスからダストが凝縮し，輻射圧を受け加速し解することに繋がる．

たダストが，周囲のガスを摩擦により加速するとい晩期型星の中でも，漸近巨星分枝星（1-8太陽質量のう機構（pulsation-enhanced dust-driven wind）である晩期型星．AGB 星ともよばれる）は，およそ一年で（e.g., [5,6]）．特に，近年では，1μm程度の大きさのマ

（4-7）
-

Msunのガス（質量放出風，終端速度は5-30 km/

グネシウム珪酸塩粒子が質量放出風加速を担う可能性s）を放出する．この放出率は，現在の太陽の質量放出が指摘されている[7]．放出風におけるマグネシウム

10

-14

率（～ 10 Msun/年）より圧倒的に大きく，AGB星は珪酸塩形成のタイミングや形成される粒子のサイズは，宇宙における主要な物質供給源の一つであるといえる． ガスの組成や圧力，冷却速度はもちろんのこと，凝縮核となる粒子の有無にも影響される．
1. 東京大学 大学院理学系研究科 地球惑星科学専攻
2. 東京大学 大学院理学系研究科 天文教育研究センター
takigawa@eps.s.u-tokyo.ac.jp

コランダム（Al2O3）は，太陽系元素存在度を持つガスから最も高温で凝縮すると予想されるため，マグコランダム成長異方性を用いた星周ダスト形成条件の推定／瀧川，橘，永原，小澤，宮田

ネシウム珪酸塩の凝縮核になりうると考えられる [8]．

149

本研究では，同様の考えをコランダム凝縮に展開し，

アルミニウムは，ケイ素の約1/10の存在度であるため， 赤外線観測と合わせて晩期型星周ダスト形成について
コランダムの存在量は小さい．しかし，コランダムの論じる．次節でコランダムの成長異方性
（実験）
，3節

数密度やサイズは，それを凝縮核に成長するマグネシ

で晶癖と赤外スペクトルの関係，4節で星周コランダ

ウム珪酸塩の数密度やサイズを支配し，質量放出風の

ムの晶癖（観測・分析）に関する研究結果を紹介し，コ

冷却条件も変化させることになる．すなわち，コラン

ランダム形成環境を推定する．最後に，本研究の発展

ダムダストの形成は，晩期型星周でのダスト進化に大として，AGB 星ダストシェルの空間分解・分光観測

きな影響を与える．

の初期的な結果を報告し，ダスト形成環境について議

実際の星周環境でのコランダムダストの形成条件を論する．

明らかにするためには，観測可能な要素に着目する必要がある．その一つとして，成長異方性が考えられる．

2. コランダム凝縮実験

結晶のほとんどは異方的な構造をもち，成長速度や光学的性質などに異方性を示す．実際，宇宙塵中にも，特定の結晶軸にそって成長した結晶であるヒゲ状エン

2.1

手 法

スタタイトもみつかっている[9]．しかし，星周環境を

コ ラ ン ダ ム の 凝 縮 実 験 は， 真 空 抵 抗 加 熱 炉 中 の想定した条件における結晶成長異方性を実験的に調べ

イリジウムるつぼ（直径15 mm，高さ40-60 mm, 純

た研究が少ないため（e.g., [10-12]），これまでは観測さ度 >99.9%）
内で行った（図1）．るつぼ底に高純度アルれるダストの赤外スペクトルの解釈には球形や不規則

ミナ粉末（純度99.99%）を入れ，るつぼ底が最高温度形状を仮定した研究が主流であった（e.g., [13]）．この（1500-1700° C）になるように加熱した．真空炉の全圧ような仮定は，幾何学的に平均的な形としては妥当では10 Pa程度である．アルミナ粉末が蒸発して発生しあるが，結晶方位に支配された結晶の外形である，晶たガス（Al2O3 → 2AlO + O）を，るつぼ底面から上方癖として妥当であるかは自明でない．

40 mm, 60 mmの低温部に二箇所設置したモリブデン

我々はこれまでにフォルステライト（Mg2SiO4）に関-5

リボンの基板（2 x 0.01 x 20 mm）に同時に凝縮させた

して，蒸発の異方性が晶癖変化をもたらすこと，また， （図1）
．るつぼ内は上方ほど低温であるため（図1右），
その晶癖変化がスペクトルから判別できることを明ら基板に衝突したガス分子がただちに基板と熱交換するかにした [12]．すなわち，宇宙空間においても，結晶と仮定すると，基板上ではAlO分子に関して過飽和にの異方的性質（蒸発・凝縮）により特定の晶癖が形成さなり，凝縮がおこる．それぞれの基板での過飽和比

