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日本惑星科学会誌 Vol. 24, No. 3, 2015

特集「日本における衝突研究の軌跡」

室内衝突実験結果の惑星科学への応用：
破壊・貫入・蒸発
門野 敏彦

1

2015年5月19日受領，査読を経て2015年6月28日受理．

（要旨）近年，室内衝突実験の結果が「Deep Impact」や「はやぶさ」などの惑星探査によって得られた情報と直接比較・議論されるようになり（e.g., [1-8]），また，地質学的な証拠との比較も可能になってきた（e.g.,[9]）．
「はやぶさ 2」では小型衝突体（SCI）による天体での衝突実験も行われる予定であり [10]，惑星科学における室内衝突実験の役割の重要性が一層増している．そこで，特に小惑星や彗星などの小天体での衝突現象
にとって重要な「破壊」（1 章）と低密度物質への「貫入」（2 章），さらに，高速衝突による「蒸発」（3 章）について，室内衝突実験の現状を簡単に紹介する．クレーター形成や粉粒体ターゲット，高空隙率ターゲットの破壊についてはここでは扱わない．

-α

イズ x の分布を「べき分布」：x （αは定数），大きい破

1. 破 壊] 0 は定数）として分布の特徴
片の分布を exp [－x/x0（x70 年代から微惑星・小惑星の衝突進化を調べる目

をαと x0 で表すことにする．

的で有限サイズターゲットの破壊実験が行われるよう

衝突後，衝突点付近や衝突点の反対側の（アンチポになった（e.g., [11]）．破壊実験で主に調べられてきたーダル：AP）点で発生し，ターゲット全体に及ぶようのは，衝突条件（衝突速度・角度，弾丸・ターゲットなクラック（以下ではこれをメインクラックと呼ぶ）ののサイズ，質量，密度，材質，など）に対して，最大間隔が最大破片や特徴的サイズ x0 を決める．メインク

破片のサイズ，破片のサイズ分布，破片速度・回転分

ラックの間隔は衝突条件（発生する衝撃波や AP 点で布，破片形状，などである．

発生する希薄波の強さ，弾丸 / ターゲットサイズ，物

この章では，破片のサイズ分布，速度・回転分布，

質強度，など）に依存する．破壊の程度（エネルギー密破片形状について紹介する．ここではターゲットの空度 [13] や水谷パラメーター [14] が惑星業界では破壊の隙率が小さい（数％以下）場合を取り上げる．

程度を表す代表的なパラメーターである）が大きくな

1.1

サイズ分布

ると，
メインクラックの本数が増え（間隔が狭くなる）
最大破片または x0 は小さくなる．

脆性物質を破壊すると，ターゲットサイズに比べて衝突点で発生したメインクラックは，加速され，あ十分小さい破片の分布が「べき分布」（power-law）にる速さに達すると分岐する．分岐後，クラックが進展なり大きい破片の分布は実験条件に大きく依存するこするにつれて再びその先端の応力が高くなり速さが十とは 50 年以上前から知られており，小惑星の Flora 族

分大きくなれば更に分岐する．応力がターゲット強度[12] や「はやぶさ」の結果（Itokawa 表面の岩塊 [5] や回と同程度になるまで分岐が続く．

収試料 [8]）との比較がなされている．サイズ分布全体

分岐を繰り返したクラックは図 1 のような樹枝状には様々な式で表されてきたが，ここでは小さい破片サ

なり，自由表面に達した場合，クラックに囲まれる部

1. 産業医科大学
kadono@med.uoeh-u.ac.jp■2014遊星人Vol24-3_製版.indd

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分（破片のサイズ）は分岐点から自由表面までの長さ程度となる．破壊時に発生する樹枝状クラックはフラク

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386 386
387 387
ă 室内衝突実験結果の惑星科学への応用：破壊・貫入・蒸発／門野ă

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388 388389 389
390 390391 391
392 392
393 393

図1： 樹枝状クラックのイメージ．

図2： 網目状クラックのイメージ．

タルになることが知られており，それに「囲まれる部の減衰がガラスに比べて大きいため，ガラスと違って分（破 片 ）」の サ イ ズ 分 布 も「 べ き 分 布 」に 従 う（e.g.,

網目状には発達しないからであると思われる．しかし[15]）．

ながら，石膏板のサンドイッチ破壊ではガラス板と同

394 394 ă 1ʨƪƜǚfufD_nʢă 1ʨƪƜǚfufD_nʢ  ă 2ʨȝǳǚfufD_nʢă 2ʨȝǳǚfufD_nʢ
395 395
396 396
397 397
398 398

