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日本惑星科学会誌Vol. 32, No. 3, 2023

「2022年度最優秀発表賞受賞論文」

小質量惑星が駆動するガス流れ場：
円盤ダスト面密度と惑星形成への影響
桑原 歩1，2，3，
黒川 宏之4 ，3，
谷川 享行5 ，
奥住 聡2，
井田 茂3
2023年3月27日受領，査読を経て2023年7月28日受理（要旨）近年の観測から，多くの原始惑星系円盤においてダストの空間分布にリング・ギャップ構造が見つかっている．ダストのリング・ギャップ構造の惑星による起源として，従来研究の多くは海王星質量以上の惑星(≳ 15地球質量) によるガスギャップ形成の影響を議論してきた．本研究は，∼ 1–20 地球質量程度の小質量惑星に着目する．円盤内に埋もれた小質量惑星は，自身の重力によって周囲のガスの流れを乱す．
円盤内に存在する小さなダストはガスの流れの影響を強く受ける．本稿では，小質量惑星が駆動するガス
流れ場がダストの動力学に及ぼす影響に関する我々の研究について解説し，ガス流れ場によるダストのリ
ング・ギャップ構造形成シナリオを新たに提案する．そして，本稿が提案するシナリオの観測的検証に向けた議論を行い，ガス流れ場が惑星成長率に及ぼす影響と系外惑星の質量- 軌道半径分布への示唆についても議論する．

1. ダストの空間分布に見られる
リング・ギャップ構造にリング・ギャップ構造，三日月型構造，スパイラル構
造の3つに分類される．本稿では，このうち特にリン
グ・ギャップ構造に着目する．

惑 星はガスとダストから成る原始惑 星 系円盤 (以軸対称のリング・ギャップ構造は現状最も頻繁に

下，円盤 ) 内で形成される．近年，円盤内で進行する見つかっている円盤 構造である．ダストの空間分布

惑星形成過程の謎に迫る手がかりが得られてきていに構造が見つかっている天体の内，約8 割がリング・る．代表的な例が，At ac a ma L a rge M i l l i meter/

ギャップ 構造を有する[2]．リング・ギャップ 構造はsubm i l l i meter A r ray (A L M A) を用いた観測で円盤内の∼ 10–100 au の幅広い半径で見つかってある．A L M Aは電波帯で観測を行う望遠鏡であり，おり，リング及びギャップの幅は∼ 数– 数十au 程度

円盤 の 姿を高 空 間 分 解能で捉 えることが できる．

と様々である．分 解能の限界 のため円盤内側領域

A L M Aを用いたダストの熱放 射の観測から，円盤(≲ 10 au) の詳細を観測的に明らかにすることは難内の特定の位置においてダストが濃集または枯渇ししいが，将来観測によって中心星に近い領域の調査た領域が 存在していることが明らかになった．ダスが進み，リング・ギャップ構造の発見数も増える見込

トの空間分布に見られるこうした特徴は普遍的に存みがある[ 3]．

在することが示唆されており[ 1]，その構造は大まか
1.コペンハーゲン大学GLOBE I nstitute2.東京工業大学理学院地球惑星科学系
3.東京工業大学地球生命研究所( EL SI )4. 東京大学大学院総合文化研究科広域科学専攻広域システム
科学系
5.一関工業高等専門学校
ayumu.kuwahara@sund.ku.dk

リング・ギャップ構造は一体どのようにして形成されるのか．鍵を握るのは円盤内におけるダストの運動である．まず，ダストは中心星重力と遠心力が釣り合った運動，すなわちケプラー角速度 Ω K で中心星周りを回転しようとする．一方，円盤ガスには中心星
重力と遠心力に加えて圧力勾配力が働くため，ケプ
ラー回転とは異なる回転角速度Ω = Ω K ( 1 − η) で

「2022年度最優秀発表賞受賞論文」小質量惑星が駆動するガス流れ場：円盤ダスト面密度と惑星形成への影響／桑原，他

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中心星周りを回転する．ここで，ηは円盤ガスの圧力相関が現れることが期待されるが 1，高空間分 解能勾配に比例する無次元量である．圧力分布が滑らか

で複数の円盤のガス及びダストの分布を観測した結であるような典型的な円盤モデルでは通常η > 0 と果，ガスギャップとダストギャップの位置は必ずしもなり，円盤ガスはケプラー回転よりも遅く回転する．

一致しないことが分かった[ 11, 12]．観測されたダス

その結果，ダストはガスからの向かい風を受け，ηにトギャップが惑星によって形成されたと仮定し，その比例した速度で中心星方向に移動する．これをダス幅から惑星質量を推定する試みがなされている．推トの動径移動と呼ぶ．