れ，その晶癖が赤外スペクトルフィーチャーの違いと（Tgas）（Si）は，円筒中の定常流を考えると，ガス温度

して観測される可能性があることを示した．

と基板iの温度（Ti）における平衡蒸気圧p

基板 2
60

40

40

アルミナ 20
粉末

20

基板 1

W メッシュ
ヒーター

Ir るつぼ

0

1400

1480
1560
温度 [°C]1640

高さ [mm]600

図1：左）高温真空炉模式図．右）Tgas = 1605° Cの実験におけるるつぼ内温度構造（丸）．十字はるつぼがない
ときの温度構造．横軸は熱電対（Pt-Pt/Rh（13%））の測定値．

Tgas
AlO

Ti

，p AlO

150

日本惑星科学会誌 Vol. 19, No. 2, 2010

表1：実験条件．
S2

S1

2

1590

5

1435

70

9

1490

9

1370

180

6, 12, 18

>1435

<5

-

-

240

1380

15

1260

330

120, 360

1

[°C]

[°C]

[h]

1μm

1μm

図2：基板上の凝縮物．左）過飽和比S1 = 9．120時間．右）S2 =70．9時間．

を用いて式（1）のように表される．
Tgas

Si =（2/3）pTi/p AlOAlO（1）

ここで係数2/3は円筒内の定常流に対するコンダク
タンスの効果を表すものである．また，それぞれの基板上での平衡蒸気圧、それぞれの温度におけるは
Al2O3 = 2AlO + O の化学平衡を解くことで求まる．

3μm

二つの基板に入射するガスフラックスはほぼ等しいので，二つの基板は一つの実験で過飽和比が異なる凝縮条件を設定したことに対応する（表1）． 今回の実験で2μm

図3： ガス温度1695° C，9時間の凝縮物．左）S1 = 5（T1 = 1590° C）．
右）S2 = 70（T2 = 1435° C）．

は，基板1, 2の過飽和比はそれぞれS1 = 5-15, S2 = 70
－330と求められた（表１）．
実験後の凝縮物は電界放射型走査型電子顕微鏡（FE-SEM, JSM7000F）で観察，エネルギー分散型X線分光法（EDS）を用いた組成分析および，電子後方散乱
回折（EBSD）測定により結晶方位の解析を行った．

2.2

5μm

2.5μm

結 果

EDS による組成分析の結果，凝縮物はAl2O3 組成を

図4： ガス温度1505℃，360時間の凝縮物．試料を30度傾けた画像．
左）S1 = 15，右）S2 = 330．

もち，不純物の混入はなかった．一部の粒子は図2のような発達した結晶面をもっており（図2左），このよな基板上での不均質核形成による凝縮過程であるため，うな粒子に対してEBSD 測定を行った結果，凝縮物

星周コランダムの（均質）
核形成・凝縮過程とは異なる

はαアルミナ（以下コランダム）で，六角状の面は結と考えられる．特にガスフラックスが小さく，実験時

晶軸のc軸に垂直な面の三回対称性に対応しているこ間が短い条件での凝縮物は，基板上への不均質核形成とがわかった（図2）．粒子サイズが小さい柱状粒子はの影響を大きく受けていると考えられ，凝縮条件と晶

EBSD 分析が困難であるが，図2の右側の粒子のよう癖との関係の解釈には注意する必要がある．しかし，に，六角状の面が観察されるものに関しては，六角状

本実験では，基板上での不均質核形成ではなく成長がの面に垂直な c軸方向への成長と考えられる．

観察される晶癖を支配していると考えられ，この場合凝縮条件を変えた実験の結果，ガス温度や基板温度に関わらず，過飽和比に依存して成長異方性が変化し，過飽和比が15以下では板状〜粒状コランダム粒子が，70以上では粒状〜柱状粒子が成長することがわかった（図3，4）．
本実験の凝縮過程は，粒子サイズに比べて十分大きは気相成長の異方性として，宇宙条件に適応が可能であると考えられる．

2.3

冷却タイムスケールと成長異方性Kozasa and Hasegawa（1987）[15]は，太陽系元素存在度をもつガスの冷却速度とコランダム凝縮時の過冷

コランダム成長異方性を用いた星周ダスト形成条件の推定／瀧川，橘，永原，小澤，宮田

151

却度の関係を議論した．原始惑星系円盤や晩期型星に逆に，ダストシェルに c 軸方向に成長したコランダ

は水素が豊富に存在するため，本実験における過冷却ムが観測されたなら，それは高過飽和比（S>70）で凝度と，星周環境で同じ過飽和比に対応する過冷却度は縮したことを意味し，定常的な質量放出風中ではなく，異なる．そこで，太陽系元素存在度を仮定し，Al-O-

