高速ビデオカメラを使わない衝突クレーター形成過程のその場観測／山本 他

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特集「日本における衝突研究の軌跡」

高速ビデオカメラを使わない衝突クレーター
形成過程のその場観測山本 聡 ，長谷川 直 ，鈴木 絢子 ，松永 恒雄
1

2

2

1

2015年5月11日受領，査読を経て2015年6月16日受理．

（要旨）本研究では，高速ビデオカメラを使わない，新しいタイプのその場観測手法の開発を試みた．この方法では超高速レーザー変位計を衝突点近傍にまで接近させて「その場」観測を行うことで，衝突直後の掘削流の時間発展の様子を，高空間および高時間分解能で定量測定する．これにより，極めて高い精度（空間分解能で約 300μm，時間分解能でミリ秒オーダー）での掘削流のその場定量測定を可能にした．また放出物
カーテン内の不安定構造に起因する山谷パターンをレーザー変位計により追跡することで，放出物の速度分
布も同時に測定できることが分かった．

1. はじめになく，衝突によって生じる掘削物質の流動（掘削流）のその場観測を行い，その物理的解釈に基づいてスケー

固体天体地表の卓越地形の一つである衝突クレータ

リング則を再考することが必要である．

ーから様々な惑星科学的情報を引き出すためには，そ

過去に行われたクレーター形成過程のその場観測手の基礎方程式となる衝突クレーターのスケーリング則

法としては，Quarter-space 法（1/4 空間法．通常の実が重要となる [1-3]．このスケーリング則の定式化を行

験では半無限領域（half-space）の標的が使用されるのうため，これまで数多くの衝突クレーター形成実験がに対し，その断面を取るという意味で 1/4 空間と呼ば行われてきた．一方，過去の研究の多くでは，実験後れている）[4-7] が挙げられる．これは粉体標的の入れに回収されたクレーターの最終形状の測定を行い，そ物の一面を透明板（例えばアクリル板）で作成し，そのれらのデータ（直径や深さ，プロファイル形状など）
を

透明板の直ぐそばに垂直に弾丸を打ち込み，透明板を統計的に解釈するという方法が用いられている．一方，通して掘削流の様子を高速ビデオカメラにより観測す

そのようにして決定されたスケーリング則は，基となるというものである．しかし透明板と掘削流の相互作る実験諸条件（標的の物性値，弾丸の物性値や衝突速用が無視できないことから，定量的評価には適さない．

度範囲等）に対して大きく依存することが知られてい実際に 1/4 空間法で形成されるクレーター径は，通常る（スケーリング則不定性問題と呼ぶ）[4]．その為，例の実験で形成されるクレーターと比べて 1～2 割程小

えば探査等で取得された画像上のクレーターのサイズ

さくなることが報告されている [5]．

から衝突体のサイズの推定を行う場合，どのスケーリ

一方，掘削流に影響を及ぼさない非接触による手法

ング則を使うかによってその結果が変わるといった問として，レーザー光を用いた方法が提案されており，題が指摘されている．現状では，このスケーリング則

放出物の挙動に着目した手法 [8, 9] や，掘削過程の挙不定性問題の原因はよく分かっていない．この問題を動に着目した手法の開発が行なわれてきた [10, 11]．

解決するには，クレーターの最終形状に基づくのではいずれの方法もシート状のレーザー光を照射した状態
で衝突実験を行い，放出物や掘削流内面で反射された

1. 国立環境研究所
2. JAXA
yamachan@gfd-dennou.org■2014遊星人Vol24-3_製版.indd239

レーザー光の変化の様子を高速ビデオカメラで観測す
る．さらに [12] の研究では [10, 11] で開発された測定

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

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図1： レーザー変位計によるその場観測手法の概要図. レーザー変位計は紙面に対して垂直に設置されている.

法（以下レーザー反射光測定法と呼ぶ）を使って，掘削

レーザー反射光測定法と比べて，極めて精度の高い測

流の定量測定を様々な粉体標的に対して行い，その物定が可能になる（レーザー反射光測定法は，真空チャ

理的解釈に基づいた掘削流の時間発展モデル式（以下，

ンバーの外から急角度（表面から 60° -70°）で観測する

掘削流モデル式）が提案されている．しかし，[12] の必要があり，特に掘削流の初期段階の測定に対してはレーザー反射光測定法を使った掘削領域に対する測定高い精度を得るのが難しい [10-12]）．また，高速ビデ