定された惑星質量は地球質量程度から超木星質量

リング・ギャップ構造を形成するには，何らかの機まで幅広い値を取るが，その内約 7 割が ∼ 0.1–10

構によってダストの移動速度を変化させ，ダストをせ木 星質量の範囲に分布する[2] 2 ．こうした大質量惑

き止めたり渋滞を引き起こさせる必要がある．これま星の存在は惑 星へのガス降 着に伴う水素原子の輝でに数多くの機構が提案されている．例えば，デッド線 ( Hα放射 ) の検出によっても確かめられると期待ゾーンと呼ばれる円盤 乱流強度が 低い領域の縁にされる一方，現状惑星由来のものと思われるHα放おけるダスト濃集や[4]，円盤内において氷が昇華す

射の検出は数例しか報告されていない [ 13]．中心星る場所であるスノーライン付近における氷ダストのから離れた遠方の領域 (> 10 au) では惑星の検出

凝縮や焼結 [ 5]，円盤内で生じる様々な不安定性—が困難なため，惑星の存在頻度は観測的に未だ明永年重力不安定性 [6] や熱波不安定 [ 7] —，磁気駆らかになっていない．しかし，惑星分布生成モデル

動円盤風の影響 [8]などが提案されている．

と呼ばれる理論モデルの結果や，中心星に近い領

そして，リング・ギャップ構造の形成機構として惑

域 (< 10 au) で観測的に推定されている惑星の存在

星の影 響も考えられている．従来研究の多くは惑星頻度を遠方領域に外挿する試みによると，> 10 au

重力によって円盤ガスにギャップが形成される効果

領域における> 0.1木星質量惑星の推定存在頻度はに着目する．本 稿ではこの機構をガスギャップ機構

10%を下回ることが予想される[ 14]．ダストのリング・と呼ぶことにする．円盤と惑 星の相互作用の結果，ギャップ構造は普遍的に存在すると考えられている

惑星軌道周辺にガス面密度が 低下した領域であるが，その大半をガスギャップ機構で説明することはガスギャップが形成される．ガス面密度の変化に応難しい．

じてガスの圧力分布，ひいてはηが変化する．ガス

ここでは，本 稿の第一著者が筆頭著者を務める

ギャップの外 縁ではηの符号が切り替わる．ダスト

参考文献 [ 15] の内容に基づき，ガスギャップ形成をはηに比例した速度で動径方向に移動するため，η

伴わない小質量惑星によるダストのリング・ギャップに生じた変化がダストの渋滞やせき止めを引き起こ構造形成シナリオについて解説する．なお，本 稿でしリング・ギャップ構造が形成される．

は暴走的ガス捕獲に至っていない≲ 20 M ⊕の惑星

リング・ギャップ 構 造 が 多く見つ か って いる≳を小質量惑星と呼ぶことにする 3 ．小質量惑星はその10au 領域では，典型的には惑星質量が海王星質量

重力によって周囲にガスの複 雑な3 次元流れ 場を形

以上(≳ 15 M ⊕ ) になるとガスギャップ形成が生じる成する[ 17, 18] (3 節 )．このガス流れ 場が≲m m– cm[9]．ここでM ⊕ は地球質量である．ガスギャップ形

サイズの小さなダストの動 径 移動 速 度を変化させ，成に伴い，≳mm サイズの大きなダストの空間分布

ダストの面密度分布に影 響を及ぼ す(4– 5節 )．更ににリング・ギャップ構造が形成される．ただし，ガス
ギャップ形成基準は惑星質量の他，惑星の軌道長半径や円盤ガスの乱流粘性等にも依存する( 後 述 ; 5.1
小節 )．円盤内側領域 (≲ 10 au) を考える場合や乱流粘性が小さい場合は，海王星質量以下の惑星でもリング・ギャップ構造形成が可能である[10]．
ガスギャップ機構にはいくつかの課題がある．この機構の特徴として円盤ガスとダストの空間分布に

1
ただし，観測的に検出するのが困難な浅いガスギャップでもダストのリング・ギャップ構造形成が可能であるという報告には注意する必要がある(5.1小節)．
2
http: //ppvii.org/chapter/12/で公開されているデータを使用．ただし，ダストギャップ幅から推定される惑星質量には最大で一桁程度の不定性があることに注意する必要がある．この不定性は，主に乱流粘性などの円盤パラメータに起因する．
3

ただし，暴走ガス捕獲が生じる惑星質量は惑星へのダスト集積率や惑星大気中のダスト不透明度に依存する[16]．

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図1： モデル及び手法の概念図．(a) 円軌道に固定された惑星を中心とした局所共回転座標系を用いて3次元流体計算を実施(論文Ⅰ [19])．
外側境界条件としてサブケプラーシアー流を与える．(b) 流体計算結果を元に，局所共回転座標系においてガス流れ場の影響を受けたダストの軌道を計算する(図中の橙線; 論文Ⅱ [20])．各軌道上のダストの位置と速度v x をサンプリングし，円盤動径方向( x 軸方向) のダ
ストの平均的な速度を計算する．(c) 得られたダストの速度を移流拡散方程式に組み込み，ダスト面密度を計算する．右上に示された拡
大図中の v drif t は非摂動状態におけるダストの動径移動速度(定常ドリフト速度) を表す．Kuwahara et al. [15] を元に改変して掲載．