何らかの急速な冷却過程でコランダムが形成されたこ

H系での平衡蒸気圧を以下に示す式（2）の平衡を解いとを意味する．すなわち，質量放出速度の一時的な増て求め，得られた過飽和比と過冷却度の関係から，実加，あるいは局所的な加熱・冷却イベントの存在を示

験温度における過飽和比を星周条件での過冷却温度に

唆する．

変換した．

原始惑星系円盤での冷却速度を定量的に見積もるこ

2AlOH + H2O = Al2O3 + 2H2

（2）とは難しいが，原始太陽系円盤が高温化した証拠が隕6石中にあること，また，赤外線観測によれば10 年の炭素は全てCOになっていると仮定して，残りの酸円盤は十分に冷却していることから，円盤全体の冷却

素が反応に関与するものとした．太陽系元素存在度かのタイムスケールは約10 年以下と考えられる．この-6

5

らAl/H，（O-C）/H比はそれぞれ 3.47 x 10 , 2.87 x 10-4

冷却速度は，先に見積もった質量放出風の冷却タイムと与えた[16]．晩期型星ダストシェルの典型的な圧力スケールと同程度である．一方，コンドリュールの存

（6-4）
-

bar）より在は，局所的で短時間の熱イベントがあったことを示

数桁小さい．しかし，コランダムが凝縮するのは中心唆しており，コンドリュール形成に必要な冷却速度は星から数恒星半径程度の領域であり, 原始惑星系円盤

10-1000 K/hr と見積もられている[19]．この冷却速度は，原始惑星系円盤の典型的な圧力（10-5と同じ程度の圧力になるため[17]，全圧を10 barとしにおいて，コランダムは過冷却 130 K 以上で凝縮すて計算した．その結果，晩期型星ダストシェルにおいて，ると予測される[15]．よって，原始惑星系円盤においコランダムの過飽和比（S）が1となる温度は 1530 K（平ても，コランダムの粒子形状から，それが円盤スケー

衡凝縮開始温度）であり，S = 10（本実験における基ルでの冷却により形成されたか，コンドリュール形成板1位置での過飽和条件）となるのは 1470 K，S = 70のような一時的な加熱イベントとともに形成されたか（本実験における基板2位置での過飽和条件）となるのを判別することが可能である．

は 1400 Kとなった．すなわち，円盤や質量放出風で過飽和比が10程度のときに予測される過冷却度は約60

3. 粒子軸比と赤外スペクトルの関係

K，過飽和比70程度のときに130 Kとなる． Kozasa
and Hasegawa（1987）[15]の結果に従うと，冷却タイ

晶癖を考慮にいれたコランダムの赤外吸収スペクト

ムスケール（温度が1/eになるまでにかかる時間，e はルを，結晶軸方向の長さの比（軸比）を様々に変えたコ

3-5

自然対数の底）がそれぞれ10 年, 数日の条件に対応す

ランダム粒子について計算し，フィーチャーの晶癖依る．

存性を調べた．また，本実験の結果を用いて，過飽和

AGB星からの質量放出風の場合，コランダムが凝縮するような2-3恒星半径程度の領域は質量放出速度（4-6）-

比の違いによってつくられる晶癖の違いを観測により判別できるかどうかを検討した．

Msun­/yrのAGB星の場合，放粒子の形状として，楕円体近似[20]を採用した．粒出風速度は 0.02-0.8 km/sと見積もられている[18]．中子 サ イ ズ は 波 長 に 比 べ 十 分 短 い と し， 光 学 定 数 は心星温度を 2500 K，温度が恒星からの距離の－0.5乗

Baker（1963）[21]を用いた．楕円体粒子による光の吸に比例するとして[17]，冷却タイムスケールを見積も収は，静電場中においた粒子の分極率
（α）
を計算する

が遅い．dM/dt = 10

ると，τ～ 10

9-11

秒 ～ 103-5

年となる．これは，過飽と得られ，式（3）のようになる[19]．

和比が10程度の条件に合致する．このことから，AGB星からの質量放出風においては，一般に過飽和比が10程度の条件でコランダムが凝縮するといえる．本研究の実験結果を適用すると，この条件は粒状あるいはc
軸に潰れた板状コランダムが凝縮する条件に対応する．

