衝撃変成度の定量化に向けた展望／関根139

特集「惑星物質から見る衝突現象研究の新展開」

衝撃変成度の定量化に向けた展望
関根 利守

1

2011年4月7日受領，2011年5月6日受理．

（要旨）衝突現象は，天体表面をはじめ至る所に衝突クレータとして，隕石中の組織や鉱物特性として，あるいは地球上の地層の中の衝突起源ガラス小球にもその痕跡を観察することが出来る．このような衝突によって生じる衝撃波の種々の効果を理解し，地球惑星物質に対して衝突現象として記録された痕跡から過去に遡ってその衝突プロセスを解明するには，衝突実験を通した再現実験が不可欠である．本稿では，これらの基礎的理解の為に, 衝突実験を通して得られた結果や現状について述べ，問題点を指摘すると同時に衝撃変成度の定量化に向けた展望を試みる．特に衝撃プロセスでの温度履歴の重要性を指摘することに重点を置き，衝撃変成度の定量化に寄与することを目的にする．

中の衝突が起きた太陽系形成過程時の様子を解明する

1. はじめに手段になりつつある．多くの隕石は小惑星起源である
衝突現象は地質学的には整然とした秩序を破壊するが，中には火星起源や月起源のものが見つかってきた．

異端現象である．エネルギー的に見ると今回の東日本

今後小惑星イトカワからの試料も加わり，新しい展開

18

大震災 M9 の地震で約 2 × 10 J となるが，大規模火山
22の活動では数年にも渡る全体で 10 − 1023が期待される．

J 程度にな

このような隕石中や衝突クレータ岩石中の衝撃変成

り，地球上の最大規模衝突（クレータ直径約 200 km）

を調べ理解する為には，その基礎となるデータが必23

J 規模になる . 空間的時間的要である．衝突クレータは，爆発的噴火に伴う火山エネルギー密度で見ると衝突のエネルギーが最大とな

クレータと地形的には区別が極めて難しいが，衝突にる．このような外的エネルギーの注入である衝突現象

伴う特徴的変化で区別される．その特徴は，（1）シャが引き起こす岩石学鉱物学的，生物学的，地球物理化

ッターコーンの存在，（2）石英や長石中の微細変形組

学的及び地質学的影響は，地表の衝突クレータ物質や織（Planar deformation features
（PDF）
）
，
（3）白 金 族

隕石中に様々な形で認められる．最も広く認められ研金属元素の濃集，（4）
高圧鉱物の存在，（5）
微小球形ガ

究されたのは，約 6500 万年前のメキシコユカタン半ラスの存在，（6）衝突でできる地層や岩石（regolith や島での隕石衝突であろう [1]．また歴史的に記録が残

breccias）などである．日本で最初に衝突クレータとっている最古の隕石落下では，福岡県直方市須賀神

して認知された御池山クレータ（長野県赤石山脈の南社に残る直方隕石だとされている（Meteorite Bulletin部）では，衝撃圧が比較的弱くその痕跡の判断が困難

Database [2]）．地質学的には，隕石衝突が地球惑星のであったが，石英中の PDF の同定が決定的な証拠と進化にとって重要だと認識されたのは極めて最近のこなっている [3]．

では 1 回で同程度の 10とであり，隕石中の衝撃波の効果（衝撃変成）について衝突現象では，どんな飛翔体（隕石や隕鉄などがども研究が盛んになりつつある（本特集中の他の論文参んな大きさや形で）が何（どんな岩石や場所）にどんな

照）．隕石に関するこれらの研究を通して，その隕石速度で衝突するかがデータとしては必要となる．衝突

1. 広島大学大学院理学研究科
toshimori-sekine@hiroshima-u.ac.jp■2011遊星人Vol20-2.indd

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速度に関しては，太陽系内での物体の最高速度が 42
km/s で，地球の軌道速度が 30 km/s であるから，考2011/06/13

16:20:26

理解を得るのは遅れている現状があり，今後の研究を通して理解を深めるこが望まれる．
2. 衝突実験の基礎
2.1

温度と圧力の算出

衝突に伴う現象を再現するには，実験で衝突させその状態や衝突後の物質
日本惑星科学会誌 Vol. 20, No. 2, 2011

140

調べて研究する衝突実験とコンピュータを利用した数値解析での再現実験がる．数値解析を行うには，必要なパラメータを衝突実験などで決定する必要
えられる最高速度は 72 km/s（地球からの脱出速度ま関係式で，
衝撃波波面の前後での質量保存，運動量保存，