本 稿では参考文献 [ 15]の内容に加え，実際の円盤量以下の惑星でもガスギャップ形成が生じることも観測例にも言及しつつ，円盤観測及び惑星系形成過あるが ( 1 節 )，本研究では惑星によるガスギャップ形

程への示唆を議論する( 6–7節 )．

成は考えない．( b) 次に，流体計 算結果を元にガス

なお，惑星周りのガス流れ場の性質，及びガス流

流れ場がダストの動力学に及ぼす影響を調べ，ダス

れ場がダストの運動に及ぼす影響については，本稿

トの動径方向の速度を見積もる．(c) 得られたダストの第一著者の別の論文『原始惑星が駆動するガス流 :の動 径移動速度を円盤 動 径方向1次元の移流拡散

その3 次元形態と性質について』(以降，論文Ⅰ[ 19] )方程式に組み込み，ダスト面密度を計算する．

及び『原始惑星が駆動するガス流：ペブル集積への影響』(以降，論文Ⅱ [20] ) も合わせて参照されたい．

2. 計算モデルと手法の概要

3. 惑星が駆動するガス流れ場の概要
円盤内に埋もれた小質量惑星は周囲に複 雑なガス流れ場を形成する(図2a及び3a)．本稿において重本稿における状況設定を概観しつつ，計算モデル

要となる点を以下に列挙する．(a) 円盤ガスが 惑星と手法の概要を簡潔にまとめる(図1)．本稿では円軌

重力圏に流入し，円盤中心面を通って円盤動径方向

道に固定された一つの惑星が円盤内に埋もれている( 惑星軌道の内外) に流出する．( b) 円盤ガスはケプ

状況を考える．円盤ガスとダストの自己 重力は無 視

ラー回転よりも遅く回転しているので，中心星周りをする．(a) 暴走ガス捕獲が生じていない小質量惑星

ケプラー回転する惑星は円盤ガスからの向かい風をを想定し，惑星周りの円盤ガスの3 次元的な流れを受ける( 1 節 )．このとき，惑星が円盤ガスから受ける計算する．円盤ガスの乱流粘性等よっては海王星質

向かい風の寄与が強まるほど惑星軌道の外側(内側)「2022年度最優秀発表賞受賞論文」小質量惑星が駆動するガス流れ場：円盤ダスト面密度と惑星形成への影響／桑原，他

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図2： (a) 円盤中心面におけるガスの流線 (シアー流卓越形態)．
カラーコンターは円盤動径方向のガスの速度を表す．周囲の流れに比べて色が際立っている部分が惑星重力圏からのガス流出を表す．(b) ガス流れ場の影響を受けたダストの軌道．
青で強調した実線はガス流出によって軌道半径が大きく変化するダストの軌道を表す．Kuwahara et al. [15] を元に改変して掲載．
図4： (a) シアー流卓越形態のガス流れ場．カラーコンターは局所
流体計算領域内で y 方向に平均化されたガスの x 方向の速度を表す．(b) ガス流れ場の影響を受けたダストの速度．
ただし定常ドリフト速度との差をプロットした．色の違いはガス抵抗の強さを表すストークス数の違いに対応する．ストー
クス数が小さいほど強いガス抵抗を受ける．典型的な粘性降着円盤モデル[21] を仮定し，1 auにおいて各ストークス数に対応するダストサイズを併記した．(c) ガス流れ場の影響を受けたダスト面密度の定常解．なお，パネルb,c ではα =10−4 とした．Kuwahara et al. [15] を元に改変して掲載．

4. ガス流れ場がダスト面密度に及ぼす影響
図3： 図2と同様．ただし向かい風卓越形態の流れ場を表す．

円盤内に存在する<m m– cm サイズの小さなダス
トは，惑星と会合する際にガス流れ場の影響を受けて軌道半径が大きく変化する[22, 23]．すなわち，ガス流れ場がダストの動径移動速度を変化させ，ダスに向かって生じるガス流出は強まる(弱まる)．本 稿

トの空間分布に構造を形成する可能性がある( 1節)．

では，論文Ⅰの定義に基づき，ガス流れ場を「シアー

これを調べるために，筆者らはまずガス流れ場の影流卓越形態 ( 向かい風が弱いとき; 図2a)」と「向かい

響を考慮したダストの軌道力学計 算を行った( 図2b風卓越形態 ( 向かい風が強いとき; 図3a)」の2 つに分及び3b)．次に，軌道計算結果からダストの動径移動類する．なお，実際の流体計算では惑星が円盤ガス速度を求めた．得られたダストの動径移動速度を定から受ける向かい風のマッハ数をパラメータとしてい常状態を仮定した移流拡散方程式に代入し，ダストる．典型的な粘性降着円盤モデル [e .g . , 21] を仮定

面密度を計 算した．本 稿ではガスの乱流によってダすると向かい風のマッハ数は円盤 外側ほど大きくな

ストの拡散が生じると考え，ダストの拡散度合いはる．詳細は参考文献 [ 15]を参照されたい．

乱流の強度を表す無次元パラメータα = 10−5 –10−3

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図5： 図4と同様．ただし向かい風卓越形態のガス流れ場とその影響を表す．また，α = 10 −4 とした．(c) では50 au において各ストークス数に対応するダストサイズを併記した．