κ abs (ω ) =
=

2πω

ρV

1
1
1 
⋅ Im α x + α y + α z 
3
3
3 


ε j (ω ) −1
2πω
⋅ Im ∑3ρ
j = x , y , z 1+ L j ⋅ (ε j (ω ) −1)（3）

" abs (# ) =
152

(1
2$#
1
1 +
& Im* ' x + ' y + ' z )
3
3
3 ,
%V

日本惑星科学会誌 Vol. 19, No. 2, 2010

. j (# ) /1
2$#=
& Im 03%
j= x,y,z 1+ L j & (. j (# ) /1)%%%%%%%%%ãØä% るc軸方向のある共振モードのピーク変化と，c 軸に
ここで，x, y, zは直交する三方向，εは複素誘電率，ωは振動数，ρはコランダムの密度，Ｖは粒子体積で垂直方向の別の共振モードによるピーク変化が常に}}?.ßDaDN-ÀäVA<FA.€ -ÅÄ‚ø/.ƒ-„O|.…-%&'()*P‘.†-rs!

ある．Lは軸比により変化する形状関数で，rを楕円逆方向であること，（2）共振周波数から離れるに従い，
2Szç6[”*fKWqå.
78*mªHìKLA
6¼?@AB1-”ƒHmì}:VAO—„|?.
体半軸の長さとして，以下のように表される．

強度が小さくなること，の２つの理由による．例えば，

B%

楕円体をc 軸に極端に伸ばしていくと，c 軸方向の共

rrr #
dq
Lj = x y z $12 " r2 + q q + r2 q + r2 q + r2 2
( j ){( x )( y )( z )}振モードに対して，複素誘電率の虚数部（Im{εc//}）の（4）


0 < L j < 1, Lx + Ly + Lz = 1

ピークが二つ（固有の二つの共振周波数 17.6，26.0μm付近）と，c 軸に垂直方向の四つの共振モードに対し（式（3）でL = 1に対応）が現ては Im{1-1/εc⊥}のピーク

れ，その和が楕円体のスペクトルとなる．
%%%%%%%%%%%%%%%ã#ä

コランダムは三方晶（一軸性結晶）なので，x, y, z は!

図5の強いピークに関してまとめると，c 軸に伸び結晶軸のc軸方向（c//）とc軸に直交する二方向（c⊥ ）にた楕円体コランダムは，12.0μm<λ<12.7μm，13.2μ%&'()-<FCã<”aECä~*?.ßD%aD%N-EC”*a”FAãa..äWa”HÀäVAÕFA
ãa/rc⊥ < 10 2 m<λ<16.8μm，19.8μm<λ<23.6μmにピークを示し，対応する．上記の式を用いて，軸比が1<r.2 ‰%×Ù?a”bf”W~AöŠzç6*2wxyz l‡äHïôVABÒˆ*ëS©å c//.”ƒb×‰
でc 軸が長軸となる回転楕円体のスペクトルおよび，

3--

34,

c軸に潰れた楕円体コランダムは軸比に関わらず12.7

mn.Ùf×‰,23--.234,‰%×?a”bH”H~AöŠzç6 *8`uv…|S{|qM!Æ,$B%%

0.1< rc///rc⊥ < 1 で c 軸が短軸になる回転楕円体の質μm<λ<14.5μmに最も強いピーク，扁平率が増すに

量吸収係数を計算した（図5）．

つれて21μm<λ<21.5μmに強いピークを示す．また，
Æ,*%&'()öŠzç6rs*8`uv…|B†‡è|-CEÙFS©MBa‡‹a..-a”H;ÀFAWa
コランダムの複素誘電率は独立な二成分をもち，共極端につぶれた場合は16.4μmに強いピークを示すこ”FA*”ƒBÒ$a”FAH™nMrsB8$a”FAH†ŒLMrsBçŽ-.rs”ƒ*}:Hèª.

振モードは c 軸方向に2つ，c 軸に垂直方向に4つ存在ともわかった．従って，12-16 μm, 20-24 μm のピー

する[21]．よって，コランダム回転楕円体のピークのク本数と強度比から，コランダム粒子が c 軸に伸び数は6つとなる．形が変化することによりピークの数ているか潰れているかが判別できる．この晶癖の違いが増減しているようにみえるのは，（1）軸比変化によは，2節の結果を使うと，凝縮時の冷却速度の違いにß"~„OÚ¡u*ê¡x}f}:B %%%&'()*ÅÄ‚ø/-‘’~ÕPéS½o.“„Ú¡u-a”FAHE†.a”H;ÀFAH#†p0V

