AN HIGH-PRECISTION SEMI-ANALYTICAL ON-HUGONIOT EOS FOR GEOLOGIC MATERIALS.
Seiji Sugita1, Kosuke Kurosawa2, Toshihiko Kadono3 and Takayoshi Sano3, 1Univ. of Tokyo (Kashiwa, Chiba,
sugita@k.u-tokyo.ac.jp), 2JAXA/ISAS (Sagamihara, Kanagawa), Osaka Univ. (Suita, Osaka).
Introduction: The equation of state (EOS) of geogologic materials, such as silicates and ices, underhighly shock-compressed states play an important rolein planetary evolution. Extensive research has been
conducted for the EOS of solid materials. A number ofvery sophisticated thermodynamics-based EOS’s, such
as SESAME [1] and M-ANEOS [2], have been developed. These numerical EOS codes, however, use manymodel parameters to reproduce experimental data.
Thus, it is difficult to find the optimum model parameters uniquely, requiring extensive experiments covering a wide range of thermodynamic conditions.
Such costs for EOS’s may be necessary evil because physics behind the EOS of highly shockcompressed geologic materials is very complicated. In
fact, recent experimental result using high-power laser
have revealed further intricate properties of silicates
under high compression conditions, such as large departure of isochoric specific heat Cv from Dulong-Petit
limit due to molecular dissociation and ionization [e.g.,3,4]. In order to incorporate such complex properties
into a thermodynamics-based EOS properly, physics
behind these materials needs to be modeled well.
Such thorough understanding of material properties is essential for building a versatile EOS for hydrocode calculations. However, there are many occasions
where the thermodynamic properties only along Hugoniot compression curve are needed. For example,
estimation of the fractions impact melt/vapor and thefinal molecular composition of impact vapor plumerequires only the entropy gain due to initial impact
shock.
Furthermore, when a new range of shock pressures
is explored, thermodynamic measurements are usually
very limited. Also, the vast majority of shock compressed EOS data are taken only along Hugoniot
curves. However, many thermodynamic data including
both on-Hugoniot and off-Hugoniot conditions areneeded to revise sophisticated EOS’s accurately. Suchrevisions often take time and have to wait for data accumulation. Nevertheless, when new experimental data
are obtained, one would wish to examine the significance of such new data promptly. Thus, a simple EOS
that works only on Hugoniot curves but can describe
the experimental data accurately would be very usefulfor shock compression experimental data analysis.
In this study, we propose a semi-analytical formulaof on-Hugoniot EOS derived from the differential formof Rankine-Hugoniot equation and compare it withconventional EOS’s and experimental data.

Analytical Formulation: One of the outstanding
properties of condensed matter under shock compression is the linear velocity relation between particle
velocity Up and shock velocity Us:
U s = C o + s U p,
(1)
where Co, and s are bulk sound velocity and a constant,respectively. This relation is known to hold for a variety of materials over a wide range of impact velocity [5].
Despite the wide applicability of this relation, most
EOS’s do not take advantage of this relation. One of
the few exceptions is the analytical EOS by Tillotson[6]. It is simple and accurate (for compression) and has
been used widely. However, it is not thermodynamically self-consistent and cannot calculate entropy gain due
to shock heating.
In addition to the Up-Us relation (1), we use only
general thermodynamic relations, the differential formof Rankine-Hugoniot relations, and Grüneisen EOS.
From these relations, we obtain ordinary differential equations for temperature T and entropy S:(Us "U p )dT= Co ! oT
dU p
U sq+1
2
dS sU p=dU p TU s

q"1

+

sU p2
CvU s

(2)
(3)

Density and pressure can be obtained with frequently
used analytical solutions for Hugoniot curves:Us.
p = !oU sU p ! = !o(7),
U s !U p
Then, all the basic thermodynamic variables can becalculated for Hugoniot without having knowledge of
an off-Hugoniot EOS. This EOS needs only six model
parameters ρo, Co, s, Cv, Γo, and q.
Experimetal Validation: In order to examine thevalidity of the new on-Hugoniot EOS, we compared
the results of our calculations and literature values.
Fig. 1 shows comparisons between our EOS andice shock experiment data with single-stage powder
gun [7]. Because all the parameter values are well established, there is no room for adjustment for fitting.
However, the comparison indicates that our semianalytical EOS can reproduce shock temperature andentropy very well.
Similarly, our semi-analytical EOS are comparedwith shock data of both diopside and quartz obtainedby 2-stage light-gas gun [9,10] (Fig. 2). The shock
temperatures measured around 150 GPa are well reproduced by our EOS with Dulong-Petit assumption.

These good reproductions of well-establishedshock temperature data and entropy estimates support
the validity of our new EOS for Hugoniot conditions.
Planetary-Velocity Impacts: For extremely highpressure shocks, Cv is not approximated by a constantvalue well; it may become well above Dulong-Petit
limit [e.g., 3,4]. The effect of specific heats can becalculated easily with our new EOS.
Although there is good agreement among different
EOS’s at relatively low shock pressures (~150 GPa) in
Fig. 2B, different EOS’s yield significantly different
results at higher shock pressures (several hundred GPa)[4]. This scatter results from the fact that there are notmany experimental data available in the higher shockpressure range. Under such conditions, our EOS isuseful because it does not require many data points tomake accurate predictions along a Hugoniot curve. It
can also be used as an anchor for the more sophisticated EOS for Hugoniot conditions.
Furthermore, because Cv is a very important property to characterize condensed matter, the capability toderive Cv from temperature data is very useful. A couple of examples of comparisons between our recent
experimental data and our EOS predictions are shownin Fig. 2. The quartz data at 150 GPa requires Cv significantly larger than 3R, but the shock temperatures ofdiopside at ~300 GPa is consistent with the DulongPetit value. Such difference in Cv among different silicates is of great importance in planetary science.
Planetary Applications: Perhaps, the most important thermodynamic variable that an on-Hugoniot
EOS is expected to provide is entropy. Once shockinduced entropy gain is known, its final thermodynamic state after adiabatic decompression can be accurately
calculated. There are a number of applications of suchentropy calculations in Earth and planetary science.
For example, the degrees of melting and vaporization,
post-decompression temperature of impact-induced
vapor can be calculated relatively easily once entropy
gain is given. Furthermore, this EOS is useful formatching thermodynamic conditions between laserinduced and impact-induced vapor plumes [12].
References: [1] Kerley, G.I. (2009), Kerly Tech. Serv.
Rep. KTS09-1., [2] Melosh, H.J. et al. (2007), MAPS, 42,
2079–2098. [3] Hicks, D. et al. (2006), PRL, 97, 025502. [4]Kurosawa, K. et al. (2011) Proc. 17th APS SCCM Mtg. inpress. [5] Trunin, R. F. et al. (2001), Experimental Data on
Shock Compression and Adiabatic Expansion of Condensed
Matter, Academic Press. [6] Tillotson, J. H. (1962), Metallic
equations of state for hypervelocity impact. San Diego: General Dynamics. [7] Stewart, S. T. et al. (2008), GRL, 35,
L23203. [8] Svendsen, B. and T. J. Ahrens (1990), JGR, 95,6943-6953. [9] Lyzenga, G. A. et al. (1983), JGR, 88, 2431–
2444. [10] Celliers, P.M. et al. (2010) PRL, 104, 184503.
[11] Kurosawa, K. et al. (2010), GRL, 37, L23203. [12]Sugita, S., et al. (2003), LPS XXXIV, Abstract#1573.

Figure 1. Comparison between shock experimental data [7]and our proposed EOS calculations. The results of Both temperature and entropy are reproduced well by our semianalytical EOS.

Figure 2. Comparison between EOS calculations and shock
experimental data for diopside [8,11] and quartz [9,10,11].
Temperature and entropy for both diopside and quartz atshock pressures below 200 GPa are reproduced well by oursemi-analytical EOS and Dulong-Petit Cv, but temperature
measurements at much higher shock pressure for quartz withintense laser [11] requires higher Cv than Dulong-Petite (3R).
For comparison, M-ANEOS and SESAME calculations by[4] for the same conditions are also shown.

10km/sを超える衝突速度でのクレーター形成実験○荒川政彦1，藤田幸浩2，中村昭子1，岡本尚也1，
門野敏彦3，重森啓介3，弘中陽一郎3，佐野孝好3，境家達弘3
1 神戸大学，2 名古屋大学，3 大阪大学
はじめに
太陽系には10km/sを超える高速度衝突現象が頻繁におきている．例えば，地球・月系への小惑星衝突の平均速度は10数km/sと言われており，また．木星系や土星系の衛星への系外からの衝突は，20km/sを超えることが知られている．このような超高速度での衝突実験を再現するために，阪大レーザー研の高出力レーザーを用いた飛翔体加速による弾丸衝突技術が開発された．現在，100~250μmの金属弾丸を>10km/sで定常的に加速することに成功している．この技術を用いて，これまで未踏領域であった超地球脱出速度におけるクレーター形成実験が行われている． >10km/sでは，珪酸塩鉱物の溶融・蒸発が起こる
衝突圧力であるため，衝突時のエネルギー散逸機構が大きく変化することが期待される．その結果，衝突のスケール則に影響を及ぼす可能性がある．
10km/sを超える衝突時の衝撃圧力の減衰過程の研究は，これまで数値シミュレーションにより行われてきた．その結果，衝突溶融や蒸発が起きると圧力減衰率が大きく変化することがわかっている．カンラン石を用いたシミュレーションでは，衝突溶融が開始すると初期圧力が高くなればなるほど溶融領域での減衰が大きくなるという結果が得られている（Pierazzo et al., 1997）．一方，氷は珪酸塩と違って衝撃溶融が起こる圧力が低いので，5km/s未満の衝突速度で溶融を開始する．そこで，上記のような圧力減衰と衝突溶融の関係を室内実験において確認可能である．白井らの実験では，衝突速度~3km/sでは，衝突点近傍で非常に減衰の激しい領域が確認されており，衝突溶融との関係が示唆されている（Shirai et al., 2008）．このように，衝撃圧力の減衰率が衝突溶融に起因して，衝突速度により変化することから，衝突のスケール則も同様に衝突速度依存性を示すと思われる．そこで，本研究では，固体天体を構成する代表的な岩石であるカ
ンラン石と玄武岩を用いて>10km/sでのクレーター形成実験を行い，クレータースケール則に対する衝突速度依存性について実験的に調べることにした．
実験方法
衝突実験は阪大レーザー研の激光XII-HIPERレー
ザーを用いて行った．弾丸加速に持ちいたレー
ザーのエネルギーは< ~5kJである．弾丸にはAl球を用いており，そのサイズは100μmと250μmの二種類である．レーザー加速の結果，弾丸の衝突
速度は9~61km/sであることがX線ストリークカメ
ラによる観測で確認されている．試料には，玄武岩立方体（城崎産）とカンラン岩立方体（幌満産）を用いた．試料サイズは15mmである．弾丸と試料の間は<5mmとして，弾丸の分裂前に試料への衝突が起こるようにしている．実験後は試料を回収して，クレーターの観察を顕微鏡，SEMにより行った．

図１ 玄武岩上のクレーター（SEM像）

10-2-10-3: Al
250μm, 13.3km/s

実験結果（１）形状：玄武岩試料では，衝突エネルギーが小さい時には，はっきりしたクレーターが作られなかった．衝突したと思われる領域が破砕を受けて，破片が剥がれてるだけの状態で，飛び散らずにちゃんとした孔には成長していない．また，衝突エネルギーが大きい時に作られる衝突孔も形状が不定形で4km/s以下で形成される典型的なピット・スポール型のクレーターとは形状が異なる．クレーター内部をSEMで観察すると図１のように局所的に溶融・固結したと思われる場所を点在して確認することができた．玄武岩試料を構成する斑晶，石基の構造は，今回の弾丸サイズよりも大きいか，ほぼ同じサイズである．従って，弾丸により発生した衝撃波の伝播は試料の不均一構造に大きく影響を受けることになる．玄武岩に含まれる数%の空隙や結晶粒界における衝撃波の反射が，クレーター形状や融解・固結構造の原因ではないかと思われるが，詳しい考察は今後行う予定である．一方，カン
ラン岩試料では，玄武岩試料で観察されたような融解の証拠は確認されなかった．クレーターの壁や底面は破断面を示し，破砕によりクレーター孔が形成されたことがわかる．クレーター形状は円形のものが多いが，実験によってはカンラン岩に潜在的に存在したクラックがクレーターの成長を妨げているようなものもある（図２）．衝突孔は一般には白濁しており，細粒の破砕がクレーター壁でおきていることが推測される．次に図３に形成したクレーターの直径­深さ比を示す．参考のため2~4km/sでナイロン弾丸により玄武岩上に形成されたクレーターの直径­深さ比も示す．このように今回の高速度衝突では，直径­深さ比が，玄武岩・カンラン岩の両方で0.1となり，低速度実験と比較して小さな値をとっていることがわ
かる．高速度衝突での浅いクレーターの特徴の原因は，衝突溶融が関与している可能性が高いが詳しいメカニズムはまだわ
かっていない．