では，弾丸の衝突速度が約 0.3 km/s 以下（粉体のバル

オカメラを使わない事から，実験実施にあたって光学

ク音速以下）の低速度領域で行われたものであった．

系の調整が不要なだけでなく，取得されたデータに対

一方，実際の地球型惑星や月で起こる天体衝突は数する変換処理や補正も不要である事から，実験実施の

km/s～10 数 km/s を超える高速度衝突であることか

準備時間と手間を大幅に短縮できるという特徴も持つ．

ら，[12] で提案されている掘削流モデル式の衝突速度依存性を明らかにすることが重要である．

本論文では，この新しい手法の紹介と，それを用いた 1～6 km/s の高速度衝突条件下における掘削過程のそこで本研究では，数 km/s 以上の高速度衝突条件

観測結果について紹介する．また，本測定法によって下における掘削過程のその場観測を行うための新しい放出物の同時測定の可能性についても検討を行う．

測定方法の開発に取り組んだ．今回我々はその場観測を行うにあたって，従来のアプローチと違って高速ビ

2. 測定手法と実験条件について

デオカメラを使わない，新しいタイプのその場観測手法の開発を試みた．この方法では超高速レーザー変位計を衝突点近傍にまで接近させて「その場」観測を行

2.1

高速度衝突クレーター形成実験

うことで，衝突直後の掘削流の時間発展の様子を，高宇宙航空研究開発機構の大学共同利用施設である超空間および高時間分解能で定量測定する．これにより，

高速衝突実験施設 [13] に設置されている新型の縦型二

表1： 実験条件．

SHOT番号
SHOT 4
SHOT 5
SHOT 6
SHOT 7
SHOT 8
SHOT 9

実験ノート番号（a）
150115-1028
150115-1131
150115-1316
150115-1408
150116-0834
150116-0929

衝突速度 [m/s]
5030
4355
2820
2112
1655
909

最終アパレント直径
（b）
[mm]
164
148
131
116
111
88

（a）著者の手元にある実際の実験ノート番号に対応.（b）レーザー変位計によって測定.

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図2： レーザー変位計とターゲットの位置関係．レーザー変位計
はターゲット表面に対して，垂直に設置されている. 衝突
点から変位計のガラス窓までの距離は約25cm，ガラス窓の中心位置の標的上への直下点と着弾点の距離は約5cmである．垂直下向きの矢印（web版では赤色で示されている）
が弾丸衝突方向．標的上の黒点線はどこで測定が行われるかを示したものである（この点線に沿ったプロファイルが取得される）.

段式軽ガス銃（以下では JAXA 縦型銃と呼ぶ）を用いて，衝突速度数 km/s 以上での粉体標的に対する衝突実験を行った．JAXA 縦型銃は弾丸を最大約 7-8 km/
s まで加速することができ，真空チャンバー（直径約1.5 m，高さ約 2 m の円筒形状）に垂直に接続されていることから，重力支配域 [1-3] を模擬した粉体標的に対する高速度衝突実験を行うのに適している．今回弾丸図3： レーザー変位計で取得されるプロファイルの例（SHOT 9;
vi=909m/sの場合）．（a）衝突前．矢印が着弾中心点．着弾
中心点を x=0とした．（b）衝突から78.8ms後.

はポリカーボネイト（質量 0.06 g，直径 4.76 mm）を使過程の時間発展について，非接触かつ高空間および高用．また，ターゲットとして，内径 42 cm の容器に入時間分解能での測定が可能となる．

れた乾燥硅砂（東北硅砂 5 号：平均粒径約 510μm，バ

本手法では，レーザー変位計を標的の上面にまで張3ルク密度 1490～1620 kg/m ）を使用した．この砂の内り出す形で設置し，衝突点の近傍から観測するという部摩擦角は約 31°，固着力は 30 Pa であると報告されことを行う．図 2 に実際に設置した写真を示す．図中ている [14]．衝突実験は全て真空条件 20 Pa 以下で実施． の四角い箱の中にレーザー変位計が入っており，下面今回行った実験条件を表 1 にまとめた．

2.2

レーザー変位計によるその場観測手法に付けられたガラス窓を通じてレーザーの発信と受光を行うことで測定を行う．なお，レーザー変位計は真空下に晒さないようにするため，この箱の中は大気圧

図 1 にレーザー変位計によるその場観測手法の概要

下になっている（実際にはチャンバーの外側まで吹き図を示す．この方法では，JAXA 縦型銃により加速さ抜け構造になっている）．なお，レーザー変位計が入れた弾丸を粉体標的に垂直衝突させ，衝突によって形った箱は，弾丸の通過点の直ぐそばに表面から垂直に成される掘削領域の形状を，レーザー変位計を用いて設置されていることにより，ガラス窓は放出物カーテ

測定する．このレーザー変位計（Keyence 超高速インンの内側に入る位置関係になっている（図 2）．

ラインプロファイル測定器）は水平方向最大 240 mm

図 3 にレーザー変位計によって取得された一次元プ領域に対して，高さ分解能 0.3 mm の精度かつ 1～2

ロファイルの結果例を示す．図 3（a）は衝突前のデー

kHz のサンプリングレートで一次元プロファイルを連タであり，水平の直線が標的表面に相当する．黒線の続取得することが出来る．その為，このレーザー変位

細かい凸凹は表面の砂粒の凸凹を反映しており，平均計を用いれば高速ビデオカメラを使うことなく，掘削高さに対して概ね±0.3 mm 程度上下している事から，■2014遊星人Vol24-3_製版.indd241