ACE×FBmÝå.%&'()öŠzç6*ê¡x*|Û†W~ABOb}:VA}WHmì ê¡x*|
対応する．すなわち，コランダム粒子の赤外スペクトbl”qåAmªHŒYA*-. ã×ä”ƒ}:HmAa”FA*@A“„Ú¡u*ê¡x}:W .a”H
ルから凝縮時の過冷却条件を見積もることが可能にな;ÀFA*¤*“„Ú¡uHmAê¡x}:béHiFA?@A}W.ãEä“„‹}|34cLAHî.
る．
なお，ここまでの議論は単純化されたもので，実際•‘b>K6~A}W .*–†*ï— HmABeY".
zç6Sa”H+H™"qå6W. a”FAの粒子はエッジ（角）をもつため，形によるモードの数*“„Ú¡uHïqå. ÅÄ‚ø /*˜|Ô ã™žš!
a..›ä*ê¡x bÕ† ã5s*Õ†*“„‹}| ×$fÛD%は楕円体の 3 より多くなる．そこで，離散型双極子

EÛfÙµžœ³äW.a”H;ÀFA*ù†*“„Ú¡uHïqå- ™žš×Ú×.!a‡›*ê¡xãëãØä?ž%í%×Hïôäb§L.Z*‚bzç6*2wxyzW~AB
Æ ,* •ê¡xH„qå[WiAW.

近似法（鉱物をN個の双極子の集合として近似し，任意の粒子形状の質量吸収係数を数値的に計算）を用いて直方体粒子の場合のエッジの効果を検討した[22]．

a” H ™ n M zç6%&'()-.

×EfÙµž‰"‰×Ef$µž.

粒子サイズは波長に比べて十分小さいと仮定した．そ×ØfEµž‰"‰×Ûfýµž.×çfýµž‰"‰EØfÛµžHê¡xS¨q. a”H•LMzç6%&'()-”ƒH„’4“の結果，観測可能な強いフィーチャーに着目する限り，

×Ef$µž‰"‰×#f,µžHx½•ê¡x.¤¥/blVH†LåE×µž‰"‰E×f,µžH•ê¡xS¨VB[M.
軸比変化に対するピーク波長の変化は楕円体の場合と+H†ŒLMKó- ×Ûf#µžH•ê¡xS¨ V}W½’3ÝMBîÝå.×EÚ×Û(žD%EÙÚE#(ž*ê¡xc|
同じであることがわかり，晶癖を楕円体で近似した上記の議論が妥当であることが確認された．
W•‘ƒ34.%&'()rsba”H™nåA3•LåA3b£¤?5AB}*CD*§-.E®

*EêSŸªW.+,G*¬­¸‘*§HïôVABV~’o.%&'()rs*tN2wxyz34

4. 赤外観測・隕石物質への応用+,G*€¬­QRSù ¼½A}Wb^_H~AB%~l.}}[?*·«- Â:KLM½*?.j€*rs-‹ò¾!:$S½†Mi.OHmAÚ¡図5： コランダム回転楕円体粒子の質量吸収係数．光学定数は4.1 13μmフィーチャーの起源[20]を用いた．c⊥:c//はc 軸に垂直方向とc 軸方向の軸比．
u*|-zç6*
Ømì¡6~ABZ}?.
c$À¢s³{&
ãÖ7S£¤*¢s*¥óWqå³{q .
上）c 軸方向に伸びた粒子．下）c 軸方向につぶれた粒子．
赤外線観測により，酸素に富むAGB星の約30パー
矢印は，粒子軸比の変化に伴う，主要な振動モードのピー¦J*rsO—*8`uv…|S|3œH{|äS©åÀF6rs*Kó* ‹ò¾*ðêSxyqM
セントから，13±0.1μmにピークをもつフィーチャー
ク波長変化．
CEEFBrsl¯L-}fHƒèå/é>KW•èqMB Z*Eê.\]^_~•Ÿ¡¢£¡H‚ƒ

VA§ì.”ƒ}:HïVAê¡x}f*}: -zç6*KóW¹¬?@A}Wb’3ì.CDSzç6?³{qMÒˆ*·«bš›?@A}Wb¨©KLM B%

コランダム成長異方性を用いた星周ダスト形成条件の推定／瀧川，橘，永原，小澤，宮田

153が得られている[23]．様々な方法で同定が試みられて[26]），13μmフィーチャーが一般的に観測されることいるが，現在までその帰属は明らかでない．実験室のから，特定の厚みが必要なコアマントル構造を考える

粉末試料の測定値など，不規則の粒子を仮定した場合，ことは現実的でない．スピネルに関しては，コランダ

コランダムはピークの半値幅が観測に比べて広いフムがMgを含むガスと反応して形成すると考えられる

ィーチャーを13μm付近に示し，観測には見られない

ため，コランダムと同様に晶癖を考慮することによ

21μmにも13μmの40%程度の強度をもつピークを示

り観測が再現される可能性がある．そこで，同様のす．また，球形粒子の場合は，ピークの位置が12.7μ計算をスピネル楕円体に関しても行ったところ（光学mに現れるため，観測に合わないことが指摘されてい定数は[27]を用いた），どのような軸比の場合も，20，