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図6：ガス流れ場機構によるリング・ギャップ構造 形成シナリオのまとめ．ガス流れ場が(a) シアー流 卓 越 形態，及び (b)向かい風 卓 越 形 態にあるときの結果をそれぞれ示した．
Kuwahara et al.[15] を元に改変して掲載．

で記述する．αが大きいほど拡散度合いが強いこと

速度が変化する(図 4b)．ガス流出と重なる位置に二を意味する．

つの特徴的なピークが現れている．ガス流出の影響

続く4.1小節及び4. 2 小節では，定常移流拡散方程を受け，ダストの中心星方向への移動は惑星軌道の式を解いて得られた結果のうち，代表的な二つの結外側で妨げられる一方，惑星軌道の内側では促進さ果を紹介する．なお，流体計算及び軌道計算は局所れる．

座標系で行うが，局所計算領域外のガス・ダストの運

ガス流出による惑 星軌 道 外 側でのダストせき止

動は惑星重力の影 響が無い非摂動状 態にあると仮め，及び惑星軌道内側でのダスト掃き出しによって，

定し，ダスト面密度を計算する際は局所計算領域外

惑星軌道付近でダスト面密度が大きく減少し，ダスも含めた円盤一周に渡るダストの運動を考慮していトギャップが形成される( 図 4c)．面密度の減少度合

る(図1)．詳細は参考文献 [ 15]を参照されたい．

いはダストがガスから受ける抵抗の強さに依存する．

4.1 シアー流卓越形態のとき

ここで，ガス抵抗の強さを表す指標としてストーク
ス数 Stと呼ばれる無次元量がある．これはダストの惑星が円盤ガスから受ける向かい風の寄与が小さ

運動がガスの流れに馴染むまでにかかる時間をケプ

いとき，すなわち，惑星が駆動するガス流れ場がシラー時間で割った量で定義され，ストークス数が小アー流卓越形態であるときの一連の結果を図 4に示

さいほど強いガス抵抗を受けることを意味する．スした．図 4aは1 auにおいて2 M ⊕ の惑星が駆動す

トークス数が小さいほどより深いギャップが形成さるガス流れ 場を表し，カラーコンターは円盤動径方れる．ダストギャップの幅はガス流出が 支配的に生向のガスの速度を表す．中心星方向に向かって移動

じる領域の幅と対応し，∼ 1H 程度である．ここで，するダストが惑星軌道付近に達した際，惑星軌道のH は円盤の典型的な厚みを表すガススケールハイト

内外に向かって生じるガス流出の影響を受けて移動である．

「2022年度最優秀発表賞受賞論文」小質量惑星が駆動するガス流れ場：円盤ダスト面密度と惑星形成への影響／桑原，他

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量惑星周りのガス流れ場によるダストリング・ギャッ
プ形成条件は以下の通りである: (a) 惑星質量が≳1 M ⊕ であること，かつ( b) ダストサイズが≲ 1 cmであること，かつ(c) 円盤ガスの乱流強度を表す無次元パラメータがα ≲ 10−4 であること．なお，惑星
質量及びダストサイズについては実際の数値計 算で使用した無次元量を換算した値を記載した．詳細は参考文献 [ 15]を参照されたい．以降，本稿ではこれをガス流れ 場機 構と呼ぶことにする．図 6に上述の条件 (a) – (c) をまとめた．
図7：ガス流れ場機構によるリング・ギャップ構造形成が可能な
惑星質量の下限値(M gas ; 実線) と，ガスギャップ形成が生じる惑星質量(M g,gap [9];破線)．なお，M g,gap はΣmin = 0.5
Σ0 となる際の惑星質量を表す[9]．線の色の違いは乱流強度の違いを表す．

4. 2 向かい風卓越形態のとき

5.1 先行研究との比較
従来研究が提案する機構と我々が新たに提案するガス流れ場機構との間には，想定する惑星質量やダストサイズという点で違いがある．まずは惑 星質
量という観点から比較を行う．図7にガスギャップ形
成が生じる惑星質量 M g , g ap，及びガス流れ 場による

次に，惑星が円盤ガスから受ける向かい風の寄与

ダストリング・ギャップ 構造 形成が 可能な惑 星質量が大きいとき，すなわち惑星が駆動するガス流れ場

M g a s をそれぞれプロットした．ここで，M g , g ap は金が向かい風 卓越形態であるときの結果を見る．図 5

川[ 9]で与えられる式を用い，ガスギャップ底の面密は13 M ⊕ の惑星が 50 auに存在する場合に対応す

度 Σ m i n がギャップ縁のガス面密度 Σ 0 の半分の値

る．流れ 場がシアー流卓越形態にあるときと異なるになるときの惑星質量として見積もった．現状ダスト点として，円盤中心面付近におけるガス流出は惑星のリング・ギャップ構造は≳ 10 au 領域で多く見つ