破片の生成は，衝突による衝撃波がターゲット全体
ʘČʤ
ʘČʤ
  ʥ
様に樹枝状クラックが絡み合い，αは側面衝突破壊
 ʥ
 ʦ
  ʦ
を通過する時刻よりもかなり後まで続いていることがに比べて大きくなっている [17]．球や立方体などのタ貫 貫ーゲットでも衝突の激しさによってαは大きくなる
入 入
ǐÅ
ǐÅ
ƍěǼǖ
ƍěǼǖ
ǣĩȂȷŴǁ
ǣĩȂȷŴǁ
という報告もある（e.g.,[12, 14]）．また，クラックが枝399 399 ックは他の樹枝状クラックとも合流し複雑に絡み合う
深 深
こともある
（たとえば衝突点から伸びた樹枝状クラッ
分かれしないような物質（金属・液体・空隙率が高くさ さ
400 400
401 401402 402403 403

高速カメラによる観測により示されている [16]．クラクと AP 点から発生した樹枝状クラック）．

強度が弱い物質・棒状 / 線状の 1 次元的な物質，など）

また，クラックは最初の衝撃波・希薄波だけでなく，その後，ターゲットの自由表面などの境界で反射・生の破壊ではサイズ分布は「べき分布」にはならず，金属リング [18]，金属平板 [19]，棒 [20]，液体 [21, 22] で成されたストレス波によっても生成される．つまり，は指数関数型に近い分布が得られている．
Ņ¡Dsn\ȸ2~rŅ¡Dsn\ȸ2~r
初期のクラックも樹枝状のままでなく，時間とともに

1.2

速度・回転分布更に破壊が進むこともある．このような場合には，ク404 404 ă
3ʨ¸ĨľǘɖKDɔËǆ/ʢŅ¡'ȷȊƉBî,XsnBU:=ɔă 3ʨ¸ĨľǘɖKDɔËǆ/ʢŅ¡'ȷȊƉBî,XsnBU:=ɔ
ラックは網目状になる（例えば図 2）．

衝突破壊後に破片が再集積できるかどうかという視

406 406Ȋɫľ?ȣ$=U"ʢ
Ȋɫľ?ȣ$=U"ʢ
目状クラックのパターンがフラクタル構造を取ること度が計測されてきた [e.g., 11, 23, 24 とそこで引用されが，破片サイズ分布が「べき分布」に従うことに直結ている文献 ]．しかしながら，球や立方体を使った測タル次元は異なり，その結果，「べき分布」の傾き α

い破片全体の分布を求めることが難しい．そこで平板も異なる．ガラス板の側面から飛翔体を衝突させたとを使うことでほぼ全ての破片速度を計測した [25]．衝

405 405ËĠDŇǚ'ǭAX[33]ʢô1Ņ¡?riuxDșPó[4DĐóʡƩɝEȷËĠDŇǚ'ǭAX[33]ʢô1Ņ¡?riuxDșPó[4DĐóʡƩɝEȷ
点などから室内衝突実験で高速カメラを使って破片速
結局，脆性物質の破壊において樹枝状クラックや網407 407408 408409 409
410 410411 411

定ではカメラの視線方向に多くの破片が重なってしましている．一般に，樹枝状と網目状クラックのフラク
Hugoniot
Hugoniot
EOS
EOS

ĆÚ ĆÚ

突点付近や AP 点などでは衝撃波や希薄波の効果を直きの破壊では，最初，樹枝状クラックが主であるが，
ſǔɄŸƋȞ
ſǔɄŸƋȞ
その後，網目状クラックが主流になり，αは時間と接受けるため，放出速度は衝突条件に依存する．これȷȊ ȷȊに対し，ほとんどの領域はストレス波が何度も行き来
共に大きくなる [e.g., 文献 16 の Figs. 2, 3]．また，ガラ
ス板の上下面をサンドイッチして両側から圧力をかけして破壊が進行し，最終的に破壊が終了するのはそのたときの破壊では，圧力が小さい時には樹枝状クラッ領域が持つエネルギーが弾性エネルギー程度になると
l
l

クが何カ所かから発生・進展するだけだが，圧力が大きである（もしこれ以上のエネルギーを持っていればて サ イ ズ 分 布 のα は 大 き く な る [e.g., 文 献 17 の Fig.