図2 カンラン岩上のクレーター．衝
突速度22km/s，アルミ直径121μm（２）スケーリング：今回の実験結果におけるクレーター直径のまとめを図４に示す．参考のため，2-4km/s の速度で玄武
図3 クレーターの直径­深さ比岩に衝突させた結果も同じ図に掲載する．実験結果を
Holsappleらのスケール則と比較するために，縦軸はスケーリングされたクレーターサイズ（πR）に密度補正を加えた無次元数をとり，横軸は物質強度と運動エネルギーの比に関連する無次元数をとる．実験データのバラツキが大きいため，確定的なことは言い難いが，Hosapple
and Housen (2007)で提案されている強度支配域でのスケール則を同じ図にプロットすると，低速と高速の両方のデータを矛盾なく説明できることがわかる．実際，岩石の種類を無視してすべてのデータを使って，フィッティングすると彼らの提案するスケール則のほぼ一致した．
πR(ρ/δ)0.4 = 1.2 πY-0.255
πY は，Y/ρvi2と定義される．Yは試料強度，ρは密度，
viは衝突速度である．データ解析の方法としては，各速度領域で別々にフィッティングする方法もあるので，そのような解析と行なってみると，低速度実験の結果と高速度実験の結果では，はっきりしたオフセットが現れるよ
うな結果となった．オフセットがある場合は，その原因として衝突溶融による圧力減衰の増加が推測されるが，既存のスケール則と一致してしまった場合，衝突溶融がクレータースケール則には影響を及ぼさないことになる．これらのどちらが正しいかは，現在のところはっきりしない．今後，低速実験と高速実験の衝突条件が重なるような実験を行なって確認していく必要がある．

図4 クレーターサイズに関するスケール則

鉄隕石の衝突破壊
中村昭子 1，桂 武邦 1，長谷川 直 2，高部彩奈 1，瀬藤真人 1，三軒一義 1(1 神戸大学，2 ISAS/JAXA)
鉄隕石は，その宇宙線照射年代（Eugster et al. 2006）から過去 1.5 億年以内に最後の破壊過程を経たと考えられる．地球近傍の力学寿命が 100 万年程度である（e.g. O’Brien andGreenberg 2005）ことを考慮すると，この最後の破壊過程の大部分は，小惑星メインベル
ト，すなわち，低温の環境下で起こったと考えられる．他方，鉄隕石母天体は，内惑星領域で集積し破壊されたシナリオ（Bottke et al. 2006）や，鉄隕石母天体がコアが冷え切る
前に破壊されたこと（Scott et al. 2007）が示唆されている．鉄隕石の低温（200K 以下）での衝突破壊強度についての実験研究はあるが（Ryan and Davis, private communication;
Holsapple et al. 2002），常温での衝突破壊強度はわかっていない．
本研究では，常温の鉄隕石を岩石や金属と衝突させる実験を行い，衝突破壊条件を調べた．
実験では，宇宙研の二段式軽ガス銃と神戸大学の火薬銃を用いた．宇宙研の実験では，鉄隕石や鋼を，岩石やナイロンと速度 1.4〜5.9 km/s で衝突させ，鉄隕石・鋼破片を磁石を用いて回収した．神戸大学の実験では，鉄隕石や鋼を，銅や鋼に速度 0.45〜1.4 km/s で衝突させ，破片を回収した．今回の実験では，鉄や鋼に比べて衝突させた岩石等のほうが常に大きかったので，従来の衝突破壊のスケーリングパラメタ Q（=標的質量あたり，標的と弾丸質量を合計した系の質量あたり，の弾丸の運動エネルギー）を用いるのは適当でない．
そこで，衝突初期発生圧力を一次元近似で計算し，それと，最大破片質量割合の関係を調べた．最大破片質量割合が 0.5 となる初期発生圧力を見ると，鉄や鋼の質量が，0.1，1，14g と大きくなるにつれて，初期発生圧力が小さくなることが示された．これは，常温の鉄や鋼の衝突破壊が，ひずみ速度依存性を持つとして解釈できる．
本研究ではさらに，常温の鋼と 200K 以下に冷却した鋼を同様の衝突条件で破壊し，衝突破壊の程度を比べた．両者には最大破片質量の違いは見られなかった．しかし，破片のサイ
ズ分布は両者で異なり，低温での破片が岩石と同様であるのに対し，常温での破片は同じ
サイズのものができているという特徴が見られることがわかった．

普通コンドライト隕石母天体を模擬した石膏・ガラスビーズ混合物の衝突破壊実験
保井みなみ 1、荒川政彦 2
1 神戸大学自然科学系先端融合研究環	
 2 神戸大学大学院理学研究科

はじめに：	
  普通コンドライト隕石母天体は、微惑星の衝突によって生じた衝突破片やその衝突破片の再集積によって形成した天体（主に S 型小惑星）であると考えられている。普通コンドライト隕石はミリサイズのコンドリュールと、マトリックスと呼ばれるサブミクロンサイズのシリケイトダストから構成される。
従って、普通コンドライト隕石母天体を形成した微惑星は、コンドリュールとマトリックスからなると予測される。そのため、普通コンドライト隕石母天体の形成条件を考える上で、上記のような微惑星の衝突破壊と再集積過程を調べることが重要となる。
	
  本研究では、コンドリュールおよびマトリックスを球形ガラスビーズ、石膏で模擬した混合試料を用いて衝突実験を行った。そして、衝突破片速度と衝突破壊強度に対するガラスビーズ（コンドリュール）の効果を調べた。
実験方法：
	  実験は、神戸大学に設置された一段式及び二段式軽ガス銃を用いて行った。標的試料は、石膏に直径100μm、1mm、3mm の球形ガラスビーズを混ぜて作成した。普通コンドライト隕石に含まれるコンドリ
ュールの体積含有率が 65-75%と見積もられていることから（Grossman et al., 1988）、ガラスビーズの体積含有率は約 60%とした。また、比較のために、ビーズを含まない純石膏標的も用意した。標的試料
は、直径 30mm、高さ 20-40mm の円筒形と、1 辺 10-30mm の立方体を用意した。実験条件は次の通りである。一段式軽ガス銃の場合は、直径 10mm、質量 0.5g のナイロン球を弾丸に用いて、衝突速度を60-180m/s とした。二段式軽ガス銃の場合は、直径 1.6mm、高さ 2.5mm、質量 7mg の円筒形ナイロンを弾丸に用いて、衝突速度を 3.3-4.2km/s とした。
	  標的の衝突破壊の様子を観察して衝突破片の飛翔速度を計測するため、高速度ビデオカメラを用いて撮影を行った。撮影速度は毎秒 3000-10000 コマ、シャッタースピードは 1μs とした。また、衝突破壊強度を調べるため、実験後に衝突破片を回収して破片の質量を計測した。
実験結果：①	
  衝突破片速度	  本研究では、衝突点の反対点からの飛翔速度（反対点速度 Va）と、衝突面の端点からの飛翔速度（端点速度 Vc-g）を計測し、エネルギー密度 Q との関係を調べた。エネルギー密度 Q は、弾丸と標的の総質量と弾丸の運動エネルギーの比（Q=mpVi2/2(mp+Mt)、Vi は衝突速度、mp と Mt は弾丸および標的質量）で定義される量である。その結果、２つの破片速度は Q の増加と伴に大きくなった。反対点速度 Va の場合
は、ビーズサイズとビーズ含有率の依存性は見られなかった。しかし、一段式銃の結果（低速度衝突）と二段式銃の結果（高速度衝突）が異なり、同じエネルギー密度では高速度衝突の結果が低速度衝突の結 果 よ り 約 １ 桁 小 さ く な っ た 。 各 衝 突 速 度 で の 関 係 は 低 速 度 衝 突 Va=5.01x10-2Q0.81 、 高 速 度 衝 突
Va=6.03x10-3Q0.81 となった。一方、端点速度 Vc-g の場合は、ビーズサイズとビーズ含有率、そして衝突速度にも依存しないことがわかった。そして、Vc-g と Q の関係は、Vc-g=9.33x10-2Q0.7 と表された。
②	
  衝突破壊強度	  実験後に回収した衝突破片の最大破片質量 ml を調べ、エネルギー密度 Q との関係を調べた。その結果、標的質量で規格化した最大破片質量（規格化最大破片質量 ml/Mt）は、Q の増加と伴に小さくなった。衝突速度範囲が同じ場合（使用した銃が同じ場合）、同じエネルギー密度では石膏の ml/Mt がビーズ混合物の ml/Mt よりも 5~10 倍大きくなった。一方、同じ標的であれば、高速度衝突の ml/Mt が低速度衝突 ml/Mt
よりも約 1 桁大きくなった。ここで、衝突破壊強度 Q*は ml/Mt が 0.5 になるときの Q と定義される。各
標的の Q*を調べた結果、低速度衝突の場合は約 56~450J/kg となり、石膏標的が最大で、3mm 標的が最小となった。しかし、ビーズサイズやビーズ含有率で系統的な変化は見られなかった。また高速度衝突の 100μm 標的の Q*は約 980J/kg となり、低速度衝突の 100μm 標的よりも約 13 倍大きくなった。
議論：	  実験結果から、エネルギー密度 Q と規格化最大破片質量 ml/Mt、反対点速度 Va の関係は、低速度衝突と高速度衝突で異なることがわかった。これは、衝突時の発生圧力と衝撃圧の減衰率の違いが、実験結果の衝突速度による違いを反映していると考えた。エネルギー密度は発生圧力と減衰率を考慮したパラ
メータではない。そこで、発生圧力 P0 と減衰率 α を考慮した無次元衝突応力 PI を用いて実験結果を再解析し、低速度衝突と高速度衝突の結果がうまくスケーリングされるかを調べた。PI は Mizutani et al. (1990)
によって提案された固体物質中の衝撃波生成と伝播を基に作られたパラメータで、PI=(P0/Y)(mpρt/Mtρp)α/3（Y は引張強度、ρt は標的の密度、ρp は弾丸の密度）と表記される。衝突発生圧力 P0 は、インピーダン
スマッチング法を用いて計算した。また引張強度 Y は、衝突実験で用いた標的と同じ試料（直径 30mm、高さ 12-18mm）を用いてブラジリアン試験を行い、得られた破壊強度を用いて計算した。そして、各関係において、衝突速度に依存せず全ての結果が最も良く一致する減衰率 α を求めた。その結果を、図 1に示す。反対点速度 Va は、V*（=Y/ρtCt, Ct は標的のバルク音速で計測値）で規格化し、無次元量とした。
計算した結果、減衰率 α が 2 になると各関係において全ての結果が良い一致を示すことがわかった。そして、規格化最大破片質量 ml/Mt=12.26PI-1.35、規格化反対点速度 Va/V*=0.55PI1.04 という経験式で表されることがわかった。

b)

0

100
Gypsum
100µm (low)
100µm (high)1mm
3mm
Okamoto and Arakawa (2009)

Va/V*

Largest Fragment Mass ml/Mt

a) 10

10-1

10

Gypsum
100µm (low)
100µm (high)1mm
3mm
Okamoto and Arakawa (2009)
10-2

100

101

NDIS PI

102

1
1

10

100

NDIS PI図 1	  a) 規格化最大破片質量 ml/Mt と無次元衝突応力 PI の関係	  b) 規格化反対点速度 Va/V*と PI の関係

参考論文：
・	
  Grossman et al. (1988), in Meteorites and the Early Solar System, 619-659.
・	  Mizutani et al. (1990), Icarus 87, 307-326.
・	  Okamoto and Arakawa (2009), Meteorit. Planet. Sci. 44, 1947-1954.