軌道外側でのみ支配的に生じていることが挙げられかっているので，典型例として10 auを考えると，
α = 10−4

る(図 5a)．そのため，ガス流れ場の影響を受けたダのときM g,gap ≃ 7 M⊕ となる．一方，M gas ≃ 3 M⊕ であ

ストの速度は正のピークのみを持つ(図 5b)．

る(図7)．我々が提案するガス流れ場機構では，ガス惑星軌道外側に向かって生じるガス流出によるダ

ギャップ機構が要求する質量よりも軽い惑星による

ストせき止めのみが機能することで惑星軌道外側の

リング・ギャップ構造形成が可能であり，ガスギャッ

ダスト面密度が大きく増加し，ダストリングが形成さ

プ機構の課題を解決できる見込みがある( 1 節 )．

れる(図 5c)．ダストのストークス数が小さいほどダス

ただし，ダストのリング・ギャップ 構造 形成が 可ト面密度の増加具合は大きくなり，またダストリング

能な惑星質量の見積もりについては，先行研究間での幅も大きくなる．惑星軌道外側でのダストの蓄積もばらつきがあることに注意する必 要がある．ガス

度合いはダストの移流及び拡散フラックスの釣り合

ギャップ機構について考えると，αが十分小さい場

いによって決まるため，形成されるダストリングの幅

合 (α < 10−4 ) は本研究が提案するガス流れ場機構

は乱流強度αに強く依存するが，典型的には∼ 1–10 H

よりも軽い惑星によるリング・ギャップ構造形成が可程度である[ 15]．

能になる(図7)．また，惑星によるダストの重力散乱

5. ガス流れ場機構によるダストのリング・ギャップ構造形成を考慮したリング・ギャップ構造形成機構も提案されている[24]．これを重力散乱機構と呼ぶことにする．
重力散乱機構はガスギャップを必要とせず，円盤ガスの圧力勾配を無視した場合は地球質量程度の惑

筆者らは図4及び5に示すような計算を幅広いパラ星であってもリング・ギャップ構造形成が可能になる

メータに対して行った [ 15]．その結果得られた小質[24]．ダストギャップの幅が惑星重力圏の大きさでス

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ケールされると仮定し，様々な天体の観測から得らていることが観測的に示唆されており，推定されるれた情報に基づいて惑星質量の推定を行った研究

乱流強度は弱い(α ≲ 10−5 –10−4 ) [29, 30]．また，同は，最小で∼ 1 M ⊕ 程度の惑星によるダストギャッ

じく多重リング構造が確認されているH D 163296周

プ形成の可能性を議論する[25]．

りに存在する円盤では，C Oのガス輝線観測から非次に想定するダストについての比較を行う．ガス

熱的なガスの運動が直接検出されており，その輝線

流れ 場機 構はガス抵 抗を受けやすい，すなわちスの広がりから乱流強度がα ≲ 10−3 であると見積もトークス数が小さいダスト( St ≲ 10−2 ; ≲m m– cm)

られている[ 31]．理論や観測は実際の円盤が弱乱流に対して有効に機能し，またストークス数が小さい状態にあることを示唆しており，ガス流れ 場機構のほど形成されるダストリング・ギャップの幅や深さが妥当性が見込まれる．

顕著になる．一方，ガスギャップ機構や重力散乱機
構は全く対照的な傾向を示す．ストークス数が小さ

6. 2 ダストサイズ

いダストは重力散乱の効果を受けにくく，かつ中心

ガス流 れ 場 機 構では≲ 1 cmの小さなダストの星方向への円盤ガス降着によって運ばれガスギャッ

空間分布に構造が形成される．氷マントルに覆われプを通過するため，従来研究が提案する機構ではスたダストを想定した最 新のダスト成長モデルは，∼

トークス数が小さいダストの分布にリング・ギャップ

0.1–10 m mサイズダストの存在を理論的に支持する構造は形成されない．

[ 32]．また，例えば H L Tau 周りの円盤の偏光観測

6. 原始惑星系円盤観測への示唆

及びミリ波放射のスペクトルエネルギー分布から，ダストサイズは∼ 0.1–1 m m 程 度であると見 積もられている[ 33, 34]．こうした理論的・観測的制約は，隕

本節では，理論的・観測的研究に基づく制約を踏石中に含まれるコンドルールの前駆体が始原的ダス

まえ，ガス流れ場機構が要求する条件の妥当性につトだとした場合，コンドルールサイズが∼ 0.1–1 m m

いて考える．また，ガス流れ場機構を観測的に検証であるという物質科 学的な示 唆とも整 合 的であるするために必要な情報や個別天体への言及も行う．

[ 35]．
いずれの場合も，円盤内には≲m m– cmサイズの6.1 乱流強度

ダストが豊富に存在している可能性を示唆しており，

ガス流れ場機構はα ≲ 10−4 の弱乱流条件を要求 する．円盤 内における乱 流の強さや 起 源は目下
議 論 が 続 いている．古くから円盤 乱 流の 起 源とし