で加味すると約 73 km/s）となる．しかし実際に地表及びエネルギー保存に由来する 3 つの式である．従っある．衝突時の状態を記述する方程式はRankine-Hugoniot の式として 19 世

で観測される太陽系由来の火球速度は多くの場合
10て，2 つのパラメータを実験的に決めると，他の全て
末に既に知られている[5]．これは衝撃波速度，粒子速度，圧力，密度，及び30 km/s であり，大気圏で減速された小さく割れた隕のパラメータが決まる．この方程式には圧力は入って石では最終速度は秒速数百メートル程度になり，地球いるが，パラメータとして温度は入っていない．

部エネルギーの５つのパラメータの関係式で，衝撃波波面の前後での質量保運動量保存，及びエネルギー保存に由来する３つの式である．従って，２つに衝突時には自由落下速度に近づく．このような多種温度に関しては，衝撃圧縮での内部エネルギー変化

多様の衝突条件下での物質進化や衝撃変成を理解する

から熱力学的に温度を算出する必要がある [6]．初期

パラメータを実験的に決めると，他の全てのパラメータが決まる．この方程には圧力は入っているが，パラメータとして温度は入っていない．
基本的な方法は，残留物中の痕跡を調べ，衝撃変成度
状態の体積 V０，温度 T０からユゴニオ状態が圧力 PH，温度に関しては，衝撃圧縮での内部エネルギー変化から熱力学的に温度を体積 VH，温度 TH であるとし，初期状態から体積 VHを求めて系統化するというものである．ここで問題と温度 T０からユゴニオ状態が圧力 PH出する必要がある[6]．
初期状態の体積 V０，まで等エントロピー圧縮した際の圧力と温度をそれぞなるのは，同一組成同一岩石に同じ衝突が繰り返され

れ温度
PS，T
ても，標的物質の初期状態（密度や粒径など）が異なる
体積 VH，THS とする．さらに，反応などに消費されるエであるとし，初期状態から体積 VH まで等エントロピー圧縮

ネルギーを E とすると，エネルギー保存則から次式をと，出現する衝撃変成の痕跡が異なることである．衝PS，TS とする．さらに，反応などに消費される
た際の圧力と温度をそれぞれ撃波による極短時間の高温高圧状態は , 静的圧縮下で得る．

ネルギーを E とすると，エネルギー保存則から次式を得る．

の高温高圧状態が試料初期状態に依存しないのとは大きな差をもつ．この結果，衝撃度としては同一圧力が推定される場合でも，衝撃温度については必ずしも同

VH
VPH(V0 − VH ) = − ∫V0 PS dV + H (PH − PS ) + E
2γ

ここで，γをグリューナイゼンパラメータとする．
PS については，固体の状
ここで，γをグリューナイゼンパラメータとする．
一ではなく，標的の初期状態に依存することになる．
従来は，圧力推定が衝撃変成度としての最大関心事（例 え ば，3 次 のPS に つ い て は， 固 体 の 状 態 方 程 式

Birch-Murnaghan 式など）を使うことで，次式のMieであった [4] が，衝撃変成を更に深く理解する為には，方程式（例えば，３次のBirch-Murnaghan式など）を使うことで，次3Grüneisen の関係式から TH が算出される．
Mie-Grüneisenの関係式から TH が算出される．

衝撃温度を含めた温度変化履歴を十分に理解する必要がある．本論では，この衝撃プロセスにおける温度の重要性を強調することを主眼としたい . 物質進化にとってエネルギーの観点から，圧力項（体積項）より温度の項（エントロピー項）が大きいからである．衝撃波の伝播に伴い温度は時間的かつ空間的に変化し，衝撃波 VH γTS = T0 exp− ∫V
dV 
0 V


TH
V
(PH − PS ) = ∫ CV dTγ

TS

このようにして計算できた温度の値の意味を考えてみよう．この温度はこのようにして計算できた温度の値の意味を考えてみの伝播に比べて熱的平衡は局所的に限られる．温度はよう．この温度は，衝撃波で全体が圧縮を受けた時の衝撃変成や衝撃進化にとって大変重要でありながら，
波で全体が圧縮を受けた時の平均的な温度である．実際の岩石は，幾つ
平均的な温度である．実際の岩石は，幾つかの鉱物の定量的な理解を得るのは遅れている現状があり，今後物の集合体であり，それぞれの鉱物は異なる圧縮率を持ち，異なる熱エの研究を通して理解を深めることが望まれる．