ヤング率を E，破壊終了時のある破片の歪みε，質量416 416
p たときの破壊では，αはガラス板の側面衝突の場合
DȩŃʢp DȩŃʢ

ネルギーは E（m/ρ）
ε である．この弾性エネルギーを

412 412413 413414 414

ÓƑǚŝ
ÓƑǚŝ
   ¹Ȇ
  ¹Ȇ
破壊して解消する；この程度になるまで破壊は続く）．
きくなるとお互いに絡み合い網目状のクラックになっ

415 415 ăʧʨȷȊBUXĆȟɄŸ?ɈžBl\ǴůǓĪ0=ǯǦ07ăʧʨȷȊBUXĆȟɄŸ?ɈžBl\ǴůǓĪ0=ǯǦ07
m，密度ρとすれば，この破片がもっている弾性エ1a]．これに対して，石膏板の側面に弾丸を衝突させ417 4172に比べて小さい [e.g., 文献 17 の Fig. 1b]．これは，はじ使って破片は外側から順番に離れていく．破片の速度

め樹枝状クラックが進展するが，その後はストレス波

が V ならば運動エネルギーは mV なので，弾性エネ■2014遊星人Vol24-3_製版.indd

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2

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ルギーと等しいと置けば V～√（E/ρ）
ε～Cε（C は音する「ひび」の空間的な出現確率が一様で等方的であ速）．C とεは通常秒速数 km と～1 % なので，V は破るならば，破片の一辺の長さは L のまわりに等確率で片サイズや衝突条件に依らず秒速～数十 m となる．

分布するはずである．

実際，衝突速度が秒速数 km から数十 m までの広い範そこで，ある破片の 3 辺 a, b, c がそれぞれ独立に L

囲で，衝突点や AP 点付近からの破片，コアなどを除のまわりに最大値 H と最小値 h
（ただし，
（H＋h）
/2＝

いて，ほとんどの破片の速度はこの程度になっている．

L, h/H＝k，ここで k は定数）の範囲に一定の確率でラ2

また，破片の回転エネルギー IΩ（I は破片の慣性モンダムに分布する場合を考えてみると，このとき破片ーメント，Ωは角速度）もこの弾性エネルギーに比例がξ≡b/a，ζ≡c/a を持つ確率 P（ξ，ζ）は k から 1 のしているとすると（文献 [26] でも回転と歪みエネルギ

領域内でξとζに依らず一定となる ．ξとζの平ーについてコメントがある），破片サイズを x，I～
2

-1

1

2

〈ξ〉
～0.73
均値〈ξ〉と〈ζ〉は ，それぞれ k＝0.2 の場合

mx とすれば，Ω～x である．実験によって求められと〈ζ〉～0.47，k＝0.3 の場合〈ξ〉～0.77 と〈ζ〉
～0.53，

た角速度のばらつきは大きいが，サイズに依存していとなり実験とほぼ一致する．室内実験による形状分布

るように見える [27]．また，実験結果を基にしてこのの結果は，ある圧力条件で活性化する「ひび」の空間

依存性を仮定し小惑星サイズまで外挿すると，fast

分布は一様であることと整合的である．

rotators と呼ばれる一枚岩の小惑星の回転分布と合う．

また，室内実験の結果や Itokawa 岩塊の形状・構造

一枚岩小惑星の回転の起源は破壊であると考えることがサイズに依らない [4, 6, 29] ことは，活性化された「ひができる．ただし，各破片の回転エネルギーは並進運び」の空間分布には内在的なスケールが含まれていな

動のエネルギーにくらべて 3 桁程度小さく（つまり弾いことを示唆している．
１０行目

p. 162, 右カラム，
性エネルギーのほとんどは並進運動エネルギーになっ

p. 162, 右カラム，

形状分布の下限値
はターゲットの物性を反映して…を持つ確率は kk から…
p.
162,
右カラム，
ている），この移行効率が何で決まっているのかについると考えられる（直感的にはガラスの破片には岩石→…を持つ確率P(ξ，ζ)はｋから…
…を持つ確率は k から…
１０行目
いては現在考え中である．
では見られないような細長い破片も多い）．今後，物＊「P(ξ，ζ)」挿入（P,ξ，ζはイタリックでお願いします）→…を持つ確率 P(ξ，ζ)はｋから…
…を持つ確率は k から…
性とk の関係を理解して，ターゲット物質によって k
１０行目＊「P(ξ，ζ)」挿入（P,ξ，ζはイタリックでお願いします）
1.3 形状分布→…を持つ確率 P(ξ，ζ)はｋから…
…一定となる．
にどのような違いがあらわれるのかを定量的に知るこ
１０行目＊「P(ξ，ζ)」挿入（P,ξ，ζはイタリックでお願いします）→…一定となる１．
破片の形状については，文献 [28] 以来いろいろな実とができれば，ξとζの分布からターゲットの物性…一定となる．
１０行目
１０行目

験条件で得られた破片が分析されてきたが，ほとんど
１→…一定となる ．

が同じ結果，すなわち，破片の三軸の長さを最大 a，＊脚注番号「１」挿入
最小 c，それらに垂直な軸に沿った長さb とすると，
１２行目（b/a, c/a）の分布は平均がそれぞれ～0.7，～0.5になり，＜ζ＞はそれぞれ，k=…