※	  本発表内容は以下の論文を基にしているため、詳細は以下を参照してもらいたい。
M. Yasui and M. Arakawa (2011), Impact experiments of porous gypsum-glass bead mixtures
simulating parent bodies of ordinary chondrites: Implications for re-accumulation processes related
to rubble-pile formation, Icarus 214, 754-765.

低密度エアロジェルへの衝突・貫入過程の高速カメラ撮影○門野敏彦（大阪大学レーザーエネルギー学研究センター）
新居見励，土’山明（大阪大学理学部）
奥平恭子（会津大学）
長谷川直，田端誠（宇宙科学研究所）
弾丸が低密度エアロジェルへ衝突・貫入過程を高速カメラにより観測した．多様な弾丸を使って実験を行い，トラックが成長する様子を調べた．
1. は じ め にNASA のスターダスト探査では，低密度のシリカエアロジェルを使って大量の彗星塵が捕獲され地上に持ち帰られた[1]．エアロジェル中には彗星塵の貫入により多様な形状のトラックが形成されていた．探査で回収されたトラック形状と較正実験を基にして，突入してきた彗星塵のサイズや密度が推定されている[2,3]. トラック形状から彗星塵の性質をより定量的に知るためには，衝突条件とトラック形状をつなぐ貫入過程とトラック形成のモデルが必要である．このためには貫入過程
をその場観測することが望ましい．これまでに多くの衝突貫入実験が行われてきた[e.g., 4-6]が，貫入過程のその場観測をした例は少なく[7,8]，特にトラックの太さ（直径）についての定量的測定の結果はほとんど報告がない．今回，われわれは多様な弾丸を使って貫入過程を高速カメラによりその場撮影を行った．

2. 実 験 方 法
宇宙科学研究所の二段式軽ガス銃を使って衝突実験を行った．三種類の弾丸を用意した： (A) ソーダライムガラス球 (SLG：直径 ~ 500 µm), (B)20 µm 微小シリカ球と 300 µm 直径 SLG の焼結体，(C) 微小シリカ球(< 20 µm) の焼結体. 標的は密度 60 mg/cm3 のシリカエアロジェル（パナソニック電工），衝突速度はおよそ 4 km/s であった.
高速カメラ (HyperVision HPV-1 島津製作所)により貫入過程を撮影した．

3. 実 験 結 果
Hörz et al. [9] は定性的にトラック形状のタイプを３つに分けた：“type A” ：「にんじん」型の細
長いトラック，“type C”：丸いバルブ状のトラッ
ク，“type B” ：type A と C の中間型. われわれは２章で述べた３種類の弾丸を使ってこれらの Figure 1. Carrot shape “type A” track made by
トラック形状を再現することができた．SLG 弾 SLG. The projectile impacted to the aerogel from丸による結果（type A：にんじん型）を図１に示 left. The horizontal scale bar indicates 10 mm.
Time proceeds from top to bottom. Frame
す．
interval is 8 µs

4. ま と め
弾丸が低密度エアロジェルへ衝突・貫入過程を高速カメラにより観測した．多様な弾丸を使って実験を行い様々な形状のトラックが形成された．トラックが成長する様子を特に貫入深さと最大直径について調べた．
Acknowledgment: 神戸大の町井氏と中村氏には焼結体の作り方についてご教示いただいた．感謝いたします．この研究は宇宙科学研究所スペースプラズマ研究施設との共同利用研究です．
参考文献[1] D. E. Brownlee et al., 2006. Science 314, 1711-1716.
[2] M. J. Burchell et al. 2008. Meteo. Planet. Sci., 43, 23-40.
[3] Y. Iida et al. 2010. Meteo. Planet. Sci., 45, 1302-1319.
[4] T. Kadono, 1999. Planet. Space Sci. 47, 305-318.
[5] T. Kadono and A. Fujiwara, 2005. Int. J. Impact Eng. 31, 1309-1317.
[6] M. J. Burchell, G. Graham, and A. Kearsley, 2006. Annu. Rev. Earth Planet. Sci. 34, 385-418.
[7] T. G. Trucano and D. E. Grady, 1995. Int. J. Impact Eng. 17, 861-872.
[8] R. Niimi et al., 2011, Icarus 211, 986-992.
[9] F. Hörz et al., 2006, Science 314, 1716-1719.

背景
高強度レーザーによって衝撃圧縮された鉱物の変成分布

衝突現象• 惑星科学において衝突現象は様々な現象の素過程• 衝撃を受けた試料の回収によりその変成の状態を評価
Melosh, 1989
ガス銃による回収実験
Vein中のwadsleyiteを回収(26GPa @ 1.53km/s)
O.Tschauner et al., 2009(1)永木恵太, (1)境家達弘, (1)近藤忠, (2)門野敏彦, (2)弘中陽一郎, (2)重森啓介(1)大阪大学大学院理学研究科, (2)大阪大学レーザーエネルギー学研究センター

単結晶quartzのレーザー衝撃圧縮による高圧相の回収実験(20GPa)
T. de Resse guier, P. Berterretche,and M. Hallouin, 2003

 より高圧での試料の回収実験
 レーザーを用いた弾丸速度：最大60km/sが可能(T. Kadono et al., 2010)

圧力の違いによる変成の違い

実験目的
Duniteの衝撃変成

Melosh, 1989

W.U.Reimold andD.Stoffler,1987

圧力の減衰

数十GPaの実験での圧力の減衰率は1.7前後
Basalt中での圧力変化
S. Nakazawa
et al., 2002

• 大型レーザーを用いた高い圧力での衝撃圧縮実験において衝撃変成時の空間情報を残した状態で試料を回収すること• 100GPa以下での実験との変成の違いを評価する▫ 溶融部分が存在するような破壊のステージが異なる場合の圧力の減衰

数百GPaの実験での溶融を伴う時の圧力の減衰の仕方は？
Melosh, 1989

実験結果

実験方法
試料：Olivine単結晶(San Carlos産)
サイズ：3×3×3 mm

Al

回収セル断面図

試料①
・オリビン
表面の圧力
→130GPa・衝突相当速度→8.3km/s

レーザー集光径(Φ500μm)

試料②
・オリビン
表面の圧力
→180GPa・衝突相当速度→11km/s

Φ0.5mm
3mm

17 mm

Ti

Ti板を設置：厚み0.4～1.0mm
試料が吹き飛ぶのを防ぐ

圧力発生：高強度レーザー『激光XII/HIPER@阪大レーザー研』

試料③
・オリビン
表面の圧力
→290GPa・衝突相当速度→15km/s

試料④
・オリビン
表面の圧力
→450GPa・衝突相当速度→21km/s

Al
回収試料の中心部の断面の薄片(200μm)[光学顕微鏡写真(透過光)]

 試料②・・・薄片(約200μm)

 試料②・・・薄片(約200μm)

 オリビン表面の圧力・・180GPa
 衝突相当速度・・11km/s

 オリビン表面の圧力・・180GPa
 衝突相当速度・・11km/s

レーザー集光径(Φ500μm)

レーザー集光径(Φ500μm)

1mm

1mm

反射電子像
(組成の違いを反映)

電子後方散乱回折像(結晶方位の違いを反映)

反射電子像(組成の違いを反映)

電子後方散乱回折像(結晶方位の違いを反映)

光学顕微鏡
(透過光)

光学顕微鏡
(透過光)

100μm

100μm

100μm

 試料②・・・薄片(約200μm)

100μm

考察：圧力減衰 オリビン表面の圧力・・180GPa
 衝突相当速度・・11km/s

レーザー集光径(Φ500μm)

レーザー

1mm

反射電子像
(組成の違いを反映)

Ti
電子後方散乱回折像(結晶方位の違いを反映)

回折パターン見えない

100μm

オリビン(Forsterite)の回
折パターンがはっきりと
見える

100μm

考察：圧力減衰②(P0=180GPa)③(P0=290GPa)

試料

オリビン
表面圧力
(GPa)

減衰率
[α]

①

130

2.9(1)②

180

3.3(1)③

290

3.7(1)④

450

3.8(1)④(P0=450GPa)

圧力(GPa)10GPa 10(弾・塑性境界)

1
0

500

1000

1500

位置(μm)

0.1

2000

P=P0 (r/r0)-α

P2
r0 r1

r2

r

P0:初期圧力r1:溶融境界P1:130GPa
r2:弾・塑性境界P2:10GPa
S. Nakazawa et al., 2002

まとめ①(P0=130GPa)

130GPa 100(Melt境界)

P0
P1

光学顕微鏡
(透過光)

1000

P=P0 (r/r0)-α

P

2500

3000

P/P0=(r/r0)-α• 約450GPaまでの衝撃試料の回収ができた– 断面をみると衝撃点からの距離に応じて破壊状態が異なる分布がみられた• レーザー照射部に一番近い部分で非晶質化し、溶融していたと思われる• 更にレーザー照射部から離れると塑性破壊から弾性破壊へと移行していく部分が観測された– 破壊構造の分布より圧力の減衰率を求めた• 低圧(数十GPa)の実験と比べて、高圧(数百GPa)の実験では圧力は急速に減衰している炭素質隕石の衝突蒸発とそれによる環境変動
大野宗祐(千葉工大)，門野敏彦(大阪大)，黒澤耕介(JAXA)，境家達弘，薮田ひかる，重森啓介，弘中陽一郎 (大阪大)，羽村太雅，杉田精司(東京大)，荒井朋子，松井孝典(千葉工大)
今から 6550 万年前の白亜紀末の生物大量絶滅（K/Pg 事件）の引き金は、メキシコ・ユ
カタン半島のチチュルブクレーターを形成した天体衝突によって引かれた [Alvarez et al.,
1980、Schulte et al., 2010]。衝突の際には大量の硫黄酸化物が放出されたと考えられており、それにより引き起こされる酸性雨や日射遮蔽などの環境変動は、生物大量絶滅の原因として有力視されている[Sigurdsson et al., 1991 など]。
引き起こされる環境変動のメカニズムは、放出される硫黄酸化物の化学組成に強く依存する[Ohno et al., 2004]。これまで有力視されてきたのは、放出される硫黄酸化物が主に二酸化硫黄であった場合に起こる、数年間に及ぶ日射遮蔽・寒冷化である[Pierazzo et al.,2003 など]。ところが、放出される硫黄酸化物の過半を占める硫酸塩岩由来の衝突蒸気中では三酸化硫黄が支配的であることが、近年の実験的研究により示された[Ohno et al., 2011]。
三酸化硫黄が放出された場合、日射遮蔽・寒冷化は起こらない代わりに、全地球的に非常に濃い酸性雨が降り、急激な海洋酸性化が起こる[Ohno et al., 2006]。
ここで重要となるのが、衝突天体からの硫黄化合物ガスの放出である。K/Pg 衝突の衝突
天体の化学組成についてはまだ結論は出ていないものの、硫黄を多く含む炭素質隕石と似た組成であれば地球化学的証拠をよく説明できるという提案がなされている[Kyte, 1998 など]。その場合、K/Pg 衝突で大気中にガスとして放出される硫黄の量は、衝突地点に豊富にあった硫酸塩岩からの寄与が最も多いものの、衝突天体由来の硫黄も無視できない量である[Pierazzo et al., 2003 など]。炭素質隕石組成の衝突蒸気は、硫酸塩岩組成の衝突蒸気よりも還元的な化学組成であるため、硫酸塩岩組成の衝突蒸気には含まれない還元的な硫黄化合物ガス（二酸化硫黄、硫化水素等）を多く含む可能性がある[Hashimoto et al., 2007、Schaefer and Fegley, 2010]。還元的な硫黄化合物ガスが大量に放出されると、硫酸エアロ
ゾルによる日射遮蔽・寒冷化の原因となり得る。そのため、炭素質隕石組成の衝突蒸気の化学組成を知ることは、衝突後の環境変動を理解する上で非常に重要である。
これまで、衝突蒸気雲の化学に関する研究は、主に実験的な困難により発展が阻まれてきた。ところが近年、大阪大学レーザーエネルギー学研究センターの超高出力パルスレー
ザー激光 XII 号を用いた、これまで未確立であった宇宙速度への飛翔体加速と衝突蒸気の化学組成分析技術が開発された[Ohno et al., 2011、Kadono et al., 2011]。そこで本研究では、炭素質隕石標的への衝突蒸発実験を行い、衝突蒸気中の硫黄化合物ガスの組成を実験的に測定し、
K/Pg 衝突で衝突天体から放出された硫黄化合物の化学組成の推定を目指した。