集合体であり，それぞれの鉱物は異なる圧縮率を持ち，ーを得る．それらの熱エネルギーが平衡に達した時の温度が，上記の計
異なる熱エネルギーを得る．それらの熱エネルギーが2. 衝突実験の基礎られる値である．図 1 に示す様に実際には時間の関数である．空隙があ平衡に達した時の温度が，上記の計算で得られる値での場合には，更に温度不均質さが大きくなると同時に，混合粉体のようある．図 1 に示す様に実際には時間の関数である．空2.1

温度と圧力の算出

間結合が無い場合には，同一粒子の表面と内部でも温度差が生じ，その隙がある試料の場合には，更に温度不均質さが大きくに異なる温度は時間と共に複雑に変化する．そのため，計算された温度
なると同時に，混合粉体のような粒子間結合が無い場

は曖昧になる．実際の隕石衝突時にはこのような温度構造を考慮する必
衝突に伴う現象を再現するには，実験で衝突させそ合には，同一粒子の表面と内部でも温度差が生じ，その状態や衝突後の物質を調べて研究する衝突実験とコの空間的に異なる温度は時間と共に複雑に変化する．
るのは言うまでもない．一方，混合粉体のような場合でも圧力は機械的
ンピュータを利用した数値解析での再現実験がある．
そのため，計算された温度の意味は曖昧になる．実際になるため，比較的短時間に平衡が実現し，求められる圧力は均一性が数値解析を行うには，必要なパラメータを衝突実験なの隕石衝突時にはこのような温度構造を考慮する必要どで決定する必要がある．衝突時の状態を記述する方があるのは言うまでもない．一方，混合粉体のような衝撃波速度が５km/s，粒径 0.5 mm の粒子の場合，衝撃波は 0.1 マイク

伝播し，1 マイクロ秒間で複数回の反射を繰り返し圧力は十分に平衡に達程式は Rankine-Hugoniot の式として 19 世紀末に既に知られている [5]．これは衝撃波速度，粒子速度，圧

場合でも圧力は機械的に平衡になるため，比較的短時

実験的に決めたパラメータは，種々の地球惑星物質を含めた多くの物
間に平衡が実現し，求められる圧力は均一性が高い．

いてまとまっている[7,8]．これらのうち衝撃波速度と粒子速度とには，力，密度，及び内部エネルギーの 5 つのパラメータの衝撃波速度が 5km/s，粒径0.5 mm の粒子の場合，衝物質で線形の関係が認められる．代表的地球惑星物質（炭素質隕石，普通

隕鉄，氷）については表 1 にまとめてある[9]．これらのデータから，衝
圧力は，インピーダンスマッチング法で求めることができる．インピー
マッチング法とは，異物質境界では衝撃波の伝播で両物質とも同一の圧粒子速度となるという原理である．高インピーダンス物質に衝撃波が伝■2011遊星人Vol20-2.indd

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23:20:35と圧力が増加し，低インピーダンス物質では圧力が低下する．最初の衝衝撃変成度の定量化に向けた展望／関根



(b) 

'#)

PH



TH

P, T
TH


!


PH

TR



""



%$(




""

TR

%$(

 P, T(a) &141

図1： 衝撃波による状態変化の概念図．圧力の立ち上がりは速く，理想的な場合では圧縮状態は飛翔体のサイズに依存した時間続き，その後の解放過程は断熱膨張となる．温度はエントロピー増大の特殊な断熱圧縮プロセスにより衝撃温度THに達す
るが，初期状態まで戻らず，残留温度TRからは周囲への熱伝導で徐々に冷却される．特に混合物で空隙のある場合には，
衝突エネルギーは体積変化に費やされ，相対的に圧力上昇より温度上昇に寄与する．しかも，粒子間の温度差や粒子内での表面と内部との間の温度差が生じ，それらは熱平衡に達しない．従って，時間的にも空間的にも温度の分布が生じる．