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砂粒一つ程度の凹凸を反映したものであると考えられる．図 3（b）は衝突から 78.8 ms 後のプロファイルであり，掘削流によるキャビティーと，放出物カーテンの内壁の様子が捉えられている．横軸 x＝－105～－90
mm あたりでデータが無いのは，放出物カーテンにより死角になっているからである（レーザー変位計の窓
は x＝－50 mm，y＝＋250 mm 辺りに位置する）．な
お放出物カーテンのギザギザは放出物カーテン内を構成する砂の分布を反映したものであり，連続ムービを見るとギザギザの山や谷構造が，それぞれ放物線を描きながら動いているのが観測される（3.2 章で詳しく述べる）．
このレーザー変位計により，各時間における衝突前の表面で測った掘削領域の直径 Dap（アパレント直径と呼ぶ）を衝突からの時間 t の関数として測定する．一方，

図4： プロファイルのスナップショット（SHOT 9の場合）．ボッ
クス内の数字は衝突からの時間 （t 単位はms）．水平点線が衝突前の標的表面の平均高さ. 矢印が着弾中心点（着弾中心点を x=0とした）．また，最終形状（衝突から4.6秒後）のプ
ロファイルを点線で示している．なお，見やすくするために，各時間において放出物カーテンの端の外側は表示していない（実際には擾乱を受けていない表層が撮像されている）.

今の方法では衝突点から一同径方向に対してのみ測定がなされるため，Dap の決定においてはクレーター形
状の軸対称性が仮定される．この場合，弾丸着弾点の中心位置の決定が重要である．そこで，毎回 shot を行う前に，銃口内を通過させたレーザー光を標的表面に当て，その位置に弾丸を設置し，その後レーザー変位計を使って着弾予想点を決定した．この決定においては，shot 毎に測定した着弾中心測定値について平均値をとり，そのばらつき（今回の解析では約 2 mm）を
Dap の決定時の誤差として取り扱った（軸対称を仮定するので Dap の見積りに±2mm の誤差が生じることになる）．また，衝突前の表面高さのばらつき（約 ±0.3mm）についても Dap の見積りにおいて考慮している．
今回の実験では観測サンプリングレートは 2 kHz とした．一方，サンプリングレート間隔の一コマ内（0.5図5： 掘削領域の直径（Dap）の時間発展．SHOT 9の場合．直線は
t =0.75msから16.75msの範囲に対して冪乗フィットした結果（冪指数は 0.323）．最初の点（ t =0.25ms）は時間誤差が大きい（±0.25ms）ため，冪乗フィットの対象外とした.

ms 内）については時間の不確定性があり，標的表面への着弾時間を 0.5 ms 以下の精度で決定することは不ータ（実際には csv ファイルとして提供される）を使っ可能である．そこで，取得されたプロファイルデータて，プロットしただけのものである．言い換えると図において，衝突による擾乱が初めて確認された最初の3 を得るにあたって，実験後なんらかの変換や解析処

時間を t＝0.25 ms とし，時間に対する不定性（つまり理などを行っていない．このようにこの手法はレーザ誤差）を±0.25 ms とした．本測定条件におけるクレー変位計が出力する生データを，そのままプロファイーター形成過程の圧縮過程の典型時間（弾丸サイズ ÷

ルデータとして使えるという特徴を持つ．また本計測

衝突速度で見積もられる）[15] は 0.005 ms 以下である．

を行う為に最初に行うセットアップにかかる時間は約

その為衝突直後の一コマ目は，ある程度掘削流が発達

30 分程度であり，一度セットアップが終了するとそした後に相当すると考えられる．

の後のショットにおいて再調整が不要である．（衝突

最後に強調しておきたいのは，図 3 のプロファイル

実験をされたことがない方のために少し補足すると，は，レーザー変位計から出力されたテキスト形式のデ

高速ビデオカメラを用いた方法ではレーザー光源と高■2014遊星人Vol24-3_製版.indd242

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3. 結 果3.1

掘削領域のプロファイル測定

図 4 に SHOT9 について，t＝0.25，0.75，2.25，7.75，
21.75，78.75 ms におけるプロファイルを重ねて示した．
x＝0 の矢印が着弾点である．この図より，衝突による掘削領域が時間とともに広がり，また放出物カーテ
ンが横方向に広がり，最終的にクレーターリム（図中の点線）が形成される様子が捉えられているのが分かる．一方，衝突直下点では t＝0.75～7.75 ms において
図6： 様々な衝突速度（vi=909m/s～5030m/s）におけるDapの時間
発展.