る[24, 25]．

21umにある二つの振動モードのピークが強くなるた

3節で論じた通り，晶癖の効果を考慮すると，コラ
ンダム単体でもその他の強いフィーチャーを伴わずめに，晶癖を考慮しても観測には合わないことがわかった．

に13μmピークが現れうることがわかった．13μmを13μmにピークを示すようなc軸方向にやや扁平な示す楕円体軸比は1：0.7程度で，このとき20μm付近

コランダム粒子は，実験の結果および2.3節の議論をのピークは相対的に弱い（13μmピークの5%ほどの強用いると，過飽和比が10程度，すなわち，晩期型星質さ）．これまでの実験室での測定や不規則形状のコラ量放出風の拡大に伴う冷却の過程で凝縮したものであンダムに21μmフィーチャーが観測されたのは，c 軸ると考えることができる．この結果は，13μmピークにつぶれている／伸びているに関わらず，軸比が大きが酸化的なAGB星で一般に観測される事実と調和的い粒子が含まれていた（考慮されていた）ためと考えら

である．

れる．

AGB星で観測される13μmフィーチャーと10μm付

13μmフィーチャーを示しうるダストとしてはスピ

近のシリケイトフィーチャーの強度比をとったとき，

ネルやシリカも考えられているが，不規則形状や球形

質量放出率が低いAGB星では13μmフィーチャーが強のスピネルでは，13μm ピークの25%ほどの強度で17く，高い場合は珪酸塩フィーチャーが強いことが知らμmにピークが観測されなければならず，シリカでは，れている[28]．これは，輻射輸送，非平衡凝縮理論を9μmに非常に強いピーク，また，20μmに強いピー取り入れたモンテカルロシミュレーションなどによるクが必要になる．ピークの位置をあわせるために，複と，質量放出風が加速するより内側の恒星近傍（>1.5

雑なコアマントル構造を仮定する試みもあるが（e.g.,恒星半径）でAl2O3が凝縮し，鉄に乏しい珪酸塩がより

図6： Bishunpur隕石（普通コンドライト（LL3.1））中のコランダム粒子の（左）SIMS分析前の二次電子像（巻出健太郎博士提供），および（右）電子後方散乱回折（EBSD）パターン．粒子サイズは～ 2μm．EBSD測定は加速電圧15kV，照射電流8nAでおこなった．

154

外側でコランダムを覆うように凝縮することで説明される[7]．13μmフィーチャーがM型AGB星に一般的に日本惑星科学会誌 Vol. 19, No. 2, 2010

4.2

隕石中コランダム粒子の晶癖分析観測されることと，質量放出風の一般的条件で凝縮が赤外観測では原始惑星系円盤にコランダムの存在は期待されるコランダム粒子が13μmにピークを持つこ確かめられていない．しかし，始源的隕石であるコとから考えると，本研究の結果は晩期型星周囲での「コンドライト中には，100 ppm 程のコランダム粒子がランダム凝縮→Mg珪酸塩凝縮→質量放出風の加速」

存在する[29]．隕石中コランダム粒子の晶癖がわかれというシナリオを支持している．

ば，これまでの議論を用いて原始太陽系円盤での固体物質形成最初期の情報が得られる可能性がある．また，
隕石コランダムの1%程度は，AGB 星起源の（プレソーラー）
コランダムであると考えられており（e.g., [30]），
隕石中コランダム粒子の晶癖解析により，AGB星起
源のコランダム粒子を直接調べられる可能性もある．
本研究では，Bishunpur（普通コンドライト（LL3.1））
隕石から酸処理して取り出し，二次イオン質量分析計（SIMS）による酸素同位体分析をおこなったコランダ
ム粒子（ハワイ大学 Gary Huss 博士，巻出健太郎博士
提供）に対して，電子後方散乱回折（EBSD）測定による結晶方位の同定をおこなった．なお，今回分析した粒子の酸素同位体組成は全て太陽系の値に近いため，
原始太陽系円盤でガスから凝縮したコランダムであると考えられる[31]．
SIMSによる酸素同位体分析をおこなった9粒子全ての表面層は非晶質化していたが，電子線の加速電圧を調節することで2粒子からは電子後方散乱回折（EBSD）パターンが得られた．そのうち図6に示した粒子に関しては，結晶方位を同定することができ，図6左にみられる平らな面に垂直な方向がおよそc軸に対応していることがわかった．
今回晶癖を決定したコランダム粒子のように，c 軸に垂直な面が発達した板状粒子は，2節の結果を用い
3-5