＊脚注番号「１」挿入に関する情報を得ることができるかもしれない．
…一定となる．
１２行目→…一定となる１．
＜ζ＞はそれぞれ，k = …

2. �
� 2
＊脚注番号「１」挿入→＜ζ＞は ，それぞれ k = …
１２行目＊脚注番号「２」挿入,
c/a＜～0.2-0.3 を持つ破片がほとんどない，という報→＜ζ＞は 2，それぞれ k = … 相対的に高密度の弾丸が低密度ターゲットに衝突す＜ζ＞はそれぞれ，k = …
脚注番号の後に「，」ると弾丸はターゲット中に深くもぐり込み（貫入し告がなされている [11]．近年，衝突の証拠として＊脚注番号「２」挿入,「は→＜ζ＞は 2，それぞれ k = …
「それぞれの」後の「，」を削除て）通常のクレーターとは異なる形状の痕跡がターゲ
やぶさ」探査においても Itokawa
表面上の岩塊 [6]」や回脚注番号の後に「，＊脚注番号「２」挿入,「それぞれの」後の「，」を削除
ッ ト脚注番号の後に「，に残されること
収試料 [7]，さらに fast rotators[6] などの形状と室内」が あ る． こ れ を 以 下 で は「penetration
tracks（貫入孔）」と呼ぶことにする．衝「それぞれの」後の「，」を削除実験の結果が比較されている．

脚注

ある領域で破片ができるとき，そのサイズ（たとえ突貫入実験は大きく分けて二つの流れがあった（e.g.,

脚注ば分岐したクラックの間隔）の平均値 L [m] はその領規格化条件は[30]1.に引用されている文献）．一つは 60 年代後半から域周辺でのストレス条件によって決まるはずであるが，1. 規格化条件は脚注始まったクレーター形成実験の延長として，金属弾丸
11P( , )  d  d   1kなどを用いて密度比を大きくした条件で行われた実験，個々の値は必ずしも厳密に L に等しいわけでなく L のまわりに分布するだろう．これは，クラックの進展やP( , )  d  d   1k
分岐が確率的な性質を持っているためであり，この性
1

1

質はターゲット物質中に内在してクラックの進展・分2.

1.

規格化条件は

1. 規格化条件は

2.
1
1
P( , )  d  d   1
k



1
1
1
k2
2k  1，     d   P( , ) d  
k

k

3
3
岐に関与する「ひび」が活性化する場所が確率的に分
2.
1
1
1
1
2k  1
k2


d


P(

,

)
d





d


P(

,

)
d



，
布していることに起因していると考えられる．活性化k 
1k 13
1
1k 32
2k  1    d   P( , ) d  ，     d   P( , ) d  
k

k

3
3

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2.   1

 d   P( , ) d  

2015/09/14

14:37:48

室内衝突実験結果の惑星科学への応用：破壊・貫入・蒸発／門野ă 1ʨƪƜǚfufD_nʢ  ă 2ʨȝǳǚfufD_nʢ

163ʘČʤ   ʥ   ʦ
貫入深さǐÅ ƍěǼǖ ǣĩȂȷŴǁŅ¡Dsn\ȸ2~r
図3： 低密度物質への貫入深さ．弾丸が衝突時に受けるダメージ

図4： 衝突による圧縮・解放と試料にレーザーを直接照射して発ă 3ʨ¸ĨľǘɖKDɔËǆ/ʢŅ¡'ȷȊƉBî,XsnBU:=ɔ
によって貫入孔の形状が異なる[33]．同じ弾丸とターゲッ生したプラズマの膨張．
トの組み合わせの場合，横軸は衝突速度と考えてよい．
ËĠDŇǚ'ǭAX[33]ʢô1Ņ¡?riuxDșPó[4DĐóʡƩɝEȷȊɫľ?ȣ$=U"ʢ
もう一つは，80 年代末から行われている惑星間塵を片と共通の衝撃波（バウショック）を形成し貫入する．