実験手法はほぼ先行研究[Ohno et al., 2011]を踏襲して行った。阪大レーザー研の激光
XII 号を用い、厚さ 30 ミクロンのタンタル平板を加速させた。標的の炭素質隕石としては、揮発性成分の含有量が多く、ガス直接測定を行いやすいマーチソン隕石を用いた。発生させた衝突蒸気ガスの化学組成分析は四重極質量分析計（QMS）を用い、含有される SO3、
SO2、OCS、H2S、SO の量比を測定した。
その結果、マーチソン隕石由来の H2S、SO2、SO、OCS を検出することに成功した。ガス分析の結果の一例を以下に示す。ショット数が限られているという問題はあるものの、H2S が最も多く、次いで SO2 と OCS が多く生成した。一方、硫酸塩岩組成の衝突蒸気の主成分である SO3 は検出されなかった。すなわち、今回得られた結果は、超高速度衝突によって炭素質隕石から放出される硫黄成分は、ほぼすべてが SO3 以外の硫黄化合物になることを示唆するものである。SO3 以外の比較的還元的な硫黄化合物ガスは、大気中で徐々に酸化されることにより、長期間にわたって硫酸エアロゾルの生成源となる。そのため、数年以上にわたる硫酸エアロゾルによる日射遮蔽・寒冷化を引き起こす可能性が高い一方、衝突直後の酸性雨、海洋酸性化にはあまり寄与しないと考えられる。また実験では、OCS、
H2S など硫黄酸化物以外の硫黄化合物ガスも多く生成した。これらのガスは、大気中の化学反応で酸化され最終的に硫酸エアロゾル形成するまでの特徴時間が SO2 よりもさらに長い。そのため、SO2 の放出をベースに従来考えられてきた硫酸エアロゾルによる日射遮蔽・寒冷化が、これまで考えられてきた以上に長期（~10年）にわたる可能性があるということ34
60が示唆される。
48 20110714_shot34811_155139Meteorite02 20:02:11 2011/09/30
64
80

10-8
10-9

H2S
SO2

10-10

SO
OCS

10-11
SO3
10-12
280

300

320

340

360

380

Time Relative [s]QMS によるガス直接測定結果（時系列生データ）の一例。

はやぶさ２のサンプル回収模擬実験○池崎克俊１、矢野創２、岡本千里２、橘省吾３、今栄直也４土’山明１、長谷川直２、中村昭子５、富山隆將６1 大阪大学	
  ２JAXA	  ３東京大学	
  ４国立極地研究所	
 
５

神戸大学	
  ６海洋研究所開発機構高知コア研究所

	  はやぶさ２計画として、C 型小惑星「162173 1999JU3」へのサンプルリターンミッショ
ンが計画されている。はやぶさ計画と同様の弾丸式サンプラーの搭載が予定されている。
小惑星内でもいろいろな表面状態（レゴリス、ボールダー、一枚岩）が存在しているため、各々の表面状態に対する衝突現象の理解は重要である。そこで目標小惑星の表面物質に対応すると考えられる炭素質コンドライトの模擬物質を作成し、弾丸の打ち込み実験を行った。今回はターゲットの引張強度、サイズによる違いについて述べる。
模擬炭素質コンドライト（以下模擬物質と示す）の作成には、ガラスビーズを用いた。
コンドライトを構成するコンドリュールとマトリクスに対応するように、それぞれのサイズに近い 250-355μm と 20μm 以下のガラスビーズを用いた。また、炭素質コンドライト
隕石の強度を参考に圧裂引張強度が 0.数 MPa~数 MPa になるようにした(Tuchiyama etal., 2009 )。2 種のガラスビーズの混合物質（混合比は 20%あるいは 50%）を焼結させ、焼結温度と時間をコントロールすることにより所定の強度をもつ模擬物質(φ10cm,h6cm)を作成した。また、サイズ比較を行うために、作製した模擬物質を石膏包埋することで大きな模擬物質(φ22cm,h12cm)を作製した。使用した石膏は包埋した模擬物質と引張強度、音速が同じになるように調整している。
実験ははやぶさ２と同様に火薬銃を用いて行った。プロジェクタイルは SUS(φ10ｍｍ、4.6ｇ)を使用し、約 150 m/s でターゲットに衝突させた。ターゲットには模擬物質とでだけでなく、比較のため耐火レンガも用いた。
ターゲットのパラメータによる違いがクレータの直径や深さ、破片サイズ分布などにみられた。クレータにおいて、同サイズでは引張強度が低いほど大きくなる傾向がある。同強度で大きな模擬物質ではクレータは小さくなり、特に深さ方向が約５分の１になった。
これは大きな模擬物質では小さい模擬物質と異なり衝撃波の反射が生じないからだと考えられる。次に破片サイズ分布では、大きな模擬物質に約 700μm の破片数が少ない結果となった。これは模擬物質内に模擬コンドリュールとして混ぜた約 300μm のガラスビーズの影響だと考えられ、小さい模擬物質で破片数の減少が見られないのは、衝撃波の反射により衝突後に模擬物質内で破片同士が擦れ合うことで破片サイズ分布をフラットになったと考えられる。衝突現象を理解する上で、ターゲットのサイズを考慮することは重要であると言える。

アミノ酸の衝撃化学−出発温度を変えた実験−○ 菅 原 春 菜 1、 三 村 耕 一 1
1 名 古 屋 大 学 大 学 院 	
 環境学研究科

1. は じ め に	  アミノ酸は生命の誕生に不可欠とされる有機物である。初期地球上におけるアミノ酸の重要な供給源の 1 つと考えられているのが、小惑星や彗星、宇宙塵などの地球外物質である。
始原的な隕石であるマーチソン隕石中には 80 種以上、計 60 ppm のアミノ酸が含まれており[1]、さらに彗星の塵からもアミノ酸が見つかっている[2] 。しかしながら、初期地球に降り注いだ小惑星や彗星の中には、マーチソン隕石のように衝撃をあまり受けていないものだけでなく、地球に到達するまでに様々な程度の衝撃を受けているものも多く存在すると考えられる。そのため、地球外物質による初期地球へのアミノ酸供給の可能性を検討するためには、衝撃がアミノ酸に及ぼす影響について評価する必要がある。本研究では、衝撃によるアミノ酸の分解についてその温度・圧力依存性を調べるために、出発温度を変えてアミノ酸に衝撃を与える実験を行った。今回行った実験条件は常温(301 K)および液体窒素温度(77 K)の２つである。
2. 実 験 方 法
	  衝撃を与えるアミノ酸として、マーチソン隕石中に多く含まれるグリシンとアラニンを選び、これらのアミノ酸を 1 種類ずつカンラン岩粉末に 1:10 の質量比で混合して衝撃を与える試料とした。これらの試料をステンレス製のカプセルに封入し、一段式火薬銃を用いて 10~40
GPa までの衝撃を与えた。液体窒素温度での実験については、試料を封入したカプセルをさらに液体窒素で満たした発泡スチロール製容器の中に入れ、その状態で衝撃を与えた。衝撃を与えた試料については、化学処理の後、ガスクロマトグラフィーで分析を行った。
3. 結 果 と 考 察	  アミノ酸はグリシン、アラニンともにほぼ同様の挙動を示し、衝撃圧力の上昇に伴い減少し、常温の実験においては約 20 GPa を境に急激な減少を示した。液体窒素温度での実験においてもほぼ同様の傾向を示したが、急減する圧力は常温の実験よりも高圧側にシフトした。
Tomioka et al. (2007)[3] をもとに衝撃温度を見積もり、衝撃温度に対してアミノ酸の残存率をプロットすると常温および液体窒素温度の実験ともに１つの曲線上にのることがわかった。
このことから、アミノ酸の衝撃分解は圧力よりもむしろ温度に依存していることが考えられる。さらに、アレーニウスプロットを描くことでアミノ酸の衝撃分解反応の活性化エネルギーを求めると、その値は大気圧下での熱分解反応よりも小さいことがわかった。これは衝撃分解が熱分解よりもよくアミノ酸を分解する反応であることを示している。これまでの先行研究では、熱分解のみを考慮して彗星や小惑星によるアミノ酸供給についての検証が行われてきたが[4]、本研究の結果は熱分解だけでなく衝撃分解の影響についても評価する必要性があることを示している。
【参考文献】[1]Sephton and Botta (2008) Space Science Review. 135, 25-35. [2]Elsila et al. (2009) Meteoritics& Planetary Science 44, 1323-1330. [3]Tomioka et al. (2007) Meteoritics & Planetary Science 42,
19–30. [4] Pierazzo and Chyba (1999) Meteoritics & Planetary Science 34, 909–918.

粉体への衝突実験で見られるランパート風地形の形成過程
鈴木 絢子1，門野 敏彦2，中村 昭子3，荒川 政彦3，和田浩二4，山本聡5
1惑星科学研究センター，2大阪大学レーザーエネルギー学研究センター，3神戸大学，
4千葉工業大学・惑星探査研究センター，5国立環境研究所・環境計測研究センター

太陽系内に存在する固体天体上に普遍的に存在する衝突クレーターの周囲には，様々な地形のエジェクタが観察される．それらは，衝突した天体の速度や物性，衝突された天体の地表・地下や大気などの条件が異なるために多様性を示すと考えられている．多様なエジェクタ地形の形成過程を解明することで，固体天体の過去の環境や衝突条件を制約することができるかもしれない．
衝突条件を様々に変化させてできる地形を調
べた研究は，これまでにも行われてきた．Schultz,(1992) では，衝突速度2〜4km/s, チャンバー内
圧力0.02〜1barの範囲で実験を行い，少なくとも4種類のエジェクタパターンを確認した．ランパー
ト風の同心円リッジパターンは，0.06〜0.3barで観察された．大気中をエジェクタカーテンが進行するときに，カーテンの内側への大気の流れによって渦ができ，その渦が堆積したエジェクタと相互作用することでリッジができると結論づけた．しかしリッジの形成について十分に詳しく観察されていないため，我々は本実験を企画した．
実験には神戸大学にある縦打ちのガス銃を用いた．弾丸はアルミニウム円柱で，直径10mm，
高さ10mmである．標的は中心直径が100µmのガ
ラスビーズを直径28cm・深さ10cmの金属製のたらいに詰めたもので，バルク密度は1.5g/cm3である．衝突速度を自由落下(数m/s)〜100m/s，チャ
ンバー内圧力を0.005〜1barに変化させて実験を行った．クレーター形成の様子は高速度ビデオカ
メラを用いて5000fpsで撮影した．実験後，ク
レーターの中心を通るような垂直レーザーシートを照射し，デジタルカメラで斜めから写真を撮影して，クレーターの直径と深さ，リムの高さを測定した．
結果，衝突速度とチャンバー内圧力を変化させると，少なくとも２種類のパターンが現れることがわかった： 同心円状の１本以上リッジが卓越したConcentric Ridges (CR)パターンと，放射状の畝と溝の繰り返しが顕著なRadial Lineations

(a)

(b)

図１：実験室で観察された典型的なエジェクタ地形．
(a) CR パターン．チャンバー内圧力 1 bar．(b) RL パ
ターン．チャンバー内圧力 0.005 bar．どちらも衝突速
度は約 50 m/s．