ガス流れ場機構が要求する条件を満たす．

6.3 観測的検証に向けてて考えられてきた機 構の一つは磁 気回転不安定性

ガス流れ場機構を観測的に検証するためには，以( M R I ) である[26]．一方，M R Iはオーム散 逸や両下の2 つの条件が共に満たされる必要がある: (a) 小極性拡散といった非理想効果によって安定化させらさなダスト(≲ 1 cm) の空間分布にのみ構造が見られ，≳ 0.1 auの領域はM R I 不活性となり，乱流強れること，かつ( b) 円盤内のガスとダストの空間分布−4という低い値を取る可能性がある．

に相関が見られないこと．こうした情報を得るには，

流体力学的不安定性による乱流駆 動機構も提案さ

特定の天体に対し異なる波長を用いてダストの熱放れている．例えば鉛直シア不安定性 ( V S I ) が盛んに射や散乱光を観測し，異なるサイズのダストの空間研究されている[27]．V S Iはリング・ギャップ構造が分布を明らかにすること，かつ分子輝線観測からガ多く見つかっているような円盤の外側領域(≳ 10 au)

スの空間分布を明らかにすることが必要になる．

度はα ≲ 10で生じると考えられており，α ∼ 10−4程度の乱流を駆動する[28]．

これらの条件は，先行研究で提案されているリン
グ・ギャップ 構造 形成シナリオとの差別化を行う際

円盤乱流の強さは観測的にも制約される．例えばにも重要になる．条件 (a) については5節で既に述べ

H L Tau やO ph 163131周りに存在する多重リング

た．条件 ( b) について，我々が提案するガス流れ 場

構造を持つ円盤では，ダストが円盤中心面に沈殿し機 構ではダストの空間分布にのみ顕 著な構造が 現「2022年度最優秀発表賞受賞論文」小質量惑星が駆動するガス流れ場：円盤ダスト面密度と惑星形成への影響／桑原，他

れる．一方，ガスギャップ機構の場合，ガスとダストの空間分布には相関が現れるはずである．多くの遷

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6.4 個別天体への言及

移円盤では，円盤内側領域に存在するキャビティ(ダ本小節では，筆者らが行ったパラメータサーベイ

ストが枯渇した領域 ) の縁においてガスの輝線とダの結果 [ 15] に基づき，実際の天体で観測されている

ストからの熱放射の間に相関が見られており，キャダストのリング・ギャップ構造を説明し得るパラメー

ビティ中に超 木 星質量惑星が 存在する可能 性が 議タについての議論を行う．ここではH D 100546周り

論されている[ 36]．また，円盤内に大質量の惑星(≳に存在する円盤を取り上げる．この天体では，ダスト木星質量) が存在している場合，円盤の表層付近での熱放射の観測により中心星から約26 au離れた場

ガスの運 動学的特 徴が 現れる可能 性がある．大質所において21 au (∼ 10 H ) 程度の幅を持つダストリ

量惑星は大規模な子午線面のガスの流れを駆動す

ングが見つかっている[42]．更に，ダストリングに沿12

る[ 37]．H D 163296周りに存在する円盤では， C O

うようにガスの非軸対 称な速度変 動 (ケプラー回転の観測によって円盤中心面から∼ 2– 4Hの高さにおからのずれ) が検出されており，スーパーアース質量

いて音速の∼ 10% 程度の大きさの鉛直方向のガス程度の惑星の存在と，惑星周りのガス流れ場の影響の流れが検出されており，∼ 2 木星質量の惑星の存が議論されている[42]．

在が議論されている[ 38]．

ダストの熱放射は光学的に薄いとみなし，ダスト

本稿で我々が注目する小質量惑星(≲ 20 M ⊕ ) もリング中の不透 明度 及び温 度 が一定であると仮定

また 子 午 線 面のガスの 流 れを駆 動 する[ 18]．しかすると，観測的に得られる放射強度はダスト面密度し，その規模は大質量惑星が駆 動するガスの流れのみに比例する．筆者らが以前に行ったパラメータに比べて小さく，典型的には惑星重力圏スケールでサーベイの結果と照らし合わせると，∼ 7. 5 M ⊕の惑生じる(< H )．そのため，小質量惑星が存在してい星が存在していた場合，かつ円盤の乱流強度がα ∼たとしても，円盤上層のガスを追跡する12 C Oの観測

10−4 程度であれば，この天体で見つかっているダスからガスの運動学的特徴が検出されることはないだ

トリングの幅をガス流れ 場機構によって説明できる

ろう．一方，分子輝線の放射面の高さは分子種や同見込みがあることが新たに分かった．ただし，観測

位体によって異なる．円盤 観測で広く用いられていされているガスの速度変動も説明できるかどうかにるC O同位体の場合，放 射面の高さは 12 C O，13 C O，

