同サイズ微惑星の衝突破壊における破片速度分布123○河本 泰成 ,保井 みなみ ,嶌生 有理 ,荒川 政彦
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3

神戸大学大学院理学研究科, 神戸大学自然科学系先端融合研究環, 名古屋大学大学院環境学
研究科

太陽系の惑星は多孔質の微惑星同士が衝突破壊、再集積を繰り返すことで原始惑星へと成長したと考えられている。林モデルによると、太陽系の成長過程において、ダストの重力不安定により太陽からの距離に応じて同質量の微惑星が多くできる。また、衝突速度は天体の脱出速度(数 m/s-数 10m/s)以上になり、正面衝突に限らず様々な角度での衝突が起きたと考えられる。本研究では、岩石微惑星と氷微惑星を模擬した試料を用いて、低速度での同サイ
ズ球試料同士の正面衝突および斜め衝突実験を行った。そして、衝突破壊強度と破片の飛翔速度を測定し、同サイズ衝突における衝突破壊の特徴を明らかにすることを試みた。
実験は一段式軽ガス銃を用いて行った。試料は氷と空隙率 55%の石膏を用い、氷微惑星と岩石微惑星をそれぞれ模擬した。試料は全て直径 30mm の球であり、これを弾丸と標的に用いた。石膏試料を用いた実験は神戸大学で行い、氷試料を用いた実験は北海道大学・低温科学研究所の大型低温室(-10℃)で行った。衝突速度(vi)は正面衝突では 12.5-90m/s と変化させた。一方、斜め衝突では 70( 5)m/s で一定とした。斜め衝突の衝突角度（θ）は 0~75 で、15 刻みとした。衝突の様子は高速度ビデオカメラを用いて毎秒 3000-8000 コマの速度で撮影した。
正面衝突を撮影した高速度カメラの画像から、氷球でカタストロフィック破壊が起こった
場合、衝突直後に球全体が細かく破壊され、２つの氷球が合体して１つの球となる様子が観察された。その後潰れて薄い円盤となり、衝突方向と直角の方向に広がっていった。氷球が潰れる速度は衝突速度によらず約 10m/s であり、潰れた円盤が広がる最大速度は衝突速度程度であった。カタストロフィック破壊が起きない場合、ほとんどの破片の速度は重心速度程度となったが、衝突点付近からは衝突速度と同程度の細粒破片の放出が見られた。
石膏球の場合、衝突速度が 30m/s 以下では、破壊が起こらず衝突後に 1m/s 程度で跳ね返りが起こった。衝突速度が増加して 40m/s を超えると石膏球の片方のみが破壊され、壊れなかった球の速度は重心速度程度となった。さらに衝突速度が増加し、60m/s を超えると、両球が破壊された。衝突直後に衝突点付近が圧縮され、引き続き衝突方向に亀裂が生じて、数個の破片ができた。破片は、衝突方向と直角に飛び出し、その速度は 10m/s 程度であった。
衝突破壊強度 Q*は、正面衝突の場合、氷では Arakawa et al.(1995b)と Arakawa(1999)から、弾丸・標的質量比 0.003-0.13 で Q*=89J/kg が、石膏では Yasui and Arakawa(2011)より、弾丸・標的質量比 0.027-0.56 で Q*=446J/kg が得られている。今回の実験の結果、同サイズ球の衝突でも氷・石膏共にこれらの先行研究と同じような衝突破壊強度を示した。斜め衝突の場合、氷・石膏共に衝突角度に比例して規格化最大破片も大きくなり、氷の場合
-1.4
-0.62
ml/M=0.044(cosθ) 、石膏の場合 ml/M=0.44(cosθ) が実験結果から得られた。また、石膏標的破片に移行した運動エネルギー割合の下限値は、破壊が起こると vi によらず 1~2%となり、斜め衝突ではθの増加とともに増加した。
この様に＜100m/sの衝突速度では石膏より氷の方が破壊されやすく、それらの破片が衝突方向に直角に広がる速度も氷の方が数倍から10倍速いことがわかった。

天体スケールにおける衝突破壊モデルの再検討◯藤田智明 1, 玄田英典 1, 小林浩 2, 田中秀和 3, 阿部豊 1
1.東京大学, 2.名古屋大学, 3.北海道大学
はじめに	  惑星形成過程において、微惑星同士または微惑星と原始惑星の衝突はかなり頻繁に起こる。そして、その様な衝突を繰り返しながら天体は成長し現在の惑星系を形成するとされているが、最近の研究(例えば、Kobayashi and Tanaka 2009)によると、天体衝突によってばら撒かれる小破
片の量やサイズ等により、形成される惑星のサイズの上限が変わることが示唆されている。すな
わち、衝突によって天体がどの程度破壊もしくは削られるのかを詳細に調べることは、より正確な惑星形成論を構築する上で重要な課題となっている。これまでに、衝突前の質量の半分が飛び散ってしまう様な破壊的な衝突を引き起こす衝突エネルギー値 QD★は、様々な条件で調べられており(例えば、Benz and Asphaug 1999)、惑星形成を論じる際にはそのエネルギー値以上の衝突のみが重要視されてきた。しかし、解像度の悪さや解析手法の不明確さから、QD★の値の正確さには疑問が残る。また実際に惑星形成を考える上では、破壊ほどエネルギーが大きくないような
小規模な衝突も重要な影響を及ぼすことがわかっている (Kobayashi and Tanaka 2009)。先行研
究では、破片総質量が衝突エネルギーに対して線形に変化することを仮定しているのだが、そのようなエネルギー範囲での衝突については、実際には詳しく調べられていない。
研究目的・手法
	  そこで本研究では、物質強度が無視できるような天体スケールにおける様々な衝突エネルギー
で衝突の流体シミュレーションを SPH 法を用いて行い、QD★の値の再確認、並びに衝突エネルギーに対する破片総質量の系統的調査を行った。具体的には、直径 100km サイズの天体に対して様々な質量の天体を衝突速度一定で衝突させ、それぞれ飛び散る破片の総質量を求めた。この際、結果の解像度依存性を調べた上で、十分と認められる解像度をもって検証した。また、先行研究
では不明確であった破片総質量の解析に関しては、客観的評価が可能となる独自の解析手法を確率し、それを用いて解析を行った。
結果	  まず QD★の値を再評価した結果だが、先行研究(Benz and Asphaug 1999)の結果よりも 1 桁近く小さくなることがわかった。センスとしては、衝突破壊の際天体はこれまで考えられてきたよりも破壊されやすい結果となった、と言える。
	  また、衝突エネルギー値が QD★より小さい様な小規模衝突領域では、破片総質量は衝突エネル
ギーに対して線形とはならず、水平面に対する衝突から考えられる予想に反する結果となった。
これは、ターゲット天体の曲率が影響しているためと結論付けることができた。一方、衝突エネ
ルギーが十分小さい様な領域では、曲率の効果は小さく、水平面衝突で近似できることが考えられる。従って小規模衝突の破壊モデルは、水平面衝突と曲率の効果で評価できることがわかった。

惑星形成における衝突破壊の重要性
名古屋大学理学研究科

小林 浩

固体微粒子と気体からなる原始惑星系円盤のなかで惑星系形成はおこる。まず、固体微粒子が集まり、キ
ロメーターかそれ以上の大きさの微惑星が形成される。この微惑星は十分に大きいため重力によって引き合い、衝突・合体をくり返して成長する。この結果、原始惑星が形成され、幾度かの原始惑星同士の衝突も経験し、地球型惑星が形成される。また、原始惑星が 10 倍の地球質量程度よりも大きくなると、原始惑星系円盤中のガスを大量に降着し木星や土星のようなガスが主成分となるガス惑星を形成する。
惑星形成において衝突・破壊は非常に重要であるが、定量的に議論されてこなかった。衝突・破壊の効果を定量的に評価し、破壊の結果の様々な物理量のうちどれが惑星形成に重要であるかを明らかにすることが求められている。その結果、一回の衝突により放出される破片の総質量が非常に重要で、その破片の最大質量や質量分布はほとんど重要でないことがわかった。また、過去の研究で無視されてきたほとんど破片が放出されないような弱い衝突が衝突・破壊を決める重要な機構であることも明らかにした。これらの重要な点を押さえ、衝突・破壊を考慮した原始惑星の形成、成長のシミュレーションを行ったところ、原
始惑星の最終質量はやはり大きくなれず 10 倍の地球質量のような大きな原始惑星をつくることは難しい。
しかし、観測されている上限程度の重い原始惑星系円盤の中で、比較的大きい 100km 程度の微惑星からならこのように大きな原始惑星がつくれることを示した。このような大きな微惑星は小惑星帯の天体のサイズ分布から予測される微惑星の大きさとよく合っている。木星形成はこのような環境で行われたのだろう。
一方で、土星の固体核は木星に比べて大きいため、土星の形成は非常に速く行われなくてはいけないという制約がある。木星ができて原始太陽系星雲にギャップがあく。その結果、ギャップに近い円盤の端では圧力極大ができる。そこでは破片とガスの公転速度が一緒になり、ガス抵抗をほとんど受けないため、破片は落下しない。その結果、原始惑星は破片を集積し、数百万年という短時間で土星の惑星核のような大きな天体が形成される。
このように衝突・破壊は惑星形成過程で大きな役割をはたす。このほかにも地球型惑星形成や小惑星帯や太陽系外縁天体やデブリ円盤形成でも重要である。これらを包括的に理解するには、衝突・破壊を考慮した
惑星形成理論の構築が不可欠であり、それを達成するために必要な物理量を示すのが本研究の目的である。
多数の衝突が繰り返されて天体の分布などが決まっているが、このような衝突破壊の系を決めるのに最も必要な物理量は１回の衝突の起こったときに放出される破片の総量であり、そのエネルギー依存性である。このことを本発表によって示す。

小惑星イトカワ上の Black Boulder の特徴とその成因
Color and composition of black boulder on the asteroid (25143) Itokawa
Naru Hirata, Masateru Ishiguro, Takahiro Hiroi, Ryosuke Nakamura, Sho
Sasaki, David J. Tholen, Tomoki Nakamura, Takaaki Noguchi, Jun Saito
小惑星イトカワ上に発見された特異なボルダー，通称 Black Boulder について形状，スペクトルの解析を行い，その成因を議論する．Black Boulder は 6 x
6 x 6 m の角錐台形のボルダーで，イトカワの頭部領域に位置する．アルベドはイトカワ平均に対して 60%しかない．このサイズのボルダーでこれに匹敵するほど暗いものは他に存在しない．アルベドの大きな違いにもかかわらず，反射スペクトルはイトカワ平均とよく似ており，可視域ではほぼ完全に同一である．
一方，1 µm 帯の吸収は非常に弱いか，ほとんど存在しない．
Black Boulder の特徴を説明可能な成因について検討を加えた．第一の仮説は，
このボルダーのみが特に強い宇宙風化作用を受けたという考え方である．スペ
クトルの特徴は宇宙風化で説明可能である．しかし，宇宙風化作用は基本的には小惑星表面全体に均質に作用するものであり，ただ一つのボルダーだけ強い
宇宙風化を受けるような状況は考えにくい．
第二の仮説は，このボルダーが他の小惑星からイトカワに飛来した異地性の存在であるという考え方である．例えば炭素質コンドライト隕石は，イトカワの構成物質である普通コンドライト隕石よりも低いアルベドを持つ．また，いくつかの炭素質コンドライト隕石は，可視域で Black Boulder に近いスペクトルを持っている．しかし，ボルダーが破壊されずに小惑星表面に落着できるよ
うな速度でもたらされるということは極めて稀な現象と考えざるを得ない．
第三の仮説は，このボルダーがイトカワの母天体上で何らかの地質作用によって生成されたという考え方である．黒色普通コンドライト隕石は，普通コン
ドライト隕石が衝撃を受けて暗化することで生成されると考えられている．衝撃暗化の前後でのスペクトルとアルベドの変化は，イトカワ本体の構成物質とBlack Boulder の差異と対応付けられる．また，角礫岩化した普通コンドライト
隕石も．衝撃暗化と同様のスペクトルとアルベドの変化を示す．これらの隕石が Black Boulder のアナログ物質である可能性がある．
衝撃暗化で Black Boulder が生成したと仮定した場合の衝撃暗化を引き起こ

した衝突現象の規模を見積もってみた．その結果，最低でも直径 2.7 km のクレーターが生成するような衝突でないと，Black Boulder のサイズが説明できな
いことがわかった．これは，小惑星自体が直径 8 km 以上あったことを意味する．
この見積もり結果はイトカワサンプルの物質科学的な研究から見積もられている，イトカワ母天体サイズと矛盾しない．

小惑星表面における岩塊の安定姿勢についての研究青木隆修 1	
  中村昭子 1
1 神戸大学大学院理学研究科
探査機「はやぶさ」や「ニア・シューメーカー」により取得された小惑星イト
カワやエロスの画像には、小惑星表面に存在する大小さまざまな岩塊や砂礫がとらえられている。岩塊の中には表面に一部貫入しているように見えるものもある。岩塊の貫入深さや堆積状態、岩塊の姿勢などは、小惑星表面の砂礫の粒径、形状と関係があると考えられる。そこで、本研究ではそれらの関係を求める模擬実験を行った。	
 	
 まず十分大きな容器に小惑星表面の砂礫に見立てたガラスビーズとシリカサン
ドをそれぞれ満たし、高さ10cm、直径1cm、2cm、4cm	
 の3	
 種類のアルミ円柱をある深さまで埋め込んだ。円柱が倒れない程度に傾け、深さと角度を測定し安定な深さ・角度範囲を調べた。これとは別に、円柱の上面をゆっくり水平に一定速度で引っ張り、円柱が倒れるときの円柱と粒子表面の間の角度及び円柱が埋まっている深さを計測した。	
 	
 粒子に埋める深さが大きいほど円柱が倒れにくいことがどの円柱でも明らかだった。さらに、シリカサンドの方が円柱は倒れにくいことがわかった。また、
直径4cm	
 の円柱は他の直径の円柱に比べて倒れる角度が埋まっている深さに影響されにくいこともわかった。	
 円柱の回転の中心はシリカサンドの方がガラスビーズより粒子表面に近い傾向があった。また、円柱に働く力のモーメントを調べると、粒子の重量のみでは円柱を支えきれないことがわかった。そのため、円柱には粒子の重量以外に円柱を支える力が働いていると思われる。その力を推定するために、シリカサン
ドとガラスビーズそれぞれの安息角を測定した。すると、安息角はシリカサン
ドの方が大きいことがわかった。粒子間に働く力が円柱を支える力になっていると考えられるので、この結果は推測と調和している。	
 
	
 
	
 

脆性モルタル球の衝突破壊に関する実験的研究

物や空隙率の大きな氷などがある。これらの実験結果から、同じ多孔質物質でも物質の特性によって破壊様式、つまり標的の壊れ方や破片速度が異なることが分かっている。

道上達広（近畿大学工学部）

本研究では、多孔質物質として上記の物
質以外に新たにモルタルを用いた室内衝突

背景と目的実験を行った。本研究の目的は、多孔質物

近年、探査機の直接観測によって、小惑質としてモルタルを用いた衝突破壊実験を星についての知識が飛躍的に増大している。

行い、石膏などの他の多孔質物質の実験と探査機によって得られた重要な知見として、比較検討を行うことである。

観測された多くの小惑星が空隙率の高い天体（多孔質天体）であることが分かった。

実験方法

例えば、小惑星イトカワの空隙率は 40%に小惑星模擬物質として平均粒径 0.2mm のも及ぶ。地球の一般の岩石の空隙率が数％

豊浦標準砂をセメントと水で固めたものをであると考えるといかに高い値か分かる。

使用した。かさ密度 1550kg/m3、空隙率 40%、

このように多孔質小惑星を模擬した室内衝

圧縮強度 3.2±0.9MPa、引張強度 0.8MPa、

突実験は、小惑星の衝突現象の解明のため

音速 2280±60 m/s である。	
 に重要である。

	  衝突実験は JAXA 宇宙科学研究所の２段

過去の小惑星を模擬した室内衝突破壊実式軽ガス銃を用い、衝突速度 2.5-6.8km/s で

験では、標的として non-porous な、つまりモルタル球（直径 5.5, 7.5, 9.0cm の３種類）

空隙率の小さな標的、玄武岩などに対するを完全破壊させた。弾丸には物性の良く分実験が主であった(Fujiwara et al.,1977)。これかっている直径 7mm のナイロン球（質量は、「小惑星の強度」＝「地上に落ちてくる

0.213g）を用い、衝突角度は標的面に対し隕石の強度（玄武岩程度の強度）」と考えらて垂直である。衝突の際の真空度は 0.40Torr

れてきたからである。ところが、探査機の以下で、２台の高速度カメラ（共に 2000

直接観測によって、小惑星は空隙率が高く

コマ/秒以上）を互いに垂直な方向から撮影強度も想定していたものよりも弱いことがすることによって、衝突破片速度を測定す

分かってきた（地球上に落ちてくる隕石は、ることが可能である。成功ショット数は直地球大気を通過できる比較的強度の強いも径 5.5cm の球で 4 ショット、直径 7.5cm ののである）。

球で 4 ショット、直径 9.0cm の球で 8 ショ

１０数年前から空隙率の高い、つまり多ットの合計 16 ショットである。

孔質物質に対する実験がよく行われるよう	 になった。多孔質物質としては、石膏やガ

実験結果

ラスビーズ焼結体、石膏ガラスビーズ混合

本実験において、過去の衝突実験の結果

と比較するために、今回は（１）動的破壊

する衝撃波圧力によって決まることが知ら

強度（２）衝突反対点での破片速度（３）れている。衝撃波圧力は、衝突点の距離と衝撃波減衰率の３つについて調べた。今回共に減衰する。その減衰率は、過去の実験

多孔質物質として比較したのは、空隙率から物質によって大きく異なり、氷が距離50%の氷、空隙率 50%の石膏である。なお、の－1.0 乗(Arakawa et al., 1995)、玄武岩が距

多孔質物質ではないが参考のために実験が離の－1.8 乗(Nakazawa et al., 2002)、50%のよく行われていた玄武岩に対しても比較検

石膏が距離の－4.0 乗(Okamoto and Arakawa

討を行った。

2009)で減衰することが分かっている。つまり、衝撃波減衰率が大きいほど、反対点破（１）動的破壊強度

片速度は遅くなる。

動的破壊強度は標的が破壊されときに、	  今回用いたモルタルの衝撃波減衰率を見最大破片が２分の１になる単位質量当たり積もるために、同じ材料を用いて、1cm かのエネルギー密度 Q*で表される。今回のモ

ら 6cm の厚みの異なる平板を作成し、衝突

ルタルでは約 450J/kg であった。過去の実験

条件が同じで厚みだけ変えて反対点破片速では、動的破壊強度が強いものから順に、度を測定した。その結果、反対点破片速度

空隙率 50%の石膏が約 2000J/kg, 玄武岩がは平板の厚みの－3.0 乗に比例して遅くな

約 700J/kg、空隙率 50%の氷が約 50J/kg であっていることが分かり、この標的におけるる。今回のモルタルは玄武岩に近い値をと衝撃波の減衰率は－3.0 乗であることがわった。

かった。以上より、物質の違いによる反対
点破片速度の違いは、衝撃波減衰率、つま（２）衝突反対点での破片速度
過去の実験では同じ物質のとき、反対点

り減衰率が大きいほど破片速度が遅くなる
ことが、今回の実験でも確認された。

破片速度はエネルギー密度の 0.7 乗から 0.8乗に比例することが知られている。今回のまとめ

モルタルも同じ傾きになった。また、今回

	  本研究では、多孔質物質であっても、物のモルタルは反対点破片速度が石膏のデー質の違いによって破壊様式が異なることがタと近い値をとることが分かった。

予想されるため、多孔質物質のモルタル球

	  物質の違いによって、反対点破片速度は（空隙率 40%, 圧縮強度 3.2±0.9MPa、引張

どのように変わるのであろうか。同じエネ

強度 0.8MPa）に対して、衝突破壊実験を行

ルギー密度 1000kg/J で比較すると、破片速った。その結果、動的破壊強度 Q*は石膏よ

度の大きな順に、空隙率 50%の氷が約 15m/s、りも小さく、玄武岩に近い値をとった。衝玄武岩が約 6.0m/s、今回のモルタルが約突反対点における破片速度は、玄武岩より

1.9m/s、空隙率 50%の石膏が約 1.5m/s であも遅く、石膏よりもわずかに速い。これはった。

衝撃波圧力の減衰率で説明することができ（３）衝撃波減衰率る。

上記の反対点破片速度は、反対点に到達小惑星帯における衝突現象の観測的研究
石黒正晃（ソウル大学物理天文学科）
小惑星帯で起こっている衝突現場がはじめて観測されたのは、今から約２年前のことです。本稿
では、我々の研究を中心に、衝突を確認した経緯についてご紹介させて頂きます。

1. ダストを放出する小惑星
2005 年 11 月 26 日、はやぶさ探査機が小惑星イトカワ表面にタッチダウンし、その表面から
小惑星サンプルの採取に成功しました。同じ日に、ハワイ大学のヘンリー・シェとデーブ・ジュ
ーイットは、メインベルト小惑星(118401) LINEAR からダストが放出されているのを確認しました[1]。この観測をもとに、「メインベルト彗星」という新しい概念が生まれました。つまり、
メインベルトにいる小惑星もまた、彗星のようにダストを放出するという新しい考え方です。これまでに、９つのメインベルト彗星が見つかっています（2012 年 12 月現在）。

2. 小惑星からのダスト放出メカニズム
では一体どうして小惑星からダストが放出されるのでしょうか？その原因として、(1) 氷の昇華、(2) 衝突、(3) 静電浮遊、(4) 高速回転による破壊 などが考えられます[2]。(1)の場合、チリの放出は近日点近くで毎周回おこることが予想されます。(2)の場合、チリの放出は一時的です。(3)光電効果によって昼面が正に帯電することによってチリが浮遊すると考えられますが、この場合、脱出速度を超えて放出されるのは小さなチリだけです。(4)小さな小惑星の自転速度は、
その表面からの熱輻射により加速もしくは減速することが知られていますが（YORP 効果）、自転速度が速くなり、遠心力で小惑星が壊れてしまう可能性があります。

3. 衝突の痕跡を探す
メインベルト彗星エルスト・ピサロと 238P/Read は、近日点通過前後で活動することが知られています。しかもこれらの天体は、２周回にわたりほぼ軌道上の同じ場所でチリの放出が起こっていることもわかりました。つまり、氷の昇華によってチリが放出していると考えられるのです[3][4]。このように、メインベルト彗星の多くは、現在も氷を保持していて、普通の彗星のよ
うに太陽フラックスの大きい近日点前後でダストを放出すると考えられるようになりました。
ところが、2009 年に見つかったシーラ(Scheila)のチリ雲は、それ以外のメインベルト彗星とは異なる特徴を持っていて、研究者の注目を浴びました。この小惑星は、1906 年に発見された、直径 120 キロメートルの比較的大きな小惑星です。シーラは、2010 年 12 月上旬に突如増光を見せました。図 1 は、石垣島天文台で観測した増光時のシーラの画像です。小惑星の周囲に奇妙な形の尾が観測されました。その後、チリ雲はどんどん拡がって、中口径の望遠鏡ではほとんど検出することができなくなりました。後に、 すばる望遠鏡を用いて観測を実施し、細長く伸びた直線上構造を捕らえることができました。この構造から、2010 年 12 月 3 日にチリが短時間のうちに放出されたことがわかりました。更に、チリの大きさはサブミクロンサイズから大きいもので 100 ミクロンサイズのものまで存在することがわかりました[5]。
では、シーラのチリ雲が発生したメカニズムについて考えてみましょう。まず、紫外線波長域の観測から、シーラ周辺に OH ラジカルが検出されませんでした [6]。このことから、水氷の昇華によってチリ雲が発生したとは考えにくいことになります。また、他のメインベルト彗星と異なり、シーラの 脱出速度は 55m/s もあるので、表面レゴリスが静電浮遊して惑星間空間に放出したとは考えることができません。更に、シーラは比較的ゆっくりと自転(周期 15.85 時間)していることから、遠心力でチリを放出したとも考えることができないのです。つまり、衝突によってチリが放出された最初のメインベルト彗星に認定されたのです[5][6][7]。

図1

石垣島天文台むりかぶし望遠鏡と、国立天文台ハワイ観測所すばる望遠鏡で観測したシーラのチリ雲

では、３つの奇妙な尾の正体について考えてみましょう。室内衝突実験から、天体表面に別の小天体が斜めから衝突すると、衝突方向への「高速放出流（ダウンレンジ）」と、「円錐状に出る放出物カーテン（インパクトコーン）」の 2 つの構造が現れることが知られています（図2）。室内衝突実験で得られた知見を元に、ダスト粒子の放出機構をモデル化し、重力と太陽光圧を考慮した理論モデル計算を行った結果、小天体が小惑星シーラの進行方向に対して後方から追突したときにのみ、３つの尾をうまく再現することができました（図 2 右）。このような、衝突放出物が小惑星表面で観測されたのは、観測天文学史上はじめてのことです。更に、詳細に衝突実験と比較することによって、クレーターの大きさや、表面のかたさなどについてもわかりました[8]。このような衝突現象は、毎年のように起こっていると考えられています。自然衝突の観測的現象は、今始まったばかりなのです。