(RL)パターンである（図１）．ただし，CR パター
ンでも，放射状の畝と溝の繰り返しは同心円リッジの外側に観察される．CR パターンは，火星のランパートクレーターのエジェクタ地形と非常によく似ている．衝突速度が一定の場合，チャンバー内圧力が高いと CR パターンとなり，圧力が下がるに従って徐々に同心円リッジは微かになり，RL パ
ターンへと変化する．一定圧力の場合も，高速では CR パターンが現れ，特に同心円のリッジは花びら状に波打っているが，低速になると同心円
リッジは徐々に正円に近づき，数m/sではRLパターンとなる．
我々は特にCRパターンの形成過程に注目した．同心円リッジの半径（複数ある場合は一番内側）をクレーター半径で規格化した値は，チャン

(1)
(2)
最後に，できたクレーターのリムが実際に崩れているか，リムの高さを測定した．クレーター
半径で規格化したリムの高さは，チャンバー内圧力が上昇するにつれて低くなることがわかった．便
宜的に 0.03 という値を決め，それより値が大きい地形を「崩壊度小」，小さい地形を「崩壊度大」と分類した．衝突速度とチャンバー内圧力で描いたグラフ上で，崩壊度が大きい地形は右上に，崩壊度が小さい地形は左下側にプロットされ，崩壊度の境界は，前段落で求めた渦輪がガラスビーズ

incense sticks

Projectile (blurred)

図２：線香の煙で可視化された，弾丸が作る伴流．

を動かしうるしきい値とよく一致することがわかった（図３）．

10

Impact Velocity (m/s)

バー内圧力に依らないこともわかった．さらに，
高速度ビデオカメラの映像でクレーター形成過程を詳しく観察したところ，リムが何らかの要因で崩され，崩壊した部分が地面を這う流れとなって，先端にリッジを作っていることがわかった．
そこで我々は，弾丸が大気中を進行する際に作る伴流が，リムを崩壊させて同心円リッジを作っているという仮説を立て，以下の３つの観点からその仮説を検証した：1) 弾丸が作る伴流は存在するか，2) 弾丸が作る伴流は，本実験の範囲内
でガラスビーズを動かしうるか，3) できたクレー
ターのリムは実際に崩れているか．
弾丸が作る伴流を，線香の煙を用いて可視化した．直径15mmの穴をあけたポリスチレン板を設置し，板の上に線香を立てた．弾丸は穴をすり抜けて油粘土で受け止められるためエジェクタが視界を遮ることはない．高速度ビデオカメラの映像では，弾丸を後ろから追いかける渦状の流れが確認された（図２）．
弾丸が作る伴流が渦輪であるとみなし，
Suzuki et al., (2007) で決めた渦輪がガラスビーズを動かしうる条件を用いて，伴流の渦輪がリムを崩すことのできるしきい値を求めた．Suzuki etal., (2007) では，流れの揚力と粒子の重力の比の無次元数(1)を使っているが，ターゲット層内の粒子間の固着力を考慮した無次元数(2)(羽倉,2011）も用いた．渦輪の進行速度は衝突速度の半分程度とした．結果，渦輪がガラスビーズを動かし
うるしきい値は，今回の実験の範囲内に現れることがわかった（図３）．

10

2

1

k < 0.03
0.03 < k!p,th!p,th,c
10

3

10

4

10

5

Ambient Pressure (Pa)

図３：リムの崩壊度と衝突条件の関係．θp, th，θp, th, cは，渦輪がビーズを動かせるしきい値で，それぞれ固着力なし，ありの場合．

以上のことから，弾丸が大気中を進行する際に作る伴流がリムを崩すことは，今回実験室で観察された同心円リッジの形成過程として，十分あり得ることが確かめられた．弾丸の衝突速度がより早い場合や天体スケールへ外挿できるかについては今後の検討課題である．
Schultz, P. H., (1992), JGR, 97, E7,11623-11662.
Suzuki, A., et al., (2007), GRL, 34,
L05203.
羽倉祥雄，(2011), 修士論文.

月、火星の縦穴形状と追加模擬実験
福島高専

道上達広

月や火星の地下には東京ドームにも匹敵するような天然の大規模な空洞が存在している可能性が以前から指摘されていた。それは溶岩チューブと呼ばれる空洞で、地球では火山などから噴出した溶岩が、穴を作って流れていくことによってできたものである。
このような巨大な空洞は将来の人類の基地として有力な候補の１つである。
月探査機「かぐや」以前の研究で、溶岩チューブの存在は月でも示唆されていたものの、これまでの探査機の画像解像度が十分でないため、明らかにされてはいなった。しかしながら、「かぐや」は月全球の地形をこれまでの 20 倍以上の高解像度で撮影、多くのデータを解析してきた。そしてついに一昨年 10 月、春山純一助教らの研究チームによって、「マリウス丘」と呼ばれる火山活動が非常に活発だった地域に地下空洞に関する縦穴を発見した。Haruyama et al(2009)は縦穴周辺に溶岩が流れた痕跡が存在することから、この縦穴には地下空洞が存在していると考えている。また、この縦穴は隕石の衝突によって形成されたと推定している。
同様の縦穴は、近年、火星でも発見が相次いでいる。それらの縦穴の形は当初予想していたよりも様々な形があり、楕円形の縦穴も多い。そこで今回は、溶岩チューブを模擬した斜め衝突実験を行い、そのような楕円形の縦穴ができるかどうか調べた。標的は豊浦標準砂を少量のセメントと水で固めた人工物体を作製した。
大きさは縦と横が 30cm、厚さ５cm で中心近くの縦 20cm の領域の厚さは 1cm に加工した（溶岩チューブを模擬した加工）。強度測定も行い、圧縮強度は 3.2MPa、引張強度は 1MPa である。弾丸には直径 7mm のナイロン球を用い、衝突速度約 2.5km/s で衝突角度（標的表面からの仰角）10度、20 度、30 度でそれぞれ１回ずつ衝突実験を行った。高速度カメラは標的の側面と上面に設置し共に１秒当たり数千コマの割合で破片の飛び出す様子を撮影した。
α=20°
α=10°

α=30°
図１

溶岩チューブ斜め衝突模擬実験。

衝突角度αと形成された縦穴。弾丸は左側から衝突。

図１に今回の予備実験で形成された縦穴を示す。得られた結果から衝突角度 10 度では楕円形の縦穴ができることが分かった。一方、衝突角度 30 度では、それほど楕円形にはなっておらず、正面衝突（衝突角度 90 度）の実験結果と形状は変わらないことが分かった。実際の月面、火星表面の隕石衝突では衝突角度 10 度の衝突確率は小さいと考えられる。縦穴の形状は、標的の強度、標的の厚み、衝突速度によっても変わることが予想されるので、今後、詳細に実験を行う予定である。

弾丸・標的のサイズ比と衝突破片速度の測定
福島高専

道上達広

小惑星族が形成された際の破片放出速度は、観測された個々の小惑星の軌道要素から見積もられている。その値は室内実験やモデル計算における破片速度よりも１桁近
く大きいことが知られている。この違いを説明するひとつとして、ヤーコフスキー効果が挙げられるが、この効果はすべての大きさの小惑星に効率的に働くわけではない。
そこで小惑星族形成の際の放出速度を説明する別の仮説として弾丸/標的のサイズ比に注目し、このサイズ比が大きいとき衝突の際の破片放出速度は大きくなるのではな
いかと考えた。今回は弾丸/標的のサイズ比を変えることで破片速度がどのような値をとるのかを実験的に調べた。
実験装置は JAXA 宇宙研究本部にある２段式軽ガス銃を使用し、弾丸に直径 3mm と 7mmのナイロン球を用いた。それぞれの質量はおよそ 0.018g と 0.213g である。衝突速度は 1.62-4.58km/s の範囲で行い、大部分のショットは平均 2km/s 台になるように行った。衝突角度は標的面に対して垂直である。標的の大きさは、直径約 5.5cm, 7.5cm,
9.0cm の３種類の球と一辺が約 4.0cm の立方体を用いた。標的の材料としては平均粒
径 0.2mm の豊浦砂をセメントで固めたものを使用し、かさ密度は約 1550kg/m3、圧縮強度は 3MPa 程度である。
衝突の際の真空度は 0.40Torr 以下で、２台の高速度カメラ（3000
コマ/秒と 2000 コマ/秒）を互いに垂直な方向から撮影することによって、放出された破片の３次元速度を測定することを試みた。今回成功したショット数は１８である。
解析の途中結果として、サイズ比が２倍になると破片速度は１０倍になることが分かった。

インパクトと月震にまつわる何か小林直樹 1，川村太一 1，山田竜平 2(1) 宇宙科学研究所，(2) 国立天文台
衝突現象は惑星形成や成長の場に置いて本質的な役割を果たしている．現在では地球・惑星の形成時に見られたであろう程の頻繁な微小天体の衝突現象は見ることはできないが，現在においても隕石の天体衝突は珍しい現象ではない．
特に月面は大気が無いため地球以上に隕石の衝突に曝されている．月面での衝
突現象の理解は現在の衝突頻度を理解する上での役割が大きい．月面に隕石が衝突するとその衝撃によって弾性波が励起される．月震をモニターすることで現在の月面衝突を観察することができる．アポロ探査計画では月面に１辺が約1000km の三角形状に配置された地震計のネットワークを構成した．その 8 年間の連続記録から 1744 個の月面衝突現象を捉えている．本講演では月震から見ることができる衝突にまつわる研究について簡単なレビュー報告を行う．話題として，月震から見たクレータ生成不均質問題，インパクトの震源関数，フラッシュ地震学，インパクトによる月震励起機構の研究について紹介する．最初の二つの話題は共著者である川村が，三つ目の話題については山田が中心的に行なった研究の報告である．最後の話題は上記の研究の基礎となる衝突現象による地震波の励起機構に関して，地震波解析から推定される震源サイズについての理解が曖昧であること，正しい理解のためには衝突実験による弾性波の励起についての系統的な研究が不可欠であることを述べる．本発表に刺激され衝突実験と地震学を結ぶ研究に進展があれば幸いである．
クレータ生成不均質
月を始め多くの衛星が惑星の周りの公転とその自転が同期した同期回転をしている．このため，月面の公転方向の面（前面）とその反対面（後面）では公転
速度の分，隕石フラックスの偏りが生じると考えられている．クレータ不均質は主にクレータ分布を調べることで研究されて来た（e.g. Morota & Furumoto2003）が，現在の隕石衝突に対しては衝突痕が小さいため十分な検討がなされて来なかった．そこで我々はアポロの月震記録を使い，震源が同定された衝突イベントについて前面と後面での衝突頻度に偏りがあるか調べた．まず複数の観測点で検出されており衝突点が同定されているイベントを選び出した．更に

流星群などの前面／後面比に影響を及ぼすイベントを除外するなど細心の注意を払って衝突イベントを絞り込んだ．こうして選んだ 56 点のイベントの分布について調べたところ前面／後面比が 1.8±0.4 という過去の研究に比べ高い不均質を見いだした．イベント数が少ないがこの偏りは統計的には有意であり，この結果が正しいとすると地球近傍の隕石衝突速度は 12 km/s 以下と見積もられる．小さな隕石スケールでは何らかの減速過程が存在するのかも知れない．
インパクトの震源関数
地震などの破壊現象には破壊の継続時間などの震源に関わる特徴的なタイムス
ケールが存在する．このタイムスケールの逆数はコーナー周波数と呼ばれ，その周波数の前後で地震波のスペクトルの形状が変化する．破壊の継続時間は震源の大きさと破壊速度の比であるので，コーナー周波数は震源サイズに依存する．地震波の励起源がインパクトの場合でもコーナー周波数はイベントを特徴付ける基礎データとなる．我々はアポロの短周期月震計（1~10 Hz）と長周期月震計（0.3~1 Hz）を合成し，より広い帯域（0.3 ~ 10 Hz）で衝突月震のスペク
トルを調べた．その結果，衝突月震のスペクトルの顔つきは震央距離が 80 度を境に変化することが分った．震央距離が 80 度以下では振幅スペクトルは単純なインパクトモデルスペクトルで良く表現されるが，80 度より大きくなるとモデ
ルスペクトルでは説明がつかなくなる．この原因としては衝突点近傍の浅い構造による影響か，80 度以上の波線が通過する 500 km 以深の構造の影響が考えられる．この興味深い現象の原因を特定するのには更なる解析が必要である．
インパクトフラッシュ地震学
隕石の月面衝突現象は地震波だけでなく衝突点発光という現象も引き起こす．
衝突点発光は地上からも観測されており，地上観測によって月震の震源を同定できることを示唆している．衝突発光を利用した地震学は 1 点の地震観測でも月の内部構造を決める方法として有力視されている．我々は発光と月震の両方とも捉えられる場合について調査した．その結果，1 年間で 10 イベント程の発光点が決定された衝突月震イベントを観測できることが分った．
衝突による月震の励起
月面衝突は地震学的にも興味深い対象であるが，その震源過程に関しては必ずしも良く分かっている訳ではない．応用が期待される月面衝突地震学を確立するためにも衝突実験による弾性波の励起機構の詳細な理解を期待する．衝突研
究会の皆さんの協力を是非お願いしたい．