ついてはさらなる検証が必要である．また，この天

18

17

C O，C Oの順に円盤中心面に近づく．また，C O以体の< 20 auの領域はダストに枯渇しており，その外の分子もトレーサーとして用いる事ができ，例えば

特徴をガス流れ場機構のみで説明することは出来な

C 2 Hの放 射面の高さはC O同位体の放 射面よりも更い．円盤内側のダスト枯渇を説明するためには光蒸に円盤中心面に近い[ 39]．異なる分子種，同位体を発や急速なダスト成長の影響も考慮する必要がある

用いてガスの運動学的特徴を検出する試みも既に行かもしれない[42]．今後は模擬観測シミュレーション

われている[40]．円盤中心面に近い領域でのみガスを実施しより定量的な比較を行う必要がある．

の運動学的特徴が検出された場合，それは小質量惑星の存在を示唆するものかもしれない．更に，次世代 超大 型干渉電 波 望 遠 鏡 群 (next- generat ion

7. 惑星系形成への示唆

Ver y La rge A r ray, ngV LA) や現状のA LM Aの惑 星は円盤内において∼m m– cmサイズのダスト

空間解像度を数倍向上させることを見込んだ将来計(ペブル) を集 積して成長すると考えられている[43,

画「A L M A 2」によって，円盤内に埋もれた小質量惑

44]．惑星周りのガス流れ 場によって生じたダスト面

星の大気を直接検出できる可能性も議論されている

密度変化に伴い惑 星の成長 率も変化する．本 稿の[41]．こうした観測と本研究が提案するシナリオを組

第一著者は論文Ⅱ [20] において，惑星が駆動する

み合わせることで，近い将来まだ見ぬ形成途中の惑

ガス流れ 場の影 響により，ダスト集 積率が 従 来の星の存在を明らかにできる可能性がある．

見積もりに比べて∼ 1–2 桁変動する可能性があることを過去に議論した(ガス流出障壁 )．ただし，論文

184

Ⅱ [20] ではダスト面密度は一様であると仮定していた．

日本惑星科学会誌Vol. 32, No. 3, 2023につながる可能性がある．
現状，リング・ギャップ構造は中心星から離れた遠我々の結果によると，惑星が円盤ガスから受ける方の領域 (≳ 10 au) で多く見つかっている．本研究

向かい風の寄与が小さい円盤内側ではダストギャッ

結果は≳ 10 auの領域に未発見の長周期小質量惑プが形成されやすく，向かい風の寄与が大きい円盤星が多数存在する可能 性を提 示する．このことは，

外側ではダストリングが形成されやすい．この特 徴

円盤ガスとダストの空間分布に相関が見られない点

はガス流れ 場の形態変化に関連する．軌道長半 径や，惑星由来のHα放射の検出例が僅かであることの増加に伴い，惑星が円盤ガスから受ける向かい風と整 合的かもしれない ( 1 節 )．将来観測によって長の寄与は強まる[ 15]．そのため，円盤外側では惑星

周期惑星の発見数が増える見込みがあり[45]，リンが駆 動するガス流れ 場は向かい風 卓越形態になり

グ・ギャップ構造の形成機構についても制約が得ら

やすく，ダストリングのみが形成されやすくなる．

れるだろう．

円盤内側領域ではダストギャップが形成されやす

今後は円盤の模 擬観測シミュレーションを行い，いため，惑 星の成長率はガス流出障壁のみを考慮

実際の観測結果との比較を行うことでより定量的にした場合に比べて更に1桁以上低下する見込みがあ

本 研究が 提案するガス流れ 場機構の検 証を行う予る．一方，円盤外側の領域ではダストリングが形成さ定である．また，惑星周りのガス流れ 場がダストのれやすいため，惑星軌道付近のダスト面密度が局所

動力学に及ぼす影響を定式化することも検討してい的に増加することで，円盤内側よりも効率的な惑星る．それにより，円盤ダストの観測から得られた結果成長が期待できるだろう．こうした特徴は，中心星近を元に，円盤内に存在し得る惑星の質量や円盤ガス傍の領域では巨大ガス惑星よりも小質量惑星の方がの乱流強度を推定するためのツールの構築が可能により多く見つかっているという現在の系外 惑星の質なるだろう．将来的には，小質量惑星が駆動するガ量- 軌道半 径分布の傾向を説明する手がかりになるス流れ場という現象が円盤内に埋もれたまだ見ぬ成かもしれない．今後はダスト成長や惑星の軌道移動

長途中の惑星の存在を間接的に証明するための手などを取り入れたより現実的なモデルを構築し，ガがかりとなり得るかもしれない．

ス流れ 場が惑星系形成過程に及ぼす影響を調べる必要がある．

8. まとめと今後の展望

9. 謝辞
発 表 賞選 考に携 わって 頂いた 学 会 賞選 考委 員の方々に深く感 謝 致します．本 稿 の 査 読 者である

本稿では，筆者らが行ってきた研究に基づき，原田中秀 和さんには非常に丁寧な査 読をしていただ

始惑星系円盤内に埋もれた小質量惑星(≲ 20 M ⊕ )き， 原 稿 の内 容が 大きく改善しました．本 研 究はが 駆 動 するガス流れ 場がダストの動 力学に及ぼ す

JS P S 科研費 20J20681，20K04051，9921K 13976，

影 響について解 説した．惑 星 周りのガス流れ 場 が

21H 04514の助成を受けたものです．

ダストの動径移動速度を変化させ，ダストのリング・ギャップ構造を形成する．
本研究結果から，≲cmサイズダストの空間分布に

参考文献

リング・ギャップ構造が見られ，かつガスとダストの[1] Andrews, S. M. et al., 2018, ApJ 869, L41.

