日本惑星学会会誌 Vol.14.No.2,2005

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金星大気と太陽風の相互作用
柿並義宏1，渡部重十1
ほとんど水の存在しない乾燥した惑星である．金星に��も，太陽極紫外線による光電離により形成される発達した電離圏が存在する．主成分は高度 200 km以下で金星は固有磁場を持っていない．このことが，惑星は酸素分子イオン，それ以上の高度では酸素原子イオ

大気と太陽風の相互作用に関して地球との大きな違いンである．金星は自転が遅いことも特徴的である．金を生み出すひとつの要因となる．固有磁場がないため星の公転周期は224日，自転周期は243日で自転の向き

金星大気は太陽風に直接さらされ，エネルギーや運動が地球と逆向きであることから金星の一昼夜はおよそ量の交換を行っている．太陽風が変動することで金星117日となる．もうひとつの大きな特徴は固有磁場を大気や金星電離圏で観測される磁場が大きく変わるこもっていないことである．このことは Pioneer Venusとが知られている．金星大気と太陽風の相互作用につOrbiter（PVO）の観測により確かめられた．太陽極

いて，本論文でまとめるとともに，太陽風を基準とし紫外線によりプラズマが生成されるため，夜側でプラた座標系（太陽風座標系）を用いることで太陽風が金ズマを生成することは難しい．しかし，固有磁場が存星大気に及ぼす影響を調べた．

在しないために，昼側で生成されたプラズマが圧力勾

太陽風の動圧が強い場合，磁気赤道領域で見つかっ配により夜側へ流れ込むことで夜側電離圏が形成された金星を取り囲むループ状の磁力線の周囲に酸素原子る．この流れは昼夜境界付近で数km/secに達していイオン密度の局所的な減少が見つかった．これは太陽ることが知られている[1]．電離圏の密度は昼側ピー風の動圧が弱い場合には見られない特徴である．磁場

ク付近で 5×105 cm-3であり，夜側ピーク付近では 1×の形状や酸素原子イオン密度の特徴，観測された場所104 cm-3 である．

から酸素原子イオン密度の局所的な減少はプラズマホ

金星に固有磁場が存在しないということは，太陽風ールである可能性が高い．ループ状磁力線は磁気リコが大気に直接吹き付けていることを意味している．こネクションの傍証であると考えられるため，プラズマれが地球の大気との違いを鮮明にしている．地球では，ホール形成には磁気リコネクションが大きな役割を果

太陽風と磁気圏が相互作用を行うことにより運動量やたしていると推測される．

エネルギーのやりとりを行うが，固有磁場によって守られていない金星では電離圏プラズマが太陽風と直接����������相互作用を行う．そのため金星電離圏は太陽風変動に対して敏感に応答し，地球では見られない現象が観測

金星は地球と大きさ，質量ともによく似ているが，されている．惑星形成直後の熱的な大気散逸が終わっ大気構造は大きく異なっている．大気の主成分は二酸た後の金星大気では，電離圏と太陽風の相互作用によ化炭素，地表面気圧 90気圧，地表面温度 750 Kであり，る大気散逸が長期的な大気組成の進化に重要な役割を

1. 北海道大学地球惑星科学専攻果たしたと考えられている[2]．

金星大気と太陽風の相互作用／柿並，渡部

2. 太陽風変動に伴う金星電離圏磁場構造の変化

51合に見られたフラックスロープ構造は見られなくなり，太陽直下点付近の電離圏全体を覆う大きな磁場構造が見られるようになる．昼側での磁力線の向きは太陽風

電離圏で観測される磁場強度とその分布は，太陽風動圧が弱い場合と同様に地面に対して水平な向きとなの動圧（太陽風の単位体積当たりの運動エネルギー）

る[7]．極端に太陽風の動圧が高くなると昼側電離圏によって決まることが知られている．太陽風の動圧が界面が低高度に押し下げられ，昼側から夜側へのプラ電離圏のプラズマ圧（プラズマの静圧）を越えないズマの輸送が少なくなり，夜側の電離圏のプラズマ密場合，幅数10kmのらせん状の磁力線構造（フラック度は極端に低くなる．このような状況下では，密度がスロープ）が昼側電離圏のいたるところで観測され低くなった領域では水平向きの磁場が非常に強くなる