盛り上がった構造が見られるが，これは弾丸の破片等によるものと考えられる．実際，最終クレーターの底ではスス状の弾丸の破片が散らばっている事が確認されている．このことから，衝突直後において深さ方向の測定を本手法で行うことは難しいようである．
一方，掘削領域の直径については，ほとんどのデー
タで擾乱を受けたものは見られなかった．そこで，衝突前の表面高さ（図 4 の水平破線）で各掘削領域の境界を定め，弾丸着弾点からの距離の測定を行い Dap の推（なお，定を行った．図 5 に Dap と t の関係をプロットした
ここでは全時間のデータについて表示する代わりに，
時間について対数表示した時に等間隔になるようにリ
サンプリングしている）．これより衝突直後から t～
0.02 s では Dap は t に対してほぼべき乗則で増加してい

図7： プロファイルのスナップショット（灰色曲線）．SHOT 7の場合
（vi=2112 m/s）．放出点からある程度離れると, 放出物
カーテン内に山谷構造が現れ, 成長しながら広がっている様子が見える．一例として, 放出物カーテン内の山谷構造から推定した放出物の軌跡を赤丸で示した．

るのが分かる（図中の黒線は t＝0.75 ms から 16.75 msのデータに対して冪乗分布を仮定してフィットした結果）．一方 t～0.03s 以降では Dap の成長率が時間とともに減衰し，冪乗関係（黒線）
から外れているのが分かる．
そして t～0.1-0.2s 以降は Dap が一定となっている．こ速ビデオカメラが独立に位置するため，光学系の調整

れは t～0.1-0.2s 以降ではキャビティーの成長が止まり等に非常に大きな手間と時間が取られる．また画像デクレーターのリムが形成されたことを意味する．つまータから定量的な結果を得るためには，様々な解析とりクレーター形成は約 0.1-0.2s 後に終了したことを意

変換処理が必要であり大きな手間と時間が取られる．
）

味 す る が， こ れ は ク レ ー タ ー 形 成 典 型 時 間 Ttp～

そのため，この手法においては毎回実験後，即座（10√Dap/g～0.1 s と調和的な結果である [15]．その後，崩～15 分）に結果を確認することができるという利点を壊過程における Dap の顕著な増加は見られなかった．
図 6 において，様々な衝突速度での Dap の時間発展持つ．

の結果について比較を行った（t＝0.25ms におけるデー
タ点は時間に対するエラーが大きいため，ここでは表示していない）．これより衝突速度が高くなると，全体的な傾向が上にシフトするが，時間発展のパターン■2014遊星人Vol24-3_製版.indd

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図8： 放出物カーテン内の山谷構造から推定した放出物の軌跡．黒線は二次曲線でフィットした結果．SHOT 7の場合
（vi=2112m/s）.

図9： 放出速度veおよび放出角度θと衝突点からの距離 r の関係.

るため，クレーター内部のプロファイルだけでなく，放出速度分布を同時に測定できる可能性が考えられる．
そこで以下では，本手法の放出物測定への応用を試み
る．
図 7 に様々な時間で取得されたプロファイルを重ねあわせた結果を示す．この図を見ると放出物カーテンの中に，ある特定の位置に放物曲線を描くパターンが見える（一例としてある山のパターンの軌跡を赤●で示した）．
これは放出物カーテンが広がる過程において，放出物カーテンを構成する砂の空間的分布に不安定構造が生じる事によるものと考えられる．実際に [16] に

図10： 放出速度と放出地点の関係．比較のために，シート状レー
よれば，クレーターの光条構造は放出物カーテン内でザーを用いた結果[8]と1/4空間法を用いて測定された結果[5]も示す．異なる実験条件の結果について比較するたwŹǱɎ生じる構造不安定による不均一パターンによるものでめに，ここでは無次元量[3]を使って比較を行っている．
あることが示されている．そこで，この放物線パター
縦軸は重力支配域の場合における無出速度
次ı元放uǃPtƬʄqěŵbj³Â²ÀɽvTgjȨƻȊe`wıɃ（ve/√gRap）であり横軸は無次元放出位置（r/Rap）．gとンを目視判読によって追跡することで，放出物の軌跡ÄwËuTǧőwÞȰuƟǦƮȭƔ\°¤ÆÄZɃWʝÇärcpTŜw°¤
Rapは重力加速度とアパレント半径．

同定を行った．その結果を図 8 に示す．この図より，
OqȊcjʞ`xƟĀǦÆ¨ÄZŦZɵȏuXUpƟĀǦÆ¨Äǂƃe
衝突点近傍では顕著な山谷構造が形成されていないたuÊŏőǂɱZǰdÒuwrȱWŒʌu.
/uyÁÆ¤Æwó（初期段階はべき乗則で増加し，その後増加率が減衰
め軌跡同定が難しいが，ある程度離れた場所であればÆ¨ÄøqǰdǂɱÊŏőuÊķÇ°¤ÆÄuwqT`rZȊbpU