出来る限り無傷に捕獲するための探査機搭載用塵捕獲
Hugoniot EOS

破片の集団は貫入と共に弾丸の進入方向と垂直にも広器の開発と較正実験であり，シートを何枚も重ねたタ

がり，衝撃波の形状は領域 2 に比べて半球状に近くなーゲット，発泡物質，エアロジェルなど，全体としてる．つまり，領域 3 での貫入孔形成過程は通常のクレ

低密度と見なせるターゲットを用いた実験である．10

ーター形成に近づき，最終形状も貫入孔から通常のクȷȊ
数年前から一部の小惑星や彗星が非常に低密度である

レーターになる．衝突速度が上がれば貫入孔の深さ，ことが探査などから明らかになり，この種類の実験のすなわちクレーターの深さは増大する．つまり，領域

重要度が更に増している．

1 から 3 は弾丸がターゲット表面に衝突した時の状態ĆÚſǔɄŸƋȞ

lÓƑǚŝ    ¹Ȇ

弾丸の密度が大きい場合でもターゲットの密度が小（無傷＝1，最大破片＝2，球対称衝撃波＝3）によってさい場合でも，どちらにも共通する貫入孔の大きな特ターゲットの破壊過程が異なる [33]．
ăʧʨȷȊBUXĆȟɄŸ?ɈžBl\ǴůǓĪ0=ǯǦ07

p

DȩŃʢ

徴の一つは，孔の入口（衝突点）の径は小さく，深さと発泡スチロールに対しては領域 1 と 2 での貫入孔の共に増加し，ピークになった後，減少する（つまりク

最大径は密度比に依存せず，弾丸直径に比例し衝突速レーターと違って最大径の位置がターゲット表面にな度とともに増加（ほぼ比例）
する．エアロジェルに対すい）．また，同じ弾丸とターゲットの組み合わせの場合，る高速カメラによる貫入孔の形成過程の時間分解観測

図 3 のように，衝突速度が大きくなると穴の深さは増により，形成中の貫入孔の最大径の位置は衝突点から加していく（領域 1）が，ある衝突速度でピークになり， 直線的に（弾丸の進行方向に対してほぼ一定の角度
それより大きな衝突速度では減少し（領域 2），更に衝で）移動していくことが観測されている [30]．弾丸が突速度が大きくなると，ふたたび増加する（領域 3）．

衝突した時に発生した衝撃波の強さは弾丸の進入方向

いくつかのモデルが提案されているが，領域 1 ではを持からの角度θに対して依存性（圧力分布）p（θ）
0

貫入弾丸は衝突時に破壊されず無傷のまま，衝突直後～ρtV0 ，っていると考えられるので（たとえば p（0）0はターゲット密度の 1 乗，貫入速度の 2 乗，弾丸直径～0），衝突点での初期圧力分布 p（θ）
他方，p（π/2）00の 2 乗に比例するような抵抗を受けているとすれば実（n は衝撃波の集中度を表す定数）とを～ρtV0（cosθ）

験での減速過程と合う．貫入速度が遅くなるとターゲから，しよう．あるθ方向の衝撃波は初期圧力 p（θ）
0

ットの強度に比例する一定の抵抗を受け最終的に停止

ターゲット物質を破壊しながら進み，減衰する．圧力する（e.g., [31, 32]）．弾丸の衝突速度が大きくなると衝がターゲット強度 Y 程度になるまで破壊が起こるの突時に弾丸が破壊される．弾丸の最大破片は領域 1 とで， 減 衰 率 をα と す る と 破 壊 さ れ る 距 離 r は Y～

同様の抵抗を受けて減速し貫入孔の深さはこの最大破（r/Dp） よりr～Dp（ρtV0（cosθ）/Y ）ρtV0（cosθ）

片が停止した位置となる．衝突速度が大きくなると弾～Dp（V0/C）（cosθ） ，ここでターゲット物質の丸の最大破片は小さくなり領域 2 では貫入孔の深さは音速 C を使って Y～ρtC とした．r は密度比に依らず，

衝突速度と共に減少する [31]．最大破片が更に小さく

Dp に比例，V0 の増加関数である．

なると，最大破片は単独で貫入できず，他の多くの破■2014遊星人Vol24-3_製版.indd

163

2

2

2

n

n

2/α

2

-α

n

1/α

n/α
2

クレーターと貫入孔形成過程の関連を更に議論する

2015/09/14

14:37:48

164

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ためには空隙率の高い石膏のようなエアロジェルと岩いた．

石の中間的な物質を使って弾丸の貫入過程や最大径の90 年代に入り，秒速数 km でも十分に蒸発するプラ

形成過程を調べ [34]，衝撃波減衰率αの圧力依存性やスチックや炭酸塩岩などを用いて開放系での衝突蒸発

n の衝突条件や物質依存性などをより詳細に考慮する現象が日本やアメリカのグループを中心として実験的必要がある．

に調べられるようになった [37-39 とそこで引用されてまた，弾丸通過後の温度が高いと，その後，貫入孔いる文献 ]．そこでは，高時間分解能の高速カメラや壁面の溶融・蒸発が起こり貫入孔の径が広がることも分光器による撮像・分光計測によって燃焼ガスの影響起こりえる．エアロジェルの衝突でも衝突点付近ではを受ける前の蒸気雲を観測しており，衝突により発生