撃波は 0.1 マイクロ秒で伝播し，1 マイクロ秒間で複を受け圧縮される．衝撃波の反射を繰り返すことで均数回の反射を繰り返し圧力は十分に平衡に達する．

一な圧力に比較的短時間に達する．このようなパラメ

実験的に決めたパラメータは，種々の地球惑星物

ータ及び熱力学的パラメータを使うことで圧力と共に質を含めた多くの物質についてまとまっている [7, 8]．

温度の値が得られる．

これらのうち衝撃波速度と粒子速度とには，多くの物

   衝突再現実験は，2 通りの方法で実施される．一つ質で線形の関係が認められる．代表的地球惑星物質（炭は所謂，衝撃試料回収法と呼ばれ，衝突実験後に得ら

素質隕石，普通隕石，隕鉄，氷）については表 1 にまれた試料を観察・分析して衝突前の試料と比較する．

とめてある [9]．これらのデータから，衝突時の圧力

もう一つは衝突時の状態を観察・計測し変化を理解すは，インピーダンスマッチング法で求めることができるものである．研究対象とする現象は，比較的弱い衝

る．インピーダンスマッチング法とは，異物質境界で突での割れや変形から脱水や相転移（固相相転移，融は衝撃波の伝播で両物質とも同一の圧力及び粒子速度解，蒸発）などの化学変化や強い衝撃によるイオン化となるという原理である．高インピーダンス物質に衝やプラズマ化などがあり，観測方法も千差万別である撃波が伝播すると圧力が増加し，低インピーダンス物（例えば [10]）ので，目的にあった高速衝突法や計測方

質では圧力が低下する．最初の衝撃波の導入では，混法が必要である．高速衝突実験法は衝撃銃や爆薬など合物ではそれぞれ物質のインピーダンスに応じた圧力が使われてきたが，最近では高強度パルスレーザーを

表1： 代表的地球惑星物質の衝撃波速度Usと粒子速度Upの関係 [9]Us（km/s）=C0 + SU（km/s）
p

物質
炭素質隕石
普通隕石
隕鉄
氷

密度（g/cm3）
2.2
3.44
7.85
1

C0
1.87
3.98
3.93
1.7
2.65

S
1.48
1.37
1.58
1.71
1.27

Up < 2.5 km/s
Up > 2.5 km/s

ここでC（1気圧下でのバルク音速）
及びSは実験的に求められた値である．
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日本惑星科学会誌 Vol. 20, No. 2, 2011+

Hugoniot

3







2


0K

1

L

S


S

L
L



V


S+V

V

Vo


図2： 圧力－体積の関係，及び衝撃波による圧縮過程と希薄波での解放過程が相図と共に示された概念図．衝撃圧縮されたユゴ
ニオ状態からの解放過程の断熱膨張では高温状態を経る為，相図に依存にする形で融解や蒸発が起こり得る．このような過程を通して比較的強い衝突を受けると，断熱膨張時に衝撃溶融や衝撃脱ガスが起きる．強い衝撃波では関数的に衝撃温度が上昇し，固体の密度の数倍で温度数万度のWarm dense物質となる．S, L, Vはそれぞれ固体，液体，気体を意味し，
点1－3は衝撃圧縮で実現された圧縮状態で，それらの断熱膨張が破線で示されている．点1からはプロセス全体が固体であるが，点２からの場合には，断熱膨張途中で液体や気体が現れることが予想される．点3からは更に臨界点を越える状態を
途中で通過することになる．

利用するレーザー衝撃法やパルス大電流による方法な

厳密には判定不可能である．こういう意味では，実験どが広く使われている [11]．特にパルス大電流では衝的な制約として圧縮時間の持続性とともに実験室での撃波の立たない動的圧縮（等エントロピー圧縮）が可能

検討には限界がある．しかしながら，必要な基礎デーであり，衝撃圧縮に比べて温度を抑えた圧縮が可能でタが無いことには衝撃変成の理解は進まず，衝突実験ある特徴がある．

の存在意義は変わらない．従って，衝撃変成度の定量

2.2

衝撃圧縮と圧力解放過程

化の為には，将来的実験としてピーク圧力だけでなく
圧力解放過程の速さの影響等を検討する必要が残って

衝撃波の伝播で高密度状態ができるが，その後衝撃いる．またユゴニオ状態からの部分圧力解放過程を実波の背後から衝撃波速度より速い速度の希薄波（圧力験的に決定することも，Riemann 積分から可能であ解放波）の到着で圧縮状態は解放される．その希薄波る [12 ]．このような検討を行うことで，ユゴニオ状態の発生は，飛翔体の形状や大きさなど衝撃波の発生方だけでなく解放過程での物質（ユゴニオ状態で誘起さ法及び標的の形状などで決まり，また何処まで圧力をれ，圧力解放を受けつつある状態での物質）の挙動が解放するかもその発生法で決まってくる．この希薄波