「かぐや」の測月データで推定した月衝突盆地の構造と月進化
石原吉明（国立天文台）
天体衝突は月を含む固体天体一般について表層・内部構造（〜マントル上部程度まで？）進化の最も大きな駆動力である。特に衝突盆地と呼ばれる直径 300km をこえる
規模のクレータを形成する衝突現象は、大規模な地殻の削剥や、さらにはマントルを掘削する可能性を有するなど重要性が高い。また、衝突盆地の構造が、形成後にどの程度緩和されたかは、盆地形成後の温度状態に強く依存するため、衝突盆地の構造解析から熱進化に関する拘束条件を提供することも可能である。衝突盆地の地下構造を解析する
為には、鉛直一次元ではなく 3 次元的な月・惑星の内部構造を推定する必要があるが、月や惑星においては、地球のような稠密な地震観測網のデータや構造探査データは存在しないため、内部密度異常に感度のある重力場データと、形状（地形）データを用い、内部の密度境界面の形状の推定を行うことが、ほぼ唯一のアプローチとなる。しかしながら、月の場合、自転周期と公転周期が同期しているため、追跡データによって拘束されていない月裏側の重力場モデルの精度が解析に用いるには不足していた。このため、
月には衝突盆地スケールの巨大クレータが約 50 同定されているが、これまで月裏側に存在する衝突盆地を含めた解析は行われてこなかった。2007 年に打ち上げられた日本の月周回探査機「かぐや」では、レーザ高度計を用いた全球計測によって月形状データを高精度に更新するとともに、リレー衛星を用いて主衛星の月裏側での軌道運動を直接追跡することにより、主として月裏側の重力場モデルの精度を大幅に向上させることに成功し、月裏側を含めた解析にたえる重力場モデルが構築された。
本研究では、「かぐや」により得られた最新の重力・地形モデルに基づいて、地殻厚（モホ面形状）モデルをアップデートした。モデリングにあたっては、Ishihara et al.
[2009]と同様に、単純な 1 層地殻モデルを採用し、地形による重力効果を取り除いた
完全ブーゲ異常は、地殻とマントルの境界であるモホ面の形状（凹凸）に起因すると仮33定した。また、地殻の密度は 2800 kg/m 、マントルの密度は 3360 kg/m を仮定し、それぞれ層内で一定とした。また大規模な海についてのみ玄武岩の効果を密度 3200
3

kg/m と仮定して考慮した。一般的に重力・地形から月地殻厚（モホ面形状）の推定を行う場合、拘束点は、月震解析により推定された Apollo12/14 号サイトでの地殻厚を用いるのが一般的であるが、近年の再解析により、Apollo ミッション直後の結果と比較して半分程度の地殻厚が推定され、さらに研究グループ毎に推定値が異なるという状況にある。このため、本研究では最薄地殻厚が 0 km 程度となるよう拘束し、最薄 1
層地殻モデルとしてモホ面のモデリングを行った。また、新たに構築したモホ形状モデ
ルと地形データを用いて、Wieczorek and Phillips [1999]と類似の手法により、方位角平均をとった平均構造断面作成と衝突掘削キャビティーの復元を行い、各衝突盆地の
現在の形状と緩和の程度の解析を行った。
既知のすべての衝突盆地[Wood, 2004]について解析を行った結果、Moscoviense
盆地に関して、他の衝突盆地と比較して、盆地の規模に対してマントルプラグの規模が大きすぎる事、多重リングが同心円にではなくずれている事が明らかとなった。また、
反射分光データから Moscoviense 盆地のピークリングに「かんらん石」が大規模に露出していると考えられる事と会わせて解釈すると、Moscoviense 盆地は単一の衝突盆地ではなく、2 回の衝突によって形成された複合盆地であるという可能性が見いだされた。二重衝突盆地である場合、2 回の衝突が極近距離（80km）で起きる必要があるが、モンテカルロシミュレーションにより近接衝突の起こりうる可能性を見積もった所、月面に 50 回のランダム衝突を考えた場合、80km 程度の近接衝突の起こりうる可能性は~50%程度と十分大きく、Moscoviense 盆地が二重衝突盆地である可能性を強く示唆する [Ishihara et al. 2011]。
掘削キャビティーの直径深さ比に関しては、第一近似的には両者の比は 0.1 の関係にのるが、直径が大きくなるほど 0.1 よりも有為に大きな値をとり、地形・モホ面形状から再構成されるキャビティー­深さには、掘削キャビティーだけではなく、溶融領域のサイズも影響している事が示唆された。さらに、再構成したキャビティーの直径・深さ比からは、Namiki et al. [2009]の提唱した衝突盆地の分類のうち、Type1 と Type2
盆地について、緩和がほぼ進んでいないこと、Principal Mascon 盆地については粘性緩和が進行している事が明らかとなった。しかしながら、Principal Mason 盆地のマン
トルプラグ肩の形状は単純な粘性緩和だけでは説明出来ないため、台地状のマントルプ
ラグ形状を併せて説明出来るモデルを構築する必要がある。層序年代区分で先ネクタリ
ス紀第 4 年代グループ（PN4）以前に形成された衝突盆地は、衝突盆地としての地下構造の形跡が見られず、緩和が完了していると解釈出来ることから、月は PN4 までは
比較的暖かかったものの、その後急速に冷却されたと推定される。

SPA 盆地の構造と月内部組成	
 	
 ○上本季更 1.6、大竹真紀子 1、春山純一 1、山本聡 2、松永恒雄 2、中村良介 3、横田康弘 2、諸田智
克 4、小林進悟 5、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.産業技術総合研究所、
4．名古屋大学、5.放射線医学総合研究所、6.東京大学	
 
	
 
背景	
 
月裏側にある South	 Pole-Aitken 盆地(SPA 盆地)は、巨大隕石衝突により形成され、その内側では月内部物質であるマントル物質が露出していると考えられており、月の起源の解明に繋がる月内部の元素・鉱物組成を直接的に把握するのに最も重要な地域であると考えられてきた。特に衝突の中心部においては、掘削深度が大きいため、表層の斜長石に富む地殻はすべて外へ飛散し、マフィック鉱物に富む岩石が広がっている可能性が高いとされてきた[1]。	
 しかし、最近の研究では、Pieters	
 et	
 al.（2001）[2]と Ohtake	
 et	
 al.	
 (2009)[3]が、盆地の衝突の中心から比較的近い場所に地殻物質である斜長岩が存在すると報告している。更に Ishihara	 et	
 al.(2009)[4]では、SPA 盆地の中心でも 20~30km の地殻が存在すると推測している。盆地中心に斜長岩が存在する場合、impact	 melt から再分化した可能性の他に、地殻が剥ぎ取られることなく残存したという可能性も挙げられ、衝突の中心付近では地殻はすべて剥ぎ取られたとされていたこれまでの研究と異なる。そのため本研究では、月内部物質を覆っていた地殻に注目し、その鉱物学的な分布から、巨大隕石衝突によって地殻が剥ぎ取られた領域を推定し、盆地の地質構造を推測することを目的とした。	
 手法	
 本研究では、研究手段として月周回衛星「かぐや」搭載のマルチバンドイメージャ（MI）による分光観測データを用い、SPA 内部のクレーターおよびその周辺の反射スペクトル解析を行うことで、鉱物に特徴的な吸収を観察した。解析した地域は、
SPA 盆地ほぼ全域である。また、地形情報は先行研究の Hiesinger	
 et	
 al.(2004)[5]の結果を基に、鉱物データと同じく「かぐや」搭載の LALT データから標高図を作成した。	
 MI データより鉱物を種類に応じて赤、緑、青に色分けし鉱物分布マップとしたもの（RGB 図）に、地形データにより判別できた地形的リングを重ね合わせた。また、特に本研究で着目した地殻物質である
斜長岩の分布も表示した。斜長岩の同定方法は、波長 1250nm に特徴的なスペクトルの吸収をもつという斜長石の特徴を利用し、波長 1050nm 地点と 1550nm 地点の反射スペクトルを直線で結んだ時、波長 1250nm地点でスペクトルがその直線よりも深く吸収がみられるものとした。	
 結果	
 ４つの地形的リングに沿って、鉱物の分布の仕方を区分できた（図１）。リング A から B、C にかけては斜長石を多く含む岩石が広がっており、リング C から D においては斜長石、単斜輝石、斜方輝石など、さまざまな鉱物がパッチ状に分布している。また、リング D の内側においては、単斜輝石が一様に広がっているという特徴がみられた。	
 また、盆地内の 19 箇所で斜長岩がみられた（図２）。これについても地形定リングと照らし合わせた
ところ、みられた斜長岩のうち 15 箇所がリング A から B 間に存在し、リング B からリング D の間には斜長岩は 4 箇所存在するという特徴がみられた。リング D の内側には、斜長岩はみられなかった。	
 更に、地形情報より、リング C から D の間の地形的起伏（標高差２km 以上）に対し、リング D を境にその内側の起伏（標高差１km 以下）が緩やかになっているという特徴がみられた。	
 考察	
 盆地のリング B の外側において斜長岩が多く分布していること、RGB 図、地形情報ともよく合致することから、このリング B の内側が隕石衝突により崩れた領域であると推測でき、このリングを excavation	
 cavity と推定した。また、リング B より内側においてみつかった 4 箇所の斜長岩については、その存在要因として、もとより存在した地殻物質である可能性、盆地形成時における impact	 melt	 pool から分化した可能性が挙げられる。しかし、リング D 内の起伏が外側の地域に対し緩やかであること、リング D
内の鉱物組成が外側の地域に対し一様であること、また、過去の多重リング盆地のモデルでもっとも内側のリングの内部が impact	 melt	 pool であると推測されていたことから、4 つ目のリングの内側の領域
が impact	
 melt	 pool であると推測すると、これら 4 箇所の斜長岩はいずれもリング D の領域の外側にあるので、impact	 melt	 pool 由来ではないと推測でき、これら 4 箇所の斜長岩は残存あるいは再落下した地殻物質である可能性が高い。一方で、リング D 内が impact	 melt	 pool であるとすると、先行研究のクレータースケーリング則から計算できる impact	 melt	 pool の直径とよく一致する。これより、同盆地規模の衝突盆地においても、従来のクレータースケーリング則が使用できる可能性を推測できた。	
 更に、RGB 図による鉱物分布の特徴と地形情報による 4 つのリングがよく一致していることから、本研究で SPA 盆地の鉱物学的情報と地形的情報を対応づけることができた（図３）。	
 
	
 
[1]	
  	
 Spudis	 et	
 al.,(1994)Science,266,1848-1851	
 
[2]	
 	
 C.M.Pieters	
 et	
 al.,(2001)JGR,vol106,No.E11D.	
 [3]	
  Ohtake	
 et	
 al.，(2009)Nature	
 461(7261):236-40	
 [4]	
  Ishihara	
 et	
 al.,(2009)GRL,vol36,L1920	
 [5]	
  Hiesinger	
 et	
 al.,(2004)LPSC,35th,#1164	
 [6]	
  Head,(2010)GRL,vol37,L02203	
 図１．鉱物を種類によって色分けした RGB 図と図２．斜長岩（90％＜斜長石）（青丸）の分布