するパターン）に違いは見られなかった．またいずれ
放物曲線に沿った軌跡パターンが同定できる事がわかwƟǦȭ°¤ÆÄǺɄăɓumpɭɣe`rqƟĀǦwɤɣģőȽmjhw
も t～0.1-0.2s でクレーター形成が終了し，その後壁面る．次に二次曲線によるフィッティングから，各放出e`wıȾȓǞɫíqxʙȻtŜəǂɱZŰƃbpUtUjɤɣģőZʐcの崩壊などにより Dap が更に大きくなる現象は見られ物の衝突前の表面高さにおける放出地点 r，放出速度
ʏjĿƆqTyƟǦƮȭuǔmjɤɣ°¤ÆÄZģőq[ÒZYなかった．

ve，放出角度θの推定を行った．放出物の位置（x, y）
 ǈuÓǈƮȭu²§¨ÄYġƟĀǦwȾȓćwȿʔʛbuX^ƟĀĶ

3.2veƟĀɆŨ θ wƓőȽmjƟĀǦwÞȰ(x,y)uŕeÓǈƮȭ𝑦𝑦に対する二次曲線 y＝K0＋K1x＋K2x の係数 K0，K1， = 𝐾𝐾! + 𝐾𝐾! 𝑥𝑥 + 𝐾𝐾! 𝑥𝑥!
2

放出物の速度分布測定への応用

K2 r rveθ xǈwǱuʅèØ^
K2 と r，ve，θは次の用に関係付けられる :図 4 を見ると放出地点からある程度離れた場所では，放出物カーテン内に山谷構造が存在するのが分かる．
この構造を追跡すると放出物の軌跡を追うことが出来𝑟𝑟 =!𝐾𝐾! ± 𝐾𝐾!! !!𝐾𝐾! (𝐾𝐾! !𝑦𝑦! )
!𝐾𝐾!


………
（1） ÅÅÅ 

  tan 𝜃𝜃 = 𝐾𝐾! + 2𝐾𝐾! 𝑟𝑟

𝑣𝑣! =■2014遊星人Vol24-3_製版.indd244!

!"# 𝜃𝜃

−

𝑔𝑔

!𝐾𝐾!

ÅÅÅ 

ÅÅÅ ``q g xɽĉċɰŨy0 xȾȓćwȿʔʛbqTı  wġɤɣuŕcpÓǈƮȭq

ȽU	
 K0, K1, K2 YŪ  ǱUp r, ve, θ ǒjve Xz θ r r wʅèıʦ
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14:38:48

wƟǦȭ°¤ÆÄǺɄăɓumpɭɣe`rqƟĀǦwɤɣģőȽmjhwȨƻıʥuȊ
e`wıȾȓǞɫíqxʙȻtŜəǂɱZŰƃbpUtUjɤɣģőZʐcUZTȏŨ
e`wıȾȓǞɫíqxʙȻtŜəǂɱZŰƃbpUtUjɤɣģőZʐcUZTȏŨ
ʏjĿƆqTyƟǦƮȭuǔmjɤɣ°¤ÆÄZģőq[ÒZYʏjĿƆqTyƟǦƮȭuǔmjɤɣ°¤ÆÄZģőq[ÒZY ǈuÓǈƮȭu²§¨ÄYġƟĀǦwȾȓćwȿʔʛbuX^ƟĀĶǞ rƟĀɰŨ ǈuÓǈƮȭu²§¨ÄYġƟĀǦwȾȓćwȿʔʛbuX^ƟĀĶǞrƟĀɰŨveƟĀɆŨ θ wƓőȽmjƟĀǦwÞȰ(x,y)uŕeÓǈƮȭ𝑦𝑦 = 𝐾𝐾! + 𝐾𝐾! 𝑥𝑥 + 𝐾𝐾! 𝑥𝑥! wèơ K0, K1,!
veƟĀɆŨ θ wƓőȽmjƟĀǦwÞȰ(x,y)uŕeÓǈƮȭ𝑦𝑦 = 𝐾𝐾! + 𝐾𝐾! 𝑥𝑥 + 𝐾𝐾! 𝑥𝑥 wèơ K0, K1,
K2 r rveθ xǈwǱuʅèØ^
K2 r rveθ xǈwǱuʅèØ^
!𝐾𝐾! ± 𝐾𝐾!! !!𝐾𝐾! (𝐾𝐾! !𝑦𝑦! )高速ビデオカメラを使わない衝突クレーター形成過程のその場観測／山本
𝑟𝑟 = !𝐾𝐾! ± 𝐾𝐾!! !!𝐾𝐾! (𝐾𝐾! !𝑦𝑦! ) 
ÅÅÅ  他

𝑟𝑟 =

!𝐾𝐾!
!𝐾𝐾!