図 2 （左）室内衝突実験によって知られている衝突放出物。衝突実験による知見を元にダストの放出速度を仮定して３つの尾を再現することに成功した。（右）45 度斜め衝突を仮定した時のインパクタの予想される速度。

[1] Hsieh, H. H., Jewitt, D, 2006, Science, 312, 5773
[2] Jewitt, D., 2012, AJ, 143, 3, 66[3] Hsieh, H. H., Meech, K. J., Pittichová, J., 2011, ApJ, 736, 1, L18[4] Hsieh, H. H., et al., 2011, AJ, 142, 1, 29[5] Ishiguro, M. et al., 2011, ApJ, 740, 1, L11[6] Bodewits, D., et al., 2011, ApJ, 733, 1, L3[7] Jewitt, D., et al., 2011, ApJ, 733, 1, L4[8] Ishiguro, M., et al., 2011, ApJ, 741, 1, L24

はやぶさ 2 SCI によるサイエンスと衝突実験
1

2

3

4

5

4

6

○荒川政彦 ，門野敏彦 ，高木靖彦 ，和田浩二 ，平田成 ，小林正規 ，本田理恵 ，
7
7
7
7
7
7
7
白井慶 ，早川雅彦 ，岡本千里 ，小川 和律 ，矢野創 ，中澤 暁 ，飯島祐一 ，
777佐伯孝尚 ，今村裕志 ，澤田弘崇
1
2
3
4
5
6
神戸大学， 産業医科大学， 東邦大学， 千葉工業大学， 会津大学， 高知大学，
7
宇宙航空研究開発機構
	 	
  はやぶさ２には小惑星表面に人工クレーターを形成し，深さ 1m までの試料採取を可能にするために小型衝突装置（SCI）が搭載されている．この SCI が小惑星表面に衝突する際に発生するイジェクタは，分離カメラ（DCAM）により撮影される予定である．我々は，DCAM の取得映像から，衝突点，イジェクタの形状，そしてその進行速度を調べる予定である．さらに衝突後のクレーターを観測してその形状を決定することにより，クレータース
ケール則に対する微小重力の影響や小惑星の表層物質の物性を明らかにしていく予定である．
SCIは質量2kgの球殻状弾丸（銅製）を速度2km/sで小惑星1999JU3に向かって打ち出す．
この衝突によって作られるクレーターサイズや形状は，小惑星の表面物性によって大きく変化する．特に，表面構成物のサイズ，空隙率（表層の空隙率と構成物質の空隙率），物質強度（表層の強度と構成物質の強度）などは，クレーター形状に影響を与える重要な物性である（表1）．これらの中で構成物のサイズはリモセンにより決定可能であるが，衝突点のローカルな空隙率や物質強度はリモセンから決定することは難しく，SCIを用いた衝突実験を通して明らかにして行く．一方，良く知られているように既存のクレータースケール則を用いると，クレーターサイズやエジェクタの速度分布に対する重力依存性や物質強度依存性を再現することができる．そこで，SCI衝突実験の第一の目標は既存のスケール則を小惑星上の衝突実験で検証・拡張することである．そのためにDCAMにより観測されるイジェクタの放出角度や速度分布，それにONC（可視カメラ）やTIR（中間赤外カメラ）により観測されるクレーター形状やイジェクタ堆積物の広がりの情報を総合してSCIクレーターの形成モデ
ルを構築し，スケール則の検証と拡張を行う．このモデルの物理的解釈を行うために空隙率や物質強度を変化させた室内実験，さらにその室内実験の結果を元にして1999JU3を仮定したクレーター形成の数値シミュレーションを行う．その計算結果とSCIクレーターの形成モデルを比較してはじめて小惑星表
分類
細分類 （Φ: 空隙率） 対応スケール則
面の物性や構造を推測することが可能となる．今後，SCIクレーター
高強度層
強度
一枚岩
の形成モデルを構築するための具
>1.5m
弱強度層
強度＋重力
体的な手法を確立し，モデルの物
ガレ場15cm-1.5m
強度
粒子層
理的解釈を行うための室内実験や小石場5cm-15cm
重力1mm-1.5m
数値シミュレーションを表1に掲げ
砂場 1mm-5cm
重力る表面地形に関して系統的に行っ
Φ=40-45%
重力＋強度ていく必要がある．
粉体層
<1mm

	
 

Φ=45-70%
Φ>70%

表１表面地形の分類

重力＋強度

強度＋重力

天井崩落

Spectroscopic observation of 1999 JU3 and implications forcollisional evolution
杉田精司 1 )，黒田大介 2)，亀田真吾 3)，長谷川直 4)，鎌田俊一 1)，廣井孝弘 4), 安部正直 5)石黒正晃 6)，高遠徳尚 2)，吉川真 5)
1)

東京大学, 2) 国立天文台, 3) 立教大学, 4) ブラウン大学，5) 航空宇宙研究開発機構, 6) ソウル大学

１	  はじめに隕石の吸収帯と比較すると、かなりはっきりと短波長

小惑星162173 (1999 JU3)は、はやぶさ２の探査対象側にずれている。さらに、この凹みの深さは誤差の10%天体である。1999 JU3が広義のC型小惑星であることはとほぼ同じであることにも注意する必要がある。この確実であるが、C型のどのサブタイプのスペクトルを２つの事実は、この凹みが何らかの誤差に起因してい持つのかについては議論の余地が残る状況である。どる可能性を示唆する。

のサブタイプの小惑星なのか、どの程度の表面不均一

その一方で、メインベルト中の小惑星には、性を持った小惑星なのかによって、最適な観測運用計

Murchison隕石の0.7μmより短波長にずれた吸収帯を持画も期待される科学成果の内容は大きく異なってくる。

つものも散見される。したがって、1999 JU3の2007年7最適な観測運用計画の立案には時間がかかるし、科学

月のデータに見える 0.65μm 付近の凹みが実際に蛇紋成果最大化のためには事前に十分な時間を掛けて関連

石の吸収帯に起因する可能性は十分ある。

研究を進めることが必須である。こうした事前準備を

1999年取得のBinzel et al. [3]のスペクトルもかなり行うためには、はやぶさ２が探査小惑星に到達する十バラツキが見られる。この観測ではair massは1.5以上

分前に基本的なスペクトル観測を行う必要がある。本であったので、大気透過率補正に短波長側で大きめの稿では、最近の我々の地上観測の結果を紹介する。

誤差が出る危険性もある。短波長領域のスペクトル感度補正に10 – 20 %程度の誤差があると考えると、観測２	  過去の観測で得られた1999 JU3の可視スペクトルはやぶさ２の探査対象天体である1999 JU3について

データに見られる左下がりの傾向は誤差の範囲に入ってしまう。これも、解釈に注意が必要である。

は、地上望遠鏡で様々な観測がされており、いずれもこれまでに得られた３つのスペクトルの中で最高精C型小惑星の特徴を示している [1,2]。例えば、可視分度のデータは 2007年 9月に Vilasが取得したデータであ光観測からは、平坦なスペクトルを持っており[3,4]、

る[4]。このデータは0.7µmの吸収帯を完全に否定はしアルベドも0.070±0.003と低い値が得られている[1,2]。

ないものの、強い吸収が存在しないことを示している。

しかし、1999 JU3の可視反射スペクトルデータは、C型小惑星の中のどんなサブタイプの小惑星であるかを

３	
  GEMINI-Sによる可視分光観測議論したり、具体的な鉱物の吸収帯の同定をしたりす

このような状況のもと、2012年夏に訪れた1999 JU3

るに十分な信頼性を持つとは言えない。非常に解釈がの観測好期においては、世界の多くの大望遠鏡と共に難しい。現状では、1999 JU3がCM2隕石(水（~10 wt%）

我々も1999 JU3の可視分光観測を行った。今回の観測や炭素(2~5 wt%)を豊富に持つ)に近いスペクトルを持

好期には1999 JU3の南天にあったため、すばる望遠鏡

つことを示唆するデータ（[4]による2007年7月のデーなど北半球の望遠鏡にとっては観測が難しい状況であタ ） と 、 炭 素 質 隕 石 の 中 で は 水 (~0.1wt%) や 炭 素った。そこで、チリにあるGEMINI-South望遠鏡および（~0.2wt%）に乏しいタイプの隕石CV3に似た形のスペ

GMOS装置によって可視分光を用いて観測を行った。

クトル（[3]による1999年のデータ）の両方が得られてしかし、この時期はチリの天文台においては天候が悪いる。また、[4]による2007年9月のスペクトルは両者い時期であり、良い天候条件を待つために何日も待つとさらに異なる形状である。Vilas [4]は、1999 JU3が３必要があった。しかし、結果として、6月24日, 26日, 7

つの異なる物質で覆われている可能性を主張している

月 5日の３夜において良好な大気条件で観測を行うこが、観測誤差の結果として表れた見かけのみのスペクとができた。その際の1999 JU3の見かけ等級は19.13 –トルの変化である可能性も否定はしていない。Vilasに

19.66であり、太陽位相角は22.7 – 30.3°であった。また、よる 2007年 7月の観測結果には、 0.65μm 近傍に吸収帯標準星には HD142801 と SA107-998 の２つを用いて高と解釈できる凹みが見られる。Vilas [4]は、この凹みい較正精度を目指した。

が CM2隕石によく見られる 0.7μm吸収帯ではないかと論じている。しかし、この吸収帯の位置は、Murchison

４	
  観測と解析の結果
予備的解析からは、Vilas [4]が2007年9月に得たデータに類似した非常にフラットなスペクトルが様々な自総合すると、1999 JU3の大部分の表面は比較的高温に

転位相に対して得られるという結果が得られた。これ

加熱脱水を経験したCM2隕石に似た物質で覆われてらのスペクトルを主成分分析したところ、我々の得たいる可能性が高いことが示唆される。また、これまでスペクトルは、Binzel et al. [3]が得たスペクトルとは大報告されてきた多種多様なスペクトルは、CM2隕石のきく離れており、 Vilasの 2007年 9月のデータと非常に異なった温度での加熱によって説明できることも判明

近いことが定量的に示される結果となった。また、最した。これは、1999 JU3が基本的には、CM2隕石に似

近の他の望遠鏡での観測結果[5,6]も我々の結果と概ねた非常に水や有機物に富んだ母天体の衝突破片ないし調和的であり、非常にフラットなスペクトルを持つ物

その集合体である可能性を示唆する。軌道計算に基づ

質が 1999JU3の表面の多くの面積を覆っている可能性

いて、1999JU3がν6共鳴帯付近の小惑星族起源であるが高いことを強く示唆している。

可能性が提案されている[8]。この条件に合う小惑星族

その一方、Vilas [4]の2007年7月のデータを修正ガウ
スモデルでフィットしたところ、0.65 µm近傍に見える吸収帯が、メインベルトに見られる0.7 µm吸収帯と整合的なバンド幅およびバンド中心波長の値を示した。
さらに、人工的に加熱した炭素質隕石の試料の反射スペクトル[7]と、本研究および過去の研究で得られた1999 JU3のスペクトルを比較した。その結果、大きなバラエティーを持ついずれのスペクトルも、Murchison
隕石（CM2）の試料の幾つかの温度での加熱実験結果と非常に良い一致をすることが分かった。その一方で、このような一致は、Allende隕石（CV3）やIvuna隕石（CI）の加熱試料との間には見ることができなかった。
	
 
５	
  結論

は多くなく、図１に示すような小惑星163 Erigoneが有力な候補となるかもしれない。
謝辞：本観測の実現ためには、国立天文台からの多大なるご支援を戴いた。ここに謝意を表したい。
参考文献
1) Hasegawa et al., PASJ, 60, pp. S399–S405, 2008
2) Müller, T. et al., A&A, 525, pp. 1–6, 2010.
3) Binzel, R. et al., Icarus, 151, pp.139-149. 2001,
4) Vilas, F., Astron. J., 135, pp. 1101-1105, 2008.
5) Moskovitz, N. et al., DPS, 44, 102.04, 2012.
6) Lazzaro, D., et al., A&A, in press, 2013.
7) Hiroi, T. et al., MAPS, 31, pp. 321-327, 1996.
8) Campins, H. et al., ACM Mtg., #6452, 2012.
9) Abe, M. et al., LPSC, 39, #1594, 2008.

	
  本研究の観測および過去の観測で得られたデータを

図１．メインベルト小惑星 (142) Polana, (163) Erigone の可視光・NIRスペクトルと1999 JU3の比較。PolanaとErigoneのスペクトルは、SMASS IIデータベースより[3]。1999JU3(MMT+IRTF) については、2007年9月に取得されたデー
タ[4,9]を併せている。

固体弾の流体への低速衝突によるクラウンパターン形成	
 桂木洋光
名古屋大学大学院環境学研究科

１．はじめに	 	  液滴の固体壁もしくは流体層への衝突により形成される，いわゆる「ミルククラウンパ
ターン」は古くから知られており，
Worthington の先駆的研究により[1]その姿がとらえられて以来，多くの研究が行われてきている．近年では計算機や高速度カメラの技術革新がめざましく，ミルククラウン形成の他にもジェット形成等を含めた流体衝突の研究の進展に大きく寄与している[2]．	
 	  しかし，これまでの研究の多くは，水滴などの液滴を固体壁もしくは流体層へ衝突させた場合に集中しており，固体弾を流体層へ衝突させた実験例は意外にも数少ない．また，
液滴を粉体層のような柔らかい標的へ衝突させた例も近年までほとんどなかった．本研究では，これらのこれまであまり行われていな
かった流体衝突によるクラウンパターン形成
現象を実験的に調べる．	
 	
  本実験の典型的一例として，図１に鉄球を水の層に自由落下衝突させた場合のクラウン形成の様子のスナップショット（衝突を側面から撮影した図となるが，後にフィンガー数を計測する場合は，上からの衝突画像を用いた）を示した．また，図２に水滴と粉体層の衝突によるフィンガリングの様子を示した．
これらの実験により，ソフトマテリアルの衝突によるクラウンパターン形成の基礎解明を
目指す．	
 
	
  クラウンパターン形成に関連する天体現象
としては，はやぶさにより持ち帰られたイト
カワサンプル表面に見られるナノクレーターがある．このナノクレーターの周囲にはクラウン形状のような突起があることが報告されている[3]．	
 	
  宇宙空間のような真空，低温の世界で起こることを実験室で直接的に再現することは容易ではない．しかもイトカワのクレーターは
直径が 100	
 nm 程度と極微の世界でもある．	
 

	
 
	
 
図１：鉄球-水衝突によるクラウン形成	
 
	
 

	
 
	
 
図２：水滴と粉体層の衝突によるフィンガー形成の様子	 	 	 	  本研究では，これらの極限状態を直接的に模擬することは諦め，実験室内で流体や粉体を用いた衝突実験を行い，その結果により宇宙空間で起こっていることの類推を行う材料を整備することを目標とする．	
 ２．実験系	
 	  今回新たに行った実験では，弾丸として直径が 3, 6.35, or 8 mm の鉄球を用い，標的としては，水もしくはシリコンオイルを用いた．
最も大きく変化させた物性は標的流体の粘性であり，0.65 – 200 cSt の範囲で変化させた．
鉄球を 2 – 60 cm の高さより自由落下により標的流体に衝突させ，その様子を高速度カメラ（Photron SA-5）により 5,000 fps で撮影した．撮影したスナップショットの例を図３に示した．フィンガリング不安定性によるクラウンパターン形成を確認することが出来る．
実験条件を変化させた場合に，このクラウンパターンのフィンガー数がどのように変化す
るかを調べた．

であり，ρ, v, d, η, およびγはそれぞれ密度，
代表速度，代表長さ，粘性，および表面張力である．ここで代表速度は衝突速度を取り，代表長さとして，表面張力と粘性から導出される長さスケールを用いると，衝突レイノル
ズ数 I=We1/4Re1/2 が求まる[4]．液滴の固体壁への衝突によるフィンガー数は N~I3/4 となることが知られている[4]．一方で Bhola らの研究によると， N = We1/2 Re1/4 / 4 3 となることが報告されている[5]．本実験での結果は，両者のスケーリングによりある程度説明出来る
ことが確認された．

４．議論	
 
	
  ただし，この結果により，イトカワのナノクレーター形状を流体衝突のフィンガリング
パターンと直接結論付けることは出来ない．
イトカワのナノクレーターの形状と，フィン
ガリング不安定性との関係から，衝突速度等を見積もることは可能であるが，計算された値の信頼性は低い．例えば，真空状態ではレイリーテイラー不安定性は起きないこと[6]や，
流体変形によるクラウンパターンはすぐに緩和して形状を保てないことなどが問題点として挙げられる．特にイトカワのナノクレータ
ーのような天体上のクラウンパターンの謎を解き明かすためには，今後も，粘弾性標的，
真空チャンバー等を用いた広範で徹底的な衝突実験による詳細な研究が必要である．

	 図３：鉄球（d=6.35	 mm）の水（ν=0.89	
 cSt）への衝突（v=1.5	
 m/s）．	
 

３．結果	
 
	
  実験結果の画像よりカウントされたフィン
ガー数 N は，流体衝突を特徴付けるレイノル
ズ数 Re やウェーバー数 We を用いて解析された．ここで Re および We はそれぞれ，

ρ vd
η
ρv2 d
	
  	
  We =γ	  	  Re =

参考文献	
 [1] A. M. Worthington, Philos. Trans. R. Soc.
Lond. A 180 (1897) 137.
[2] A. L. Yarin, Annu. Rev. Fluid Mech. 38(2006) 159.
[3] E. Nakamura et al., PNAS
doi:10.1073/pnas.1116236109 (2012).
[4] H. Marmanis and S. T. Thoroddsen, Phys.
Fluids 8 (1996) 1344.
[5] R. Bhola and S. Chandra, J. Mater. Sci. 34(1999) 4883.
[6] L. Xu, W. Zhang, and S R. Nagel, Phys. Rev.
Lett. 94 (2005) 184505.

数値シミュレーションで見る粉体層への衝突貫入過程
和田浩二 (千葉工業大学)，中村昭子（神戸大学）
イントロダクション：近年の小惑星探査によって，小惑星表層は細かい粒子からなるレゴリス層に覆われ，衝突クレーターと思しき窪み地形や衝突破片（イジェクタ）と思われる巨礫が多数存在し，さらにはいかにも衝突で埋め込まれたような窪みを伴う岩石が存在するなど，天体衝突
特有の地形・構造の存在が確認されている．これらの地形・構造の形成条件を明らかにするためには，小惑星における衝突クレーター形成過程やイジェクタ放出・再堆積過程に関する理解即ちスケーリング則が必要であるが，その確立には至っていない．それは，小惑星の構造・環境に原因がある．レゴリス層で覆われた小惑星表層およびラブルパイルである小惑星自体は破片の集合体すなわち粉粒体と考えられ，さらに微小重力であることから高い空隙率を保持していると推定される．つまり小惑星は微小重力下にある高空隙粉粒体と考えられるが，その環境下での衝突過程についてのスケーリング則が確立されていないのが現状なのである．
本研究では，小惑星表層に刻まれた衝突過程を理解するべく，粉体層への天体衝突を想定した
数値シミュレーションを行う．具体的には，粒子法の一種である離散要素法 (DEM) を用い，直径410µm の球形粒子からなる粉体層へ直径 6mm の弾丸を比較的低速度 (70m/s) で衝突させる．今回はとくに，弾丸の貫入過程とその抵抗則に注目して解析を行った．これまでの実験的研究によって砂層やエアロジェルへの貫入抵抗則は得られているが [e.g., 1,2]，小惑星表層を想定した粉体層への天体衝突における貫入抵抗則は明らかになっておらず，これを求めることが今回の目的である．
加えて本シミュレーション設定は，我々が行っている室内実験を模擬するものでもあり [3]，実験結果の確認と解釈を可能とするものである．貫入抵抗則は，将来の小惑星探査におけるアクティ
ブな衝突実験やペネトレーター探査を計画するにあたって重要な検討要素でもある．
シミュレーション設定：DEM における粒子間相互作用は，粒子同士の反発係数と摩擦係数で与えられる．今回は反発係数を 0.01, 0.1, 0.4, 0.9，摩擦係数を 0.1, 0.5, 0.8 と振って計算を行いその依存性を見た．標的となる粉体層は直径 420µm の標的粒子（物性は石英）38 万個を 4.2cm 四方の箱に自由落下させることで形成した．結果として高さ約 1.5cm, 空隙率 43%の粉体層が形成された．
この標的に水平方向から直径 6mm のポリスチレン物性の弾丸を 70m/s で衝突させる (図 1a)．衝突の際には標的壁面を全て取り去り，壁での反射波の影響を排除した．
結果と議論：貫入過程の詳細な状況を明らかにすべく，衝突貫入シミュレーション中の粒子をその蓄積弾性エネルギー量に応じて色づけした．弾性エネルギーは粒子にかかっている弾性力の指標ともなることから，色づけした粒子の分布で標的粉体層内の力鎖 (force chain) の分布も観察することができる．
結果として，まず衝突直後には衝突点を中心とした半球状の衝撃波様の領域が形成されること(図 1b)，またそこから約 400m/s の速度で分離波 (detached precursor wave) が伝播していくこと (図1c) が判明した．この分離波は離散要素の集合体である粉体層に特有の波であり，その速度は 1 次
元の非連結ばねモデルで説明される音速 [4] とほぼ同じものであった．
弾丸にかかる力は，貫入直後とくに弾丸が半分めり込むまでは大きく，それ以後のクレータ孔が形成しつつ貫入する過程において働く力とは違う傾向がみられた (図 2 左)．また貫入直後では粒子間摩擦係数が大きいほど弾丸がより減速された．このことは，貫入直後では弾丸を押し返す
粒子が弾丸のほぼ半球全面にわたっており (図 1b)，特に側面付近の粒子からのシアが重要な役割を果たした結果であると考えられる．その後のクレータ孔が形成されつつ弾丸が貫入する過程では，弾丸は主にその前面に接触している少数の粒子のみから力を受ける (図 1c,d) ことからも，貫入直後とその後で弾丸が受ける抵抗の性質の違いが理解できよう．さらに貫入過程では弾丸が受ける力の分布は不均一であり (図 1c,d)，粉体特有の力鎖の不均一分布を反映したものと考えられ
る．実際弾丸にかかっている力には揺らぎが見られる (図 2 左)．しかしながら，その揺らぎを平均

(a)shock-like wave propaga on
pushed by a number of pa! cles at theearly burial staget = 20 s(b)(side view)

t=0

<-6
(top view)

0<log (E/E0)t=0(c) pushed by by small number of pa! cles (d)a"er hole opens.

t = 110 s

detached precursor wave (~400 m/s)
t = 20 s

t = 110 s

inhomogenously pushed by small
number of pa! clest = 350 s

pa! cles in the near-#eld join to push
the projec let = 350 s

図 1: (a) 衝突初期状態および (b) 衝突直後 20µs，(c)110µs，(d)350µs の断面スナップショット (反発係数 0.4,
摩擦係数 0.5)．上段が横から，下段が上からの断面図．粒子の蓄積弾性エネルギー E に応じて色付けされてある．規格化に用いた E0 は標的粒子同士が 10m/s で衝突するときの衝突エネルギー．
1000

F- (1/2)CD tSv2 [N]

1000

F [N]

100

100

10

1

0.1

F = (1/2)CD tSv2

CD=0.7101

0.1

F’ = 3 !Dpv

0.01

0.01
10

v [m/s]100

10v [m/s]100

図 2: （左）弾丸にかかる力 F を貫入速度v に対してプロットした図．図中の線は，抵抗係数
C D , 標的層
F = (1/2)C
Sv2 + 3 D v + ...
バルク密度 ρt , 弾丸断面積 S を用いて慣性抵抗 F = (1/2)C D ρt S v2 を表した場合のもので，C D 値が各々0.5,
1, 2 のものを示す．
（右）弾丸にかかる力から慣性抵抗 (C D = 0.7 とした) を差し引いた力を貫入速度に対してプロットした図．図中の線は，粘性率 η, 弾丸直径 D p を用いたストークスの粘性抵抗 F ′ = 3πηD p v で，
η = 0.5, 1, 3 Pa s に対して表示したもの．反発係数 0.4，摩擦係数 0.5．
して見れば，弾丸にかかる力は貫入速度の 2 乗に比例することは明瞭であった．これを慣性抵抗としてみた場合，粒子間反発係数や摩擦係数にほとんど依らず抵抗係数はおよそ 0.5 − 1.0 程度となった．また，貫入速度の 1 乗に比例する抵抗の存在も示唆され，これを粘性抵抗とみなせば粘性率はやはり反発係数や摩擦係数に依らずおよそ 0.5 − 3 Pa s となった (図 2 右)．反発係数や摩擦係数に依らないのは，粉体層中で粒子同士が密に接している状態にあり粒子間の相対運動が大きくないこと，および弾丸はおもに正面の粒子から抵抗を受けるためにシアがあまり効かないこと，が原因と考えられる．
室内実験においても，速度の 1 乗及び 2 乗に比例する貫入抵抗の存在が示唆されており，抵抗係数 ∼ 0.9 − 1.5, 粘性率 ∼ 2Pa s という結果が得られている [3]．本研究で得られた数値シミュレー
ションの結果はこの実験で得られた結果と調和的である．
今後は小天体表層環境，すなわち微小重力環境下で様々な空隙率を持つ粉体層を作成し，そこにおける詳細な衝突シミュレーションを行う予定である．
[1] Katsuragi, H. and Durian, D. J., 2007, Nature Physics 3, 420. [2] Niimi, R. et al., 2011, Icarus 211, 986. [3]Nakamura, A. M. et al., Icarus, submitted. [4] Hascoët, E. et al., 1999, Physical Review E 59, 3202.