ると，冷却タイムスケールが10 年の条件で凝縮したことを示唆する．今後多くの粒子に対して晶癖の解析を行うことで，原始太陽系円盤での固体物質形成最初期のガス冷却過程への制約が期待できる．

5. すばる望遠鏡を用いたAGB星ダストシェルの空間分解・分光観測
晩期型星質量放出風中のコランダムや珪酸塩は，中
図7： R Casの空間分解能した分光スペクトル．上から，北東に0.7"，0.3"ずれた位置，中心星が中心，南西に0.3", 0.7"ずれた位置を中心とした0.3"ｘ 0.3"ごとの領域のスペクトル．
9.3-10.1μmは，大気の吸収による影響が強いため，データを除外してある．外側領域のスペクトルには中心星の点
像強度分布の拡がりの効果も含まれる．

心星近傍の高温領域で形成され，徐々に外側の低温領域に運ばれていく．中心星近傍の温度勾配は非常に急であり，中心星からわずか2恒星半径程度離れた領域で，ガス温度は1000 Kを切る[6]．そのような低温領域で

コランダム成長異方性を用いた星周ダスト形成条件の推定／瀧川，橘，永原，小澤，宮田

155

はコランダムや珪酸塩の蒸発や成長は起きないため，応する．一方，S > 70の条件は，数日のタイムスケ

観測される粒子の晶癖には，中心星近傍の高温領域にールでの冷却過程，すなわち，質量放出速度の一時おけるダスト形成・進化過程が凍結されていると考え的な増加や，局所的な加熱イベントに伴う急激な冷られる．すなわち，ダスト晶癖の空間分布から，直接却過程などによる粒子形成と考えられる．すなわち，観測できない中心星近傍でのダスト形成条件の変遷を本研究により，コランダム粒子の晶癖は異なるタイ

明らかにできる可能性がある．

ムスケールの熱イベントを記憶しうることが示されそこで，すばる望遠鏡/COMICS を用いて，ミラ型変光星 R Cas のダストシェルをロングスリット分

た．
2）コランダム粒子の赤外スペクトル計算

様々な軸

光によって空間分解し，領域ごとの低分散 N バンド

比をもつコランダム楕円体粒子の赤外吸収スペクト

分光観測を行った．図7に，予察的な解析結果を示す．

ルを計算し，形状による影響で変化しうるスペクト

ダストシェルのスペクトルには中心星の点像強度分

ルピークの範囲を示した．12-17 µm, 20-25 µm のピ

布（PSF; point-spread-function）成分が含まれているが，ーク波長から，軸比とピーク波長は一対一対応する

10.5から12μm にかけてのフィーチャーがダストシェ

こと，c 軸に伸びた／つぶれた粒子をスペクトルフ

ルの領域ごとに変化していることがわかる．これらのフィーチャーは珪酸塩が放射していると考えられるたィーチャーから判別できることがわかった．
3）赤外観測・隕石物質への応用

M 型 AGB 星からめ，少なくとも珪酸塩のサイズや組成に領域による違観測される未同定の13μm ピークが，c 軸にわずかいが存在するといえる．さらに，中心星近傍から観につぶれたコランダム粒子で再現されることを示し測される13μm フィーチャーがダストシェル南西側

た．そのような粒子が形成されるのは，実験結果にではほとんど観測されなかったのに対し，北東側ではよるとS < 15の条件であり，質量放出風中の粒子形観測された．すばるの空間分解能（0.3"）では，R Cas

成環境とも調和的であり，13μmピークはコランダのダストシェルを85AUごとにしか分解できないため，

ム粒子起源である可能性が高い．また，隕石中コラ13μmフィーチャーの空間変化は，ダスト形成の空間

ンダム粒子の結晶方位測定を行い，過飽和比10程度

変化ではなく，質量放出風の40年程度のスケールでで形成されたと考えられる晶癖をもつコランダムをの時間変動に対応している．3節の議論に基づき，13発見した．この形成条件は10 －10 年程度の冷却にμmフィーチャーはコランダムによるものと考え，さ対応し，おそらく円盤スケールの冷却で形成された

らに質量放出率とシリケイト/コランダムフィーチャと考えられる．

35ーの強度比が関連していると考えられるため（4.1節），

以上のように，本研究では，コランダムの晶癖に着本観測結果は少なくともR Cas からの質量放出は非対目して，実験，スペクトル計算，赤外線観測を組み合称であり，数十年程度のタイムスケールで変動していわせることで，原始太陽系円盤や，M 型 AGB 星でることを示唆している．