空間分布が一致しない円盤内には∼ 1–20 M ⊕ 程度

[2] Bae, J. et al., 2022, in Protostars and PlanetsⅦ,の小質量惑星が存在している可能性が示唆される．

arXiv e-prints, arXiv:2210.13314.

また，ガス流れ 場によってダスト面密度が変化する[3] Ricci, L. et al., 2018, ApJ 853, 110.

ことで，惑星の成長率も大きく変化する．惑星が駆[4] Flock, M. et al. 2015, A&A 574, A68.

動するガス流れ 場が 惑星形成における素過程に及[5] 奥住聡, 2019, 遊星人 28, 285.

ぼす影響を考慮することで，惑星系の多様性の理解[6] 冨永遼佑ほか, 2019, 遊星人 28, 172.

「2022年度最優秀発表賞受賞論文」小質量惑星が駆動するガス流れ場：円盤ダスト面密度と惑星形成への影響／桑原，他[7] Ueda, T. et al., 2021, ApJ 914, L38.
[8] Suriano, S. S. et al., 2017, MNRAS 468,3850.

185[27] Urpin, V. and Brandenburg, A., 1998, MNRAS
294, 399.

[9] 金川和弘, 2022, 天文月報 115, 113.

[28] Malygin, M. G. et al., 2017, A&A 605, A30.

[10] Zhu, Z. et al., 2014, ApJ 785, 122.

[29] ALMA Partnership et al., 2015, ApJL 808, L3.

[11] Zhang, K. et al., 2021, ApJS 257, 5.

[30] Villenave, M. et al., 2022, ApJ 930, 11.

[12] Jiang, H. et al., 2022, ApJ 924, L31.

[31] Flaherty, K. M. et al., 2015, ApJ 813, 99.

[13] 青山雄彦, 2020, 天文月報 113, 469.

[32] Okuzumi, S. and Tazaki, R., 2019, ApJ 878,132.

[14] Fernandes, R. B. et al., 2019, ApJ 874, 81.

[33] Kataoka, A. et al., 2016, ApJ 820, 54.

[15] Kuwahara, A. et al., 2022, A&A 665, A122.

[34] Carrasco-González, C. et al. 2019, ApJ 883,71.

[16] Ikoma, M. et al., 2000, ApJ 537, 1013.

[35] Dodd, R. T., 1976, EPSL 30, 281.

[17] Ormel, C. W. et al., 2015, MNRAS 447, 3512.

[36] van der Marel, N. et al., 2016, A&A 585, A58.

[18] Fung, J. et al., 2015, ApJ 811, 101.

[37] Morbidelli, A. et al., 2014, Icarus 232, 266.

[19] 桑原歩, 2022, 遊星人 31, 188.

[38] Teague, R. et al., 2019, Nature 574, 378.

[20] 桑原歩, 2022, 遊星人 31, 203.

[39] Law, C. J. et al., 2021, ApJS 257, 4.

[21] Ida, S. et al., 2016, A&A 591, A72.

[40] Yu, H. et al., 2021, ApJ 920, L33.

[22] Kuwahara, A. and Kurokawa, H., 2020a, A&A[41] Zhu, Z. et al., 2022, MNRAS 518, 5808.

633, A81.

[42] Casassus, S. et al., 2022, ApJ 933, L4.

[23] Kuwahara, A. and Kurokawa, H., 2020b, A&A
643, A21.

[43] Ormel, C. W. and Klahr, H. H., 2010, A&A 520,
A43.

[24] Muto, T. and Inutsuka, S.-i., 2009, ApJ 695,1132.
[25] Wang, S. et al., 2021, ApJ 923, 165.
[26] Balbus, S. A. and Hawley, J. F., 1991, ApJ 376,

[44] Lambrechts, M. and Johansen, A., 2012, A&A
544, A32.
[45] Penny, M. et al., 2019, ApJS 241, 3.

214.

著者紹介
桑原 歩

⿊川 宏之
東京⼯業⼤学理学院地球惑星科

東京⼤学⼤学院総合⽂化研究科 広域 科学 専攻広学系博⼠課程修了.博⼠( 理学) .コ

域システム科学系准教授．

ペンハーゲン⼤学 GL OBE

⾕川 享⾏

I nst it ute 研 究 員 . ⽇ 本 学 術 振⼀関⼯業⾼等専⾨学校教授．

興 会 特 別 研 究 員 ( D C1) を 経 て

奥住 聡

2023 年 4⽉より現職 .

東京工業大学理学院地球惑星科学系准教授．
井⽥ 茂
東京工業大学地球生命研究所 ( E L S I ) 教授．