微小重力下でレゴリス層を貫入する
低速度弾丸の減速過程○岡本 尚也[1], 中村 昭子[1], Güttler Carsten[1,2], Jan-Hendrik Hagemann[2],和田 浩二[3], Jürgen Blum[2][1]神戸大学 [2]Technische Universiät Braunschweig [3]千葉工業大学
はじめに
小惑星はレゴリスやボルダーを表面に持つ。これらは衝突・再集積の進化の過程を経て表面に存在すると考えられる。例えば小惑星イトカワ上には破砕デブ
リから成っている smooth terrain とたくさんのボルダーが見られる rough terrainが観測されている。一方、イトカワの脱出速度は毎秒 10-20cm である。すなわ
ち、脱出速度以下で再集積が起こると考えるならば、イトカワサイズの小惑星の再集積過程は cm s-1 - m s-1 オーダーの低速度衝突でおこったと考えられる。本
実験では再集積に伴うボルダーの天体表面への貫入を理解するために微小重力下で粉体への低速度衝突実験を行い、弾丸減速の抵抗則の決定を試みた。
実験方法
直径 5mm, 全長 15mm のアルミニウム円柱を加工して先端を球形にした弾丸を使用した。ターゲットには粒子が滑らかな球形をしたガラスビーズと粒子形状が不規則な砂を使用した。ガラスビーズは 90-106 µm と 355-500 µm, 砂は100-180 µm と 300-600 µm の粒子サイズを持つものを用意した。衝突速度は~5cm
s-1, 23cm s-1, ~50cm s-1 の 3 通り、またチャンバー内圧力は~20 Pa と 500 Pa の 2 通りで行った。実験はブラウンシュヴァイク工科大学(ドイツ)のドロップタワーを使用し、いずれも微小重力下(< 3.4×10-4 m s-2)で行っている。本発表では衝突速度 23cm s-1、圧力 500 Pa の条件で、粒径 90-106 µm のガラスビーズと 300-600 µmの砂に弾丸を衝突させた実験の解析結果を報告する。
解析・結果
ガラスビーズへの衝突ではきれいなコーン形状のイジェクタが放出された。
弾丸の端とターゲット表面からの距離を測定して、弾丸の減速を解析したとこ
ろガラスビーズよりも砂の方が減速されやすいことが分かった。初期解析として弾丸の受ける抵抗が①速度の 2 乗に比例する場合、②速度に比例する場合、③速度に依らない定数の場合、の 3 通りで弾丸減速の解析を行った。時間と距離のグラフにおいて、それぞれの場合でフィッティングを行った。計算されたフィッテイング曲線がどれだけよくデータに当てはまっているかを表す相関係
数 R（1 に近いほどフィッティング曲線とデータ値が適合している）はいずれも0.99 をとり、現在見ている減速域では抵抗則を決定することができないことが分かった。衝突速度の異なる実験の解析を順次行って減速過程のモデルを構築していく。

低速度再集積による regolith mixing
中村昭子（神戸大）、和田浩二（千葉工大）
小惑星への惑星間空間からの衝突により放出されたエジェクタ粒子のうち、脱出速度よりも小さな速度を持つものは、天体表面に再び衝突する。衝突速度が小さいものは跳ね返り、衝突速度が大きくなると再衝突した粒子そのものが破壊されるであろう。エジェクタ粒子の表面のもぐり込み深さは、エジェクタ
粒子の再集積速度、大きさ、表面の状態、すなわちレゴリスの粒子サイズや空隙率による。
ガラスビーズ層への弾丸貫入実験と、円柱や球のゆっくりした貫入抵抗測定
実験、および、DEM によるシミュレーションから、速度 70 m/s で重力に垂直な方向にガラスビーズ層に衝突する直径 6 ㎜のプラスチック球が受ける抵抗は、
速度の 2 乗、1 乗にそれぞれ比例する項と速度によらない項の和であらわされうることが示唆された（Nakamura et al. 2012）。
エジェクタ粒子速度によらない抵抗 F0 は、レゴリス粒子密度  t 、表面重力加速度 g 、表面からの深さ z によって、
F0  k 0  t gzと表すことができる（Katsuragi and Durian 2007）。無次元の比例定数 k 0 が粉粒体の種類によってどのように異なるのかを調べるために、粒径 50, 420, 1000m のガラスビーズと 140, 400 m の海砂に円柱を貫入して貫入抵抗を測定する実験を行った。その結果、海砂は、ガラスビーズの数倍の抵抗力を示し、その値は貫入深さ 10 mm で約 50 kPa 程度であった。この結果を月面に適用すると、深さ 60 cm で 500 kPa 程度と予想されるが、アポロ計画による測定結果によれば、この値は月面で測定された抵抗力の最小のものに相当する（Lunar SourceBook）。月レゴリスの内部摩擦角が 30-50°であること、土質力学の浅い基礎の支持力から類推するに貫入抵抗が内部摩擦角に依存するであろうことと調和的である。
今後、微小重力下での貫入過程をより詳しく調べるために、繰り返し実験を行うことができる自前の落下装置を持ちたいと考えている。また、エジェクタの天体への衝突は、表面に対して斜めに起こるので、斜め衝突についても調べていきたい。

レゴリス層への再集積過程を模擬した低速度斜め衝突実験	 ○木内真人 1,	  中村昭子 1	
 1

神戸大学大学院理学研究科	
 	 	  小天体表面のレゴリス層へ外来天体が衝突すると、小天体表面の砂や岩の破片が放出される。その際、放出速度が小天体の脱出速度を超えないものは、再度地表に衝突することで、小天体表面の進化に影響を与える。再集積物の多くは地表に対して斜めに衝突する。また、再集積時の表面への衝突速度は、小天体の直径が数 100Km のものでも、数 100m/s 以下となる。
このような低速度での斜め衝突に関する実験はあまり行われていない。そこで、これらの落下物が低速度で斜め衝突する際に、レゴリス層へどのような影響を与えるのかを調べること
にした。	
 
3

	
  今回我々は、弾丸に BB 弾（直径 6mm、密度 1.8g/cm ）を用い、速度 70m/s で、レゴリス層を模擬したガラスビーズ（粒径～500μｍ）と海砂（粒径～100μｍ）への斜め衝突実験を行った。弾丸の衝突角度（ここでは水平方向からの角度とする）を変えて、ターゲットにできる衝突クレーターの形状の違いや大きさを調べた。	
 高速度衝突の場合は、衝突角度が数度以下になるとクレーター形状は弾丸進行方向に大きくのびることが知られている(Gault	
 and	
 Wedekind	
 1978)。しかし本実験では、ガラスビーズ
は衝突角度によらずほぼ円形で、海砂は衝突角度が浅くなるにつれてやや楕円形に近づく傾向が見られた。海砂の場合は、衝突角度が 10°以下でも弾丸の進行方向と垂直方向のクレー
ター直径比は 1.1 程度で、Gault	
 and	
 Wedekind(1978)の石英砂の結果と比べると、衝突角度
によるクレーター形状の変化は小さい。また、クレーター直径やクレーター深さは衝突角度が浅くなるにつれて減少する傾向が見られ、衝突速度の鉛直成分が直径や深さに影響を与えると考えられる。	
 また、高速度カメラを使い、弾丸の衝突後のふるまいを衝突角度ごとに比べた。結果として、ガラスビーズ、海砂ともに衝突角度が 35°以下では弾丸は貫入せず、跳ね返りを起こす
ことがわかった。Gault	
 and	
 Wedekind(1978)では、石英砂がターゲットのとき、跳ね返りは
衝突角度が 15°以下で起こり始めるとあるが、これは衝突速度の違いが原因であると予想される。弾丸の反発係数は、弾丸速度の水平成分、鉛直成分ともに、衝突角度が浅くなるにつれて、線形的に増大する。これは、水平成分においては衝突角度が浅い方が弾丸とターゲッ
トの接する面積が減少し、ターゲットからの抵抗も減少するためだと考えられる。また鉛直成分においては、角度が浅くなると衝突速度が減少することから、反発係数が大きくなると考えられる。	
 地球型惑星形成とデブリ円盤
玄田英典（東大）、小林浩（名大）、小久保英一郎（国立天文台）
地球型惑星形成の最終ステージでは、火星サイズの原始惑星が互い衝突する
ことがわかっている。これらの巨大天体衝突で大量の破片が継続的に地球型惑
星形成領域に供給されれば、太陽系外の若い星で観測可能であるかもしれない。
本発表では、巨大天体衝突ステージでばらまかれる物質の総量および最大破
片質量を高解像度の流体コードを用いて定量的に求め、生成された破片の衝突
進化を解析的なモデルを用いて追い、デブリ円盤の明るさの時間変化を計算した。その結果、衝突デブリ円盤は、巨大天体衝突ステージ（１億年）を通じて十分赤外超過を示すことがわかった。この結果は、これまでに Spitzer 宇宙望
遠鏡の観測で報告されている温かいデブリ円盤を説明するかもしれない。また、デブリ円盤の反射光の観測可能性についても議論を行った。

月の非対称クレーター分布と近地球小惑星
伊藤孝士（自然科学研究機構国立天文台天文シミュレーションプロジェクト・天文データセンター）
１

同期回転衛星と非対称なクレーター分布２

初期設定と数値実験

潮汐相互作用は太陽系の中で広く見られる現象であ

今回の数値実験では幾つかの近地球小天体の集団をるが、そのために自転周期と公転周期が一致してしま

想定し、そこから出発して惑星摂動下での各天体の軌った衛星が多く見られる。このような衛星（同期回転

道進化を数値積分して、各惑星への接近頻度や月への衛星）は母惑星に対して常に同じ面を向けて公転して衝突確率を計算する。手続きの必要上、数値実験は第いるが、それは衛星がその進行方向（軌道運動の方向）

一段階と第二段階のふたつに分かれる。

に対しても常に同じ面を向けていることを意味する。

第一段階では月を直接組み込まず、近地球小天体領

衛星が常に同じ面をその軌道運動の方向に向けていれ

域から出発して月-地球系の作用圏へと突入する天体

ば、進行方向を向いた半球（本稿では前面と呼ぶ）はの軌道要素分布関数を得る目的での一億年間の連続数

その反対側の半球（後面と呼ぶ）よりも数多くの衝突

値積分を行う。今回は観測される近地球小天体の軌道を受けているというのは自然な予想である。

要素分布に対して観測バイアス除去作業を行い、本来木星のガリレオ衛星や海王星のTritonについては、こ観測されるべき天体の分布を推定した力学モデルからの予想（衝突痕すなわちクレーターの分布が前面と後算出される天体群のうち絶対等級H<18である明るい面で非対称になること）は実際に確認されている。こ天体18,000個を扱った4)。このモデルではメインベルト

うした衛星に比べると公転周期が長く、衝突天体の相

内端のν6共鳴帯、木星との3:1平均運動共鳴ゾーン、火対速度が小さい地球の月には非対称なクレーター分布星と軌道交差する領域、メインベルトの外側、およびは確認されて来なかった。けれども2003年、日本人研

TNO円盤、という五領域にある天体群が近地球小天体

究者のグループが探査機Clementineが取得した画像デの生成に寄与する。初期状態から出発して各小天体のータを精査することにより、月面に存在する光条クレ

軌道進化に関する数値積分を一億年間実行し、地球のーターと呼ばれる比較的新しいクレーターもこのよう作用圏に突入する試験天体の軌道要素分布を得る。こ1)な非対称な空間分布を持つことを明らかにした 。

の計算で重要なことは、多くの試験天体が力学進化の月のように自転と公転が同期した衛星上のクレータ

途上で惑星や太陽との衝突もしくは木星などによる散ー非対称分布の程度は、主として衛星の公転速度と衝

乱・系外放出過程を経て失われるということである。

突天体の衝突速度（相対速度）に依存する。衛星の公

実際の太陽系ではこのような天体喪失過程と並行して転速度が大きければ前面には後面に比べて多数の天体

何らかの小天体生成過程が働いて近地球小天体が次々衝突が発生する。逆に衛星の公転速度が小さければ、と供給され、地球近傍でのそのフラックスは過去30億

後面にも前面とさほど変わりない数の衝突が発生する。

年ほど一定に保たれてきたものと考えられている。こ例えば衝突天体が衛星に対して極めて小さな相対速度のような状況を数値実験で再現するため、私達は衝突を持っており、ほぼ静止している極端な状況を考えてや散乱などの要因で取り除かれた天体を直ちに初期条

みれば、衛星の前面に衝突が集中することはすぐに理件から補充する方法を実装した。即ち近地球小天体の解される。衛星に対する衝突天体の相対速度が大きく、定常供給モデルの実現である。

かつ天体が接近する方向が等方的な場合には、結果と計算の過程でもう一つ考えるべきことは、18,000個して生成される衝突痕の非対称性はさほど大きくならでは試験天体数がまだ不足だということである。例えない。要するに、クレーターの非対称性の様子を事細ば軌道半長径2AU近傍に3,000個の試験天体を配置しかに観察してそれを検証することにより、各種の衛星ても、一億年間で地球に衝突するものはわずか100個程上にあるクレーターを作った衝突天体の力学的起源に度である。この状況では月には数個の衝突しか期待でついて制約を与えることが出来るのである。本研究できず、クレーターの記録と照合するのが困難になる。

は多数の試験天体を用いた数値実験を遂行することで、この問題を解決するため、地球の作用圏上で天体の複月面で観測されるクレーターの非対称分布を作り上げ製を実行する。試験天体の運動がカオス性を持っていた衝突天体がどのような力学的起源を持っているのかることを利用し、作用圏上に記録された遭遇速度・遭について情報を得ることを試みる。とりわけ現在知ら遇位置とわずかに異なる軌道を多数発生させ、その軌れている近地球小天体が月と衝突する際にどのような道情報から月に衝突する天体の衝突速度などを求める

非対称衝突分布を持つのか、その力学モデル依存性はのである。この部分の計算、つまり月への試験天体の2,3)

どのようなものかを明らかにしたい。

直接衝突の計算部分に関しては地球の作用圏内のみで行うため、大量の天体を投入することが可能である。

やPan-STARRSなどサーベイ観測望遠鏡を用いた近地

これを私達は第二段階の数値実験と呼ぶが、今回は合球小天体の軌道要素分布の更新、などである。そのよ

計で数百億個の複製試験天体を使用した。

うな実証データを取得した上で観測バイアスを除去す
る操作を行えば、今回の数値実験結果から予想される

３

実験結果

「遅い」未発見小天体の実在・非実在に関して何らか

第一・第二段階の数値実験の結果、近地球小天体のの制約が与えられると思われる。もしもこうした「遅月面への衝突頻度の前面後面比すなわち非対称性が計い」天体が実在するとすればそれらは月-地球系の近傍算される。この結果に対してクレーターのスケーリン

や共軌道上6)に存在するはずであり、将来のスペースグ則や衝突天体のサイズ頻度分布の効果を加味するこ

ガード計画にも何らかの影響を与えるであろう。

とで、クレーターの非対称衝突データと直接比較でき
参考文献るようなる（図1）。一見して分かるように数値結果（図1(a)）と観測データ（図1(b)）は整合的とは言い難い。

1)

図1が語るのは近地球小天体の数値実験から得られた
非対称クレーター分布が観測値よりずっと小さいと言うことだが、これは月面クレーターの非対称分布を形2)成した衝突天体群には現在私達が知っている近地球小天体群よりも月-地球系に対する相対速度の小さな天3)体が数多く含まれることを示唆する。即ち、近地球小天体群には私達がまだ知らない「遅い」天体が多く潜んでいるかもしれないのである。そうした「遅い」天4)体群の相対速度は現在の近地球小天体のそれ（~22km/s）の半分程度、10-12 km/s と予想される5)。また
図1(b)に示したクレーター記録が直径5 km以上のもの

5)を対象にしていることから、こうした遅い天体は直径200-300 mのものまでを含み得ることになる。
今回の数値実験結果の現実性の検証ついては今後の実証データの取得を待つ必要がある。たとえば最新の

6)

Morota, T. and Furumoto, M., Asymmetrical
distribution of rayed craters on the Moon, Earth
Planet. Sci. Lett., 206, 315-323, 2003.
Ito T. and Malhotra, R., Dynamical transport ofasteroid fragments from the ν6 resonance, Adv. SpaceRes., 38, 817-825, 2006.
Ito T. and Malhotra, R., Asymmetric impacts ofnear-Earth asteroids on the Moon, Astronomy &Astrophysics, 519, A63, 2010.
Bottke, W. F. et al., Debiased orbital and absolutemagnitude distribution of the near-Earth objects,
Icarus, 156, 399-433, 2002.
Malhotra, R. and Jeongahn, Y., Dynamical
investigations on the leading/trailing asymmetry of
lunar rayed craters, 1215, EPSC-DPS Joint Meeting
2011, held 2-7 October 2011 in Nantes, France.
Connors, M., Wiegert, P. and Veillet, C., Earth's
Trojan asteroid, Nature, 475, 481-483, 2011.

月探査データを用いたクレーター記録の取得、WISE
図1. 月面衝突頻度の非対称性を今回の数値実験(a)3)と実際の観測データ(b)1)とで比較した。月の進行方向(パネルa内のy 軸方向)に関する衝突の非対称性のみを示している。横軸は月前面の頂点(apex)から測定した角度、縦軸は相対的なク
レーター密度。曲線は正弦関数によるフィッティングで、apexからの角度180°(右端)で1となるよう規格化してある。

太陽系初期における彗星と惑星の衝突+α○樋口有理可 1、小久保英一郎 2、伊藤孝士 21 東京工業大学	
  2 国立天文台
太陽系初期、微惑星円盤内で惑星がある程度成長すると、残りの微惑星はその惑星の重力によって軌道が大きく変化し、一部はオールト雲と呼ばれる構造を形成すると考えられている。このオールト雲の起源を研究する過程で、惑星に散乱されるのではなく衝突する
微惑星の割合なども副産物として得られるわけであるが、本発表はこの副産物、つまりオールト雲が形成される裏側で微惑星が惑星に衝突する過程についてのものである。
微惑星は惑星に衝突するのか、太陽系外に放出されるのか、オールト雲彗星候補となるのか、この微惑星運命の確率のパラメタ依存を数値計算で求めた。計算モデルは円制限 3
体問題(太陽+惑星+無質量微惑星)、計算コードは 4 次のエルミート積分法を用いた。パラメ
タは惑星の軌道長半径、質量、微惑星の軌道要素である。こうして得られた数値計算結果
を用いて、微惑星の 1 ケプラー周期後の運命の確率を再現する簡単な式を導出した。

⎛ mp ⎞P ≈ 7 ×10 e a ⎜⎜ ⎟⎟⎝ mJ ⎠
fit
col

−7

−2

4/3

−1
p

sin −1 i

32⎛ a ⎞⎛ mp ⎞P ≈ 4 ×10 ⎜ ⎟ (1 − e)⎜⎜ ⎟⎟ sin −1 i⎜ a ⎟⎝ mJ ⎠⎝ p ⎠
fit
esc

−6

−1

5

2

⎛ a ⎞ ⎛ a ⎞
2 ⎛ mp ⎞
P ≈ 1.2 ×10 ⎜ can ⎟ ⎜ ⎟ (1 − e ) ⎜⎜ ⎟⎟ sin −1 i⎜ a ⎟ ⎜ a ⎟⎝ mJ ⎠⎝ p ⎠ ⎝ p ⎠
fit
can

−5

ここで、acan とはオールト雲彗星候補とみなす軌道長半径の下限である。
得られた結果からいくつかのことが言える。オールト雲形成に関しては、acan~103AU とすると、大体 Pcan/Pesc~0.1 程度となり、つまり候補の 10 倍は星間空間へと失ってしまうのだから、オールト雲形成効率は非常に低いと言える。各運命の確率を比較しやすくする
ために、確率を単位時間に直して面密度の重みを考慮して微惑星円盤全域で積分し、期待値 K に直して衝突と脱出の比をあらわすと次の式になる。
-

2

K col / K esc ≈ 0.7e −1 (1 − e)a p-1 mp3
この式に 4 大惑星の各質量と軌道長半径を代入すると、Kcol/Kesc の値は、天王星＞土星＞海
王星＞木星の順になるが、どの惑星でも値はほとんど同じく、離心率が 0.4-0.9 では

Kcol/Kesc~0.1 となることが分かる。現在、4 大惑星領域には小天体が存在している。ケンタ
ウルス族や散乱円盤天体と呼ばれるもの、また未分類の天体もある。これらの天体の惑星への衝突が 1 回観測されたとき、裏では 10 個の天体が太陽系外へ出ていったと予想できる。

太陽系小天体の物理特性
吉田二美（国立天文台）
	  ここでは来年から開始予定のすばる望遠鏡による大型多色測光サーベイ：Hyper Suprime-Cam（HSC）
サーベイに先だって、太陽系小天体の最新カタログに基づいて既知の太陽系小天体の描像をまとめた。
軌道分布：最新のカタログは以下から取得可能である。
Lowell 天文台が公開している小天体の軌道データ ASTORB
ftp.lowell.edu/pub/elgb/astorb.dat.gz
SDSS の太陽系小天体カタログ MOC4	
  471,569 個の移動天体のデータ
http://www.astro.washington.edu/users/ivezic/sdssmoc/sdssmoc.html
	  MOC4 と ASTORB を比較した Parker et al.（2008）は、ASTORB は r=19.5mag まで complete だと言う。つまり見かけ等級が r<19.5mag のすべての太陽系小天体は発見されている。これを絶対等級にすると表1 のようになり、TNOs はまだ大きな天体しか見つかっていないことがわかる。木星トロヤ群（JTs）のデー
タは上記とは別に次から取得でき http://www.minorplanetcenter.net/iau/lists/JupiterTrojans.html、JTsの総数は 2012 年 10 月 5 日で 5230 個、このうち L4 群が 3405 個、L5 群が 1825 個である。L4 群が L5 群
より数が多いことは知られていたが、サーベイの観測バイアスではないかと考えられていた。しかしながら、SDSS（Szabo et al. (2007)）や SMBAS（Nakamura & Yoshida (2008)）の調査により、L4 群の数が L5 群より 1.6-1.8 倍多いのはリアルであるとわかった。
日心距離
MB の内側 2.1AU

絶対等級 H

表 1	
  カタログの completeness。括弧内が、現在すべて見つかっていると推定されている小天体の最小サイズ

17.7 (0.9km)
参考文献

MB の外側 3.28 AU

15.1 (6km)

JT 5.2AU12.8 (17 km)

40AU

3.5 (1300km)

Nakamura & Yoshida, Publ. Astron. Soc. Japan 60,
293–296, 2008, Parker et al., Icarus 198 138–155(2008), Szabo et al., Mon. Not. R. Astron. Soc.
377, 1393–1406 (2007)

サイズ分布： (a) NEOs: NEO サーベイは NASA が精力的に行い、2008 年で絶対等級で H=16 等より明るい NEOs
はすべて見つかったとされている。NEOWISE（Mainzer et al.,(2011)）による最新の見積もりでは、累積サイズ分布のべき b（N(>D)∝D-b）の値は NEO のサイズによって表 2 のように変わるとしている。興味深いことに b=1.32 はD<5km の MBAs のサイズ分布とほぼ等しい。NEO の主な供給源はメインベルトであるからサイズ分布が似ているのは当然だが、NEO では D<1.5km で b が小さくなるのに対し、MBAs では D<5km で b が小さくなる。これは MBAsが軌道進化する際に、サイズに依存した何らかのメカニズムが作用していると推察される（単純に MBAs のサイズ分
布が NEO にコピーされるわけはないらしい）。
(b) MBAs:1950-52 年に Yarkes-McDobald サーベイ、1960 年に Palomar Leiden サーベイが行われ、1990 年以降
は CCD を使って、Spacewatch サーベイ（1992-95 年）、Sloan Digital Sky サーベイ（SDSS、1998-2000 年、Ivezic
et al. (2001)）、Sub-km Main Belt Asteroid サーベイ（SMBAS、 2001-2011 年、Yoshida et al. (2001, 2003), Yoshida& Nakamura (2007)など）が行われてきた。SMBAS はすばる望遠鏡の大口径を活かして D<1km の MBAs の物理特性を明らかにすることを目的としたサーベイである。これまで 9 回行われ、Sub-km MBAs のサイズ分布、カラー分
布、自転周期分布のデータを得ている。
(c) JTs: これまでに Jewitt et al. （AJ 120 1140 (2000)）が KBOs サーベイで見つけた L4 群の JTs、SDSS が検出した L4, L5 の JTs（Szabo et al. (2007)）、SMBAS の画像データに写っていた L4, L5 の JTs（Yoshida & Nakamura
PASJ 60 297 (2008)）についてサイズ分布が調べられた。 最近 Spitzer の観測により JTs のアルベドのサイズ依存性が明らかになったため、Fernandez et al. (2009)が改めて表 2 のようにサイズ分布を推定した。しかしながら、WISE