ÅÅÅ 

245ÅÅÅ

  tan 𝜃𝜃 = 𝐾𝐾! + 2𝐾𝐾! 𝑟𝑟
る（1/4 空間法の問題として弾丸を透明板のごく近傍
  tan 𝜃𝜃 = 𝐾𝐾! + 2𝐾𝐾! 𝑟𝑟
………（2）ÅÅÅ に打ち込むのが難しいということがあげられる．その𝑔𝑔!

𝑣𝑣! = !
− 𝑔𝑔 ………
（3） ÅÅÅ
為過去の研究では爆破実験を使って衝突を模擬するケ
𝑣𝑣! = !"# 𝜃𝜃 − !𝐾𝐾! ÅÅÅ !"# 𝜃𝜃
!𝐾𝐾!
ースが多く見られる．また 1/4 空間法を使った実験で``q g xɽĉċɰŨxȾȓćwȿʔʛbqTı wġɤɣuŕcpÓǈƮȭq²§¨Ä
ここで gy0は重力加速度，yは定性的な議論が多く，図 10 のように定量的比較が0 は衝突前の表面高さである．
``q g xɽĉċɰŨy0 xȾȓćwȿʔʛbqTı  wġɤɣuŕcpÓǈƮȭq²§¨ÄYŪ ǱUp r, ve, θ ǒjve Xz θ rr wʅèıʦuȊe`
ȽU	
 K0, K1, K2図8 の各軌跡に対して二次曲線でフィッティングを行
可能なデータが限られる）．図 10 を見ると，[5] の結果
ȽU	
 K0, K1, K2 YŪ  ǱUp r, ve, θ ǒjve Xz θ r r wʅèıʦuȊe`θ wɢʏƩYt
ve xȾȓǞYɢʏZʏuɲõáǸuǙŘcpUwZāYj（3）
を 用 い て r，ve，θ をい，K0，K1，K2 か ら 式（1）は今回の結果や[8] の結果と比べて若干速い速度分布ve xȾȓǞYɢʏZʏuɲõáǸuǙŘcpUwZāYj θ wɢʏƩYtæŌŻxɃf ŨS e およびθとŨćųwȜİqāšcpUtX`wäuX^ÁÆ¤Æw°ÁÄªr の関係を図 9 に示す．これより， になっている（特にクレーター内側，約 0.5 Rap 内から求めた．v
æŌŻxɃf  ŨS  ŨćųwȜİqāšcpUtX`wäuX^ÁÆ¤Æw°ÁÄª qǚőbjƟĀǦxÁÆ¤Æøwņìȡ ĈS ĈwʗļYĐŲʝR0?ʞx <<vqT`rYıの放出物）．この違いの可能性の一つとして透明板のe は衝突点から距離が離れるに連れ，全体的に減少しĐŲʝR0?ʞx << qT`rYı  qǚőbjƟĀǦxÁÆ¤Æøwņìȡ  ĈS ĈwʗļYƟĀbjwuǼůeているのが分かる．またθの距離による明らかな依影響が考えられる．[5] で測定されたクレーター直径は，ƟĀbjwuǼůe buı
uXUpɵĖwʛɰ±©º¾ãmjƟĀǦwɰŨǚőȨƻrwǎɧȽmj
存性は見られず，35 度から 45 度前後の範囲で分布し通常の衝突実験に対するスケーリング則から予測され buı
uXUpɵĖwʛɰ±©º¾ãmjƟĀǦwɰŨǚőȨƻrwǎɧȽmjf./qx S <<ている．なおこの例におけるクレーターのアパレントwȺUȃuŕcpȾȓŒʚȽU¡ªÂµŪw ÆªǨÁÆÆórʛɰ±©
るクレーター半径と比べて 1 から 2 割小さくなると報
f./qx S << wȺUȃuŕcpȾȓŒʚȽU¡ªÂµŪw ÆªǨÁÆÆórʛɰ±©º¾ãmpȞŊwɤɣɭɣcƟĀǦwɰŨǚőȽmpU`wƦǕqxÁÆ¤Æøw 	  Rap は過小評価さ半径（Rap）は 58 mm であることから，図 8 で測定され告されている．つまり図 10 においてº¾ãmpȞŊwɤɣɭɣcƟĀǦwɰŨǚőȽmpU`wƦǕqxÁÆ¤Æøw  	 	
 R
R0? 	
 R0? YwƟĀǦZǚőbpUZ
0? ÚɸYwƟĀǦw©Æ¤xǚőbpUtU`た放出物はクレーター内の外側約
6 割～8
割の領域か
れている可能性が高く，その為 [8] や本実験結果より
R0? 	
 R0? YwƟĀǦZǚőbpUZ 	
 R0? ÚɸYwƟĀǦw©Æ¤xǚőbpUtU`x¡ªÂµŪuƦǕqxßɰŨƟĀǦuŕeƬʄāɇȴZďāqtU`ruʝ./ėǡʞÇら放出されたものに相当する．
も全体的に右上にシフトした分布になっている可能性
x¡ªÂµŪuƦǕqxßɰŨƟĀǦuŕeƬʄāɇȴZďāqtU`ruʝ./ėǡʞÇ