可視の自発光が観測されており数千度になっていてタしたガス雲の膨張速度，形状，組成，温度など，衝突ーゲットの溶融・貫入孔の拡大も起こっているかもし蒸発現象における基本的な物理・化学量が調べられてれない．探査機搭載の塵捕獲器においても温度は塵へいる．

の影響（変成）という意味で重要であるので，今後はターゲット中の温度分布の時間変化なども調べる必要が

3.2

レーザー直接照射による岩石蒸発実験

市販されているある程度高出力のレーザー光をレンあるだろう．

ズなどにより集光すれば比較的容易に珪酸塩岩蒸気を発生させることが出来る．80 年代末から珪酸塩岩試3. 蒸 発料にレーザーを直接照射し発生した珪酸塩岩蒸気の組
80 年代には衝突による蒸発現象が惑星集積後期から末期の惑星・衛星において重要な役割を果たしたと成などが調べられている（e.g., [40] とそこで引用されている文献）．

いう説が多く出てきた（e.g., 大気の起源，ジャイアン

問題は，発生した珪酸塩蒸気がどのような衝突条件

トインパクト，大気のはぎ取り，蒸気による固体破片に対応しているのかという点である．一般に，衝突での加速（SNC 隕石），コンドリュール，月の石の残留は物質は衝撃波により圧縮され Hugoniot 状態方程式

磁気，など）．1990 年頃から，衝突蒸発に関する実験上の状態になる（図 4 の●）．衝撃波通過によるエント的研究が盛んに行われるようになった．実験方法としロピー増加が大きければ希薄波によって高圧状態からて現在までに主に三つの流れがある：1．二段式軽ガ

解放され断熱的に膨張した後，気体となる．低強度のス銃による衝突蒸発実験，2．パルスレーザーを試料

レーザーを試料に照射する場合は単に試料をレーザーに直接照射して蒸発させる実験，3．パルスレーザー

で暖めて蒸発させる状況である．ある程度強度が高く

により加速された飛翔体を用いる衝突蒸発実験．それなると，レーザーの前半部分によって試料表面が（波ぞれの長所と短所を以下で簡単に紹介する．

長程度の厚さ）蒸発し，出てきた蒸気（プラズマ）中の3.1

二段式軽ガス銃による衝突蒸発実験

自由電子の密度がある一定以上であると，その電子がレーザーの後半部分を吸収（逆制動輻射）してプラズマ60 年代に始まったクレーター形成実験以来，惑星は高温高圧になる（図 4 の○）（レーザーが超高出力の科学で主に使われてきた二段式軽ガス銃は，飛翔体のとき，プラズマの圧力によって試料中に衝撃波が発生

速度が秒速 10 km 以下であり，このような衝突速度でし，それによって試料が圧縮され蒸発する場合もある

は蒸発しないとされている珪酸塩岩の衝突蒸発実験はが，ここではそのような場合は考えない；この衝撃波

ほとんど行われていない．また，加速のための火薬燃を利用して試料の高圧状態を測定する実験も行われて焼ガスが発生した気体や試料を汚染してしまうため，

いる
（後述）
）
．膨張するプラズマの熱力学的状態（たと

Ahrens のグループによって行われてきた蛇紋岩や炭えば図 4 の♥）を知ることが出来れば，（断熱膨張を仮酸塩岩のような比較的低衝突速度で脱ガスする試料を定すれば）同じエントロピーを持つ Hugoniot 状態方程使った実験（e.g., [35, 36]）では，試料を堅牢なカプセル

式
（EOS）
上の点
（●）
を決めることが出来る．Hugoniot

中に設置し，その閉鎖された環境の外側から衝撃波をEOS 上の点は衝突速度と一対一対応するので，レー

伝播させて高圧状態にしてその後回収・分析を行ってザー照射で得られた珪酸塩蒸気がどのような衝突条件■2014遊星人Vol24-3_製版.indd

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室内衝突実験結果の惑星科学への応用：破壊・貫入・蒸発／門野165に対応しているのかを推定できる．玄武岩をエネルギ使って秒速 10 km 以上での衝突実験が行われ，クレー

ー～100 mJ，パルス幅～10 ns のパルスレーザーで蒸ター形成，放出破片 [49]，衝撃圧縮状態の状態方程式・

発させた場合には，秒速 100 km を越える衝突速度に開放過程の熱力学状態 [50]，最終生成物の組成 [9]，な対応していた [41]．このようにレーザーエネルギーまどが調べられている．

たは強度に対応する衝突条件はプラズマによる吸収が弾丸飛翔体の場合，超高出力レーザーによる実験で起こるかどうかによって大きく異なる．プラズマへのはレーザーエネルギーから飛翔体の運動エネルギーへ