（Grav. et al. ApJ, 742:40 , 2011）は JTs のアルベドのサイズ依存性に異議を唱えており、JTs のサイズ分布は今後見直されるかもしれない。(d) TNOs: TNO のサイズ分布は 2008 年に Petit らがいったんまとめ（Petit et al. in the
Solar System beyond Neptune, 71 (2008)）、その後二つのサーベイが行われた（Fuentes et al. ApJ 696 91 (2009)、
Fraser et al.(2010)）。Fraser らは、すばる望遠鏡を使って一晩で 88 個の TNO を検出し、それらを 3 つのグループ（Cold(i<5°)、Hot(i>5°)、Close（a<38AU））に分けて、170<D<670km の範囲のサイズ分布を決定した。b の値はCold だけ大きく、Hot と Close は似ているため、Cold は、Hot と Close とは別起源ではないかと推測している。
表２	
  サイズ分布のまとめ（参考文献も記した）
Group

b

Size range (km)References

IEOs

2.2

0.03<D<1.6

Zavodny et al. Icarus 198 284 (2008)

NEOs

5

D>5

Mainzer et al., ApJ 743:156 (2011)

2.1

1.5 < D < 5

1.32

D < 1.53

5 < D< 40

Ivezic et al. AJ 122, 2749 (2001)

1.3

0.4 < D < 5

Yoshida & Nakamura, PSS, 55, 1113 (2007)

2.0

D > 12

Ryan & Woodward AJ 141:186 (2011)0.37

5 < D < 12

3.8

D > 400.8

5 < D < 40

2.0

D<5

2.7

3 < D < 11

Tancredi et al., Icarus 182, 525 (2006)

5.65

4<D<9

Fernandez & Morbidelli, Icarus 185, 211(q<1.3AU)

1.25

0.2 < D < 4(2006)TNO (cold)

4.4

170 < D < 670

Fraser et al. Icarus 210 944 (2010)

TNO (hot)

1.8

170 < D < 670

Fraser et al. Icarus 210 944 (2010)

TNO (close)

2.0

170 < D < 670

Fraser et al. Icarus 210 944 (2010)

MBAs

Hildas

JTs

JFCs (q<2.5AU)
Near

Earth

JFCs

Fernandez et al. AJ 138:240 (2009)

自 転 周 期 分 布 ： 自 転 周 期 の 最 新 デ ー タ （ 2012 Sep.11 版 ） は 以 下 よ り 取 得 で き る 。
http://www.minorplanet.info/lightcurvedatabase.html。NEAs のグループでは、バイナリー（B）39 個、それ以外（O）
438 個、MCs では、B10 個、O137 個、MBA（族以外）では B 33 個、O 2115 個、MBA の族の B 74 個、O 1685 個、JTs（L4、L5）117 個、TNOs の B 8 個、O 48 個のデータがある。NEAs＋MC、
MBAs、JTs、TNOs の自転速度分布（右図）
では、NEA のグループでは自転速度の分布は広がって見えるが、JTs と TNOs では
Spin rate（横軸）は 2−3 にあたりに集中している。またバイナリーでは自転の速いものと遅いものの 2 極に分かれる傾向が見られた。
	  SDSS や WISE などの大型サーベイのおかげで、データ数が大幅に増えたので、先人の研究を見直して、再解析する時期ではないだろうか。

衝突溶融物の形状観察による月面クレーター中央丘形成時間の推定
栗山祐太朗 (東大理 修士 2 年・ISAS/JAXA)
Introduction: 複雑クレーターの衝突メルトは，一般的にクレーター底やクレーター壁に存在する平滑な堆積物として知られてきた[Melosh 1989]．しかし最近の研究で，いくつかの月面クレーター中央丘上に組成的に周囲と異なる平滑な領域が発見され，衝突メルトの可能性が示唆されている[Ohtake et al. 2009, Osinski et al. 2011]．もし中央丘が急速に隆起して形成された場合，
衝突メルトは中央丘上から流れ落ちてしまうと考えられるため，中央丘上の衝突メルトの存在は中央丘形成のタイムスケールに制約を与えることができると考えられる．しかし，中央丘上の衝突メルトの存在を示す確実な証拠や例はほとんど報告されていない．そこで本研究では，中央丘上の衝突メルトの存在を確認するため，Tompkins and Pieters (1999)で挙げられた全ての明確な中央丘型クレーターを，組成・地形的に解析した．
Methods: SELENE のマルチバンドイメージャ(MI)および地形カメラ(TC)のデータを用いて，中央丘の組成情報と地形情報を得た．また，SELENE のデータに加えて，LROC の高解像度画像により，クラックや流れ地形(ローブや堤防地形)などの衝突メルトに特徴的な地形を断定した．
Results: 最も新鮮な中央丘型クレーターである Jackson と Tycho では，中央丘上斜面にメルトの流れた地形であるローブ地形が観察できた．中央丘の標高情報と比較したところ，これらのローブ地形は等高線に垂直に斜面傾斜方向に沿って流れていたことが明らかになった．また，衝突
メルトが中央丘斜面上で粘性が高くなり停止するタイムスケールを概算したところ，Hulme(1974)，Moore et al. (1978)の手法によりローブ地形からメルトをビンガム流体と考えた時の降伏応力を求め，それを粘性率に換算し[Moore and Ackerman 1989]，それに対応する温度に変換[Öhman&Kring 2012]すると，衝突メルト生成から 102 秒間で起こる衝突破砕物によるメルトの熱吸収による冷却過程後の冷却温度に相当していることがわかった[Onorato et al. 1978]．また，今回調査した中央丘すべての中では，少なくとも 12 の月面クレーターの中央丘上に明確な衝突メルト地形を確認した．Tompkins and Pieters (1999)のリストによると，12 のすべてのク
レーターは最も新しい月年代であるコペルニクス時代に形成されたものである．これは，コペルニクス時代の複雑クレーターの少なくとも半数の中央丘上に衝突メルトが存在することになる．
Discussion and Conclusions: Jackson と Tycho の中央丘上で斜面に沿ったメルト流れ地形が観察されたことから，中央丘隆起時も衝突メルトはある程度は流れることができたと考えることができる．一方，そのメルト地形も中央丘上斜面で停止していることから，粘性の急上昇とほぼ同じタイムスケールで中央丘が形成したと考えることができる．つまり，Jackson と Tycho の中央丘形成のタイムスケールは 102 秒間のオーダーであると考えられる．また，コペルニクス時代の複雑クレーターの半数以上の中央丘上に衝突メルトが観察できたということから，中央丘隆起時に衝突メルトが中央丘上からすべて流れ落ちずに残留することは珍しいことではないと考えられる．コペルニクス時代よりも古い時代の中央丘上で明確な衝突メルト地形が見られなかったことは，宇宙風化や土砂崩れなど何らかのメカニズムによってメルト地形が観察されにくくなった可能性がある．

月面におけるクレーターの光条物質の消失時間について本田親寿（会津大学）
背景と目的

太陽風などにより鉱物結晶中の鉄が還元さ月面に形成された直後の新鮮なクレータ

れてレゴリスなどの表面に付着することにーは月面表層下の宇宙風化作用を受けていよってスペクトルの形状を変化されることない物質を放出して、リム周辺に光条と呼が報告されている（Sasaki et al., 2001）。つばれる明るい放射状の特徴的な模様を示す。

まり、月面に FeO 量が少ない高地と FeO を

この宇宙風化を受けていない新鮮な物質か

20 wt.%近く含む海では宇宙風化作用の進らなる光条は、時間の経過と共に宇宙風化

み具合が異なると考え、高地と海という地作用などを受けるため次第に暗くなり、基質特徴に着目してそれぞれの地質を示す場

本的に最終的にはクレーター周辺の物質と所で光条消失時間スケールを調べた。

見分けが付かなくなる。クレーターの光条が消失していく原因は宇宙風化作用の他に、方法

微小隕石の衝突によって起こる光条物質と手法の概要は、それぞれの計測対象地域

その下に存在する宇宙風化を受けた地層とで光条を持つクレーターを集め、それらのの攪拌も考えられてきたが、どちらの作用

クレーターだけでクレーターサイズ頻度分が大きいのか解明されていない（Wilhelms,

布を導出し、クレーター年代学の手法を用1987）。

いて光条の継続時間を調べる。光条を持つ

クレーターの光条が消失する時間スケー

クレーターは形成してからの経過時間がそルは従来から約 10 億年とされていた。例えれ以外のクレーターに比べて短いため、地ば、Wilhelms (1987) によると 11 億年、最近

形緩和が比較的進んでおらずいわゆる新鮮の研究である Werner and Medvedev (2010)

なボール状の形状を持つ。この形態的な特によると 7.5 億年と報告されている。クレ

徴を手がかりにして形状の新鮮なクレータ

ーターの光条が消失する時間スケールは月ーを集める。集めたクレーターのリムから面上の場所（地質）に依存せず一定である

クレーターの直径の 5 倍の距離までリムかことが仮定されて、光条を持つクレーター

らの距離の関数として OMAT 値（レゴリスやそれに付随する地質は Copernican と判断の宇宙風化度合いを表す光学的指標；Lucey

されて月面地質図が作成されてきた

et al., 2000）を調べる。Grier (2001) による（Wilhelms, 1987）。

と宇宙風化度合いが変化しなくなる OMAT

本研究では宇宙風化は月面の地質に依存

値は 0.09 ~ 0.12 と報告されているが、本研して作用効率が異なると想定して、月面の究では 0.14±0.01 と実データから見積もっ

FeO 量に着目した解析を目指した。宇宙風

た。従って、リムにおいて OMAT 値が 0.15化作用の主な原因の一つとして、宇宙線や以上でリムから距離が大きくなるに従って

OMAT 値が減少するクレーターを光条有り

サイズ頻度分布は等時曲線とよく一致してと見なした。

いたが、高地のクレーターサイズ頻度分布

新鮮な形状を示すクレーターは月周回衛

直径 1km 以下で等時曲線より大きく下まわ

星「かぐや」の LISM/TC データを利用し、った。これは直径 1km 以下のクレーターの

OMAT 値は LISM/MI データを利用して解析

光条は宇宙風化作用に加えて微小隕石の衝した。解析領域は Mare Moscovince の南西突による攪拌作用が効いているためであるの位置する高地領域（-16 ~ 15˚N, 143 ~ 149と予想している。

˚E）、解析する海領域は Mare Humorum を選

また、Apex に近い Mare Humorum のクレんだ。これらの領域は他の領域に比べて比ーターサイズ頻度分布は Apex から遠い高較的余所から延びた光条が少ない場所であ地解析領域に比べて強度比が 1/10 である。

る。

これに Apex-Antapex 効果を考慮するとその

本 研 究 の 手 法 は Werner and Medvedev

差が大きくなる可能性もある。

(2010)と似ているが、Werner+らは OMAT
値を調べるために Clementine データを利用まとめしたことに対して、本研究では空間分解能

クレーターの光条物質が宇宙風化を受けと色数の点で長けた LISM データを利用しることによって視認できなくなる時間スケ

た。

ールは地質依存性があり、特に地面の FeO
量に依存することが明らかになった。この結果

FeO 量と時間スケールの関係は宇宙風化作

高地の光条を持つクレーターのみでクレ用のモデルに制約を与え、惑星表面のスペーターサイズ頻度分布を導出すると、誤差

クトルの解釈を行う上で重要であると考えの範囲内で 20 ~ 30 億年の等時曲線と一致る。

した。これは高地の光条が消失するためにこの時間を必要とすることを意味する。高地は海に比べて FeO 量が非常に小さいため、
宇宙風化作用が進みにくいと解釈した。従って従来報告されていた時間スケール（約10 億年）より長い時間スケールが得られた
ことはこれらの解釈と調和的である。一方
で、海は 2.5 億年という短い時間スケールが得られた。FeO 量が大きいため高地に比べて宇宙風化作用が進みやすいからだと解釈した。

考察
海の光条を持つクレーターのクレーター衝突蒸気雲中の化学組成のエントロピー依存性に関する研究―惑星質量と衝突起源大気組成の関係―○桑原秀治, 杉田精司 (東大・新領域)
はじめに
高速度衝突による衝撃圧縮時に分配される運動エネルギーの一部は熱として物質に残り、溶融や蒸発を引き起こす。地球型惑星形成末期における秒速 10 km を超えるような高速度
衝突ではケイ酸塩などの岩石を構成する物質までもが蒸発し始め、このときに生じる蒸気雲は初期地球型惑星大気の主要な供給源のひとつであったと考えられている[1]。初期地球型惑星大気組成の推定は紫外線や雷放電による表層への有機物の供給効率[2]や温室効果気
体による惑星放射バランスへの影響など[3]、地球生命の起源と進化を考えるうえで重要な要素に制約を与える。従来の衝突蒸気雲モデルでは集積時において形成される惑星の衝突
脱ガス水蒸気大気を仮定しており、これが一定圧下で冷却していくにつれて組成がどのように変化するのかを調べている[1]。一方で、よりミクロな観点から見た衝突蒸気雲の描像
は衝撃圧縮―圧力解放過程で膨張・冷却していくものであり、その組成変化に関してはよ
くわかっていない。本研究では断熱的に膨張する蒸気雲の組成を調べることを目的とした。
モデル
化学組成の熱力学的安定性は系の元素組成と温度、圧力に依存するため、本研究では地球型惑星の衝突蒸気雲組成をモデルするために次のことを仮定する。衝撃圧縮後の圧力解放
過程は断熱的であるとし、地球型惑星で見積もられている小惑星の衝突速度範囲[4]とシリカの Hugoniot 曲線[5]から地球型惑星上の衝突で発生しうるエントロピーを 4.0~8.0
kJ/K/kg と見積もった。この値をもとに断熱膨張する衝突蒸気雲の温度―圧力パスを決定した。また、地球の揮発性元素の相対存在量が炭素質隕石のそれと似ていることや水素と窒素の同位体比の関係から、初期地球型惑星へ揮発性元素を供給した衝突体の組成が CI コン
ドライト様のものであると仮定した[5]。蒸気雲の組成に関しては各温度―圧力条件下で化学平衡が成り立つと仮定し、計算はギブズ自由エネルギー最小化法コード[6]を用いて行った。
結果
一酸化炭素、二酸化炭素、水素、水はエントロピーに依らず、蒸気雲中で最も豊富に存在する気体成分であった。他にはメタン、硫化カルボニル、アンモニア、硫化水素、二酸化硫黄が生成され得ることがわかった。同一温度でより高圧を経験する低エントロピー線に沿って膨張する蒸気雲ほどメタンやアンモニア、硫化水素、硫化カルボニルといった温室効果気体が熱力学的に生成し易い傾向であることがわかり、地球へ衝突する速度で発生するエントロピー範囲では、少なくとも 1500-2500K の間でメタンやアンモニアは熱力学的に生成し難いことが示唆された。一方で、火星で生じ得る衝突蒸気雲の場合はメタンやアンモニアが主成分として安定に存在できることが示唆された。
まとめ
隕石重爆撃期における地球と火星の衝突蒸気雲大気組成は共に二酸化炭素・水蒸気に富んではいるが、メタンなどのより温室効果の強い気体の存在量が大きく異なった可能性があることが示唆された。
参考文献[1] Hashimoto et al., 112, JGR, 2007. [2] Stribling & Miller, 17, OLEB, 1987. [3] Ueno et al., 106,
PNAS, 2009. [4] Sleep & Zahnle, 103, JGR, 1998. [5] Kurosawa et al., 117, JGR, 2012. [6] Marty,
313-314, EPSL, 2012. [7] Gordon, S., McBride, B., 1994 NASA SP273

極限状態における珪酸塩の Hugoniot 曲線 -隕石重爆撃期の大気進化への応用○	  黒澤耕介 1,門野敏彦 2,弘中陽一郎 2,濱野景子 3,杉田精司 4,重森啓介 2,佐野孝好 2,境家達弘 5,大野宗祐 6,
橘省吾 7,松井孝典 6
1.ISAS/JAXA, 2. 阪大レーザー研, 3. 東大 理 4. 東大 新領域, 5. 阪大 理, 6. PERC/Chitech, 7. 北大 理

	
 
要旨
	
  	
  >10 km/s 衝突時の造岩鉱物のエントロピ
ー増加量を決定するために阪大レーザー研に
設 置 さ れ た 激 光 XII 号 HIPER を 用 い て 、Forsterite の衝撃圧縮実験を行った。時間分解
速度干渉/発光分光計測の結果 ~800 GPa までの圧力-エントロピー平面上の Hugoniot 曲線を得ることに成功した。得られた Hugoniot 曲
線から断熱解放後に気相が持ち得る膨張運動
エネルギーを算出し、初期地球型惑星大気の散逸問題に適用したところ、初期地球型惑星
大気圧が~10 気圧程度であれば、隕石重爆撃期に大気全散逸が起こる可能性があることがわかった。これは現在の地球、金星大気中の希ガス存在量と調和的な結果である。

はじめに	  惑星形成最終期において地球サイズの岩石
惑星の脱出速度は 10 km/s を超え、主要構成要素である珪酸塩でさえ蒸発させるほどのエ
ネルギーを供給する[e.g., 1, 2]。そのような高速度衝突は地球史上の様々な大事件で重要な役 割 を 果 た し て き た と 考 え ら れ て い る [e.g.,3-6]。 本 研 究 で は そ の 中 で も 天 体 衝 突 に よ る
大気剥ぎ取り過程に注目する。隕石重爆撃期に頻発した>10 km/s の天体衝突が惑星大気組
成及び大気全圧の変動にどの程度寄与したかを知ることは、その後の惑星表層環境進化の初期条件を調べる上で重要である。
天体衝突が起こると地表で高温高圧の珪酸塩蒸気が発生する。 その後の断熱解放によって、蒸気の内部エネルギーが膨張の運動エネ
ルギーに変換され、 直上にある既存惑星大気を心太式に加速する。 一部の大気は惑星脱出
速度を超える速度まで加速され、宇宙空間に散逸する。 この過程を "Impact erosion" と呼ぶ[e.g., 5]。 惑星大気散逸量を定量的に評価するためには 衝突天体が持つ運動エネル
ギーの何割が珪酸塩蒸気の膨張エネルギーに変換されるか、 を知っている必要があるが、宇宙速度衝突で生成される珪酸塩プラズマ内
でのエネルギー分配過程はよくわかっていな
かった。特に衝撃圧縮によるエントロピー増
加量が不明であるために、相図上での断熱解
放経路が分からず、最終的に気相に分配されるエネルギーがわからないことが本質的な問題であった。

我々はこの問題に実験的に取り組んでいる。
先ほど述べたような最終的な気相の膨張エネ
ルギーを求めるという観点では、圧力-エント
ロピー(P-S)平面上での Hugoniot 曲線を得るという課題に帰着する。

高強度レーザーによる衝撃圧縮実験
大阪大学レーザーエネルギー学研究センタ
ーに設置された高強度レーザー「激光 XII 号
HIPER」を用いて Forsterite(Mg 2 SiO 4 )の衝撃圧
縮実験を行った。基本的な実験手法は我々の先行研究と同様であるので、詳しくは参考文
献を参照して頂きたい[7, 8]。今回は標的に設置時にレーザーに対する傾斜を軽減する工夫を施したことと、裏面に無反射コートを施すことで、昨年とは比較にならない綺麗なデー
タを得ることに成功した。
実 験 結 果 , M-ANEOS と の 比 較	  衝撃波伝播中の発光スペクトルの Planck 関
数 fitting から衝撃圧縮温度を、干渉縞移動量から衝撃波伝播速度を計測した。得られた衝撃波速度を用いて既存の Hugoniot data[9]を基に衝撃圧縮圧力を算出した。温度— 圧力平面
上の Hugoniot 点を用いてべき乗関数でフィッ
ティングすると 400-860 GPa(17-25 km/s の衝突 速 度 に 相 当 )の 範 囲 で 衝 撃 圧 縮 温 度 は 圧 力の〜1.5 乗で変化することがわかった。この結果 を も と に 半 解 析 的 手 法 [10]を 用 い て 衝 撃 圧
縮時のエントロピーを算出したところ、惑星科学分野の数値流体計算で頻繁に使用される
M-ANEOS の予測値はエントロピー上昇量を過小評価していることがわかった。この原因としては(1)M-ANEOS は２段式軽ガス銃で得られた圧縮率データを外挿して構築されており、プラズマ化した Forsterite が軟化する効果
を 取 り 入 れ て い な い こ と 、 (2)衝 撃 融 解 ・ 電
離・解離によるエントロピー増加量が考慮されていないことが挙げられる。我々の VISARの反射光計測、色温度と輝度の時間変化計測
からも衝撃圧縮状態の Forsterite の反射率は20 %を超え 金属化(=電離)を起こしていることは明らかである。第一原理計算からも電離に伴う電子配置の変化は Si− O の二体相関を弱くし、解離を引き起こすことが示唆されている[11, 12]。

議 論 1 -大 気 剥 ぎ 取 り 問 題 へ の 応 用 上記の実験結果から天体衝突で達成される
極 限 状 態 で も 適 用 可 能 な P-S 平 面 上 のHugoniot 曲線が得られた。衝撃圧縮状態からの解放過程が断熱かつ熱力学平衡を保ちつづけると仮定をすると、レバールールを用いる
ことで最終的に気相に分配されるエネルギーを算出することができる。Impact erosion の多くの先行研究では衝撃圧縮によるエントロピ
ー増加量が不明であるために、完全蒸発を仮定し、そのかわりに蒸発潜熱を引き算するという方法が取られていた[5, 13]。しかし提唱者の Melosh 自身が凝縮に伴う発熱を考慮していないために、気相のエネルギーを著しく過小評価していると指摘している[13]。
	  気相に分配されたエネルギーは最終的に蒸気雲の膨張運動エネルギーになる。点源爆発するガス球の速度・密度動径分布に対する解析解を用いると、ガス球が持つ運動量に変換できる。このガス球と直上の惑星大気との運動量保存則を解くと、脱出速度を超えて宇宙空間に散逸する大気量を算出することができる [13]。 こ こ で 一 つ 注 意 が 必 要 な の は 静 水 圧
平衡状態にある惑星大気の質量分布は著しい
天 頂 角 依 存 性 を 持 つ こ と で あ る 。 Vickery &Melosh, 1990[13]で は 蒸 気 雲 と 大 気 の 間 の 運
動量保存を解く際に、天頂角の依存性を取り入れたモデル(“Sector blow-off model”)を構築した。このモデルは流体運動を全く考慮していないことから、様々な批判に晒された[14-16]。しかし、熱平衡状態を保ちながら断熱膨張するガス球を仮定することで、状態方
程式の不定性の影響を受けることなく、衝突から大気散逸に至るエネルギーの流れを表現できるところが非常に優れている。このモデルを用いることで、Hugoniot 曲線の改訂がどの程度影響を与えるかを明確にすることができる。
我々が得た Forsterite の P-S Hugoniot 曲線はまだ誤差評価などが十分でないため、精度よくエントロピーを計算可能な Quartz に対する
P-S Hugoniot 曲線[7]を Sector blow-off modelに組み込み、先行研究との比較を行った。その結果、従来のモデルでは地球への平均衝突
速 度 程 度 (~17 km/s)の 衝 突 エ ネ ル ギ ー で は 大
気 散 逸 が 起 こ ら な い が 、 改 訂 さ れ た P-S
Hugoniot 曲線から得られる気相のエネルギーを用いると、15 km/s でも十分に大気散逸が起こることがわかった。

議 論 2 –隕 石 重 爆 撃 期 の 大 気 進 化 	  新しい P-S Hugoniot 曲線をモンテカルロ法を用いた確率論的隕石重爆撃期モデルに組み込み、初期大気圧、スケールハイトをパラメータにして隕石重爆撃期の大気全圧の変遷を解いた。その結果、地球サイズの岩石惑星の初期大気全圧が<10 気圧程度であれば、隕石
重爆撃期に供給される衝突エネルギーによって大気が全散逸する可能性があることがわかった。つまり暴走温室状態に入り数 100 気圧の H 2 O-CO 2 大気を持つ金星は大気剥ぎ取りを免れた可能性が高い。それに対し、海洋形成、CO 2 の炭酸塩への固定を経た原始地球は、それまでに保持していた大気を失った可能性がある。この違いは現在の地球・金星大気中の希ガス存在度[e.g., 17]の違いと調和的である。
参考文献[1] Ahrens & O’keefe, The Moon, 4, 214-249,
1972.
[2]Kurosawa et al., Geophys. Res. Lett, 37,
L23203, doi:10.1029/2010GL045330, 2010.
[3] Pahlevan & Stevenson, EPSL, 262, 238-249,
2007.
[4] Mukhin et al., Nature, 340, 46-49, 1989.
[5] Melosh & Vickery, Nature, 338, 487-489,
1989.
[6] Lisse et al., ApJ, 701, 2019-2032, 2009.
[7] Kurosawa et al., 17 th SCCM, 2012.
[8] Kurosawa et al., JGR, 117, E04007,
doi:10.1029/2011JE004031, 2012.
[9] Sekine et al., Joint AIRAPT-22 & HPCJ-50 ,2009.
[10] Sugita et al., 17 th SCCM, 2012.
[11] Laudernet et al., PRB, 70, 165108, 2004.
[12] Knudson & Desjarlais, PRL, 103, 225501,
2009.
[13] Vickery & Melosh, GSA Special paper, 247,
289-300, 1990.
[14] Newman et al., Icarus, 138, 224-240, 1999.
[15] Svetsov, Solar System Res., 41, 28-41, 2007.
[16] Shuvalov, MAPS, 44, 1095-1105, (2009).
[17] Ozima & Podosek, Noble Gas Geochemistry,
367 pp., Cambridge University Press, New York,1983.