詳細に理解できるようになる．このようなその場観察

速度は，圧縮された媒体の縦波速度である．従って，法も衝撃変成の理解を深めるのに役立てる必要がある．

隕石中に観察される組織や高圧鉱物がどう急冷された

衝撃圧縮の持続時間に関しては，衝撃波速度と飛翔かも，実はその解放過程で大きな差が生じている．例

体の大きさで決まるので実験室では限度が有り，せい

えば，実験的に解放過程をその場観察し，圧縮中の媒

ぜい数マイクロ秒程度までの再現実験に限られている．

体が何処まで理論的な膨張過程である断熱膨張を経験

短い実験を行うことで圧縮時間の効果について検討をしたのかを決めることができたとしても，その希薄波行うことはできるが，大規模な実験は実際上困難であに対応した希薄波（必ずしも圧力ゼロの希薄波とは限り，数値計算に頼らざるを得ないのが現状である．同らない）が実際に発生することを確認できない限りは，一標的に対して複数回の衝突実験は可能であり，単発■2011遊星人Vol20-2.indd

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衝撃変成度の定量化に向けた展望／関根

143いる場合もある[14]．また残留温度で再結晶化が起きる場合もある

での実験結果と比較することで天然界での衝突実験を空隙を有する試料の場合には，特に衝撃温度とともに残留温度がわれていない．隕石中の高圧鉱物は特徴的に衝撃溶融再現する試みはある．この時にも最後の解放過程での両者が重要である．実際の隕石では初期状態が不明なことが多く
帯（ショックベイン）の中に見つかっている（本特集号

相や組織の凍結が問題になるかもしれない．

2.3 残留温度は行われていない．隕石中の高圧鉱物は特徴的に衝撃溶融帯（ショの他の論文参照）
が，この溶融帯は母岩より高温を受いる場合もある[14]．また残留温度で再結晶化が起きる場合もある．初期状
けていることが知られている．
の中に見つかっている（本特集号の他の論文参照）が，この溶融残留温度 TR は，衝撃温度 TH からの断熱膨張とし空隙を有する試料の場合には，特に衝撃温度とともに残留温度が高くなる
高温を受けていることが知られている．

図 2 には衝撃圧縮プロセスの圧力と体積の関係が相て下記の式で算出できる．
両者が重要である．実際の隕石では初期状態が不明なことが多く，詳細な残留温度 TR は，衝撃温度 TH からの断熱膨張として下記の式では行われていない．隕石中の高圧鉱物は特徴的に衝撃溶融帯（ショックベイ
 VR γ
を圧縮してそれプロセス全体を通して固体のままであdV TR = TH exp− ∫V
H Vの中に見つかっている（本特集号の他の論文参照）が，この溶融帯は母岩

図のそれとオーバーラップされて示されている．固体
ると，その固体が弾性的に振る舞うか，塑性的に振る

高温を受けていることが知られている．
ここで，RVとH はそれぞれ解放時およびユゴニオでVH はそれぞれ解放時およびユゴニオでの体積であ
ここで，V
とRV
残留温度
T
は，衝撃温度TH からの断熱膨張として下記の式で算出できR空隙のある試料では，圧縮によって得られる仕事量と圧力解放の体積である．
歪みでは，歪みに伴って特徴的なすべり面が生じ，そ舞うかで最終的に観察される組織は異なる．特に高速の摩擦熱で局所的に高温度となり得る．この結晶学的すべり現象が相転移メカニズムとなる場合もある．ま VR γ
空隙のある試料では，圧縮によって得られる仕事量の差を熱に換算した温度として計算できる．圧力解放プロセスはdV TR  TH exp− ∫VHVと圧力解放での仕事量との差を熱に換算した温度としに関わらず空隙の無い試料の圧縮曲線で近似されるので，空隙率た，圧力の増加につれて全体の温度も上昇すると，すV
ここで，て計算できる．圧力解放プロセスは，空隙の有無に関
R と VH はそれぞれ解放時およびユゴニオでの体積である．
には残留温度は関数的に高くなることが理解できる．この点でもわらず空隙の無い試料の圧縮曲線で近似されるので，べり面の変化も起き得るのでより複雑になってくる．
空隙のある試料では，圧縮によって得られる仕事量と圧力解放での仕事