地形的リング A~D（白線）を照らし合わせた図。

を地形的リング A~D（白線）と照らし合わせ

リング C～D に対し、リング D 内は一様に鉱物た図。リング B を境に斜長岩の分布地域が急激が分布しているという特徴がみられる。

に減少している特徴がみられる。

図３．得られた結果を踏まえ、Head （2010）[6]に倣い SPA 盆地を地質断面図に起こした図。黄色が斜長岩の一部、赤い部分が impact melt pool 領域。地下への広がりは推定できていないため、過去の研究で推測されている impact melt pool の形を基に点線で示した。

月と地球のバルク Mg#値比較から考えるジャイアントインパクト大竹真紀子（ISAS/JAXA）
月周回衛星“かぐや”に搭載したスペクトルプロファイラにより取得した可視・近赤外分光データを用いて、月全球の高地地殻に含まれる苦鉄質鉱物の Mg#（Mg と(Fe+Mg)のモル比）推定を行ったところ、表より裏側で従来考えられていたよりも高い
Mg#（最大約 80）となっている結果が得られた。また推定された Mg#値やその分布か
ら、観察された裏側の高い Mg#は月マグマオーシャンの固化過程に起源を持つと考えられる。裏側で従来考えられたよりも高い Mg#の高地物質が存在する原因としてはい
くつかの可能性があるものの、一つのシンプルな説として、月マグマオーシャンの初期
Mg#が従来想定されていたよりも高い値であった可能性があげられる。
月は地球となる天体に別天体が衝突したジャイアントインパクトにより形成されたとする説が現在最も広く受け入れられているが、最近の研究で、月を構成する主要物質は地球側でなく衝突した別天体側の物質を起源とすることが言われている[1]。また、
この衝突側の天体は太陽系において地球とは異なる場所で形成されたために、地球とは異なる酸素同位体値を持っていたと推定される[2]。一方で、月・地球サンプルの分析から酸素やシリコン同位体については月と地球で一致することが報告されており[3]、
初期物質の同位体値が地球と衝突側天体で異なっていたにも関わらず、現在の月・地球で等しくなっている事から、そのような状況を生むメカニズムが必要とされる[4]。またこれまで月と地球の Mg#については、地震波データを元に月の方が Mg#が低いとする説[5]と、月サンプル分析を元に月と地球の Mg#はほぼ等しいとする説[6]の２つの説が言われている。もし月と地球で Mg#が異なる説が正しいとするならば、前述のよ
うに月と地球で酸素やシリコンの同位体値を均一にしつつ、Mg#については月と地球で異なる値とするような新たなメカニズムが必要となり、このようなメカニズムとして[7]により、ジャイアントインパクト後の蒸発大気中でのメルトの降雨により、主要元
素である Fe と Mg の分別が可能であるとする説が提唱されている。
しかし、今回我々の研究により観測された月裏側高地での高い Mg#から、月マグマ
オーシャンの初期 Mg#が従来想定されていたよりも高いと考えられる場合には、月と地球の Mg#は等しい可能性もあり、その場合は前述のような Fe と Mg の分別機構は特には必要なくなる。また、蒸発大気による月と地球の同位体均一化説についてもまだ疑問の余地があり、この説が正しいのかどうか考察する上でも、またひいてはジャイアン
トインパクトの衝突側天体の組成を知る上でも、月マグマオーシャンの初期 Mg#を推定する事は重要である。
現状、観測された月高地地殻中苦鉄質鉱物の Mg#の解釈や、その意義についてはまだ定性的な考察しかできていないが、今後これら得られた観測事実に定量的な検討を加える事によって、月の起源であるとされるジャイアントインパクト、衝突天体の組成やジャイアントインパクト後の月形成メカニズムについて、直接的に検討するための重要な情報が得られるものと考えている。
[1] Canup, R. M., ICARUS, 168, pp.433-456, 2004.
[2] Pahlevan, K. and Stevenson, D. J., EPSL, 262, pp.438-449, 2007.
[3] Wiechert, U. et al., Science, 294, pp.345-348, 2001.
[5] Khan A. et al., Geophys. J. Int., 168, pp. 243-258, 2007.
[6] Warren, P. H., Meteoritics, 40, 3, pp.477-506, 2005.
[7] Pahlevan, K. et al., EPSL, 301, pp.433-443, 2011.

月形成衝突のレビュー＋SPH 法による最新の結果（仮）玄田 英典
東京大学大学院理学系研究科
地球惑星科学専攻

講演要旨
月の起源として、現在、有力だと考えられている「巨大天体衝突仮説」についてのレビューを行う。火星サイズの天体が原始地球に斜めに衝突することによって原始地球の周りに原始月円盤が形成されるプロセスと、その円盤から月が再集積されるプロセスがあるが、本講演では、前半のプロセスに注目し、最新の数値計算の結果を交えて議論を行う。

天体の衝突物理の解明研究会〜巨大天体衝突過程とその影響〜

巨大衝突仮説シミュレーション再訪
和田桂一（鹿児島大学大学院理工学研究科）

2005 年頃、月形成について一般に信じられている「巨大衝突仮説」の拠り所の一つとなっていたのが、A. Cameron、R. Canup らによる SPH 法を用いた一連の数値実験であった。筆者は、国立天文台在籍当時、これらの仕事を小久保英一郎氏らに紹介され、その精度の低さから結果があまり信用できないという印象を持った。特に問題だと思ったのは、周地球円盤物質を表す SPH 粒
子が高々100-1000 個程度しかなく、有効空間分解能が円盤の半径程度しかないことであった。そのため、衝突後形成される円盤の長時間進化を追うことはできず、再集積する月質量の見積りも正しいかどうかわからない、と考えた。
そこで、筆者の専門分野である、銀河の星間ガスのダイナミクスを解く高精度の３次元 EulerMesh 数値流体コードを用いて、巨大衝突仮説の再検証を小久保氏、牧野淳一郎氏と始めた。われわれは比較的解析的に簡単な形の状態方程式を用いて、パラメータの結果への影響を見るという戦略をとった。銀河用のコードの変更も最小限で済むという利点もあった。周地球円盤領域の格子点数は 2000 万点以上を用いた。
原始地球に質量が 1/5 程度の原始惑星が「かすめるように」衝突することで、月質量の２倍程度の厚い周地球円盤がロッシュ半径内に形成されることが分かった。衝突直後のデブリ進化は過去の SPH 計算とあまり変わらない。しかし、その円盤の質量、角運動量と、月集積過程の N 体実
験結果 (Kokubo et al. 2001) を用いて予想される月質量は数日のタイムスケールで急激に減少し、このモデルでは現在の月を形成することは極めて困難であることが判明した。この場合の状態方
程式は、巨大衝突によって形成されるデブリがほとんど気体となっている場合に相当する。一方、円盤内で圧力がほとんど効かないという状態方程式の場合は、予想される月質量は、衝突後少な
くとも１０日程度のタイムスケールで現在の月質量程度に留まる。この場合は、衝突する原始惑星が部分的にしか蒸発せずに大部分が液体、または固体のままでいるということに相当する。
つまり、月ができるかどうかは状態方程式に強く依存する、ということがわかったわけである（Wada, Kokubo, Makino 2006)。巨大衝突スケールでの相転移を含んだ、現実的な状態方程式が分からない限りこれ以上の計算に意味はあまりないだろう、と、この論文を最後に巨大衝突仮説の研究からは撤退した。
その後、2010 年頃から Mesh コードを用いた新しいシミュレーションの preliminary な結果が欧米のグループによっていくつか出てきている。それらの計算では「現実的な」状態方程式と言われる ANEOS が用いられているが、結果は WKM06 で示した二つの極端の状態方程式の中間的なものであり、現在の月質量を説明できるようなデブリ円盤を長時間維持できるかどうかははっ
きりしていない。今後、衝突実験結果を反映させた状態方程式による高精度計算による新たな検証が必要であろう。日本の研究グループに期待したい。
数値流体業界は日進月歩で、他の分野では様々な試みがなされている。その一例として銀河形
成分野で最近話題の、“moving mesh” を用いた AREPO (Springel 2011) を紹介した。

References
Kokubo et al. (2000) Icarus 148, 419
Springel, V. (2010) MNRAS 401, 791
Wada,K., Kokubo, E., Makino, J. (2006) ApJ 638, 1180

!"#$%&'()*+,-./,.01/
2345627.
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現在、月の起源として、ジャイアン

りはディスクの半径程度になり、円盤

トインパクト説（巨大衝突説）が有力の解像度が非常に低くなってしまうである。この説では火星サイズの原始という問題があげられる。この問題を惑星が原始地球に衝突し、主に衝突天解決するためにWada, Kokubo and

体のマントル物質が原始地球周回上

Makino (2006)は、数値計算方法に粒にばらまかれ円盤（原始月円盤）が形

子法ではなく格子法を用い空間全体成され(e.g.,Canup, 2004)、それらがで等しい解像度を実現し、円盤部分で集積して月ができたとするものであの解像度をあげることを試みた。そのる(e.g., Ida et al. 1997)。どのような円

結果、円盤領域ではSPH法の10-20倍盤が形成されるかについては、SPH法の解像度を得ることができ、円盤領域(Smoothed Particles Hydrodynamics

での詳しい様子をシミュレーション

method)と呼ばれる流体コードが主にすることが出来た。彼らが用いた状態

用いられ研究されてきた。SPH法は流

方程式は仮想的なものであったが、円体を粒子として扱って計算する方法

盤物質が気体的に振る舞うような状

で、密度が高く、物質が沢山存在して態方程式を用いた場合、これまでのいる場所には多くの粒子が存在し、密SPH法によるシミュレーションでは度が低く、物質があまり存在していな見られなかった円盤領域でのスパイ

い場所はあまり粒子が存在しないとラル状の衝撃波などによって円盤物いう特徴がある。

質が徐々に失われてしまい、その後形成される月の質量が小さくなってし

原始月円盤を考える時のSPH法のまうという示唆が得られた。この結果問題として、原始月円盤は全体の数%

は、月の起源そのものに影響するため、の質量しかないので円盤を形成する

きわめて重要なものであったが、彼ら領域には全体の粒子数の数％しか粒が用いた状態方程式は仮想的なもの

子がなく、さらにそれらの粒子の広がであり、蒸発の効果などは入ってなく、

SPH法での計算と異なる状態方程式

る Tillotson の状態方程式を用いてシなので手法による違いを正確に見積

ミュレーションを行った。蒸発の効果もったわけではない。また、そのためが入っているが Wada et al のようなSPH法との詳細な比較も行われてい衝撃波による大規模な角運動量減少ない。

はなく、放出物は月質量を維持できるという結果を得た。また SPH 法と格そこで、本研究では彼らの結果をさ

子法を同等の条件で計算したところ、らに発展させるため、同様の格子法に格子法では放出物は放出物が球状によるシミュレーションコードを作成

分布し SPH 法とは異なった様子の原

し、SPH 法でもよく用いられてきた

始月円盤になるという結果が得られ状態方程式に蒸発の効果が入っていている。（図）図 衝突後１００時間後の円盤密度
左：粒子法での xy 面,xz 面 右：格子法での xy 面,xz 面
縦軸、横軸は長さを惑星直径で規格化
密度は log 表示、2.68g/cm3 で規格化

珪酸塩の状態方程式と月形成巨大衝突
1

2○黒澤耕介 ,門野敏彦 ,弘中陽一郎 2,杉田精司 3,重森啓介 2,佐野孝好 2,境家達弘 4,大野宗祐 5,橘省吾 6,松井孝典 5
1.ISAS/JAXA, 2. 阪大レーザー研, 3. 東大 新領域 4. 阪大 理, 5. PERC/Chitech, 6. 東大 理