強度支配域におけるクレーター形成過程のフラッシュ X 線を用いた可視化実験
保井みなみ 1，荒川政彦 1，長谷川直 2，藤田幸浩 3，門野敏彦 4
1. 神戸大学

3. 名古屋大学

2. ISAS/JAXA

1. はじめに

4. 産業医科大学

3. 実験結果

多孔質の小惑星表面に見られるクレーターは, その空隙率の影響を受けている [1]．また，
小惑星の重力は非常に小さい．よって，そのような小惑星上の衝突クレーター形成過程の理得られた X 線画像を時間毎に並べたものを
図 1 に示す．

a)

解には，多孔質物質で強度支配域のクレーター①①
VV
i=2.0km/s，D
p=3.2mm：penetration①
Vi=2.0km/s，D=3.2mm：penetration
pp=3.2mm：penetration
i=2.0km/s，D形成の物理素過程を知る必要がある．本研究では，内部構造の変化に着目する．クレーター形
成における内部構造の変化は，室内実験ではほ0µs（衝突時）0µs（衝突時）0µs（衝突時）

とんど調べられていない．なぜなら，強度支配①
VVi=2.0km/s，D=3.2mm：penetration①①
V=3.2mm：penetrationpp
i=2.0km/s，Di=2.0km/s，D
p=3.2mm：penetration
域におけるクレーター成長時間が数十 μs と非常に短く，また岩石内部の観察を可視光で行うことは不可能なためである．
0µs（衝突時）0µs（衝突時）0µs（衝突時）

10.1µs10.1µs10.1µs/s，Dpp=3.2mm：penetration

10.1µs10.1µs10.1µs16.6µs16.6µs16.6µs

26.6µs
26.6µs
26.6µs②②
VVformation→→catastrophic
disruption
i=5.7km/s，D
p=3.2mm：crater
formationcatastrophic
disruption②
Vi=5.7km/s，D=3.2mm：crater
formation→catastrophic
disruption
pp=3.2mm：crater
i=5.7km/s，Db)
16.6µs16.6µs16.6µs

そこで本研究では，フラッシュ X 線を用いて，②
VVi=5.7km/s，D=3.2mm：crater
formation→catastrophic
disruption②②
V=3.2mm：crater
formationformation→→catastrophic
catastrophic
disruption
disruptionppi=5.7km/s，Di=5.7km/s，D
p=3.2mm：crater

26.6µs
26.6µs
26.6µs40.0µs40.0µs40.0µs60.0µs60.0µs60.0µs83.6µs83.6µs83.6µs

0.9µs
0.9µs
0.9µs

5.9µs
5.9µs
5.9µs

11.0µs
11.0µs
11.0µs16.0µs16.0µs16.0µs

49.8µs
49.8µs
49.8µs

70.5µs
70.5µs
70.5µs

クレーター形成中の内部構造変化の可視化を（衝突時）試みた．そして，クレーター形成中の弾丸貫入
10.1µs16.6µs16.6µs

26.6µs
26.6µs40.0µs40.0µsと孔の拡大を観察し，クレーターサイズの時間/s，Dp=3.2mm：crater formation → catastrophic
catastrophic disruption
disruption

変化を調べた．

0.9µs
0.9µs
0.9µs

5.9µs
5.9µs
5.9µs

60.0µs60.0µs83.6µs83.6µs

11.0µs
11.0µs
11.0µs133.6µs
133.6µs

16.0µs16.0µs16.0µs

29.7µs
29.7µs
29.7µs

160.9µs160.9µs160.9µs

190.1µs
190.1µs
190.1µs

2. 実験方法
0.9µs

5.9µs

11.0µs16.0µs

29.7µs5.9µs11.0µs16.0µs
29.7µs
標的には空隙率50%の石膏を用いた．
標的サ

160.9µs160.9µs160.9µs
190.1µs
190.1µs
190.1µs
イズは直径 34mm，高さ 65mmの小標的と直径 64mm，高さ 70mm の大標的を用意した．
弾丸は，直径 1.6mm 及び 3.2mm のステンレス
160.9µs

49.8µs
49.8µs

70.5µs
70.5µs100.5µs
100.5µs

図 1：X 線画像．a)は半球型，b)は破壊型
"""
!"#
!"#
!"#

!!!!!!":!!!!!!":!!!!!!":クレータ
クレータ
クレー

"
:: 最大クレ
""
:最大クレ
最大ク
!"#
!"#
!"#

"""
弾丸の運動エネルギーが小さい場合（400J!!!!!!#: 貫入深さ!!!!!!#:!!!!!!#:貫入深さ
貫入深さ

以下：図 1a），半球型のクレーターが形成され， ##!"#
:: "
:""
時の
時
#!"#
!"#
!"#
!"#
!"#時の
##!"#
#!"#
!"#

!!!!!!":!!!!!!":クレーター直径
クレーター直径球（s.s.），直径 3.2mm のアルミニウム球（Al）
周囲に圧密層が見られた．
（半球型）．運動エネ
190.1µs
"
"!"#
!"#
###

とナイロン球（Ny）を用いた．直径 3.2mm
の
"
"

""!"#
最大クレーター直径!"#::最大クレーター直径
ルギーが大きい場合（850J
以上：図 1b），半球

s.s.弾丸のみ小試料と大試料を用い，他は全て型クレーターの形成後に，孔先端から分裂した

##!"#
!"#
小試料とした．実験は，宇宙科学研究所の二段弾丸が飛び出してピットを形成し，最終的に試##!!!!!!#:!!!!!!#:貫入深さ
貫入深さ

##!"#
"!"#
時の深さ
!"#::"!"#時の深さ式 水 素 ガ ス 銃 を 使 用 し た ． 衝 突 速 度 は 1.9-

料は破壊した（破壊型）．また，両方共に弾丸2.4km/s（低速），5.6-6.4km/s（高速）とした．

が変形，分裂した．これらの X 線画像を用いて，フラッシュ X 線は 2 台設置した．そのため，

クレーターサイズの時間変化を計測した．計測

1 回の実験で得られる画像は 2 枚である．X 線

したのはクレーターの深さ d（図 2：Dp は弾丸撮影のタイミングにはピエゾゲージを用い，標直径），入口直径 D，クレーター内側の最大直的前方に設置したゲージを弾丸が通過してか

径 Dmax である．その結果，パラメータ全てがらの経過時間を設定することで，同標的・同衝

時間と共に増加したが，s.s.及び Al 弾丸の場合

突条件で衝突からの経過時間が異なる標的内は 20μs，Ny 弾丸の場合は 10μs 以内で，深さ部画像を得ることに初めて成功した．

d と最大直径 Dmax の増加が停止することが分かった．この時間を，クレーター成長停止時間3ν

3µポーリング領域の形成により増加し続けるこ! ρ $ 1+µ − 1! vit $ 1+µρ tVcr(t )= K 2# p &# & ," rp %
mp" ρt %とが分かった．また破壊型の場合，ピットの成と表され，Vcr がクレーター体積（今回は長軸長によって深さ d が 60μs 以降に再び増加する

半径 d，短軸半径 Dmax/2 の半楕円体と仮定），ρp

ことが分かった．

は弾丸密度，K2 は定数，ν と μ はスケーリング

ts と呼ぶ．入口直径 D はイジェクタの噴出，ス

クレーター成長停止時間ts

パラメータである[4]．また vit/rp は πt と表記さ60µs: ピットの成長開始

20

(3)

れる．その結果を図 3 に示す．図 3 から，各衝

Al3.2, 低速度（半球型）

突条件の ts で傾きが変化し，ts 以前の全てのデs.s.3.2, 高速（破壊型）

ー タ は ρ tVcr(t ) / mp = 0.27π t1.1 で 表 さ れ る こ と が

15

d/Dp

分かった．また，この経験式からスケーリング
パラメータ μ を計算すると 0.58 となり，先行10

研究の石膏の値（0.5）と近くなり[5]．砂の値（0.41）より大きくなった[4]．さらに，空隙率5が大きくなるほど μ は小さくなるという先行
0※破壊型：白抜きはピットを含まない孔の深さ

0

1 10-4

2 10-4

3 10-4

研究[4]の解釈とは，矛盾した結果となった．
tTime [s]s_Al_低速

図 2：クレーター深さと時間の関係tts_s.s.3.2&Al3.2_高速

s_s.s.1.6_高速※白抜きはt 後
s102

t4.1. 弾丸の抵抗係数 Cd
時間 t とクレーター深さ d の関係から，弾丸の抵抗係数 Cd を調べた．弾丸の減速モデルの

ρtVcr(t)/mps_Ny_高速

4. 議論

101

半球型(s.s.1.6, 高速)
半球型(Al3.2, 低速)
半球型(Ny3.2, 高速)破壊型(s.s.3.2, 高速, 小試料)破壊型(s.s.3.2, 高速, 大試料)破壊型(Al3.2, 高速)

方程式は，
d (t ) = ln(viαt + 1) / α ,(1)

α = πCdρ trp 2 / 2mp ,(2)と表され，vi は衝突速度，ρt は標的密度，rp とmp は弾丸半径及び質量である[2]．今回は，ts
以前（s.s.及び Al 弾丸は 20μs，Ny 弾丸は 5μsと仮定）のデータを用いて計算した．そのモデル結果は図 2 に示している．計算の結果，Cdは 2.3-3.9 となった．Cd は弾丸形状に依存し[2]，
弾丸が変形せずに貫通する場合は Cd が約 1 となることが分かっている[3]．従って，変形や分裂による弾丸の形状変化によって Cd が 1 より大きくなったと推測した．
4.2. クレータースケーリング則本研究結果を，一時クレーターの体積と時間の関係を示したクレータースケーリング則に応用した．そのスケーリング則は，

100
100

101

πt

102

103

図 3：クレーター体積と時間の関係．縦線は各衝突条件での ts を用いた πt を示す．
【参考論文】[1] Housen & Holsapple (2003), Icarus 163,
102-119.
[2] Niimi et al. (2011), Icarus 211, 986-992.
[3] 玉木&雛田 (1966), 生産研究 18, 19-21.
[4] Schmidt & Housen (1987), Int. J. Impact
Eng. 5, 543-560.
[5] Yasui & Arakawa, Icarus 214, 754-765.
※本発表の詳細は，
Yasui et al. (2012), Icarus 221, 646-657の論文を参照して頂きたい．

衝突実験におけるクレーターレイの形成
門野敏彦（産業医大），鈴木絢子（CPS），三谷典子，和田浩二（PERC），山本聡（環境研），
荒川政彦（神大），杉田精司（東大），中村昭子（神大）
惑星や衛星表面上のクレーターに付随するレイは実験室でも出現する．天体上のレイや実験室のレイの形成機構は古くから議論されてきているが決定的な結論は得られていないようである．ここでは，粉体への室内衝突実験を通して放出物が飛散する際にパターンが形成される様子を高速カメラによって撮影し，最終的にクレーター周辺に出来るレイのパターンの観察，さらに離散要素法を使った数値計算による粉体が運動する際のパターン形成の様子を調べ，天体上に残されたクレーターに付随するレイのパターンとの比較を行った．
定性的なレイの特徴及び形成の機構として・ レイは必ずしも動径方向にまっすぐに伸びているわけでなく，互いに絡み合って複雑な構造を示している
・ 飛散している放出粒子はお互いに非弾性衝突していることがわかった．
今後は，レイパターンの定量化：実験室・数値計算・天体上のレイの定量的比較
スケーリング則：レイパターンと衝突条件の関係について進めていく予定である．

玄武岩を用いたクレーター形成実験高木 靖彦 (愛知東邦大学)、長谷川 直 (ISAS/JAXA)
衝突クレーター形成のスケーリング則が強度項と重力項により成り立っていることは良く知られている。こ測定された直径と衝突エネルギーの関係を図 1 に示す。

の内、重力項に関しては、石英砂やガラスビーズを標

これらの結果を今までの研究結果と比較するため、的に用いた多くの実験により検証が行われている。一よく使われている無次元  パラメータ[3] を用いて方、強度項の検証のための実験は意外に少なく、岩整理してみる。使用した  パラメータは以下の 5

石標的を用いた系統的実験はほとんど行われてこなつである :かった。クラックの無い均質な岩石資料を一定量入手することが難しいことが、その理由の一つと考えられる。
今回、クラックが無い良質の玄武岩を入手すること

1/ 3

 
D   t 
m

1/ 3

V
 
D ,  d   t  d , V  t ,
m
m
Y

, 4  t
3 
2
 pv ipができたので、系統的なクレーター形成実験を行い、ここで、 D , d , V が形成されたクレーターの直強度スケーリング則の検証を目指した。実験に用いた径、深さ、容積、 m が弾丸質量、 vi が衝突速度、標的は、柱状摂理の玄武岩より切り出した 200 ×

 p と t が弾丸と標的の密度、 Y が標的強度であ200 × 90 mm の大きさの直方体である。切り出したる。ただし、標的強度の測定ができていないので方向は、柱の軸に垂直な方向に長辺が向いており、衝突の方向は、短辺の向き、すなわち柱状摂理に平20 MPa と仮定して計算した。
図 2 に無次元化された直径  D および容積  V と行な方向である。質量は 10.55～10.73 kg で、密度は強度スケーリングのパラメータ  3 の関係を示す。

2920±10 kg/m3 であった。

ここでは示していない無次元化された深さ  d と実験は、JAXA 相模原キャンパスにある二段式軽ガス (水素) 銃を用いて行った。弾丸には、直径 3.2mm

 3 の関係を含め、いずれの図においても弾丸 (密度) への依存性が顕著にみられる。

のアルミニウム球 (47 mg)、ステンレス鋼球 (135 mg)、
および、直径 7.1 mm のナイロン球 (218 mg) を用い、衝突速度は 2400～5300 m/sec、衝突角度は 90°であった。
形成されたクレーターには中心から放射方向へ延びる破断面が多くのクレーターで顕著に見られ、形状が中心軸対称から大きく外れていた。そこで、真上から撮影した写真上で衝突点から 8 方向での径を測定し、その平均の 2 倍を直径とした。深さと容積に関して
は、三次元形状の測定が可能なデジタル顕微鏡
Keyence® VHX-1000 を用いて測定した。ただし、いく

図 1. クレーター直径、体積と衝突エネルギーのつかのクレーターは測定可能範囲を超えてしまって関係。小さな四角は 20 年以上昔に Caltech

いたため、直径とノギスで測った深さから補正係数をで斑レイ岩を標的にして行われた実験の結用いて求めた。

果 [1], [2] である。

そこで、  3 と密度のパラメータ  4 を独立変数謝辞とした多重回帰分析を行い、 D ,  d および  V へ

実験は、宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所の  3 と  4 の依存指数を求めた。結果は、深成岩とスペースプラズマ共同利用設備を利用して行いました。

堆積岩を用いた他の研究の結果 [4, 5] と合わせて玄武岩資料は愛知県岡崎市のファニチャーストーン

表 1 にまとめた。

株式会社 (http://www.f-stone.com/) より購

今回の結果は、Gault (1973) の"dense crystalline

入しました。

rock" を用いた実験結果に近く Suzuki et al. (2012)の堆積岩を用いた実験結果とは明確な違いを示している。堆積岩中の衝撃波の減衰が大きい事が原因ではないかと考えられるが、最終的な結論を得るためには減衰率の測定や異なった岩石を用いたクレーター形成実験が必要である。

引用文献[1] Lange, M. A., T. J. Ahrens, and M. B. Boslough(1984), Impact cratering and spall failure ofgabbro, Icarus 58, 383-395[2] Polanskey, C. A. and T. J. Ahrens (1990), Impact
spallation experiments: Fracture patterns and spall
velocities, Icarus 87, 140-155[3] Holsapple, K. (1993), The scaling of impact
processes in planetary sciences, Annu. Rev. Earth
Planet. Sci. 21, 333-373[4] Suzuki, A. et al. (2011), Laboratory experiments
on crater scaling-law for sedimentary rocks in thestrength regime, J. Geophys. Res. 117, E08012[5] Gault, D. E. (1973), Displaced mass, depth,

図 2.  D および  V と  3 の関係。中抜きの記号は、

diameter, and effects of oblique trajectories for

デジタル顕微鏡による三次元形状測定がでimpact craters formed in dense crystalline rocks,

きなかったので、クレーターの面積 S と深Moon 6, 32-44

さ d の積に測定できたデータから求めた補正係数 0.29 を掛け合わせて求めた値。

表 1.
標的

 D   3a 4b

 d   3c 4d V   3e 4f

a

b

c

d

e

f

今回

玄武岩

-0.47±0.09

0.19±0.10-0.32±0.03

0.13±0.03-1.40±0.19

0.69±0.21

Gault (1973)

深成岩-0.3700.203-0.3570.190-1.133

0.633

Suzuki et al. (2012)

堆積岩-0.22±0.02

0.11±0.07-0.25±0.02

0.01±0.05-0.71±0.05

0.23±0.17

ナイロン→
ナイロン→ナイロン衝突の超高速度撮影
柳澤正久、海老名良祐、高橋悠太
柳澤正久、海老名良祐、高橋悠太（電気通信大学）
海老名良祐、高橋悠太（電気通信大学）
黒澤耕介、長谷川直（
黒澤耕介、長谷川直（宇宙研長谷川直（宇宙研/JAXA
宇宙研/JAXA）/JAXA）、杉田精司（東大）、松井孝典（千葉工大）
１．背景と目的
１．背景と目的

３．結果

高速度衝突における閃光は、一つのメカニ
ズムですべてが説明できるような単純なものではない。室内実験においては、ジェッティ
ング雲や衝突蒸気雲からの放射以外に、弾丸直径を衝突速度で割った時間にほぼ等しい継続時間をもつスパイクが衝突の瞬間に観測されることがある[1-7]。観測カメラの時間分解能が不十分なため月面衝突閃光[8]など自然界の衝突についてスパイクが観測されたという報告はないが、将来はその有無や強度から衝突現象について有意義な情報が得られる可能性がある[9, 10]。将来の観測に備えスパイ
ク光の原因を突き止めておく必要がある。

超高速度カメラの最適な設定値を捜しながら、またトリガ方法を替えながら 6 回の shotを行った。スパイク光の原因を捉えているのは 5,6 回目の shot であるが、より分かり易い
最後の shot1545 について結果を述べる。衝突
速度は 6.99 km/s であった。衝突閃光スペク
トルの時間変化を図 1 に示す。衝突の瞬間、継続時間が 1 µs 以下の連続スペクトルに近いスパイクが観測され、いったん強度が落ちた
後、C2 や CN によるバンドスペクトルが現れる。
これはジェッティング雲からの放射であろう。

２．実験方法
２．実験方法
宇宙研/JAXA の新二段式軽ガス銃で、直径 7mm のナイロン 66 球を 7 km/s で発射し、ナイ
ロン 66 ブロックに衝突させる。ブロックは80x80x40 mm の直方体で 80x80 mm の面の真中に垂直に衝突させる。
衝突閃光の測光は主に以下に示すコンポー
ネントから成るフォトメータで行った。 (a)PIN Si フォトダイオード(浜松フォトニクス
S3071、
感度波長範囲は約 400-1100 nm)；(b) アンプ(浜松フォトニクス C8366)；(c) レンズ(焦点距離 55 mm、F1.8 開放、フィルタなし)。
遮断周波数は約 40 MHz である。視野は衝突点を中心とした直径約 11 cm の範囲に限定されている。また、衝突面から測って約 17 度の方
向から測光を行った。
衝突の様子は、超高速度カメラ nac ULTRA
Neo[11]で撮像された。最速 5 ns おきの画像
が 12 コマ(制約はあるが 24 コマ可能)取得できるが、今回紹介するデータは 50 ns おきに撮像されたものである。カメラは、衝突面を真横から見る位置に設置された。撮像開始のトリガには上記のフォトメータの信号を使った。このカメラはトリガ前の画像を取得できないため、最初の画像は、フォトメータが閃光を検知し始めてから(おそらく弾丸が標的に接触してから)0.3 µs 経過してから撮像された。
また、分光ストリークカメラによる観測も行った。図 1 に示すように、スペクトルを時間の関数として観測できる。視野は標的位置で約 30 cm である。

図 1．衝突閃光スペクトルの時間変化(shot1545)．
色の濃い部分で強度が強い．上の挿絵は、C2 バン
ドの波長を示すためのブタン・バーナーのスペ
クトルである．青と緑の縦帯はフィルタ付フォトメータの観測波長域である(本論文では述べない)．

スパイク光の部分を拡大して表示したのが
図 2 である。この図には、超高速度カメラの露光のタイミングを示すモニタ信号も示す。
図中の 1 から 9 はフレーム番号を表している。
露光は 50 ns おき、各フレームの露光時間も50 ns である。フォトメータ、超高速度カメラとオシロスコープを繋ぐ同軸ケーブルによる信号の遅延は <20 ns、つまり半フレーム以下であろう。
超高速度カメラの画像を図 3 に示す。第 1
フレームの撮像時には既にスパイク光のピー
クを過ぎているが、標的内に少し貫入しかけた弾丸が光っている様子が捉えられている。
真横からの撮像なのではっきり分からないが、標的面の衝突点近傍も光っているようである。

であり、第 1 フレームからナイロン球全体が光っていることは説明できない。
ここで、ナイロン球は透明ではないが磨りガラスのように半透明であることに注意すべきである。光が内部で散乱されて全体が光っていると考えれば、衝撃波到達前から光っていることは説明できる。

図 2．スパイク光強度(光源での明るさ)の時間変化．下側は超高速度カメラのモニタ信号で 12 フ
レームの露光のタイミングを示す．

図 2 の 0.55 µs 時点には、フォトメータ信号に第 2 のピークがある。このピークは他の 2
つの shot にも存在し、再現性のあるものである。図 3 では第 6 フレームに相当し、弾丸の背面が一瞬明るくなっているのが確認できる。
原因は不明だが興味深い現象である。

４．考察
1 次元モデルでは、ナイロン同士が 7 km/sで衝突した場合、衝撃波の伝播速度は 8 km/s
である[12]。衝撃波が直径 7 mm の弾丸の背面まで達するのは弾丸と標的の接触後 0.9 µs 後、つまり第 12 フレームの露光時である。衝撃波が通過し高温になった部分だけが光って写るとすると、光る部分がナイロン球に広がっていく様子が超高速度カメラで捉えられるはず

参考文献[1] 柳澤正久，他，天体の衝突物理の解明Ⅵ，北大
低温科学研究所，2010.11．[2] 柳澤正久，他，
スペース･プラズマ研究会，2011.3．[3] 柳澤正久，
他，日本地球惑星科学連合大会，2011．[4] 柳澤正
久，他，惑星科学会，2011 秋．[5] 柳澤正久，他，スペース･プラズマ研究会，2012.2．[6] Jeanand Rollins, AIAA J, 8, 1742–1748, 1970. [7]Ernst and Schultz, Lunar and Planetary
Science XXXVIII,XXXVIII #2353, 2007. [8] Yanagisawa
and Kisaichi, ICARUS, 159,
159 31-38, 2002. [9]Yanagisawa et al., Asteroids, Comets, Meteors,#6289, 2012. [10] 柳澤正久，他，日本地球惑星科学連合大会，2012. [11] http://www.nacinc.jp/
analysis/products/uhsc/ultraneo/ (2012.3).
[12] LASL Shock Hugoniot Data, edited by Marsh
S. P., Univ. California Press, 430-431, 1980.
謝辞：本研究は宇宙研/JAXA スペースプラズマ共
同研究設備の支援を得て行われた。超高速度カ
メラ nac ULTRA Neo による撮影は株式会社ナッ
ク イメージ テクノロジーの協力を得て行われた。

図 3．超高速度カメラ(nac ULTRA Neo)によって撮影された最初の 8 フレーム(shot1545)．左から右，
上から下の順で 50 ns 毎の画像である(露光時間も 50 ns)．弾丸の進行方向は左から右(6.99 km/s)，
その直径は 7 mm である．外部光は使っていない．標的であるナイロンブロックははっきりと写っていないが，右側にあり，カメラは衝突面に沿う方向(真横)から撮影している．衝突面はほぼ鉛直である．
6 フレーム目で弾丸が一瞬明るくなっている(サブ･スパイク)。ジェッティング雲が広がっていく様子も捉えられている．

ナイロン-ナイロン衝突における蒸気雲の発光
発表者：高橋
電気通信大学悠太

情報・通信工学専攻

柳澤研究室

2012 年 11 月 20 日

1

はじめに流星体が月面に衝突すると流星体の運動エネルギーの一部が光エネルギーに変わり閃光が生じる。この衝突エネル
ギーから光エネルギーの変換効率を理解することは閃光の観測から衝突エネルギーを知る上で欠かせない。運動エネ
ルギーから光エネルギーの変換効率は衝突速度や衝突体の空隙率が影響しているのではないかと考えられていた。
しかし、青井（2010）により残存大気が発光に影響してい図 2: フォトダイオード分光感度特性。

る可能性が指摘された。本研究では飛翔体の速度、衝突体の空隙率を一定にし残存大気圧と蒸気雲の発光の関係を調

3

べる。

実験結果
一回の衝突実験で得られる測光データを図 3 に示す。

APD のグラフでは 0µs 付近で光強度が突出しているが、

2

実験方法

近赤外 PD ではその突出が見られない。これは APD と近赤外 PD の時間分解能の差である。

図 3: shot1367 の実験データ。衝突後の時間変化と光強度
図 1: 実験模式図。衝突閃光を高速度カメラと４種類のの関係性。

フォトダイオードで測定する。
実験は ISAS/JAXA にある二段式軽ガス銃を用いて行った。実験方法を図 1 に示す。飛翔体はサイズ φ 7 mm 球

4考察

(ナイロン 66)、ターゲットには厚さ 0.3 mm のナイロン膜実験で得られたデータを APD 短、APD 長、近赤外を使用し、衝突速度を約 7 km/s にして衝突させた。また
チャンバー内気圧は shot 毎に 0.1 - 50 Pa の間で変化させ1.5µm、近赤外 1.9µm、HPV1 に分けて、光強度の時間変化の残存大気圧依存性を調べた。APD 短の例を図 4 にて実験を行った。二種類の APD(アバランシェ・フォトダ示す。更に図 4 に示したファーストピーク、山、傾きの３

イオード、最大感度波長 620 nm、800 nm) と二種類の赤

つの値の真空度依存性を調べた。

外フォトダイオード (最大感度波長 1.5µ m、1.9µ m) と高ファーストピークでは衝突後から 0.5µs 後の間の極小点

速度カメラ (島津製作所 HPV-1) を使用して衝突閃光を測までの光強度の時間積分値と残存大気との関係を調べた

光した。フォトダイオードの分光感度特性をそれぞれの呼（図 5）。残存大気の影響は受けていないことが分かる。

び名と共に図 2 に示す。高速度カメラは 100 万コマ/秒で山（図 4 参照）の部分では光強度の極大値と残存大気と連続撮影が可能であり、得られる画像はモノクロで階調はの関係を考えた（図 6）。残存大気圧の増加と共に光強度10bit である。得られた画像を解析し測光を行った。

（極大値）も増加している。
傾き（図 4 参照）では衝突後 30 - 40µs 後の傾きと残存
大気との関係を考えた（図 7）。残存大気圧の増加と共に傾きが大きくなっている。

図 6: 「山」と残存大気の関係性。

図 4: APD 短の残存大気圧別グラフ。

図 5: 「ファーストピーク」と残存大気の関係性。
ファーストピークでは真空度依存がみられなかった。これは蒸気雲ではなく飛翔体が発光しているためと考えら

図 7: 「傾き」と残存大気の関係性。

れる。山と傾きでは真空度依存がみられた。これは衝突した際発生する蒸気雲が残存大気と衝突して光っていると考えられる。残存大気中でガスが燃えている事なども考えられる。
残存大気と依存していると考えられるジェッティング雲の発光モデルを考えた。単位時間でジェッティング雲がするエネルギー率を式 (1) より導出しそのグラフを図 8 に示す。実験で得られたデータの明るさを図 9 に示す。

W(t) =

5

Cρ 3 2v r [W]
2 (t) (t)(1)

図 8: ジェッティング雲のエネルギー率の理論値グラフ。

まとめ
これらのグラフからジェッティング雲は残存大気との影

響を受けている事がわっかた。計算値と測定値の差は大きいかった。考えられることは、可視光領域の光は少ない、
残存大気の運動エネルギーになっている可能性がある、熱エネルギーとなっている可能性がある。

参考文献[1] 青井宏樹，高速度衝突における衝突の測光, 平成 22 年
度修士論文, 電気通信大学 情報通信工学専攻, 情報通信システム学講座

2010.