握が極めて重要となる．また，衝撃回収実験では，通常衝撃波の空隙率が大きい場合には残留温度は関数的に高くなるの差を熱に換算した温度として計算できる．圧力解放プロセスは，空隙のを護るため金属容器に挿入される．この時には，試料のインピーことが理解できる．この点でも初期状態の把握が極め縮下では容易に起きることも観察されている [13]．
に関わらず空隙の無い試料の圧縮曲線で近似されるので，空隙率が大きいのそれとの関係で試料は単純な衝撃波を受ける訳ではなく，金属
実際に静的圧縮下では，遅い相転移の場合でも衝撃圧
しかし，原子拡散を伴って相転移するような場合にて重要となる．また，衝撃回収実験では，通常衝撃波には残留温度は関数的に高くなることが理解できる．この点でも初期状態
射衝撃波を受ける．この場合には，試料は階段を上昇するようにの破壊から試料を護るため金属容器に挿入される．こ握が極めて重要となる．また，衝撃回収実験では，通常衝撃波の破壊からを受けるので，圧縮に伴う仕事量は単純な単発での圧縮に比べての時には，試料のインピーダンスと金属のそれとの関が高密度相に類似していても，実際にはその高圧相がは，Hugoniot データとして計測した圧力−密度関係

を護るため金属容器に挿入される．この時には，試料のインピーダンスと係で試料は単純な衝撃波を受ける訳ではなく，金属容
回収できない場合もある．多くのケイ酸塩では，高圧
一ピーク圧まで達しても少なくなる．この為衝撃温度も低くなる

器からの反射衝撃波を受ける．この場合には，試料は鉱物の凍結は実験的にはまれにしか確認されていなのそれとの関係で試料は単純な衝撃波を受ける訳ではなく，金属容器からも相対的に低くなる．

階段を上昇するように段階的な圧縮を受けるので，圧い．また，斜長石や石英は，結晶構造が圧縮で乱れた
射衝撃波を受ける．この場合には，試料は階段を上昇するように段階的な縮に伴う仕事量は単純な単発での圧縮に比べて，それを受けるので，圧縮に伴う仕事量は単純な単発での圧縮に比べて，それぞ2.4 温度計測
ぞれ同一ピーク圧まで達しても少なくなる．この為衝一ピーク圧まで達しても少なくなる．この為衝撃温度も低くなるし，残留
このように見ると温度は実際に計測する必要がある．温度を計測

ままアモルファス相として凍結される場合もある．これらは通常の溶融ガラスに比べて密度や屈折率が大き
く，衝撃圧縮で生成したものとして特徴付けられてい撃温度も低くなるし，残留温度も相対的に低くなる．

も相対的に低くなる．
衝撃圧縮状態がより正確に理解できる．実際には輝度温度計や放る．高圧相の回収率は，少量であったりする場合もある．
2.4
温度計測
る波長の光の輝度変化を計測し，下記の Planck の式から黒体輻射
これらの理由は，生成相の中には粒子サイズが小さく

2.4 温度計測
ボデイとして扱い温度
T 及び放射率εを算出する．この式で定数 C
このように見ると温度は実際に計測する必要がある．
残留温度による影響で逆転換が起っていると考えられこのように見ると温度は実際に計測する必要がある．温度を計測すること
温度を計測することで，衝撃圧縮状態がより正確に理る場合もある．そのため，工業的に衝撃波でダイヤモ記の値である．

解できる．実際には輝度温度計や放射温度計である波ンドを合成するには多量の銅粉と混合し，冷却を効
衝撃圧縮状態がより正確に理解できる．実際には輝度温度計や放射温度計

N i = εC1λ 下記の/ (expCPlanck
長の光の輝度変化を計測し，下記のPlanckの式から果的にする工夫を行っている（この銅粉の効果のもう)
2 / λT −1る波長の光の輝度変化を計測し，の式から黒体輻射ないしグ−5

黒体輻射ないしグレイボデイとして扱い温度
T 及び
Wm / steradian
1 = 1.191×10
ボデイとして扱い温度
この式で定数 C1 及び C２
TC及び放射率εを算出する．
−2 C1 及び C2 は下記
放射率 ε を算出する．この式で定数
ンピーダンスになり圧力を高める効果も見逃せない）
．
C
=
1.439
×10
mK
2
記の値である．
一つの大きな役割は , 炭素だけを試料にするより高イ高圧生成相の逆転換を抑制するパラメータには，高圧相の熱的安定性が大きく効いている．あるいは低圧相の格子中の積層欠陥として取り込まれる形で，残留圧力の効果として安定化している場合もある [14]．また
残留温度で再結晶化が起きる場合もある．初期状態が−162の値である．