吸収はレーザー強度だけでなく，パルス幅や波形，波の変換効率は 0.1 % 以下であり，平板飛翔体の場合に長，試料にも依存するが，市販のレーザーはパルス幅比べて 1 桁程小さい（平板の方が加速プラズマの膨張や波形・波長が容易に変えられず，望む衝突条件でのが 1 次元的であるため効率が良い）．平板飛翔体の場合，珪酸塩蒸気を得ることは難しい場合が多い．

～50 J のレーザーでも薄い飛翔体を使って秒速 10 km

3.3

レーザー銃

に迫る加速が実現できているが，弾丸飛翔体の場合，
現在の方法ではサイズを小さくすると集光ビーム径のレーザーを用いて平板飛翔体を加速する研究は 70

限界や集光精度，弾丸曲率などによってさらに変換効

年代から慣性核融合の分野で行われてきた．レーザー率は悪くなると予想される．したがって，飛翔体サイを飛翔体に接着した燃料（アブレーター）または飛翔体

ズを小さくしたとしてもエネルギーの低い市販のレーに直接照射し，高温・高圧プラズマを発生させ，それザーで弾丸飛翔体を秒速 10 km を越える速度に加速が膨張する際の反作用で飛翔体を加速する．以下ではすることは現状では難しそうである．

この方法による飛翔体の加速装置をレーザー銃と呼ぶ．

現状のレーザー銃の問題の一つは，平板でも弾丸でレーザー光は真空チャンバー内にレンズや窓を通しても飛翔体が加速時に破壊され長距離飛行させるとばら入射する．加速された飛翔体は同じチャンバー内のタばらになることがあるため弾丸の初期位置とターゲッ

ーゲットに直接衝突させることが出来る．つまり衝突トまでの距離を数ｍｍ程度以下に接近させなければな

実験は開放系で行うことが出来る．また，アブレータ

らない点である（～1 mm 以下では原形が保たれていーや飛翔体の材質を調整することで発生した気体を汚ることは確認されている [47, 48]）．衝撃圧縮状態や開染することなく測定することも可能となる．さらに，

放過程の熱力学状態の測定など，精度の良い一様な高レーザーのエネルギーを十分大きくすれば秒速 10 km

圧力状態が必要となる場合には，飛翔体を使わずに高以上への加速できるため珪酸塩岩の衝突蒸発実験が可

出力レーザーを試料に直接貼り付けた燃料に照射して能である．

試料中に衝撃波を通過させ，その衝撃波で圧縮された（1）小型レーザー銃による衝突蒸発実験

試料の状態を測定するという方法も採られている

市販されているエネルギー最大～50 J の Nd: YAG（e.g., [51, 52]）
．ただし，きれいな衝撃波を発生させる－ガラスレーザーを使って金属平板飛翔体を秒速 10

ためには強度が大きいだけでなく，レーザーの時間・

km まで加速できるレーザー銃が開発されている．二空間波形が成型されていなければならず市販のレーザ

段式軽ガス銃での衝突脱ガス実験に対応する実験が開ーでは難しい．

放系で可能となり，炭酸塩岩や氷などを使った実験が現在，日本は世界有数の二段式軽ガス銃保有国であ行われている（e.g., [42-46]）．閉鎖系，カプセルの破壊

る．各施設ではそれぞれ特徴をもった実験条件やそのを防ぐため低速度，衝撃波の繰り返し反射，などの複条件に適合した観測機器を有しており，対応できる研雑で限定的な条件でおこなわれてきた従来の脱ガス実究テーマは多種多様である．加速技術はほぼ完成して験に比べて天然に近い状況での実験が可能となった．

おり定常運転が可能である．他方，大型の超高出力レ（2）大型レーザー銃による衝突実験

ーザーは特殊な装置であるためマシンタイムが少ない

核融合用超高出力レーザー（GXII）を使って．直径ことも問題点の一つとなる．したがって，衝突実験に

100μm のアルミニウム弾丸飛翔体が秒速 60 km，タおいてレーザー銃は二段式軽ガス銃に取って代わる存

ンタル平板（直径 800μm，厚さ 50μm）飛翔体が秒速在というよりも相補的な役割を担っており，今後はそ30 km まで加速されている [47, 48]．これらの飛翔体をれぞれの特長を活かした使い方が必要となる．

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日本惑星科学会誌 Vol. 24, No. 3, 2015

4. おわ りに035107.
[17] Kadono, T., 1997, Phys. Rev. Lett. 78, 1444.

今後，探査や観測が進むと，ますます太陽系での衝[18] Mott, N. F., 1945, Proc. R. Soc. London A 189, 300.

突過程を室内衝突実験との比較をとおして議論する機[19] Grady, D. E. and Kipp, M. E., 1985, J. Appl. Phys. 58,

会が増え，これまで実験室では想定していなかったよ

1210.