[2] 柳澤正久, ナイロン-ナイロン衝突の超高速度撮影, ス
ペースプラズマ研究会, JAXA 宇宙科学研究所, 2012.

図 9: 実験データから求めた APD 短の明るさ。

ナイロン−ナイロン高速度衝突におけるジェッティング
電気通信大学大学院

発表者：海老名良祐
情報理工学研究科 情報・通信工学専攻

柳澤研究室

平成 24 年 11 月 20 日

1

度はすべて約 7km/s であるため，ジェッティング速度

背景・目的の理論値 Vt は約 23[km/s]，角度 η は約 10 °となった．
平板同士がある角度をもって衝突する際には，ジェッ
ティングと呼ばれる噴出現象が生じることが知られている．また，球体の平板への衝突についても，その接触面においては平板同士の衝突と近似することができるとされている．すなわち，宇宙空間で起こる微惑星の原始惑星への衝突においても，このジェッティング
現象は生じるはずである．ジェッティングは噴出物の質量は非常に小さいが，高温，高速度で放出されるため，惑星の大気の起源や進化などになんらかの影響を

図 1: 平板同士の斜め衝突．図 2: 球体と平板の衝突．

与える可能性がある．平板同士を衝突させる実験によるジェッティングについては広く研究されているが，球

実験方法

3

体と平板の衝突におけるジェッティングについてはあ
まり研究されていない．我々は球体と平板における高実験は二段式軽ガス銃，高速度カメラを用いてジェッ

速度衝突実験を行った．そこで生じるジェッティング

ティング雲の観測を行った．二段式軽ガス銃から打ち雲を高速度カメラで観測して，ジェッティング速度を出す弾丸の速度は約 7[km/s] である．使用した弾丸は測定し，それについて考察を行った.

直径 7[mm]，重さ 0.22[g] のナイロン 66 製のもので，ターゲットには膜厚 0.09〜0.8mm のナイロン 66 製の2シート及びナイロンブロックを使用した．実験は 0.6

ジェッティング〜200[Pa] の真空度中で行われた．衝突直後の光をフォ
トダイオードが検出し，高速度カメラが毎秒 100 万コ

ジェッティングとは，平板同士がある角度をもってマの速度で撮影する．

衝突する時に生じる現象である．図 1 に平面同士の斜め衝突のモデルを示す [1]．本研究ではこの平板同士の衝突を球体と平板の衝突に適応する．図 2 に球体が平板に衝突する際のモデルを示す．球体と平板の接点において，平板同士の衝突と近似できると考える．接点

4

結果と考察

4.1

ジェッティング初速度・質量において球の接線を引き，その角度の二等分線方向に得られた画像毎のジェッティング雲の半径を測定し，ジェッティングが生じるものとして考える．実際にはその時間変化のグラフをジェッティング雲が速度の二球体が静止している平板に衝突するため，二等分線よ乗に比例して減速するモデルによる近似曲線とフィッ

りも下にずれた角度 η でジェッティングは放出される．

ティングを行う．図 3 に衝突点 O から広がるジェッティ

図 1 は交点 P を固定した系である．平板内の材質は v0

ング雲の様子を示す．

の速度で衝撃波前面に移動する．衝撃波通過後の速度は U となる．このモデルにおいて，質量保存則，運動量保存則及びナイロンの状態方程式 [2] を用いること
で，衝撃波通過後の粒子速度 U の v0 に垂直な成分 v ，及び平行な成分 u が求まる．平板同士が作る角度 θ の最大許容値 θcrit はこの二つの成分の成す角の最大値である．θ が θ > θcrit となるとき，方程式は解をもたず，

図 3: ジェッティング雲の速度減速モデル．

ジェッティングが生じるとされている．今回の衝突速14.3
このモデルからジェッティング雲が速度の二乗比例

図 5 にジェッティング雲の質量と残存大気圧の関係

して減速する際の運動方程式を以下に定義する．

dv(t)
(mΩ)
=
dt
S(t) =dr(t)=dt(C : 抵抗係数 ,ジェッティング質量と残存大気圧を示す．残存大気圧が大きくなるほど，質量が大きくなっていることがわかる．こちらも残存大気圧の影響C− ρv 2 (t)S(t)2r2 (t)Ω

を受けている可能性が考えられる．

v(t)ρ : 残存大気密度)

この式から以下の微分方程式を導く．

dv(t)



= −αv 2 (t)r2 (t)
Cρ
dt
(α =
)
 dr(t)2m
= v(t)
dt
初期条件 t = 0, v(0) = v0 , r(0) = 0

図 5: ジェッティング雲の質量と残存大気圧の関係．エ
ラーバーは α の値を 0.8〜1.2 倍にしたときのジェッティ

この方程式を α, v0 を任意に変化させながら、そのそ

ング雲の質量を示している．

れぞれについてルンゲクッタ法を用いて解き，v(t), r(t)の時間変化を求める．得られた r(t) の近似曲線と実験結果を最小二乗法によって比較し，もっとも実験結果に4.4近くなった時の α, v0 を求める．こうして，ジェッティ
ング雲の初速度 v0 及びジェッティング雲の質量 m が考察

ジェッティング雲の初速度及び質量がなぜ残存大気求まる．

圧に依存する仮説として，図 6 に飛翔体前面に衝撃波が発生するモデルを考えた．

4.2

ジェッティング速度と残存大気圧

図 4 に，求めたジェッティング速度 v0 を理論値 vt で割った”規格化ジェッティング速度 v0 /vt ”と平均自由行
程の関係を示す．
図 4 より，ジェッティング速度 v0 は平均自由行程
が 5[mm] 以上の時では理論値の約 7 割の値となり，0.5[mm] 以下では約 5 割となり，その間の範囲では比例しているように見られる．平均自由行程は残存大気

図 6: 衝撃波発生モデル．飛翔体がターゲットに衝突圧の関数であるので，これよりジェッティング雲は残する前に飛翔体前面に衝撃波が発生すると仮定する．

存大気圧の影響を受けている可能性が考えられる．
．
このモデルのように，飛翔体前面に発生した衝撃波によって，発生したジェッティング雲が膨張するのを妨害されるためにジェッティングの初速度が減少するのかもしれない．また，質量も同様にして，衝撃波の影響が考えられる．

参考文献[1] Vickery. A. M, The Theory of Jetting: Application to
the Origin of Tektites, Icarus, 105, 441-453, 1993.

図 4: 規格化ジェッティング速度 v0 /vt と平均自由行程[2] Marsh, S. P. (Ed.), LASL Shock Hugoniot Data, 588
pp., Univ. of Calif. Press, Berkeley, 1980.

の関係．エラーバーは α の値を 0.8〜1.2 倍にしたときの規格化ジェッティング速度を示している．

2

微惑星衝撃波による氷微惑星の蒸発
田中今日子 1 , 山本哲生 1 , 田中秀和 1 , 三浦均 2 , 中本泰史 3 , 長沢真樹子 3
北海道大学学低温科学研究所 1 , 東北大学 2 , 東京工業大学 3
惑星形成の標準的なシナリオによると、中心星をとりまくガス円盤（原始惑星系円盤）において、氷と岩石物質から成るダスト微粒子が集積してキロメート
ルサイズ以上の惑星の卵である ‘微惑星’ が形成される。
微惑星はさらに衝突合体を繰り返し惑星へと成長する。
微惑星は成長すると重力相互作用により軌道が円軌道
から楕円軌道となり円盤ガスとの間に相対速度が生じるようになる。この相対速度が音速を越えると、微惑
星の進行方向前面に衝撃波（微惑星衝撃波）が発生する。この微惑星衝撃波は惑星成長期に頻繁に発生すると考えられる。
微惑星衝撃波により円盤ガスは急激に加熱される。
この高温ガスは微惑星自身も加熱する。この衝撃波による微惑星の加熱過程は従来の惑星形成論では考慮されてこなかった。我々は惑星形成期において氷微惑星
図 1. 衝撃波による氷微惑星蒸発の模式図: 原始惑星系円盤ガスと微惑の蒸発が頻繁に起こり、惑星形成のシナリオに大きな星との相対速度が音速を越えると衝撃波が発生する。衝撃波により高温に影響を与える可能性があることを明らかにした。我々なったガスは微惑星表面に流れ表面の氷物質を蒸発させる。蒸発したガスが考える微惑星衝撃波による微惑星蒸発過程の描像をは冷えて小さな氷微粒子となって円盤に放出される。

示したものが図 1 である。衝撃波が発生すると、衝撃
波後面の円盤ガスは高温になり微惑星表面に流れる。
この高温ガスからの加熱により微惑星の表面物質の温したガスはやがて冷えて再凝縮し氷微粒子となって円

10

3

[K]

度が蒸発温度を越えると表面から蒸発が起きる。蒸発

盤ガスに放出される。以上のプロセスを経て、微惑星

α=0.1

全体は縮小していく。
我々は微惑星衝撃波による微惑星表面の加熱と蒸発を記述するモデル化を行い、衝撃波の強さと微惑星

10α=0.0122の温度との関係について調べた。氷微惑星の場合の衝

4

6
-1

[km s ]

撃波速度と天体の表面温度との関係の一例を図 2 に示

図 2. 衝撃波速度と天体表面温度との関係： 澱み点における微惑星天す。衝撃波速度が大きくなると、微惑星の表面温度が体の表面温度と衝撃波後面のガス温度を衝撃波速度の関数として示す。α上昇する。原始惑星系円盤は低圧なので 200K 程度で氷微惑星は効率的に蒸発する。またこのモデルを用いて惑星成長期に氷微惑星がどの程度蒸発するのかにつはガスから天体表面への熱伝導の効率を表す無次元量（スタントン数）を示す。 円盤ガスの温度は 75K と低いが、衝撃波により微惑星は 200K
程度まで上昇し氷物質が蒸発する。

いて調べた。微惑星質量が半分になる蒸発時間と軌道

10

8

10

6

10

4

長半径との関係を示したものが図 3 である。太陽光線

星蒸発が効率的に起きる結果が得られた。微惑星は円
盤ガスの寿命である１千万年程度よりも短い時間内に

α=0.1

Snow line

軌道長半径 3-4AU 付近までの広い領域において、微惑

α=0.01

tevap [yr]との釣合いにより氷が蒸発する雪線（snow line）から

M=10 MEr =100km蒸発する。
微惑星蒸発はさまざまな惑星形成過程に影響する可能性がある。一つめの影響は観測に対する影響であ024a [AU]

図 3. 氷微

惑星の蒸発時間と軌道長半径との関係：１０地球質量の原始惑星の周りのる。微惑星蒸発が起きると、蒸発したガスは再凝結し微惑星（半径 100km）の蒸発時間を軌道長半径の関数として示す。α は

小さな微粒子として円盤ガスに放出される。ダスト微熱伝導効率を表す無次元量（スタントン数）。一点鎖線は原始惑星系円盤の雪線を示す。水色の領域は現在の小惑星帯の領域を表しており、微惑星

粒子は赤外スペクトルにより観測されるため、原始惑

蒸発が小惑星帯から円盤内側において効率的に起こることを示す。

星系円盤の観測にも影響を与える。実際に観測からは１千万年という長いタイムスケールにわたり小さなダ 星自身は周りの微惑星との衝突合体により成長するたスト微粒子があると考えられており、比較的早くダス め、微惑星の蒸発が起きると原始惑星自身の成長速度
ト微粒子が成長する理論との間に矛盾が生じている。 が遅くなる。つまり微惑星蒸発により木星型惑星の形
微惑星蒸発によるダスト微粒子の放出は惑星が形成さ 成が妨げられる可能性がある。微惑星蒸発の効果は特れるようなステージにおいても、円盤ガス中にダスト に円盤の内側で効率的に起きるため、本研究の結果は微粒子が大量に存在していることを示し、観測と理論 円盤内側では木星形成は難しいことを示す。このようとの矛盾を解決できるかもしれない。

な効果は木星型惑星の形成場所に制約を与えるかもし

二つめの影響は小惑星や地球型惑星に対する影響で れない。
ある。微惑星蒸発が効く領域は小惑星帯付近 (2-4AU)

本研究では木星型惑星が形成される前のステージと一致する。小惑星は微惑星の生き残りと考えられて に着目してきたが、木星型惑星が形成された後では木おり、もし小惑星の軌道が大きく変化していなければ 星型惑星との重力相互作用によりさらに微惑星の軌道
雪線より外側の小惑星には氷が多く含まれているはず の離心率が上昇すると考えられ、より激しい微惑星蒸であるが、現在の小惑星帯には雪線より外側に岩石質 発が起きる可能性がある。以上述べたように、微惑星の小惑星が多数観測されている。もし微惑星蒸発が起 蒸発は惑星形成過程にさまざなな影響を及ぼす可能性
きれば氷物質の蒸発により岩石成分が残されるため氷 があり、今後さらに詳しい検討が必要である。
微惑星を岩石微惑星へと遷移させることが可能である。
三つめの影響は木星型惑星の形成に対する影響である。原始惑星の質量が１０地球質量程度よりも小さい場合には大気は安定して存在できるが、大きな質量の場合には大気が不安定化して円盤ガスを加速度的に吸い込み木星型惑星になることが知られている。本研
究では１０地球質量程度の大きな原始惑星が作られると、その重力散乱により周りの微惑星の軌道が楕円化
し蒸発が効率的に起こることを示した。一方、原始惑

氷ダスト天体の衝突進化に関する実験的研究○嶌生有理1，荒川政彦2
1. 名古屋大学環境学研究科 2. 神戸大学理学研究科

研究背景
原始太陽系星雲での氷天体の成長は氷ダストの衝突付着と氷微惑星の衝突破壊・再集積によって起こったと考えられている．ダストの中心星落下によってmサイズのダストの衝突速度は最大50m/sとなるため，衝突破壊によって成長が阻害されると予想されてきた．分子間力モデルによる数値計算から0.1µmの氷粒子からなる氷ダスト集合体は破壊を免れ正味の付着成長が可能であることが示されたが[1]，より現実的には氷粒子の粒径成長や焼結度を考慮する必要がある．一方，氷
微惑星は衝突破壊と再集積によって成長するため，その衝突破壊強度Q*が重要となる．氷のQ*は充填率f>0.45で充填率の減少とともに増加することがわかっているが[2]，彗星核の充填率を考慮す
るとより小さい充填率でのQ*を知る必要がある．そこで本研究では焼結した氷ダスト集合体の付着条件と低充填率氷微惑星のQ*を調べるために，氷ダスト球の等サイズ・等充填率衝突実験とサイズ・充填率の異なる衝突破壊実験を行った．
実験方法
実験は北大低温研の大型低温室（室温-10, -15˚C）で行った．微細水滴を液体窒素内に噴霧し，初期平均粒径28µmの氷微粒子を作成した．氷ダスト球は適量の氷微粒子を球成形治具に入れ圧縮して作成した．等サイズ・等充填率衝突実験では，氷ダスト球は直径3cm，f=0.20-0.56（質量2.6-7.2g），焼結時間15分-2日間とした．弾丸の加速には自由落下と横置き軽ガス銃を用い，衝突
速度vi=0.4-90m/s，インパクトパラメータb/D<0.24とした．サイズの異なる衝突破壊実験では，標的
氷ダスト球は直径6cm，f=0.3-0.6（質量32.1-62.4g），焼結時間1時間-1ヶ月間とした．弾丸は直径10-15mmのf=0.7の氷ダストと氷（質量0.4, 1.1, 1.6g）を用い，弾丸／標的のサイズ差Lp/Lt=1/4-1/6とした．弾丸の加速は縦型軽ガス銃，バネ銃，自由落下を用いてvi=3-490m/sで正面衝突させた．両方の実験において，衝突の様子は最大10,000fpsの高速度ビデオカメラで撮影して反発係数と破片速度分布を調べ，緩衝材を用いて破片を回収し破片質量分布を調べた．
結果
等サイズ・等充填率衝突実験の結果，跳ね返り，付着，反発なし，片方だけ破壊，両方とも破壊が観察され，付着が起こる条件はvi<4-10m/s，#

f<0.3-0.4であることがわかった（図1）．この破壊速度!"$!"(の場合の正味成長衝突速度0.1m/sより大きく，焼結に!"%よって破壊され難くなったことがわかった．vi=0.4-4m/sの範囲で反発係数εは充填率の減少とともに減少し，氷充填率, !

は分子間力モデルから予想される焼結のない粒径100µm

ともに増加することがわかった．また，f<0.3では衝突

片方破壊

!"&
付着

両方破壊

!"'
反発なし

のデータを含む以下の経験式を得た：ε=0.9f-10.5logf．衝
突点の接触痕の幅は衝突速度の増加と充填率の減少と

跳ね返り

!"#

#

#!

#!!

衝突速度, m/s

点近傍がf~0.4まで圧密されうることがわかった．
図1

等サイズ・等充填率衝突実験の結果．

##,-. $%&!"'()

+

!"0
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*

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跳ね返り

カタストロフィック破壊

-./

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!"2
充填率, !

充填率, !

クレータリング

!"1
!"0

+

跳ね返り

弾丸貫入付着弾丸貫通破壊 ,カタストロフィック破壊!"#

1%213&#20

#

#!

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3%435&#41##!

衝突速度, m/s

図2

#!!

2!!

衝突速度, m/s

サイズ・充填率の異なる衝突破壊実験の結果．

サイズ・充填率の異なる衝突破壊実験では，弾丸／標的サイズ差と衝突速度，充填率に依存して跳ね返り，クレータリング，弾丸貫入付着，カタストロフィック破壊，弾丸貫通破壊が観察された（図2）．特に，Lp/Lt=1/6の場合，f<0.4，vi=10-90m/sの範囲で弾丸貫入付着が起こることがわかった．破片速度分布は，カタストロフィック破壊では反対半球が一定の最低破片速度となるが，弾丸貫通破壊では衝突反対点が最大破片速度となり，衝突方向に垂直な方向が最低破片速度になる
ことがわかった．破片質量分布に関しては，エネルギー密度の増加と充填率の減少とともに規格化最大破片質量は減少し，標的質量の0.01%以下の破片総質量は増加した．この結果から衝突破壊
強度Q*を求めた結果，f=0.3-0.6の氷ダスト球のQ*は充填率の減少ととともに減少することがわかった．これはf=0.45-0.9の雪の結果[2]と対照的であった．この結果は，Q*の圧力減衰率，焼結度，弾丸／標的のサイズ差依存性が競合したためだと解釈した．
議論
本実験結果から，等サイズ・等充填率衝突の場合は原始太陽系星雲での最大衝突速度50m/sとなるmサイズを超えて成長できないことがわかった．一方，Lp/Lt=1/6の場合のように，サイズ差と密度差があれば貫入付着による成長の可能性が示唆された．f<0.3の氷ダスト球は破壊寸前の衝突を複数回経験することで，氷ダスト球の表面に圧密層が形成され，その後の破壊によって圧密破片が放出されると考えられる．以上を踏まえ，氷ダスト天体の衝突成長シナリオを構築した（図3）．
1µmの氷ダストは等サイズ衝突による付着成長によって0.1mまで秩序成長するが，その後破壊が起こって圧密破片が形成される．一方，生き残った0.1mの氷ダスト玉が圧密破片を捕獲し

付着成長

成長機構
衝突速度
駆動機構

ブラウン運動赤道面沈殿

暴走成長となって氷微惑星が形成されると考

1.00

氷ダスト

えられる．今後は氷ダスト天体の充填率進化

0.60 40%て成長し，サイズの差が大きくなるにつれて等質量衝突による秩序成長[1] Wada et al., 2009. Astrophysical Journal 702,
1490–1501. [2] Arakawa et al., 2002. Icarus 158,
516–531.