のコランダム形成条件を推定した．隕石や宇宙塵，赤外スペクトルにより観測される鉱物が保持する情報は，ガスからの凝縮，加熱による結晶化，蒸発，ガスとの6. まとめ化学反応，相変化など，大きな時間・空間スケールで，
1）コランダム凝縮実験

コランダムの凝縮実験の結多様なプロセスの積分である．しかし，本研究で着目

果，凝縮温度 1260-1600° Cにおいて，コランダムのしたコランダムのような難揮発性結晶の晶癖は，破壊

晶癖が，過飽和比に依存して変化することがわかっを除けば，基本的には > 1000 K という高温過程におた．過飽和比（S）< 15ではc 軸に潰れた粒状あるいいて決定されるため，高温領域での物理化学的情報がは板状の粒子が，S >70 ではc軸にのびた柱状また晶癖に保持され続けると考えられる．本研究で示したは粒状の粒子が凝縮した． S < 15の条件は，星周

ように，形成カイネティクスを明らかにすることで，3-5

圧力，太陽元素存在度では10 年のタイムスケール

星周ダスト形成条件に制約を与えることができる．までの冷却過程に相当し，質量放出風の冷却過程や原た，本研究で示した晶癖は，直接形成環境と結びつく

始惑星系円盤全体の冷却過程の中での粒子形成に対観測可能量であり，大変重要な情報である．従来の宇156

日本惑星科学会誌 Vol. 19, No. 2, 2010

宙鉱物学でおこなわれてきた，観測される赤外スペク
トルを多様な鉱物のスペクトルで再現するだけでなく，

Ser. 341, 286[20] Bohren, C. F. and Huffman, D. R., 1983, Absorption

本研究は，その結果と調和的なダスト形成・進化の描

and Scattering of Light by Small Particles (New York:像を描くことが可能であることを示した．今後，最もWiley)

主要なダストである珪酸塩の凝縮カイネティクスを実[21] Baker, Jr., A. S., 1963, Phys. Rev. 132, 1474

験で明らかにすること，大型望遠鏡を用いてダスト形[22] Draine, B. T. and Flatau, P. J., 2008, Opt. Soc. Amer.

成の空間・時間変動を観測的に明らかにしていくことを計画している．

A, 25, 11, 2693
[23] Sloan, G. D. et al., 1996, ApJ 463, 310[24] Begemann, B. et al. 1997, ApJ 476, 199

謝 辞[25] Posch, T. et al., 1999, A&A 352, 609[26] DePew, K. et al., 2006, ApJ 640, 971

Gary Huss 博士，巻出健太郎博士には，SIMS 分析[27] Fabian, D. et al., 2001, A&A 373, 1125をおこなったコランダム粒子を提供していただきまし[28] Sloan, G. D. et al., 2003, ApJ 594, 483

た．本稿に対し，有益なコメントと適切な指摘をいた[29] Huss, G. R. and Lewis, R. S. 1995, GCA 59, 115

だいた，査読者の木村勇気博士に感謝いたします．本[30] Nittler, L. R. et al., 2008, ApJ 682, 1450

研究は日本学術振興会の支援を受けておこないました．

[31] Makide, K. et al., 2009, ApJ 706,142

参考文献[1] Posch, T. et al., 1999, A&A 352, 609[2] Speck, A. K. et al., A&AS 146, 437[3] Fabian, D. et al., 2001, A&A 373, 1125
[4] Molster, F. J. et al., 2002, A&A 382, 184[5] Sedlmayr, E. and Dominik, C., 1996, Space Sci. Rev.
73, 3, 211[6] Woitke, Q., 2006, A&A 460, L9[7] Höfner, S., 2008, A&A 491, L1[8] Wood, J. A. and Hashimoto, A., 1993, GCA 57, 3277
[9] Bradley J. P. et al., 1983, Nature 301, 473[10] Tsuchiyama, A., 1998, Mineral. J. 20, 59[11] Takigawa, A. et al., 2009, ApJ 707, L97[12] Kobatake, H. et al., 2008, Icarus 198, 208[13] Min M. et al., 2005, Icarus 179, 158[14] Toppani, A. et al., 2006, GCA 70, 5035
[15] Kozasa T. and Hasegawa H., 1987, Prog. Theor. Phys.
77, 1402[16] Lodders, K., 2003, ApJ 591, 1220
[17] Gail, H.-P. and Sedlmayr, E. 1998, in Chemistry andPhysics of Molecules and Grains in Space (London:
RSC Publishing), Faraday Discussion 109, 303[18] Sogawa, H. and Kozasa, T., 1999, ApJ 516, L33[19] Hewins, R. H. et al., 2005, Astron. Soc. Paciﬁc Conf.