うなパラメーターでの衝突現象も扱う必要が出てくる[20] Kadono, T., 1997, Jpn. J. Appl. Phys. 36, L1221.

だろう．また Deep Impact 探査や，はやぶさ 2 での[21] Kadono, T. and Arakawa, M., 2005, Icarus 273, 295.

SCI 衝突のようにこれまで実験室では難しかった条件[22] Kadono, T. et al., 2008, Icarus 197, 621.

での実験も行われはじめており，従来のスケーリング[23] Nakamura, A. and Fujiwara, A., 1991, Icarus 92, 132.

則の検証や改良が出来るようになる．探査の結果も含[24] Arakawa, M. et al., 1995, Icarus 118, 341.

め実験をとおして物理・化学的に未解明の部分が多い[25] Kadono, T. et al., 2005, Phys. Rev. E 72, 045106.

衝突現象そのものへの理解を深めることが，実際に太[26] Fujiwara, A. and Tsukamoto, A., 1981, Icarus 48, 329.

陽系の歴史の中で起こった衝突の役割のより精密な解[27] Kadono, T. et al., 2009, Icarus 200 694.

明につながると期待される．

[28] Fujiwara, A. et al., 1978, Nature 272, 602.
[29] Capaccioni, F. et al., 1986, Icarus 66, 487.

謝 辞[30] Kadono, T. et al., 2012, Icarus 221 587.
[31] Kadono, T., 1999, PSS 47, 305.

機会を与えていただいた長谷川直氏，また，内容（特に破壊の章）について議論していただいた谷川享行氏と水谷仁氏，さらに，有益なコメントをいただいた査
読者の荒川政彦氏，に感謝します．

[32] Niimi, R. et al., 2011, Icarus 211, 986.
[33] Kadono, T. and Fujiwara, A., 2005, Int. J. Impact Eng.
31, 1309.
[34] Yasui, M. et al., 2012, Icarus 221, 646.
[35] Lange, M. A. and Ahrens, T. J., 1982, Proc. 13-th

参考文献

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[36] Lange, M. A. and Ahrens, T. J., 1986, EPSL 77, 409.

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[37] Kadono, T. et al., 1993, GRL 20 1595.

[2] Fujiwara, A. et al., 2006, Science 312, 1330.

[38] Kadono, T. and Fujiwara, A., 1996, JGR 101, 26097.

[3] Kadono, T. et al., 2007, ApJL 661, L89.

[39] Sugita, S. et al., 1998, JGR 103, 19,427.

[4] Nakamura, A.M. et al., 2008, EPS 60, 7.

[40] Ohno, S. et al., 2004, EPSL 218, 347.

[5] Michikami, T. et al., 2008, EPS 60, 13.

[41] Kadono, T. et al., 2002, GRL 29, 1979.

[6] Michikami, T. et al., 2010, Icarus 207, 277.

[42] Ohno, S. et al., 2008, GRL 35, L13202.

[7] Tsuchiyama, A. et al., 2011, Science 333, 1125.

[43] Kawaragi, K. et al., 2009, EPSL 282, 56.

[8] Nakamura, E. et al., 2012, Proc. Nat. Acad. Sci. 109,[44] Fukuzaki, S. et al., 2010, Icarus 209, 715.

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[45] Sekine, Y. et al., 2011, Nature Geosci. 4, 359.

[9] Ohno, S. et al., 2014, Nature Geosci. 7, 279.

[46] Sekine, Y. et al., 2014, Icarus 243, 39.

[10] 荒川 政彦，他，2013, 遊星人 22, 152.

[47] Kadono, T. et al., 2010, JGR 115, E04003.

[11] Fujiwara, A. et al., 1989, in Asteroids II (Univ. of[48] Kadono, T. et al., 2012, in the Proc 17th SCCM (AIP

Arizona Press, Tucson), 240.

Conference Proc. 1426), 847.

[12] Takagi, Y. et al., 1984, Icarus 59, 462.

[49] Takasawa, S. et al., 2011, ApJL 733, L39.

[13] Fujiwara, A. et al., 1977, Icarus 31, 277.

[50] Kurosawa, K. et al., 2010, GRL 37, L23203.

[14] Mizutani, H. et al., 1990, Icarus 87, 307.

[51] Sano, T. et al., 2011, Phys. Rev. B, 83, 054117.

[15] Astrom, J.A., 2006, Adv. Phys. 55, 247.

[52] Kurosawa, K. et al., 2012, JGR 117, E04007.

[16] Kadono, T. & Arakawa, M., 2002, Phys. Rev. E 65,■2014遊星人Vol24-3_製版.indd

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