	
 R
wʗļYwƟĀǦwǚőuƃĊcpUƴƇǕqxƟĀǦÆ¨ÄøƦƴƇǕqx 	 R
0?
0? において，過去の高速ビデオカメラをさらに図10が考えられる．しかし，そもそも爆破実験であること，ƦƴƇǕqx 	
 R0? 	
 R0? wʗļYwƟĀǦwǚőuƃĊcpUƴƇǕqxƟĀǦÆ¨ÄøwÊŏőǂɱuǿǺcpXTȏŨƬʄZȧɵcjƦZÊŏőǂɱZʙȻut`rYƟĀɰŨ使った放出物の速度測定結果との比較を行った．まずそしてトレーサー粒子の挙動が衝突クレーター形成のwÊŏőǂɱuǿǺcpXTȏŨƬʄZȧɵcjƦZÊŏőǂɱZʙȻut`rYƟĀɰŨ
ZɳUƦZǚőc[8] では
eUYqT./rƴȄȑwȨƻǎ}rõáǸtïĥrcpǁvÇnwªÁ
1～3 mm の荒い砂に対して衝突実験を行い，粉流体の挙動をどこまで正確に反映しているかに疑問ZɳUƦZǚőc eUYqT./rƴȄȑwȨƻǎ}rõáǸtïĥrcpǁvÇnwªÁÄ«ʝƟĀɰŨZɢʏuŕcp}[ÍąqǙŘeªÁÄ«ʞȊeÒZY`wÒYƴƇǕqx
ストロボ式のシート状レーザー光と高速ビデオカメラがあるため，この違いの原因については良くわからなÄ«ʝƟĀɰŨZɢʏuŕcp}[ÍąqǙŘeªÁÄ«ʞȊeÒZY`wÒYƴƇǕqx
ÁÆ¤Æøɺw³Â²Àwǚők^qt\ßɰŨʗļwƟĀɰŨāšģƬuǚőe`rZĞ
を使って粒子の軌跡を追跡し，放出物の速度測定を行い．このように 1/4 空間法のようにクレーター形成過ÁÆ¤Æøɺw³Â²Àwǚők^qt\ßɰŨʗļwƟĀɰŨāšģƬuǚőe`rZĞȴqThwȨƻxŴƶȽjʛɰ±©º¾uǚőǕwȨƻrɔĪǸqT`rZāYmっている．この方法ではクレーター内の 0.2 Rap-0.6
程に影響を及ぼす手法で得られた結果は，その後の解ȴqThwȨƻxŴƶȽjʛɰ±©º¾uǚőǕwȨƻrɔĪǸqT`rZāYmj
Rap からの放出物が測定されているが，0.6 Rap 以遠か釈が難しいため，スケーリング則問題の解決を目的とj ǈu  ȒʄǕǱUj./wȨƻunUpıu³Â§ªcj./xȃǄǸwËuň[tªÁÆ
らの放出物のデータは測定されていない．これはストした定量的測定には適さない．やはり定量的な評価を ǈu  ȒʄǕǱUj./wȨƻunUpıu³Â§ªcj./xȃǄǸwËuň[tªÁÆÆȞŊĺɪ
ȒʄǕãmpʛɰ±©º¾YƟĀǦwǚőȽmpUjkc`wŒ
ロボ式による方法では低速度放出物に対する時間分解行うには本手法や [8] のような非接触による方法が重ÆȞŊĺɪ  ȒʄǕãmpʛɰ±©º¾YƟĀǦwǚőȽmpUjkc`wŒʚxȾȓŒʚqxt\ǣȅŒʚqTÒuǖƀZŸɂqTʝ ȒʄǕwīʘrcpŮÌɮƩƹwa
能が十分でないことによる（[8] 参照）．一方，本手法要である．
ʚxȾȓŒʚqxt\ǣȅŒʚqTÒuǖƀZŸɂqTʝ  ȒʄǕwīʘrcpŮÌɮƩƹwa\ɫíuƈlɪwZʐcUrUV`rZT_hwǟɵĖwȄȑqxǣȅŒʚãmpȾȓǅ
では 0.6 Rap-0.8 Rap の領域からの放出物の測定に成功\ɫíuƈlɪwZʐcUrUV`rZT_hwǟɵĖwȄȑqxǣȅŒʚãmpȾȓǅƜeÆ¡ZŇ\Ƀj ȒʄǕãmjŒʚqxőŻǸtɘɕZŇ\ı wVuőɿしている．本手法では放出物カーテン内の不安定構造
4. まとめと今後の展開ƜeÆ¡ZŇ\Ƀj ȒʄǕãmjŒʚqxőŻǸtɘɕZŇ\ıwVuőɿ
ǸǎɧZĞȴt©Æ¤ZʇʞıɃr./wȨƻxÖĮwȨƻ ./wȨƻrǎ}pȸŤɰ
に着目しており，ある程度時間が経過した方が不安定ǸǎɧZĞȴt©Æ¤ZʇʞıɃr./wȨƻxÖĮwȨƻ ./wȨƻrǎ}pȸŤɰ
UɰŨāšutmpUʝǧuÁÆ¤Æøìȡ 	
 R0? øYwƟĀǦʞ`wɷUwĞȴŻwÇnr
本研究では，レーザー変位計を用いた新しいタイプ
構造が顕著になることから，放出速度が遅い方が測定UɰŨāšutmpUʝǧuÁÆ¤Æøìȡ	
 R0? øYwƟĀǦʞ`wɷUwĞȴŻwÇnr
cpɮƩƹwűʖZȱW./qǚőbjÁÆ¤ÆǻŲxɯŢwȾȓŒʚuŕe¡Æ¿のその場観測手法の開発を行った．本手法の特徴は高しやすいからである．[8]と本研究の結果を比べると
cpɮƩƹwűʖZȱW./qǚőbjÁÆ¤ÆǻŲxɯŢwȾȓŒʚuŕe¡Æ¿ÄąYÑǚbÁÆ¤ÆĐŲrǎ}pʡYʢĈŗb\trľħbpUnıu
速ビデオカメラを用いない為，実験実施にあたって光全体的な傾向として概ね一つのトレンド（放出速度がÄąYÑǚbÁÆ¤ÆĐŲrǎ}pʡYʢĈŗb\trľħbpUnıu
学系の調整などが不要である事，またレーザー変位計
距離に対してべき乗則で減少するトレンド）を示す事がわかる．この事から本手法ではクレーター内部のプを衝突点近傍にまで接近させることで，高空間かつ高ロファイルの測定だけでなく，低速度領域の放出速度