N i  εC1λ−5 / exp [C2 / λT ]−1
C1  1.191×10−16 Wm2 / steradianC2  1.439 ×10−2 mK

7空隙を有する試料の場合には，特に衝撃温度とともに

こ こ で ピ ー ク 波 長 λ max はWien’ s変 位 則 か ら

残留温度が高くなるので両者が重要である．実際の隕（μｍ・K）/T となり，1000 K では赤外のλ max=2897.7

石では初期状態が不明なことが多く，詳細な検討は行

2.9 μm が中心波長であるが，5000 7K では 0.58μm の■2011遊星人Vol20-2.indd

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可視光となり，大きく変化する．このような計測では，種々の問題点を解決しながら検討する必要がある．残熱的で均質な発光であれば問題がないが，放射率が極留温度に関しても計測することは可能であるが，赤外

めて小さい場合などには注意が必要である．特に比較領域での計測が必要となる．その他の温度計測法に的弱い衝撃波によるすべり面での発光やトリボルミネ

は，ラマン分光法でのストークスとアンチストークス

ッセンスと呼ばれる局所的な非熱的発光も含まれるのピーク強度比から温度を決定する方法 [19]，EXAFS

で，熱的なスペクトルとの区別が重要である．

（Extended X-ray absorption fine structure）分 光 法

一般的には，スペクトルは可視領域の波長で測定さ[20] や金属に対する中性子共鳴分光法 [21] などに基づれる．これは技術的に高速立ち上がりの計測器（光電く温度決定法があるが，現状では実用的ではない．

管やストリークカメラ）が利用出来るからである．そのため，計測出来る温度範囲も 2000 K 程度からの高2.5 衝撃溶融

温域に限られる．より低温での温度計測には赤外域波

図 3 には実際の衝撃回収実験で観察されたショック

長での計測器が必要である．また不透明試料の場合にベインが示されている [22]．これはカンラン岩粉末とはスペクトルは試料背後に接している窓材の熱的発光

金属粉との混合物をステンレス容器に圧入し，ピー

スペクトルを計測して，境界での熱伝導を仮定した方ク衝撃圧約 31 GPa で衝撃回収実験を行って得られた法で鉄の様な不透明体の衝撃温度を決定する [15]．透試料の断面である．金属が球状になって溶けた幅 50

明な試料でも測定波長での透過率の変動や差などの事

μm 程度の帯状の部分があることが分かる．周囲に比前検査をしておく必要がある．衝撃圧の関数として温べてこの部分だけ高温度になったと理解できる．ピー

度を測定することで，衝撃圧縮中に融解が起きること

ク圧力や空隙率の衝突条件を変えて同様な実験を行っを検出することが可能となる．

たが，再現はできていない．ただ特徴として，衝撃波

不均質な試料での温度計測には，時間分解計測と同時に空間分解計測が要求される．衝撃変成の理解に重の伝播方向に約 45 度傾斜した円錐上の位置にこの高温部が観察されている点である．

要な 2000 K 程度以下の温度計測は，あまり例は無い

このような高温部はプール状の組織を持つメルトポが氷や玄武岩で幾つかの例が知られている [16, 17, 18]．

ケットとしても知られている．メルトポケットは衝撃玄武岩で平均的な温度と高温度のホットスポット的温波の伝播以前に空隙があり，その空隙を起点として高度とが計測され，実際の衝撃変成を考える上で重要な温が局所的に発生したと理解できるが，ショックベイ

情報となっている．ショックベインのような高温度帯

ンは局所的すべり摩擦での高温発生と理解できる．この検出も実験条件を選択することで可能となろう．実の実験で得られた融解部分の化学組成は，通常の融解際の温度測定では境界面の粗さでもスペクトルが変化実験で得られるものとは大きく異なり，融解部分にもし，衝撃圧縮下での試料の温度を正確に計測するにはともと存在していた，隣り合う鉱物粒子同士の部分溶

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図3： 衝撃回収実験で生成したショックベイン[21]．ステンレス衝撃回収容器（左図：長さ30 mm，直径30 mm）中でピー
ク圧30.8 GPaから回収されたカンラン岩と金属鉄の混合物の走査電子顕微鏡（SEM）像．ショックベイン中の金属粒子（白色部）が球状であり，母岩中の金属粒子はケイ酸塩（灰色部）粒間に横方向（衝撃波伝播方向に垂直）に分布
した不規則形であることに注目し，大きな温度差が認められる．横幅は約465μm．