る．フラックスロープの形成について，2つのモデル[8]．

が提案されている．1つは，マグネトシースと電離圏

太陽風座標系を用いて夜側電離圏の磁場形状を解析の境界でのプラズマの速度差によって生じる Kelvin-

すると後述のように夜側電離圏の磁場形状は単純な構

Helmholts 不安定によって電離圏内に惑星間空間磁造ではないことが分かってきた．太陽風と反対側の場場（IMF）が取り込まれ[3]，この磁力線が下向きの所に電離圏全体を覆うようなループ状の磁力線形状が対流によって電離圏下部に運ばれるモデルである．マ見つかった[6]．ループ状の磁力線形状は Marubashi

グネトシースとは超音速流である太陽風が電離圏にぶ

et al. [10] により存在が予想されていた．このループつかることにより生じる衝撃波面（バウ・ショック）状磁力線は磁気リコネクションの結果であると推測さと電離圏の間に形成される領域であり，主に亜音速にれる．夜側電離圏で磁気リコネクションが存在すれば減速された太陽風プラズマで占められている．もうひ

電離圏に与える熱的，力学的な影響は大きなものとな

とつは，電離圏のダイナモ運動によって形成されるとる．ループ状磁力線は磁気赤道領域にのみ存在する．

する考え方である[4]．幅数10kmしかないフラックスロープの磁場の拡散は非常に速く，もし電離圏界面でフラックスロープが作られたとすると観測される高度��������������������

（～ 200km）までその構造を保つことは難しい．その昼側電離圏高度が太陽風の動圧によって大きく変化ため，ダイナモ運動によるその場での形成が有力視さすることが知られている[9]．電離圏界面の位置は太れている[5]．

陽風の動圧と電離圏プラズマ圧によって決まる．太陽フラックスロープが観測されるような太陽風の動圧が低い場合には，電離圏での平均的な磁場構造は昼側で磁力線は地面に対して水平を向き，真夜中付近に両極からスリップしてきた磁力線が集束する．その周囲
では，地面に対して垂直な磁力線が観測されている[6]．この垂直な磁力線は，赤道域において昼側の水平な磁力線につながっており，電離圏全体を磁力線が覆う構造（ドレイプ磁場構造，図１）をしている．また，これらの磁力線の両端は太陽風につながっている．
太陽風の動圧が高く，電離圏プラズマ圧を超える場
合，電離圏は強く磁化される．太陽風の動圧が低い場

図1 � ドレイプ磁場概念図．

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風の動圧が低い場合は，その高度は昼側で300 km以いることから準静的な現象である[13]．プラズマ散逸上となる．一方，太陽風の動圧が高い場合は，電離圏のプロセスと磁場形状は深く関わっていると考えられは低い高度（300km以下）まで押し下げられると共に，るのでホール形成を考える上で磁場の形状を観測的に積み重なったIMFにより電離圏内の磁気圧が高くなる．

明らかにすることは重要である．

この磁場も太陽風の動圧を支えることに寄与する．

プラズマホールの中でのプラズマ運動は直接観測さ金星電離圏では，太陽風によって引き起こされていれていないがプラズマ流が存在する可能性が指摘されると考えられるプラズマ密度の変動を伴う現象が数多ている．実際，ホールのすぐ下を通過した可能性のあく報告されている．特に夜側電離圏はその変動が激しる領域で大きな下向き速度成分をもつイオンが観測さい．夜側電離圏全体，特に昼夜境界付近で，剥がれれた[16]．この領域の周辺でわずかな電子密度減少がた電離圏プラズマ（クラウド）が観測されている[11]．