0.40 60%

0.01 99%

原始惑星
TNO
氷衛星

等質量衝突
による破壊
残存氷ダスト玉が圧密破片を食べて暴走成長

破壊による
低充填率微
惑星の消失

圧密破片

空隙率

充填率

参考文献

脱出速度
軌道要素（摂動）

4-10m/s0%の解明と合体成長の数値計算による検証が必要である．

衝突破壊・再集積

中心星への落下乱流

氷ダスト集合体

1µm

1mm

氷ダスト玉

0.1m
1m

氷微惑星

1km

1000km

天体サイズ

図3

氷ダスト天体の衝突成長シナリオ．

同一面への事前衝突を受けた氷試料の衝突破壊強度	 ○羽山遼1，荒川政彦1，保井みなみ2	 1
神戸大学大学院理学研究科，2神戸大学自然科学系先端融合研究環	
 	
 は じ め に 	 	 	
  氷天体同士の衝突合体と再集積は，氷惑星・氷衛星，カイパーベルト天体の形成・進化に重要な役割を果たしたと考えられ，これまでに氷試料を用いた衝突実験が数多く行われてきた．実際の氷天体は，カタストロフィック破壊以前に，複数回の事前衝突を経験し，その際のクレーター形成に伴って内部にクラックが生じ，衝突破壊強度Q*が無傷の状態から変化している可能性がある．そのため複数回の事前衝突を経験した標的のQ*を研究することは重要である．複数回衝突の先行研究では，事前衝突により発生したクラックにより衝突破壊強度が下がることが報告されている(Gault	
 et	
 al.,	
 1969;	
 Housen,	 2008)．さらに，衝突エネルギーの合計が等しく衝突回数を変化させた実験を行った場合，衝突により発生する最大破片と積算エネルギー密度の関係は，単一衝突によって得られたものとほぼ一致することが報告されている．一方，Nakamura	
 et	
 al.	
 (1994)は，衝突破壊で得られたコア破片を2回目の衝突試料として実験を行い，その結果，１回目の衝突が破壊にはほとんど影響しないことを報告している．このような不一致が起こる
理由は，衝突により発生するクラックが非均質だからであり，複数回衝突の研究では試料に入ったクラック分布を定量化した上で実験することが必須である．そこで，我々は同一氷試料を用いた複数回衝突実験を行い，事前衝突がQ*に与える影響を定量的に明らかにすることを試みてきた．その結果，標的の異なる面に衝突を行った実験の場合，複数回の事前衝突を受けたターゲットの規格化最大破片質量（mL/M）と事前衝突のエネル
ギー密度の積算値（ΣQ）の関係は，事前の衝突回数によらず無傷の氷の結果(Kato	 et	
 al.,	
 1995;	 Arakawa	
 et	
 al.,	 2002)によく一致することがわかった．今回の研究では同一面への複数回衝突実験を行うことで衝突面の選択の違いによるQ*の変化について調べた．
また，以前の研究では同一サイズの標的を用いた実験が多かったので，本研究では，標的のサイズを変化させることで，弾丸と標的のサイズ比がQ*に及ぼす影響も考慮した上でmL/MとΣQの関係式を求めた．	
  	
 
	
 
実 験 方 法 	 	 事前クラックが氷ターゲットの衝突破壊強度に与える影響を調べるために，北海道大学低温科学研究所の低温室と神戸大学の低温室で一段式軽ガス銃を用いた複数回（最大10回）衝突実験を行った．なお，衝突面の違いによるQ*への影響を考察するために氷弾丸を氷ターゲットの異なる面に衝突させる場合と同一面に衝突させる実験を行った．実験温度は約−15,	
 -10℃で，衝突速度は140～480m/sの範囲で変化させた．氷弾丸は円柱

形で，質量は0.6gと1.6gの2種類を使用した．氷ターゲットは立方体多結晶氷で，その質量は240～2500gである．実験後，回収した衝突破片の質量を計測した．また，カタス
トロフィックに破壊されなかったターゲットは，クラック分布を定量化するために衝突点からの距離が異なる3点で弾性波速度の測定を行い，クラック密度を算出した後，次の衝突実験の標的とした．	
 	 	 実 験 結 果 と 考 察 	 	 下図は横軸に積算エネルギー密度と縦軸に元の標的質量 Mt で規格化した最大破片質量 mL をプロットしたグラフである．図の曲線は，一回衝突も含めた異なる面に複数回衝突を行った場合の実験データのフィッティングを示し，氷ターゲットの衝突破壊に関して mL/M＝2.34×106{Q×(lp/Lt)－1.64}-1.98 という経験式が得られた．lp と Lt はそれぞれ弾丸とターゲットのサイズであり，(lp/Lt)－1.64 は弾丸サイズ比の破壊強度への効果をス
ケーリングした項である．同一面に衝突を行った実験では，異なる面に衝突を行った場
合に比べ Q*が上昇し，4 回衝突の場合，同程度の積算エネルギーで異なる面に衝突した
ターゲットと比較すると最大破片が 4 倍近く大きくなった．これは衝突点近傍の領域では事前衝突により形成したクラックの存在により衝撃圧力が急速に減衰し，ターゲット内で効率的に破壊が進行しなかったためと考えられる．一方，クラック密度の増加に伴い物質中の音速は減少することが知られており，O'Connell	
 and	
 Budiansky(1974)によってクラック密度と弾性率の関係が定式化されている．このクラック密度を標的内部のクラックの定量化の指標として用い，実験試料に適用した結果，クラック密度は衝突点からの距離が増加するに従って減少し，ΣQ の増加に伴い線形に増加することが分かった．また，同一面衝突では異なる面衝突に比べクラック密度が小さい値となることが分

ｍL/Mt

かった．	
 

ΣQ×(lp/Lt)−1.64
図：規格化最大破片質量と積算エネルギー密度の関係	
 	 強度を変えた焼結雪標的への衝突におけるエジェクタ速度
○鈴木絢子
1

1,2

，荒川政彦 ，保井みなみ22

惑星科学研究センター， 神戸大学
2	
 氷小天体上での衝突クレーター形成に伴うエジェクタの速度分布を理解することは，氷小天体のレゴリス形成や表層構造の進化，さらに惑星系のデブリディスクの進化を考える上で重要である．そこで強度を変化させた雪試料へ氷弾丸を衝突させ，エジェクタカーテンの形状や飛び出すエジェクタ粒子の速度に対する強度の影響を調べた．
実験は北海道大学低温科学研究所の低温室にて行い，室内気温は-10℃であった．標的雪試料は，直径 250〜710 µm の氷粒子を直径 14 cm，高さ 10 cm の容器に詰めて作成した．試料容器中の雪試料の質量を測定して求めたバルク密度と空隙率はそれぞれ 0.508
g/cm , 44.6%であった．-10℃の環境下では，氷粒子は急速に焼結して強度を持つように3なるため，氷粒子を容器に詰めてから弾丸衝突までの時間を 15 分〜15 時間に変化させた．
強度と焼結時間の関係は，衝突実験とは別に計測して得た経験式を用いた：Y = (4.0 0.2)
ts．ただし，Y は kPa で表した木下式強度，ts は分で表した焼結時間である．木下式強度とは，金属円柱をある高さから試料表面に垂直に落下させたときのくぼみの深さを計測し，金属円柱の運動エネルギーが，その深さのくぼみを作るのにした仕事に等しいとして求めるものである[木下, 1960]．弾丸は直径 1 cm，高さ 0.7 cm，質量 0.52 g の氷円柱で，軽ガス銃を用いて 43〜111 m/s に加速した．遅い速度のエジェクタ粒子まで計測するため，弾丸は水平に発射し，鉛直にした標的表面に衝突させた．衝突の様子は高速度ビデオカメラを用いて，3000fps で記録した．
エジェクタカーテンは，始めは砂など重力支配域でのクレーター形成で典型的に見られるコーン状に発達し，数〜数 10 ms 後にピラー状へと時間的に変化することがわかった．ス
ポール破片はエジェクタカーテンがコーン状からピラー状に変化する時刻を中心に，クレー
ター外縁部で観測された．エジェクタ放出速度と位置の関係は，高速度ビデオでのエジェク
タ粒子の軌跡から求めた．ただしカメラの視線方向に速度成分を持たないエジェクタカーテ
ンの端部の粒子のみに着目した．放出位置 y と放出速度の関係は，v 放出/v 衝突＝k{y/r 弾丸(ρ標的/ρ
弾丸)^ν}^(-1/µ) と近似することができる（ν, µはカップリングパラメータのべき，k は係数）

[Housen & Holsapple, 2011]．実験結果より，雪試料において，木下式で測定した標的強度が 11〜59 kPa，衝突速度が 43〜111 m/s のとき，k= 0.18±0.03, -1/µ =-2.0±0.2 とな
ることがわかった (ただしν=0.4)．また，クレーター外縁近傍ではこの関係にオフセットが生じて放出速度が遅くなるが，速度一定(v 衝突 〜105m/s)で強度を変化させたとき，オフセ

ットが効き始める点での放出速度は強度と共に増加し，v 放出 =(0.21±0.03) Y ρ 標的 となることがわかった（図１）．この関係は Y ρ 標的 v 放出 2 と表すことができ，クレーター外縁においてエジェクタ粒子は雪の強度を振り切ることができずに飛び出せなくなるという，強度支配域のクレーター形成モデルとよく一致している．一方で，πスケーリングから求めた µ の値
は，0.62 0.01 となり，エジェクタ速度分布から求めた値とは異なることがわかった．

角礫岩化隕石ができるまで
長岡宏樹、中村昭子、三軒一義
神戸大学大学院理学研究科
はじめに：多くの隕石は小惑星のかけらであり、コンドライト母天体は太陽系形成のごく初期に熱的活動を停止したと考えられるため、太陽系初期の情報を得られると考えられている。また、隕石は母天体ごとに、さらに化学組成ごとに分類される。しかし、様々な母天体由来と思われる岩片が混じっているものがある。これらの隕石は異なった天体由来の物質が破片として集まってできた角礫岩化したものであり、普通コンドライトの 20％程度
が角礫岩化しているという報告もある。これらは小惑星表面に存在するボルダーもしくはレゴリスに他天体の隕石が衝突し、破片がレゴリスと共に固化することにより形成されたと考えられている（e.g. Rubin et al. 1983)。
そのような角礫岩化した隕石の形成過程を知るために、まずはレゴリスに他天体の隕石が衝突したときの破壊の程度を実験的に調べることを目的として、弾丸の破壊の程度を調べた。次に、衝突破片がレゴリスに取り込まれ角礫岩化するためには衝突による圧密が必要と考えられるため衝突による圧密の程度を調べることも試みた。
実験方法：弾丸破壊を調べるために岩石を隕石模擬弾丸として小惑星のレゴリスを模擬した砂状の物質に撃ち込んだ。弾丸の加速には主に神戸大学の火薬銃を使用し、神戸大学の小型ガス銃も使用した。衝突速度は 5-961 m/s でパイロフィライトと玄武岩を弾丸物質として用いた実験を行い、破片を 500μm サイズのふるいを用いて回収した。パイロフィライトにアルミニウムを衝突させた先行研究(Takagi et al. 1984)と比較するためにアルミニウムへのパイロフィライトの衝突実験も行った。衝突圧密実験ではポリカーボネイト弾丸を砂標
的に 1.28 km/s で衝突させ、発生圧力は約 2.5GPa と見積もった。砂標的には黄色と青色の二種類の色砂を厚さ約 1 cm 刻みでセットし、色砂層の厚さの減少度合いで圧密程度を調べた。
結果：初期発生圧力を弾丸の圧縮強度で規格化した無次元衝突圧力と最大破片質量割合との関係を調べたところ、圧縮強度の約 10 倍の圧力で壊れ始めることが分かり、それは約400MPa であった。そこで強度の歪速度依存性を示す関係式σ∝ ̇3/(m+3) (Grady and Kipp 1980)
を用いてその値の妥当性を調べた。一軸圧縮試験による静的圧縮強度と弾丸衝突による動的圧縮強度の関係はσ∝ ̇3/(m+3)の式と調和的となり、推定した動的圧縮強度 400MPa は妥当であるとわかった。圧密程度に関しては衝突点直下では非常に圧密されていることがわかったが、衝突点付近の砂が横にかき分けられることによっても色砂層の厚さが減少するた
め、不正確な部分も含まれる。
イトカワのブラックボルダーやベスタのクレーター内に存在する周囲より黒い領域(Reddy et al. 2012)は他天体由来の衝突体の破片であるとも考えられるため、今後はこのような例にも応用していきたい。

過去 30 億年における太陽系内側の衝突率の長期変化
1

2

3

2

3

○諸田 智克 ，春山 純一 ，本田 親寿 ，大竹 真紀子 ，平田 成 ，
3

4

4

4

5

5

出村 裕英 ，山本 聡 ，松永 恒雄 ，横田 康弘 ，中村 良介 ，石原 吉明 ，1

渡邊 誠一郎 ，古本 宗充
1

1

2

3

名古屋大学， 宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所， 会津大学，
45

国立環境研究所， 産業技術総合研究所

地球や他の固体天体に比べて月は早い段階で主な地質活動が終了した．そのため月面には過去 40
億年に及ぶ地質イベントの情報が残されており，月面クレータは地球­月系の長期的な衝突履歴をほぼ完全に保存した数少ない直接的記録である．本研究では「かぐや」地形カメラ，LROC 画像を用いて月面クレータのカウンティングを行い，過去 30 億年のクレータ生成率の長期的な時間変化を調査した．
図１はアポロ岩石試料の放射年代とクレータ数密度と関係 (クレータ年代学関数) を示す．過去のクレータカウンティング研究からは [e.g., Neukum 1983]，過去 30 億年間のクレータ年代学関数
は比例関係 (つまり，クレータ生成率一定) で表わされると考えられてきた．しかし高解像度画像を用いた小クレータのカウンティングの結果，新鮮クレータ放出物上のクレータ数密度は過去見積り（クレータ生成率一定のライン）よりも小さいことがわかった (図２)．
小天体の軌道進化シミュレーションによると，小天体数の時間変化は Kohlrausch 関数 (引き延ばされた指数関数) [Dobrovolskis et al. 2007]，または対数関数 [Minton & Malhotra 2010] で表わされる．しかし，観測された過去 40 億年の月面クレータ年代学関数はそれらの関数に従わない．
そこで過去研究と同様に二つの関数の合成でフィッティングした結果，指数関数の足し合わせでうまく表現できることがわかった (図２)．これによると現在の生成率は 30 億年前の半分程度に見積もら

10-1This study
Neukum [1983]

10-2

N(1) = 5.44 x 10-14 [exp(6.93t)-1]+ 8.38 x 10-4 t

10-3

10-4

N(1) = 8.796 x 10-13 [exp(6.177t)-1]+ 2.489 x 10-3 [exp(0.1974t)-1]

10-2
N(1) = 3.77 x 10-13 exp(6.93t)+ 8.38 x 10-4

10-3

N(1) = 5.433 x 10-12 exp(6.177t)+ 4.912 x 10-4 exp(0.1974t)

10-5
4.0

図１

This study
Neukum [1983]

Cratering Rate (D≥1km) [km-2 yr-1]

Cumulative Crater Frequency (D≥1km) [km-2]

れる．

3.0

2.0
Age [Gyr]

1.00

月試料の放射年代とクレータ数密度の関係 (クレータ年代学関数)．

10-4
4.0

図２

3.0

2.0
Age [Gyr]

1.00

クレータ年代学関数の時間微分により算出したクレータ生成率の時間変化．

月サウスポール・エイトケン盆地の地質解析から推定する巨大衝突	
 
	
 
○上本季更

1,5

、大竹真紀子 1、春山純一 1、横田康弘 2、	
 諸田智克 3、中村良介 4、山本聡 2、岩田隆浩 1	
 1

宇宙航空研究開発機構、2 国立環境研究所、3 名古屋大、	
 4

産業総合研究所、5 東京大学	 	 	
 サウスポール・エイトケン盆地は月裏側の南半球に広がる月最大の衝突盆地（直径約 2200～2500	
 km）	
 (Alexander,1978)[1]	
 であり、月内部物質の組成を調べる上で最も重要な領域の１つである。特にその中心部では衝突により表面の地殻がはぎとられ、
インパクトメルトプールが形成されたと考えられる(Lucey	
 et	
 al.,	 1997)[2]。ただし
現在、サウスポール・エイトケン盆地の内部は、サウスポール・エイトケン形成以降に噴出した溶岩流や衝突イジェクタで覆われているとの研究結果が報告されており(Pieters	
 et	
 al.,	 2001)[3]、インパクトメルトプールの直径や化学組成、マントルま
で溶融領域が到達したかどうか、など不明点は多い。また、SPA 盆地は太陽系最大と言われるほど巨大な衝突盆地であるため、衝突天体のサイズと掘削深度の関係について、
クレータスケーリング則が適用可能かどうか定かではない。	
 本研究では、月周回衛星かぐやによって得られた標高情報と標高情報から製作した
地形凸凹、分光データによる盆地内部の岩石・鉱物組成を用いて、盆地内部での地殻物
質、インパクトメルト、溶岩流物質等の分布位置を同定することにより、インパクトメ
ルトプールの分布位置とサイズ（直径）を測定する。次に、インパクトメルトプールのサイズと、サウスポール・エイトケン盆地形状のサイズの関係がスケーリング則と合致するかどうかを検証する。この検証により、溶融領域の深度を推定する事が可能となり、インパクトメルトの組成把握と合わせる事によって、月の地下深部ないしマントルの組成を推定する上で重要な情報となる。	
 解析の結果、サウスポール・エイトケン盆地内に存在する地形の窪みの外側と内側で、化学組成（岩相分布）が大きく異なり、外側では地殻物質や溶岩噴出物などが複雑に入り組んで存在するのに対し、内側では High-Ca 輝石のみが一様に存在することが解った。これら地質情報と地形情報を併せると、該当の窪み内の High-Ca 輝石に富む領域
はインパクトメルトプールが広がっていると解釈できる。このような解釈が正しいとす
れば、その直径は約 610km であり、近年報告されたサウスポール・エイトケン盆地形成
シミュレーション(Wieczorek	
 et	
 al.,	 2012)[4]結果と比較すると、我々の実測の方が小さい。この結果は、クレータスケーリング則がこの規模の巨大衝突説には適用できない可能性を示唆する物である。	
 
	
 
[1]	
 Alexander,1978	
 [2]	
 Lucey	 et	 al.(1997)	
 JGR,	 [3]	 Pieters	
 et	
 al.	
 (2001)	
 JGR,	
 106,	
 28,001-28,022.[4]	
 Wieczorek	
 et	
 al,	
 (2012)	
 Science,	
 335,	
 1212-1215.	
 	
 小天体周りのダストの運動
千秋博紀１，木村宏２，山本哲生２，３，和田浩二１，小林正規１，並木則行１，
松井孝典１
１
千葉工業大学惑星探査研究センター，２惑星科学研究センター（CPS），
３
北海道大学低温科学研究所
天体衝突は，微細な粒子（衝突破片）を周囲にまき散らす。これは天体スケールの衝突に限った事ではなく，マイクロインパクトでも同様である。そのため，大気をもたない天体の表面では常に微粒子が作りだされている。微粒子の層は熱伝導率が悪いため断熱層として機能する。このため，太陽系形成初期に天体表面を微粒子が覆うと，その天体の熱進化に大きな影響を与え得る。また微粒子の層は熱慣性率が小さいため，現在の天体観測の結果にも影響を与える。微粒子が何らかの方法で一か所に溜まると，小天体
エロスで発見されている“ポンド”のような，特徴的な地形を作り出す。さらに，微粒子が何らかの方法で天体の重力を振り切る事ができると，惑星間空間塵の起源ともなり得る。このように，衝突によって作られた微粒子がその後どこにどのように再配置されるのかは，天体の表面地形のみならず，天体の進化，太陽系全体の進化とも関係する。
大気を持たない天体表面が太陽紫外線の照射を受けると，エネルギーを受け取った電子がはじき出される。これを光電効果と呼ぶ。光電効果によって天体表面は正に帯電する。一方，光電効果によってはじき出された電子は，電気的に惑星表面に向かって引かれ，やがて落下する。この間に，正に帯電した天体表面と上空に弾き出された電子との間に，上向きの電場が作られる。この電場の特徴的なスケールは，太陽からの距離にもよるが，およそ数メートルである。
もし天体表面にダストが存在すると，ダストも天体表面と同様に光電効果によって正に帯電する。ダストのサイズが十分に小さければ天体との電気的な反発が重力に勝り，ダストを上空に跳ね上げる。跳ね上がったダストは，天体上空の薄い電子層の中を運動する。その際ダストの電荷は，光電効果の他，電子層内の電子との衝突や太陽風電子の打ち込みの影響を受けて時間と共に変化する。ダストの電荷が変化すると，天体上空の電場から受ける力も変化するため，ダストは複雑な運動をする。
ダストの運動を予測するには，天体上空の電場の構造を正確に求める必要がある。しかし，これまでの研究で電子の密度分布を求めるために使われていたモデルを詳細に見直すと，いくつかの間違いがある事がわかった。そこで本研究では，天体上空の電場を求めるモデルと，小天体上空のダストの電位を求めるモデルを見直した。その結果，小天体表面から跳ね上がり，上空で長時間滞在していられるダストのサイズは，従来の見積もりに比べてひと桁小さい事がわかった。
現在，月上空のダストを直接観測する計画が進んでいる。その結果から，我々のモデルの検証が行えるだろう。

電通大における木星火球の観測今井啓輔 1、柳澤正久 11

電気通信大学（UEC）

序論：シューメーカー・レビー第 9 彗星(SL9)のような木星への小天体衝突頻度は百年に一度あるかないかだと考えられていた[1]。しかし、2009 年に木星に衝突痕と思われるものが見つかり[2]、さらに 2010 年には約 3 か月の間に 2 回の木星火球が観測された[3, 4]。
これらの観測は木星への小天体衝突頻度が従来の考えよりも高い可能性があることを示している。私たちの目的は、長期間の観測によって木星火球発生頻度を知ることである。

観測：シュミットカセグレン式望遠鏡(C11 (Celestron社): D = 280mm, f = 2800mm)に Powermate(Tele Vue 社)
を取り付け、実効焦点距離を 6160mm にする(図１)。
さらに、3CCD カラービデオカメラ(SONY XC-003)を取り付ける。カメラから出力されるアナログ信号を
DV レコーダー(SONY GV-D800, SGV-D1000)を通し PCに映像を入力する。その際、DV レコーダーはアナロ
グ→デジタル信号変換器としての役割も果たす。PC
に入力された木星の映像を木星火球検出プログラムに掛け、リアルタイムでの検出を行う。以上のシステム
での観測を 2011 年 11 月 16 日から 2012 年 1 月 17 日ま
で UEC（東京都調布市）で行った。今回はカメラの G
信号(470nm-590nm)を用いた。有効観測時間は約 60 時間であったが、この期間、木星火球を観測することはできなかった。

図１：UEC の木星火球観測システム。(a)望遠鏡(口径280mm)、(b)ビデオカメラ、(c)DV レコーダーとPC(この写真には写っていない)で構成される。

観測結果：検出限界に対応する小天体の直径(d)を 8つに区分し、それぞれでの衝突頻度を観測時間(T)の逆数として求め、プロットした(図２)。

図２：木星の小天体衝突頻度の累積分布。横軸は、小天体の直径。左上の 8 点は私たちの観測から推定した
衝突頻度の上限値を表す。(Zahnle et al. 2003 [1] の修
正)

参考文献: [1] Zahnle K. et al. (2003) Icarus, 163,
263-289. [2] Hueso R. et al. (2010) The AstrophysicalJournal Letters, 721, L129-L133. [3] Tabe I. (2010)www.libra-co.com/mastro/J2010augevent.html.
(lastaccese 2012/2/22). [4] Brown P. et al. (2002) Nature,
420, 294-296.

チクシュルーブ・クレーター内部の	 イジェクタとその堆積過程	 	 	 常昱（東大・地惑），田近英一（東大・新領域）	
 後藤和久（東北大・IRIDeS），関根康人（東大・新領域）	
 
	
 
	
  	
  天体衝突現象は太陽系において普遍的な現象であり，惑星の起源と進化に大きな役割を果たしてきた．とりわけ，地球における天体衝突は表層環境を大きく変化させ，生命の絶滅と進化にも重大な影響を与えた．たとえば，白亜紀 /古第三紀 (K/Pg) 境界の大
量絶滅は小惑星衝突によって引き起こされたことが広く知られている [1]．K/Pg境界の天体衝突クレーターはメキシコ・ユカタン半島北部に位置するチクシュルーブ・クレー
ターである．その規模は地球史上最大級 (直径約180km) であり，地球上でもっとも研究されているクレーターの一つである．このような巨大な衝突クレーターを形成する 衝
突現象は地球の表層環境に甚大な影響を与えることが考えられるが， 衝突起源物質のク
レーター内外への放出・運搬・堆積プロセスを始め，地球における衝突現象の実態は未だに不明な点が多い．そこで本研究では，チクシュルーブ・クレーター内 部の掘削試料（YAX-1コア）を用いて，クレーター底部の堆積物の複数層準を分析することによって，衝撃変成石英の鉛直分布およびその平面変形構造（Planar Deformation Features;
PDFs）の特徴を調べ，衝突にともなう物質の放出過程について 検討することにした．
	  	
  衝撃変成石英は衝突起源物質であり，平面変形構造と呼ばれる，高圧条件(10～30GPa)を経験した石英粒子のみにみられる微細な面構造を持つ．PDFsは，経験圧力によって結晶のc軸に対する面方位が異なることから，経験圧力の指標として用いられている [2]．
	  	  これまで， K/Pg境界層における衝撃変成石英の研究はあるものの [3,4]，衝突地点近傍でのイジェクタの飛散過程は明らかにされていない．とりわけ，チクシュルーブ・
クレーター内部において，どのような圧力を受けた衝撃変成石英が ，時間的にどのように降下してきたのかについてはまったく分かっていない．
	  	
  YAX-1コアは全長1511mであり，K/Pg衝突関連堆積物（インパクタイト）層(100m)を上位と下位に炭酸塩岩で挟まれる構造となっている．インパクタイト層は，
Dresslerらによってさらに６ユニット（上位からユニット1，2…の順）に分割されている [5]．今回は，インパクタイト層から採取された12層準の試料を分析した．測定する試料に対して塩酸，過酸化水素水，珪フッ化水素酸を用いて処理を行うことで，石英粒子のみを抽出した．薄片を製作した後，４軸のユニバーサルステージを用いて PDFsの方位角，石英粒子の粒径を測定した．衝撃変成石英の経験圧力は，各圧力において存在頻度が支配的となるPDFsの角度に基づき，低圧（〜12GPa），中圧（12〜20GPa），高圧（20GPa〜）経験粒子の三つに分類した．
	  	
  各層準の試料観察の結果，インパクタイト層の全ユニットから衝撃変成石英を発見した．さらに，その各経験圧力粒子の割合変化から，インパクタイト層の中では，ユニット1～2，3～4がそれぞれ同じプロセスで堆積したことが示唆された．衝撃変成石英分析によって推定された各ユニットの堆積過程は以下のようにまとめられる．
	  	  まず，最下位のユニット6から得られた衝撃変成石英は，最も粒径が大きく低〜高圧までを経験した粒子が混合していることから，弾道軌道で飛散したものであると考えられる．このことは，先行研究の結果と整合的である [5]．
次に，ユニット5に含まれている衝撃変成石英には，低圧経験粒子が多く含まれるが，その原因はまだ解明できていない．しかし，中央丘の崩壊に伴って流出してきたメルトと 考 え ら れ て い る ユ ニ ッ ト 5が 衝 撃 変 成 石 英 を 多 く 含 む こ と か ら ， ユ ニ ッ ト 5の 堆 積 時 に
衝突蒸気雲の崩壊が開始し，メルト中に低圧の衝撃変成石英が混入したことが示唆され
る[5,6].
	  	  一方，ユニット3,4には低〜高圧経験粒子が良く混合されており，衝突蒸気雲が膨張時にイジェクタカーテンの内側をサージし， はぎ取られたイジェクタが乱流中にしばらく滞在したのちに降下してきたものと考えることができる．この解釈は，先行研究とも整合的である [6]．
そして，ユニット1,2においては，各経験圧力粒子の割合の変動が大きく特徴的である．この2ユニットについて後藤らは，衝突クレーター内部への繰り返される 海水侵入による再堆積（計10サイクル）であると指摘しているが[7]，特に本結果のユニット2のサ
イクル1とユニット1のサイクル5にあたる層準の中圧経験粒子は，再堆積時にクレーター 外 部 か ら 混 入 し た 可 能 性 が 大 き い ． ま た ， 上 記 2層 準 の 粒 径 が 非 常 に 似 て い る こ と は ，一度懸濁したのちに再堆積した際に粒径がソーティングを受けたと考えると整合的に説明可能である. しかし，後藤らの示している津波サイクルと 今回の結果から得られる中圧経験圧力粒子の割合の変動は必ずしも対応してはいない．ユニット1,2での衝撃変成石
英の特徴と津波サイクルの対応付けは ，今後の重要な課題である.