時間分解能での掘削流の挙動把握を精度よく捉えるこ

分布も同時に測定することが可能であり，その結果はとが可能である事が挙げられる．この測定法を使って従来行われた高速ビデオカメラによる測定法の結果と衝突速度数 km/s 以上の条件下で衝突実験を行い，掘調和的であることが分かった．

削過程のその場定量観測を行ったところ，掘削流領域

次に 1/4 空間法を用いた [5] の結果について図 10 にの直径は時間とともに冪乗則で増加するが，後半段階

プロットした．[5] は砂標的の中に大きなトレーサー

では直径増加率が指数関数的に減衰する様子が観測さ粒子を埋め込み，1/4 空間法を使って高速ビデオカメれた．また本手法はクレーター内部のプロファイルのラから放出物の測定を行っている．ただしこの実験は測定だけでなく，低速度領域の放出速度分布を同時に衝突実験ではなく爆破実験である事に注意が必要であ測定できる事がわかった．

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今後は 1～6 km/s の高速度衝突条件下で測定された
Dap のデータから，例えば [12] で提案されている掘削
流モデル式の衝突速度依存性を明らかにすることで，スケーリング則不定性問題の解明を行うつもりである．
例えば，図 6 で観測される掘削流の初期段階のべき乗則の傾きや後半段階の増加率の減衰率に，どの程度衝
突速度依存性があるかについて明らかにしていくつも
りである．

謝 辞
本実験は JAXA 宇宙科学研究所のスペースプラズ
マ（超高速衝突実験）共同利用で行った．

参考文献[1] Holsapple, K. A., 1993, Annu. Rev. Earth Planet. Sci.
21, 333.
[2] Holsapple, K. A. and Schmidt R. M., 1987, JGR 92,
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[5] Piekutowski A. J., 1980, Proc. of LPSC 11, 2129.
[6] Schmidt, R. M. and Piekutowski, A. J., 1983, LPSC 14,
abstract, 668.
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international conference on impact cratering in the
Solar System, ESTEC, Nordwijk, The Netherlands.
[11] Barnouin-Jha, O. S. et al., 2007, Icarus 188, 2, 506.
[12] Yamamoto, S. et al., 2009, Icarus 203, 310.
[13] 長谷川直，2015, 遊星人 24（本号）．
[14] 青木 隆修，2014, イトカワ礫層の内部摩擦角の推定，神戸大学大学院理学研究修士学位論文．
[15] Melosh H. J., Impact cratering, Oxford Univ. Press,
New York, 1989.
[16] Kadono, T. et al., 2015, Icarus 250, 215.

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