見られ，ホールで見られる様なほぼ鉛直方向の強い磁クラウドはIMF起源の磁場の磁気張力により電離圏場が観測されている．一方，観測された中性大気密度，からプラズマを引き剥がしていると考えられている．

電子及びイオンの温度と電子密度から，プラズマの圧太陽風の動圧が極端に強くなると夜側電離圏全体が消力勾配で上向きの流れが生じている可能性が指摘され滅してしまう現象[12]や夜側電離圏で観測される局所ている[17]．このように，ホール内のプラズマが散逸的にプラズマが枯渇するプラズマホール[13]も太陽風する方向は定まった説があるわけではない．

による影響を強く受けていると考えられている．真夜

プラズマホールで観測されるプラズマは，周囲の電中領域では電離圏が惑星間空間側へ筋状に延びている

離圏プラズマと異なる特徴を持つ．ホールで観測され構造（フィラメント，セントラル・テイル・レイ）もる電子温度は周囲のプラズマより高い場合と低い場合確認されている[14]．筋状の構造は軌道ごとに場所やがある．電子温度が高い場合，低温成分にもピークを構造を大きく変えていることから，太陽風の影響が大もつ電子温度分布（バイ・マックスウェリアン分布）きいと思われる．太陽風に誘導される電場の強さによが得られており，何らかの加熱を受けていることが示

り尾部の電離圏界面の高さも大きく変化していること

唆されている [13]．

が知られている[14]．

以上のような特徴からプラズマホール形成に対し，いくつかのモデルが提案されている．主なものは2種�������������

類ある．電離圏のプラズマを電磁気的な力により引き剥がす説[13]と磁力線同士が繋ぎ換わる（磁気リコネ

太陽風の影響を強く受け，引き起こされていると考クション）説[9]である．

えられている現象に電離圏プラズマホールがある．プ

引き剥がし説は次のようなモデルである．太陽風にラズマホールは，電子密度が局所的に枯渇し，そこ凍結しているIMFは昼側電離圏に積み重なり，電離での磁場が強くなり，地面に対して垂直を向く現象で圏全体を覆う．磁場は昼側電離圏から両極を通り，夜ある[13]．夜側電離圏の高度200km以上の主要なイオ側電離圏へと回りこむ．磁力線が電離圏から離れる際

ンは酸素原子イオンであるが，ホール内で水素原子イに磁気張力によりプラズマを加速し，電離圏からプラオンが主要なイオンとなっている例が多く報告されてズマを取り去り，プラズマホールを形成する．昼側かいる[15]．IMFの極性とホール内で観測される磁場のら次々と供給される垂直の磁場が周囲の磁化されてい極性が一致することから，ホールで観測される磁場はない電離圏からのイオン流を妨げるため，ホールはそIMF起源であると考えられている[10]．周囲の電離圏のままの状態を維持できる [13]．のプラズマ圧とホール内での磁気圧はほぼつりあって一方，リコネクション説は次のようなモデルである．

金星大気と太陽風の相互作用／柿並，渡部53

太陽風の動圧が高くなるとマグネトシースでのプラズ

標系における解析を行い，太陽風とIMFの向きによマ流が速くなり，磁力線が電離圏を取り囲む．磁力線らない酸素原子イオン分布の抽出を試みた．解析にが夜側に積み重なり，最終的には磁気リコネクション

はPVOにより観測された磁場（1分間隔），電子密度，を起こし，地面に対して鉛直向きの磁力線を形成する

電子温度，酸素原子イオン密度（それぞれ24秒間隔），[10]．磁力線が地面に対して平行な場所ではイオンは太陽風の速度，密度，温度，磁場（それぞれ1時間間隔）

化学反応の起こりやすい低高度へは落ちにくいが，磁を用いた．

力線が鉛直向きになる真夜中では，重力によりプラズ

太陽風の流れと逆方向を X 軸にとる．IMF が X-Yマの消滅反応が起こりやすい低高度へプラズマが落ち平面に位置するように，つまり太陽風座標系で IMFることで，急速にプラズマを消滅させ，プラズマホーを見た場合，磁場の Z 成分が 0 になるように X 軸にルを形成する．もしくは垂直な磁力線が太陽風へつな