引用文献[1] Schulte et al., 2010, Science 327, 1214-1218[2] Grieve et al., 1996, M eteoritics & Planetary Science 31, 6-35
[3] Morgan et al., 2006, Earth and Planetary Science Letters 251, 264-279[4] Nakano et al., 2008, Meteoritics & Planetary Science 43, Nr4, 745-760[5] Dressler et al., 2004, M eteoritics & Planetary Science, Nr 7, 857-878[6] Stoffler et al., 2004, M eteoritics & Planetary Science, Nr 7, 1035-1067[7] Goto et al., 2004, M eteoritics & Planetary Science 39, Nr7, 1233-1247

木星火球シミュレーション：メタンバンド観測の有効性
2012 年 12 月 20 日 (木)発表者：片桐陽輔 指導教員：柳澤正久

1

概要

星本体の光を減少させるため、木星火球観測には有効だと言われている。しかし、火球の光吸収率も発光高度に依存

木星領域における小天体のサイズ分布は未だ謎が多く、するため、発光高度を明確にしない限り、有効性は不確か

その解明は太陽系の起源や進化に迫るものであると言えである。なので、有効性を確かめるために、木星火球のシる。それを知る一つの手立てとして木星火球という現象

ミュレーションを行ない、発光高度を推定する。

が挙げられる。本研究室ではこの木星火球の観測を行なっており、その際メタンバンドフィルタを用いている。しかし、木星火球観測にメタンバンドフィルタを用いることが有効であるかどうかは木星火球の発光高度に依存するため、現状では不確かである。
そこで本研究では、木星火球を計算機上でシミュレー
ションするプログラムを作成する。それによって得られる
発光高度などの計算値から木星火球観測におけるメタンバ
ンドフィルタの有効性を検討する。

2

木星火球観測2.1

木星火球

図 2: メタンバンドフィルタ観測の概略図.

木星にメテオロイド (小天体) が衝突した際に発光を生じる。地球の流星現象と同じく木星大気中で発光を生じる。これを木星火球と呼ぶ (図 1 参照)。

3

木星火球シミュレーション

3.1

基本方程式

木星にメテオロイドが突入する現象を以下の 3 つの微分方程式 [1] で表す。

dv
dt
dx
dt

= −CD

ρg Av 2
m

= v

µ
¶

2
CH ρg Av 3 v 2 − vcr

−
dm
=
2ζ
v2

dt
0

(1)
(2)
(v ≥ vcr )(3a)(v ≤ vcr )(3b)t : 時間, v : 速度, x : 進行速度, m : 質量, A : 断面積 (時図 1: 木星火球. 2010 年 6 月 3 日 20 時 31 分 (UTC).

間関数), ρg : 大気密度, CD : 抵抗係数, CH : 熱伝導定数,

A. Wesley 氏撮影.

vcr : アブレーション臨海速度, ζ : アブレーションに要す

http://www.Gishbartimes.org/2010/09/paperdetection-of-superbolide-on.html

る熱エネルギー

3.2
2.2

木星大気モデル

本研究では木星大気密度が高度のみに依存すると仮定しメタンバンドフィルタ

た大気モデル [2] を用いる (図 3 参照)。そしてそれから得

889[nm] 付近の波長域のみ透過し、それ以外の波長をられる指数近似関数を大気密度関数として計算に用いる。

カットする。木星大気にはメタンが含まれている。メタン

メタン濃度に関しても大気密度と同様に高度のみに依存すには波長 889[nm] 付近の光を吸収する特性があり、光が反ると仮定したモデル [2] を用いる。

射する高度によって光の明暗が依存する (図 2 参照)。木1

のエネルギーを計算ステップ間隔で割ることで得られる仕事率 (単位時間あたりのエネルギー) を図 5 に示す。

図 3: 高度ごとの大気密度とメタン濃度 [2].

3.3

シミュレーションプログラム

図 5: メテオロイドの消費エネルギーの仕事率 (case1, 2),微分方程式の近似解を 4 次ルンゲ＝クッタ法を用いてメタンの個数密度変化.

導出するプログラムを作成した。このプログラムを用いて木星火球 (メテオロイドの木星突入) をシミュレーション

5

する。なお、計算時の計算ステップ間隔はメテオロイドの考察
図 5 をみると、2 つの case とも高度 50[km] 付近で消費初速度でメテオロイドの半径距離を移動する時間としてエネルギーのピークになる。この高度付近で木星火球 (メいる。

テオロイドの発光) が起きていると考える。メタン密度を

4

計算結果

みると、高度が低くなるほど、密度が増加していることがわかる。木星火球は木星本体 (雲) よりも高い高度で発光シミュレーションプログラムによって得られた計算結果しているため、メタンによる光吸収率は火球の方が低いとの例を図 4 に示す。メテオロイドのパラメータは以下の通考えられる。

りである。なお、メテオロイドの成分は氷であると仮定す

しかし、2 つの高度差はあまり無いので、この結果だける。

では木星火球観測においてメタンバンドフィルタが有効だ

・case1と断言することはできない。更に、今回のシミュレーショ初期半径 a0 = 10[m], 初速度 v = 60[km/sec],

ンではメテオロイドが分裂を起こさないと仮定している。

密度 ρp = 1000[kg/m3 ], 初期高度 h0 = 500[km],もし、メテオロイドが突入中に分裂した場合、発光は更に

入射角 θ = 45[◦ ].

上空で起こると考えられる。

・case26初期半径 a0 = 5[m], 初速度 v = 60[km/sec],
密度 ρp = 1000[kg/m3 ], 初期高度 h0 = 500[km],まとめ・今後の課題
以上より、木星火球は木星本体 (雲) よりも高い高度で入射角 θ = 45[◦ ]. 計算結果より、各計算ステップ毎の速発光しており、木星の光 (雲からの反射光) よりもメタンによる光吸収率は木星火球の方が低いと考えられる。しかし、光吸収率の差がわずかと考えられるため、この結果だ
けでは木星火球観測においてメタンバンドフィルタが有効だと断言することはできない。
今後の課題は、 メタンによる光吸収率を求め、木星火球と木星の光吸収量の差分を明確にすることである。また、メテオロイドが突入中に分裂する高度についても検討する必要がある。

参考文献

図 4: メテオロイドの速度変化 (case1, 2).

[1] Melosh H. J. ,度と質量が得られるのでそこから各計算ステップ毎の運動

Impact Cratering , Oxford Univ.

Press, pp 245, 1989.
[2] G. Randall Gladstone,

エネルギーの減少を求めることができる。本研究ではそのエネルギーからメテオロイドの気化熱を引いたエネルギー

Hydrocarbon Photochem-

istry in the Upper Atmosphere of Jupiter , ICARUS
119, 1996.

を発光に用いることができるエネルギーだと仮定する。こ2

衝突生成細粒放出物により初期金星大気からの水蒸気除去
黒澤 耕介(ISAS/JAXA)	
 要旨
この時期に頻発した天体衝突は金星表面の岩	  	  初期金星大気からの水蒸気を除去する新石を粉々に粉砕し、上空へ運んだはずである。
たな機構として隕石重爆撃期に発生する
この過程は原始地球の二酸化炭素除去機構とImpact ejecta の酸化 & H 2 の流体力学的散逸
しても提案されている[8]が、金星に適用したを提案する。πスケーリング則と Maxwell の例はない。本研究では金星への隕石重爆撃期
Z モデルを用いて、隕石重爆撃期に発生するに生成された細粒の Impact ejecta がどの程度
細粒 ejecta の量を評価し、それの酸化によっの酸素を除去できるか定量的に評価することて大気中から除去され得る酸素の量を評価しを目的とする。
た。その結果、化学量論的に許される範囲で効率よく岩石の酸化が起これば、1-2 地球海洋
Impact ejecta に よ る 酸 素 除 去
質量程度の水蒸気を大気から除去できることまず最初に個々の天体衝突で上空に放出さがわかった。
れる細粒の Impact ejecta 質量を求める。ここはじめに	  金星の水はどこへ行ったのか？これは惑星形成論に残された重要問題の一つである。自然に考えれば、金星もその成長過程で大気水圏に地球と同程度の水蒸気を獲得すると考えられるが[e.g., 1]、現在の金星大気水圏に確認されている水蒸気量は~10 -4 地球海洋質量(以下 TO)にすぎない[e.g., 2]。地球と金星を分ける大きな違いは軌道長半径の違いである。わずかな違いであるが、惑星形成末期の太陽入射を考慮すると金星の H 2 O は凝縮できず、水蒸気大気になっていたと推測される[1, 3]。水
蒸気大気は原始太陽の強い紫外線にさらされると光解離を起こし H 2 と O に分解する。生成 し た H2 は 強 い 紫 外 線 に よ っ て 駆 動 さ れ る
流体力学的散逸で、容易に宇宙空間に失われる[4]。すなわち「金星の水はどこに行ったのか?」という問いは「残った酸素(O and/or O 2 )はどこへ行ったのか？」という課題に帰着する。
大きく分けてこれまでに以下 3 通りの酸素除去機構が提案されてきた。(1)H 2 の流体力学的散逸に引きづられて O も散逸[4, 5]、(2)地表面の酸化[6, 7]、(3)太陽風による連れ去り[8]である。ところがそれぞれに問題点があり、未だに決着がついたとはいえない。そこで本研究では(2)のアイデアを拡張し、問題解決を図る。地表面の酸化で~1TO 相当の酸素を除去するには〜100 km の地殻を酸化(2FeO+O ->Fe 2 O 3 )す る 必 要 が あ る が 、 そ の た め に は 、 金星が現在の地球と同程度のテクトニクス活動
度で現在に至るまで地表面を更新し続けなければならず、現実的ではない[7]。本研究では
地表面更新の駆動力に天体衝突を提案する。
H 2 の流体力学的散逸が起こる時期と隕石重爆
撃期は重なっている。

で い う ” 細 粒 ” は Hugoniot 弾 性 限 界 (HEL:~5GPa)を超える衝撃圧を受け構成粒子サイズ(~µm)まで粉砕された岩石を指す。πスケーリ
ング則[e.g., 9]と Maxwell の Z モデル[e.g., 9]を用いて掘削領域質量を、数値流体計算から得られた粒子速度の減衰率[e.g., 10]から HELを超える領域の質量をそれぞれ求めた。その結果、直径が 20 km を超える天体の衝突では掘削領域のほぼ全域が HEL を超える衝撃圧
力を受けること、直径 20-2000 km の天体衝突が起こった場合、衝突天体質量の 10-100 倍に相当する金星地表が細粒の ejecta として大気中に放出されることがわかった。
次に金星岩石の酸素除去効率を検討する。
現在の金星表面岩石には~9 wt%の FeO が存在していることが Venera, Vega の金星探査によってわかっている[e.g., 6]。本研究では金星岩石が深部までこの鉄量を含んでいると仮定する。化学量論的に許される酸素除去効率は
6.4-9.5 g/kg である(不定性は酸化反応の進行具合による)。
確率論的隕石重爆撃モデル
前節で得られた結果を、モンテカルロ法を用いた確率論モデルに組み込む。本研究では金 星 に も 地 球 と 同 規 模 (1-4 x 10 22 kg)の ”Lateveneer” が あ っ た と 仮 定 し て い る こ と を 注 意
し て お く 。 こ の モ デ ル で は 天 体 質 量 分 布 [11]からランダムに一つ天体を選び出し、その都
度 Impact ejecta の量及び対応する酸素除去量を計算する。累積衝突天体質量が Late veer 質
量を超えるまで計算を繰り返し、累積酸素除去量を求める。
	  ここで一つ複雑な点は多重衝突の取り扱いである。一度酸化された岩石にはもう酸素除去能力はないはずなので、累積放出物質量に先ほどの酸素除去効率を乗じただけでは、累積酸素除去量を大幅に過大評価することになる。本研究では”衝突誘起対流”[12]の考え方を応用する。掘削されたクレータ地形は重力的に不安定なので、深部の物質が盛り上がりア
イソスタシーを回復する。このとき掘削質量と同質量の新鮮な地下物質が地表に現れることになる。すなわち酸化された ejecta の表層への再分配を陽に扱う必要はなく、”累積酸化可能岩石質量”は”累積の掘削された新鮮な岩
石 質 量 ”で 近 似 す る こ と が で き る と 期 待 で きる。そこで先ほどのモデルではある深度における掘削率を逐一記録する。
計 算 結 果 –累 積 酸 素 除 去 量 モデル計算の結果、(1)隕石重爆撃期に生じる累積過渡クレータ面積は金星表面積の数１０倍に達すること、(2)今回変化させた範囲では累積衝突天体質量によらず、~70 km の深さまでは完全に掘削され、金星大気中に放出されること、がわかった。(1)の結果は金星表面が十分に耕されることを意味し、毎回の衝突
時の ejecta 再分配を扱わない本モデルの妥当性を補助するものである。累積衝突天体質量を変化させて合計 500 回の計算を行ったとこ
ろ、Late veneer 質量が>2.2 x 10 22 kg であれば、~1TO 相 当 の 酸 素 が 除 去 さ れ た 可 能 性 が あ る
ことがわかった。
議 論 1 –地 球 の 場 合 今回提案した H 2 O 除去機構は原始地球では働かないのだろうか？Late veneer の累積衝突
天体質量と質量分布の推定が正しければ、隕石重爆撃期には>20 km の天体が~50 万回衝突してきたはずである。厚さ数 km の海洋は容易に貫通し、金星の場合と同じような細粒のejecta を生成していたはずである。この ejecta
が海水と効率よく反応していたならば、地球も金星と同様に 1 TO 相当の海水を失ったのかもしれない。この問題を解決するためには
原 始 惑 星 環 境 に お け る 、 H 2 O(水 蒸 気 and 液体 )と 岩 石 の 間 の 化 学 反 応 実 験 を 行 う 必 要 があるだろう。
議 論 2 –大 気 全 圧 進 化 へ の 寄 与 	
  今回得られた結果は隕石重爆撃期の惑星大気全圧進化を考える上で重要である。大規模な天体の衝突後には数 10 気圧相当の H 2 O やCO 2 が大気から除去される可能性もあり、大規模な環境変動の引き金となったのかもしれない。また Late veneer の天体群が、炭素質隕石のように揮発性成分を豊富に含んでいると数１０気圧の H2O や CO,/CO2 が供給されてしまう計算になることから、Late veneer 天体
群は極度に乾燥していなければならないとする 先 行 研 究 が あ る [13]。 し か し Impact ejecta
によって同時に H 2 O/CO 2 が除去されるのであ
れば、そういった特別な天体群を考える必要はないのかもしれない。
参考文献[1] Matsui & Abe, Nature, 322, 526-528, 1986.
[2] Lewis & Grinspoon, Science, 249, 1273-1275,
1990.
[3] Liu, EPSL, 227, 179-184, 2007.
[4] Kasting & Pollack, Icarus, 53, 479-508,
1983.
[5] 佐々木 & 阿部, 遊星人 , 17, 11-122, 2008.
[6] Fegley, The Encyclopedia &Paleoclimatology
and Ancient Environments, 2004.
[7] Gillmann et al., EPSL, 286, 503-513, 2009.
[8] Sleep & Zahnle, JGR, 106, 1373-1399, 2001.
[9] Melosh, Impact Cratering, 1989.
[10] Pierazzo et al., Icarus, 127, 408-423, 1997.
[11] Bottke et al., Science, 330, 1527, 2010.
[12] Senshu et al., JGR, 107, 5118,
doi:10.1029/2001JE001819, 2002.
[13] de Niem et al., Icarus, 221, 495-507, 2012.

警察における衝突科学―弾丸を用いた衝突実験―
巽瑛理

科学警察研究所，東京大新領域

石井将人

科学警察研究所

背景

1

近年，銃器を用いた犯罪は減少傾向にあるが，それでもなお年間数十件の発砲事件が発生している．銃器
は飛び道具であるために，犯人につながる手がかりが残りにくいという特徴がある．そのため，銃器の威力や跳弾特性，痕跡の形態や形成過程等を知り，検挙につなげていく必要がある．また，それだけでなく，銃器の威力，つまり与える荷重や損傷の測定を定量的に行うことも，銃器を取り締まる法律を立案するうえで必要とされている．

圧力 2.3[GPa] に対して大きく軽減されている．また，圧力の計測結果からターゲットに与えられた力積を計算すると，1.77[N・sec] であったが，ハイスピードカ
メラの映像から計算される力積は 0.9[N・sec] 程度である．鋼板が弾丸に対して与えた力積の半分程度が弾丸を変形させるために使われたと考えられる．

3

空隙のある弾丸の破壊挙動

3.1

目的

人体等の軟らかい物質には貫入するが，壁などの硬い物質に衝突すると破砕する，フランジブル弾丸とい2

衝撃荷重の直接計測についての検討

う弾丸がある．フランジブル弾丸は金属粉を押し固め

2.1

目的

て作られており，ある程度の空隙を持つことにより破耐弾防護衣の性能を評価する手法として，護衣後方における変位量により評価する，NIJ standard 及びHOSDB により定められた規格が一般的に知られている．しかし，これは間接的な評価手法であり，衝突時の衝撃荷重を知ることはできない．耐弾防護衣を身に着けた場合，必ずしも防護衣の下に変形が起こるわけではないが，なお大きな衝撃圧力がかかる．
本実験では，飛翔体がターゲットに衝突するときの衝撃荷重を直接計測し，耐弾防護衣の性能を定量的に評価することを目的とした．

2.2

実験方法

ターゲットは鋼板に耐弾防護衣に使われる高強度繊維を重ねたもの，プロジェクタイルは銅と鉛でできた
直径 9.0[mm]，全長 14.7[mm]，質量 9.6[g] の金属弾丸である．衝突圧力はピエゾフィルムゲージ式圧力セン
サ（Dynasen 製 PVF2 11-.25-EK）で測定し，それを荷重に変換した．ターゲットへの入射速度はクロノグ
ラフ（Oehler 製 Model35）およびハイスピードカメ

砕しやすくしていると考えられる．
今回の実験では，入射速度と破片の質量分布との関係を観察した．

3.2

実験方法

ターゲットは鋼板，プロジェクタイルは全長 17.6[mm]，質量 7.45[g] のフランジブル弾丸である．ターゲット
は射出口から 2[m] の位置に設置した．また，弾丸の入射速度は 170[m/s] と 330[m/s] とした．

3.3

実験結果

入射速度 170[m/s]，330[m/s] のとき，それぞれの破片の累積個数分布を調べると Fig.1 のようになった．
累積個数分布は dN (m) ∝ m−1.4 dm という関係が得られ，べき乗則が成り立っていることが確認できた．
また，速度が速くなるにしたがって分布がグラフ右上に平行移動する傾向が見られた．これより，現場に遺留している破片の分布から入射速度を推定する手がかりが得られると考えられる．

ラ（Vision Research 製 Phantom V710）を用いて測定し，240[m/s] 程度であった．

2.3

実験結果

高強度繊維がない場合では，弾丸がセンサを破壊してしまい，正確な計測ができなかったが，高強度繊維を3 枚重ねた後方の圧力は計測することができ，150[µs]程度の間，0.3〜0.5[GPa] 程度の高圧力の負荷がかかることが分かった．この持続時間はハイスピードカメ
ラから観察される現象と整合的である．最大の圧力は0.51[GPa] であり，理論的に計算される鉄同士の衝突

Fig. 1 The cumulative number for projectile velocities of 170m/s and 330m/s.

電通大における木星火球のメタンバンド観測○森山正和 1, 柳澤正久 1
1 電気通信大学
概要
1994 年にシューメーカーレヴィ第９彗星が木星に衝突したことが観測され、これは数百
年から数千年に 1 度という珍しい出来事であると思われていた。しかし 2010 年 6 月に二人のアマチュア天文家によって木星表面での発光現象が確認され、同年 8 月にも同様の発光現象が観測された。このことから木星表面での発光現象は考えられていたよりも高頻度で起こっている可能性が出てきた。そこで木星を継続観測することで小天体が木星に衝突す
る頻度を調べる。電気通信大学での観測では２つの望遠鏡で観測を行っているが、ここではメタンバンドフィルターを用いた観測について紹介する。
1.背景2010 年 6 月 3 日木星での発光現象が観測された。[1]その時撮影された動画から作られた合成写真を図 1 に示す。その時撮影された明るさから推定された発光強度の時間変化の様子を図 2 に示す。衝突した天体の平均密度を 2[g/cm3]とした場合、この発光エネルギーから推定されたメテオロイドの直径は 8-13m と考えられる。

図１.それぞれの木星火球のカラー合成写真。

図 2 画像を基に計算された発光強度の時間変化

2. メタンバンドフィルターによる観測
図 3(a)にあるようにメタンバンドフィルターは 889nm 付近の波長を透過しそれ以外の波長は透過しない。一方木星の大気に含まれるメタンが 889nm 付近の波長を吸収するため、木星はこの波長域の光をあまり反射しない。これが図 3（b）に示されている。つまりメタンバンドフィルターを使うと木星が暗く映るので木星火球が観測しやすくなると考えられる。2012 年 11 月に電気通信大学にて行った観測で撮影した画像の一例を図 4 に示す。

図 3.(a)メタンバンドフィルターの透過率の波長依存性と(b)木星のアルベドの波長依存性。

図 4. 電気通信大学屋上にて観測したほぼ同時刻の木星画像（2012 年 11 月 7 日 23 時 45 分
頃撮影）。(a)はメタンバンドフィルターを使用した観測、(b)は R バンド(RGB)による観測。

原始惑星系円盤中における固体原始惑星へのダスト降着流○谷川 享行 1,2 、小林 浩 3 、町田 正博 41

惑星科学研究センター、2 北大低温研、3 名古屋大理、4 九大理

木星のような巨大ガス惑星は、原始固体惑星が臨界コア質量に達することでガス捕獲を開始して形成するが、臨界コア質量に達するまでの時間は円盤ガスが散逸する典型的時間に比べて長いと理論的に予測されており、巨大ガス惑星の形成の大きな困難となっている。しかし、惑星集積過程に円盤ガスの存在を考慮することで、この臨界コア質量に達するまでの時間が大きく変化する可能性が指摘されている。例えば、固体原始惑星
が大気を持ち始める程度まで成長すると、大気とのガス抵抗により微惑星などの被捕獲
天体の捕獲率が上昇し、臨界コア質量に達するまでの時間が短縮する。一方で、被捕獲天体のサイズがさらに小さくなるとガス抵抗がさらに効果的に効くため、固体コアを避けるように運動するガスに流されて被捕獲天体が固体コアに降着できなくなる可能性がある。実際、固体原始惑星が成長する際には、微惑星などの固体物質の衝突合体が繰り返し起こるが、この過程で同時に破壊により小さい破片も大量に生じると考えられているため、円盤ガスが固体集積に与える影響を調べることは巨大ガス惑星形成問題には重要である。そこで本研究では、サイズが比較的小さくガス抵抗が効く固体が、円盤ガス中にある固体コアに降着する過程を数値シミュレーションにより調べた。
固体の運動は、惑星周りの局所近似回転座標系であるヒル座標系の上で運動方程式を数値積分により解いて求めた。運動方程式中のガス抵抗の項は、数値流体シミュレーショ
ンを別途行い得られた定常流の密度・速度場を用いて求めた。今回は簡単のため、固体の運動は原始惑星系円盤の中心面のみの２次元に限定して計算を行った。計算の結果、
大きいサイズの極限ではガスがない場合の降着率に漸近するが、サイズが小さくなるにつれて降着率が増加し、あるサイズを境に降着率が低下する様子が見られた。本講演では、数値計算により得られた被捕獲天体の個別の運動や、それらの総和としての降着率を解析し、降着率が最大となるサイズとそのときの降着率が決まる物理を解明し、このプロセスが惑星系形成シナリオに及ぼす影響を議論する予定である。