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衝撃変成度の定量化に向けた展望／関根

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融混合物となっている．これらのことから，衝撃波の伝播で粒子間に摩擦が生じ，その熱も加わり部分溶融

3. まとめと展望が起きていることが分かる．ショックベイン中では面同士のすべり摩擦で生じた熱が寄与している．従って，

ここでは，衝撃圧縮プロセスに伴う温度と圧力の変圧力が大きい程，面積が広い程，すべり距離が大きい化を理解する上で基礎となる事項について述べた．衝程，ショックベインの幅が狭い程，摩擦熱が効果的に突前の初期状態に大きく依存した時間的・空間的変化

発生し高温度になると考えられる．こう考えると，強が，衝突現象に伴う物質進化では重要であることが分

い衝撃波が伝播中にすべりが起きた方がより高温にな

かる．天体における衝突では，その痕跡は後に続く大る．通常考えられているようなシアー応力によるメカ

きな衝突で消されることが起きるが，衝突の空間的不ニズムでは，弾塑性転移時にシアー応力が最大になり，均質性などで全てが消去されないこともあり得ると理

比較的弱い衝撃波でもショックベインが生成すること解できよう．そのような物質進化で重要なのは，衝突になるが，これらの発生メカニズムに関する詳細な実エネルギーの分配による種々の現象の理解であろう．

験的検討が必要だと強く思われる．

その為には入手可能な個々の試料から得られる衝撃変最近，多くの高圧鉱物が隕石中に見つかるようにな

成度の定量的な情報とその総合が必要である．少しずり（本特集中の関連論文参照），それらの高圧相の相図つではあるが，粒子１個からの衝撃度の評価に向けてから生成条件が推定されている．ショックベインのも研究が進みつつあり [25]，将来的には，薄片試料中のう一つの特徴は，その中に高圧鉱物が観察されると言圧力分布から衝撃波の伝播方向や強さが読み取れる様

う点である．ショックベイン中のカンラン石や輝石なな方法が可能となるであろう．また，ケイ酸塩以外のどのケイ酸塩の高圧鉱物の共存関係において平衡が成共存鉱物への衝撃効果も加味した複眼的な方法 [9, 26]

り立てば，準静的超高圧実験結果に基づく温度や圧力も必要だろう．これらの方法により局所的な温度や圧の束縛条件の推定が可能であるが，この仮定の検証が力に関する情報が得られ，より詳細な衝撃変成度とし必要である．また束縛が可能であったとしても，温度て衝突現象の解明に役立つものと期待したい．

や圧力の定量化は原理的に困難である．また，これらのケイ酸塩高圧鉱物の生成に関する衝撃実験での確認

謝 辞は，皆無ではないが非常に限定的である現状がある．
火星隕石などに対しては，上で述べた衝撃圧縮で形成

北海道大学低温科学研究所で開催された衝突研究会

される斜長石ガラス（マスケリナイト）の化学組成と屈での講演をもとに，本特集号に寄稿する機会が得られ折率をパラメータとして，実験試料の結果に基づきたことを研究会関係者に感謝する．また，査読を行っ

等圧線を決めて圧力推定を行うことが可能である [23]．

て頂き，有益なコメント及び修正箇所の指摘を頂きましかし，全ての化学組成で準備されては無く，また屈した富岡博士と匿名の査読者にこころより感謝したい．

折率の決定には粒子サイズの限界があり，万能とは言い難い．前述のように残留温度でのアニーリングなど

参考文献

解放過程での変化の有無も考慮する必要がある．石英などの PDF の方位関係分布にも圧力依存性が知られ[1] Schulte, P. et al., 2010, Science 327, 1214.

ている．特に，高圧鉱物の共存関係から推定した圧力[2] Meteorite Bulletin Database, http://www.lpi.usra.edu/

範囲（大凡 20-30 GPa に入る）と従来の典型的な鉱物にmeteor/metbull. php?code=16988

関するそれに対応した衝撃度のスケール 45 GPa 以上[3] Sakamoto, M. et al., 2010, Met. Planet. Sci. 45, 32.

[3] とには，推定ピーク圧力に関して大きなずれが明[4] Stöffler, D. et al., 1991, Geochim. Cosmochim. Acta

らかになってきた [24]．この問題点を解決する為にも，
衝撃圧縮プロセスでの温度変化を更に定量化する必要があると考えられる．

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Shock Compression Science（New York: Springer）[6] McQueen, R. G. et al., 1967, J. Geophys. Res. 72,■2011遊星人Vol20-2.indd145

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