垂直な Y 軸をとる．ただし，IMF の Y 成分は正にがっており，地球のオーロラ領域で見られるような磁なるようにする．X × Y 方向を Z 軸とする．Z 軸を力線に平行な電場が存在すれば，プラズマを電離圏外極軸とし，X 軸方向を原点とした方位角を磁気経度へ加速できる[12]．と定義する．

それ以外にもいくつかのプラズマホール形成モデルが提案されてきた．プラズマチャネル（後述する太陽太陽風座標系を用いて，電離圏の酸素原子イオン分布を調べた．解析手法は次のとおりである．

風座標系の両極にできるプラズマ密度の低い構造）がホールである可能性が指摘されている[18]．IMFの向1） 50cm-3以上の電子密度を観測したときPVOは電離きは頻繁に変わるため，それに応じてプラズマチャネ圏内を飛翔していたとして，データを選び出す．

ルの形成される場所が変化する．ホールがペアで見つ

2） PVO が電離圏に入る前の2時間以内もしくは電離かる場合と見つからない場合の軌道から，プラズマホ圏を出た後の2時間以内にある最も近い太陽風のールが存在する領域が推論されている．一方，ホールデータを選び出す．
電離圏に入る前の値を優先する．

が観測される地理的な特長から金星地表面での残留磁気によりホールが形成される可能性が指摘されている

3） 上記の時間に太陽風プラズマが観測されていない
軌道は解析から外す．

が，金星地表面は750 Kと非常に熱く，ほとんどの地

4） 軌道ごとに，太陽風の方向からX 軸，磁場データ

殻鉱物のキュリー温度を越えているため，残留磁気がからY 軸を決定し，太陽風座標系を決定する．

残っている可能性は低い[19]．
ホールでは周囲の電離圏にくらべ低いイオン温度が観測された例がある[16]．しかしながら，低温のイオンが形成されるメカニズムは前述のモデルでは明らかにされていない．

5） データをビン（空間格子）に分ける．
6） 解析期間のすべての軌道について1）～ 8）を行う．
7） すべてのビンに対し平均値を計算する．
ただし，ビンの幅は高度方向に300 km，磁気経度30 度とする．-0.2 < Z < 0.2 Rv（Rvは金星半径）を磁気赤道，-0.4 < Z < -0.2, 0.2 < Z < 0.4 Rv を磁気中緯�������度と定義した．太陽風はほぼ太陽の方向から吹き付けるので磁気経度180度がほぼ真夜中に対応する．図2，3，

太陽風の向きにより電離圏尾部の位置は変化し，4は酸素原子イオンの磁気経度・高度分布である．こIMFに起源をもつ電離圏の磁場はIMFの向きの変化の分布は太陽風座標系においてX-Y平面上の分布に対に伴ってその向きを変えると予想される．そこで太応する．図中の矢印は観測点の磁場強度で規格化した陽風の流れの向きとIMFの向きをそろえた太陽風座

平均的な磁場方向[6]を示す．

日本惑星学会会誌 Vol.14.No.2,2005

54なく現れる現象であることを示唆している．

�������

太陽風の動圧が高い場合，磁気赤道域において，ループ状磁力線上とそのすぐ外側に酸素原子イオン密度太陽風の動圧が低い場合，高度500km以下では昼かの低い場所が見つかった（図3）．最も密度の低くなっら夜にかけて徐々に密度が減り，夜側では磁気経度にている磁気経度205度，高度750kmでは6.2×102cm-3とよらず密度は一定である（図2）．高度500km以上ではなっており，周囲と比べて45%程度低くなっている．

磁気経度180度付近の密度が高くなる．昼側電離圏に酸素原子イオン密度が低い場所はプラズマホールが観ドレイプした磁力線が夜側で電離圏外へ抜け出してい測される場所と非常に似通っている．また，磁力線がることを示す磁力線の形状がこの領域で観測されてい垂直に近い向きを向いていることから，この密度減少る．セントラル・テイル・レイは磁力線が電離圏外にはプラズマホールである可能性が高い．

抜け出す際に磁気張力によりプラズマが持ち上げられ磁気中緯度ではループ状磁力線は見られなかったもることにより形成される構造である．今回見出されたのの，磁気経度215度の場所に周囲より密度が低くな高密度領域はこの特徴と一致するため，セントラル・る場所が見つかった（図4）．そこでの磁力線は太陽風テイル・レイを観測したものと考えられる．セントラに直接つながっている．磁気赤道域のループ状磁力線

ル・テイル・レイの出現場所は軌道ごとに変わる．しの外側と同じ状況にある．

かし，太陽風座標系で磁気緯度180度付近にセントラ
ル・テイル・レイが見られているため，太陽風の向き������やIMFの向きがその出現場所を決定していることが分かる．一方，今回の解析ではフィラメント構造は見プラズマホールが観測される場所で磁力線のループられなかった．今回の解析が太陽風座標における平均構造が見られること，その場所で酸素原子イオン密度的な空間構造であることに注意すると，この結果はフが低くなることから，ホール形成には磁気リコネクシ

ィラメント構造が太陽風の向きやIMFの向きに関係ョンが重要な役割を果たしている可能性がある．電子

図 2：低太陽風の動圧，磁気赤道における磁場形状と O+ の分布．矢印は磁場方向を表す．

金星大気と太陽風の相互作用／柿並，渡部55

図 3：図 2 と同じ．ただし高太陽風の動圧，磁気赤道の場合．

図 4：図 2 と同じ．ただし，高動圧，磁気中緯度の場合．

は磁力線を横切る方向には運動しにくいので，磁力線でホール形成過程を考えていく必要がある．密度減少を横切る方向の電子熱伝導度は非常に小さい．ループが見られる場所で，Brace et al. [13] により指摘され状磁力線が存在するとループ状磁力線上とその外側でている磁力線の形状（昼側からスリップしてきた磁力は熱的な環境は大きく異なる可能性がある．磁力線が線）は確認できなかったため，ドレイプした磁力線の閉じてしまえばそこから宇宙空間へプラズマを散逸さ剥ぎ取りによりホールを形成することは難しいと考えせることは難しくなるであろう．これらを踏まえた上る．

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固有磁場に守られていない金星では，太陽風は金星大気と直接相互作用を行う．プラズマホールは太陽風と金星電離圏プラズマの相互作用によって生じる現象

11430.
[10] Marubashi K. et al., 1985, J. Geophys. Res., 90,1385.

であり，地球には見られない特徴的な現象である．磁[11] Ong, M. et al., 1991, J. Geophys. Res., 96, 11133.

力線の形状は電離圏の熱収支，運動に強く影響を与え[12] Grebowsky and Curtis, 1981, Geophys. Res.

る．ホールの形成には磁場が大きく関わり，ホールを通じて太陽風と金星大気の間で運動量・エネルギーをやり取りしていると考える．PVOによる熱圏・電離圏の大気・プラズマ観測以来，電離圏の詳しい観測はなされていない．太陽風と熱圏・電離圏の大気・プラズマの相互作用過程を詳しく知るためには更なる直接観測が必要である．

Lett., 8, 1273
[13] Brace, L. H. et al., 1982, J. Geophys. Res., 87,199.
[14] Brace, L. H. et al., 1987, J. Geophys. Res., 92,15.
[15] Phillips, J. L. et al., 1988, J. Geophys. Res., 93,3927.
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���87, 9205.
[17] Hartle, R. E. and Grebowsky J. M., 1990, J.

本研究のデータは米国 NASA より提供された．快くデータを提供していただいたLarry H. Brace 博士に深く感謝したい．本研究は National Space Science
Data Center とThe Planetary Data System の 援 助を受けている．

����[1] Miller K. L. and Knudsen W. C., 1987, Adv.
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