要旨
月形成巨大衝突に適用可能な状態方 程式の確立を目指して、Forsterite の衝撃圧縮実験を行い、800GPa までの P-T Hugoniot を取得した。その結果をもとに衝撃圧縮によるエ ント
ロピ ー の増 加 量, 1 気 圧 まで 断 熱膨 張 し た際の蒸発率を算出し 、M-ANEOS と比較したところ、 M-ANEOS は衝撃圧縮時のエントロピ
ー増加量を大幅に過小評価していること がわかった。この矛盾を解決するには極限状 態にある珪酸塩内の原子-電子, 原子—原子間相互作用モデルの修正が鍵になると考えられる。
はじめに
惑星形成最終期において天体衝突は内 惑星の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月形成巨大衝突に焦点をあてる。月の起源には 諸説あるが、現在の最有力説は巨大衝突仮説 である。それは惑星形成過程の最終段階で自 然に起こること[e.g., 7]、地球—月系の様々な物理
化学的特徴を一度に説明可能と考えられ てい
るからである。しかし近年急速に発達し てきた数値流体計算の結果は巨大衝突仮説に 否定的であった。巨大衝突後、周地球円盤領 域に
バ ラ ま か れ る 質 量 の ~80%が 衝 突 天 体 由 来 であり[8]、地球—月系の最大の特徴の一つである酸素同位体の一致と矛盾してしまうこ とが明らかとなってきたのである。これは”Isotopic crisis”と呼ばれ[9]、月の起源は再び惑星科学上の最重要未解決課題の一つ とな
りつつある。
我々はこの問題に実験的に取り組んでいる。
近年指摘されてきている様に、従来の数 値流体計算手法は月形成巨大衝突には不適当 なもの で あ り[10]、 複 数 の グ ル ー プ に よ っ て 改良
した計算手法を用いた研究が始まりつつ ある[e.g., 11, 12]。 と こ ろ が 流 体 運 動 を 支 配 す る
EOS に対する関心は薄く、近年の数値流体計
算の多くは M-ANEOS[13]と呼ばれる EOS が使用されている(月形成巨大衝突問題に限らない)。Quartz に対する M-ANEOS は>100 GPa,
>10000 K の高 温 高 圧 条 件に お い て 実 験 で得られた Quartz の P-T Hugoniot を再現できず,

衝撃加熱温度を大幅に過大評価してしま うこと が わ か っ て い る[14]。 こ れ は 衝 撃 圧 縮 で不可逆的に蓄えられたエネルギーの分配過 程を正しく取り扱えていないことを意味し、 衝突
後の 蒸 気発 生 量や 駆 動 され る 流体 運 動, 周地
球領 域 に放 出 され た 物 質の 密 度, 温 度 分 布は
M-ANEOS による予測とは異 なるものに なると考えられる。そこで我々は Quartz と並んで重要 な Forsterite に対 して 衝撃 圧縮 実験 を行
い P-T Hugoniot を取得し, 既存の Quartz デー
タと 合 わせ て, 月 形成 巨 大衝 突 に適 用 可 能な
EOS の構築を目指している。
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 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[15, 16]。レーザーによって衝撃圧縮した Forsterite の背面から 3 台のストリー
ク カ メ ラ を 用 い て 時 間 分 解 速 度 干 渉 /発 光 分
光計 測 を行 い, 衝 撃波 伝 播中 の 試料 の 温 度圧
力同時計測を行った。今回用いたレーザ ーの
持続時間は 2.5 ns ほどしかなく、標的内で希薄波が衝撃波に追いつき、衝撃圧力が急 激に減衰する。この特徴は透明試料を用いた 場合には大きな利点となる。透明試料を用い ると試料 中 を伝 播 する 衝 撃 波面 か らの 発 光, 干渉
計測用のプローブレーザーの反射光を観 測す
る こ と が で き る 。 す な わ ち , １ Shot で
Hugoniot 上の温度圧力データを複数点取得することが可能となる。衝撃波面は光学的 に厚いため、衝撃波背面からの光汚染は起こ らない。今回干渉／分光を同時に計測できた のは
2 Shot であるが、350-750 GPa の Hugoniot 曲
線上温度を連続的に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[17]を基に衝撃圧縮圧力を算出した。実測され た衝撃圧縮温度は 350-600 GPa(15-20 km/s の衝突に相当)の範囲で M-ANEOS の予測値よりも系
統的に低温であり、定積比熱 5R 一定の理論曲線とよく一致した(固体比熱の高温極限は 3R,
The Dulong-Petit value)。この結果をもとに半解 析 的 手 法[18]を 用 い て 衝 撃 圧 縮 時 の エ ント
ロピーを算出した 。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 とがわかる。これは M-ANEOS を構築する際に考慮されていないエネルギー貯蔵庫がある ことを意味する。我々の先行研究では衝撃圧 縮された珪酸塩の解放過程で観測される発光 輝線のほとんどがイオン由来であることが確 認され て い る[19]。 ま た 今 回 の 観 測 か ら は 可 視光
領域に最初に現れる輝線が酸素イオンで あることが明らかとなった。この観測結果は 非常に高 圧 の条 件 であ る に も関 わ らず, 衝 撃 圧縮
さ れ た 珪 酸 塩 は 解 離 /電 離 し て い る こ と を 意味する。一般に電離は大きなエネルギー を必要とする吸熱過程である。今回観測され た定積比熱の上昇は電離吸熱に起因する可能 性が高い。
議 論 -月 形 成 巨 大 衝 突 へ の 影 響 衝撃圧縮時の定積比熱の上昇はエント ロピ
ー の 増 加 を 促 す[14]。 断 熱 解 放 中 の 珪 酸 塩の蒸発率は、熱力学平衡を仮定できれば、 衝撃
圧縮で上昇したエントロピーとその圧力 におけ る 蒸 発 開 始 /完 全 蒸 発 エ ン ト ロ ピ ー の 値 から 容 易 に 計 算 す る こ と が で き る (The leverrule)。ここでの蒸 発率は１ 気圧ま で断熱 解放された場合の蒸発率である。１気圧条件 では
実験 デ ータ が 存在 す る ため に, 仮定 を 置 くこと無く、蒸発率を計算することができる。
Quartz に 対 し て も 先 行 研 究 の P-T Hugoniot
data を 基 に 同 様 の 計 算 を 行 っ た 。 Quartz,
Forsterite ともに M-ANEOS は蒸発率を大幅に過 小 評 価 し て い た こ と が わ か る 。 例 え ば 20
km/s 衝突時には従来予測の~1.5 倍もの蒸気が発生する。また衝突時のエントロピー増 加量が変化すると、断熱解放後の残留温度も 変化する。その場合は周地球円盤の力学• 化 学進化も従来予測とは異なるのかもしれない。
また衝撃圧縮-解放中に電離が起きているとするとその後の流体運動にも大きく影 響を与える。電子がエネルギーを溜め込んで しまった場合には珪酸塩蒸気の比熱比が減少し,蒸気発生直後の膨張速度は従来予測より も遅くなる。ところが発熱過程である電子再 結合が起 こ り始 め ると, 蒸 気 が加 速 を受 け る 可能性がある。このような後期加速は凝縮相 の放出速度、角度を変化させる可能性がある 。加速を受けた高温の凝縮相放出物が再び地 球に衝突すると、さらに多くの蒸気が発生す るはずである。周地球物質の蒸発率は従来の 予測
よりもさらに高くなるのかもしれない。
近年のレーザー実験の発展によって、 宇宙
速度衝突条件での珪酸塩の状態方程式デ ータ
を取得することが可能になってきた。そ の結果従来よく用いられている M-ANOES には考慮されていないエネルギー分配過程が存 在す
ることが明らかになった。我々は電離/電子再結合が重要な役割を果たしていると考え ている。この過程を M-ANEOS に取り込むためには, 使用 され てい る原 子-電子, 原子—原 子間相互作用モデルを高圧下での解離／電離 を許すよ う に修 正 し, 実験 デ ータ に よる 較 正 を行うことが必要である。
参考文献[1] Ahrens, T. J., & O’keefe, J. D., The Moon, 4,
214-249, (1972).
[2]Kurosawa, K. et al., Geophys. Res. Lett, 37,
L23203, doi:10.1029/2010GL045330, (2010).
[3] Pahlevan, K., & Stevenson, D. J., EPSL, 262,
238-249, (2007).
[4] Mukhin, L. M. et al., Nature, 340, 46-49,(1989).
[5] Melosh, H. J. & Vickery, A. M., Nature, 338,
487-489, (1989).
[6] Lisse, C. M. et al., ApJ, 701, 2019-2032,(2009).
[7] Kokubo, E. & S. Ida, Icarus, 131, 171-178,(1998)[8] Canup, R. M., Icarus, 168, 433-456, (2004).
[9] Melosh, H. J., 72 nd AMSM, 5104, (2009)[10] Wada, K., et al., ApJ, 638, 1180-1186,(2006).
[11] Canup, R. M. & A. C. Barr, 41 st LPSC,
2488, (2010)[12] Crawford, D. A., 11 th HVIS, 155, (2010)[13] Melosh, H. J., MAPS, 42, 2079-2098, (2007).
[14] Hicks, D. G. et al., PRL, 97, 025502, (2006).
[15] Kurosawa, K. et al., 17 th SCCM, in press,
2011[16] Kurosawa, K. et al., submitted.
[17] Sekine, T. et al., Joint AIRAPT-22 &HPCJ-50 , (2009).

土星系中型質量衛星における多様性の起源：
SPH 流体コードを用いた巨大衝突のシミュレーション◯藤田	
  航 1、玄田	  英典 1、関根	
  康人 2、杉田	  精司 2	
 1東京大学大学院理学系研究科地球惑星科学専攻	
 2

東京大学大学院新領域創成科学研究科	
 	
 土星の中型質量衛星とは、Titan（半径約 2500km）より一回り小さい、半径約 100-1500km の衛星群を指す。特に Titan より内側のものに着目すると、それらは密度や活動度などの点で多様性に富んでいることが知られている。例
えば、Tethys は岩石質量分率が約 6%と非常に低く純粋な氷に近い天体であるが、その両隣の Enceladus と Dione はそれぞれ約 57%、約 50%であり、太陽系元素存在度から予想される岩石質量分率（約 30％）より顕著に高く、これら衛星には活発な表面活動が現在もしくは過去に起きていたこともカッシーニ探査機の観測から明らかになっている。一方、Mimas と Rhea はそれぞれ約 26%、約 33%となっており、軌道や衛星サイズに無関係に密度にばらつきが見られる。
これらの衛星は規則衛星であり、土星形成時に出来る原始土星系円盤内での氷微惑星の衝突・合体で形成したと考えられるが、元々同じような組成をもつ氷微惑星の集積によりこのような多様性が生じる理由は、従来の最小質量円盤モデ
ルでは説明することが出来ず長年の謎であった。
近年、Sekine & Genda (2011)は、原始太陽系星雲からの物質のインフローを考慮した原始ガス惑星円盤モデル（gas-starved モデル）(Canup & Ward, 2006)に立脚し、衛星系形成の最終段階において起こりうる氷衛星同士の衝突によって、この多様性を説明しようと試みた。gas-starved モデルによると、原始土星系円盤では衛星は Titan 程度の大きさまでは成長できるが、それ以上大きくなると円盤ガスのガス抵抗により土星に落下してしまう。Sekine & Genda(2011)は、落下途中の Titan サイズの氷衛星が、内側軌道を公転する形成途中の衛星（Titan の 1/20 の質量）と巨大衝突すると考えた。そして、SPH 流体コードを用いた数パターンの衛星同士の巨大衝突シミュレーションを行い、月―地球系形成時の巨大衝突における過去の研究で提唱されていた、衝突衛星同士の合体衝突（merging impact）、衝突後合体せずに２つの衛星が残る衝突（hit-and-run impact）の他に、ある衝突条件下において”clump”と呼ばれる中型質量衛星と同程度の質量を持つ粒子の塊が複数形成される衝突（clump-forming impact）が起きることを発見した。全 20 ランの数値計算の結果、これらの clump は岩石質量分率が 0-92%と幅広く分布しており、Sekine & Genda (2011)はこのような巨大衝突が中型質量衛星の形成につながった可能性があるとの仮説を提唱した。しかしながら、彼らの計算は限られた衝突条件でしか行われておらず、上記のような仮説が確率的にどのくらい妥当であるかを系統的に調べられてはいない。
そこで本研究では、巨大衝突によって土星の中型質量衛星における密度のばらつきを説明するため、衝突速度・衝
突角度といった衝突パラメータを変化させ、clump が形成されるような衝突がどのくらい起こりうるかを系統的に調べた。SPH 流体コードを用い、衝突速度 v を 1<v/vesc<3（vesc は Titan の脱出速度）、衝突角度θを 0°<θ< 90°（0°が垂直衝突）の間で変化させた衝突シミュレーションを約 80 ラン行った結果、clump-forming impact が起きるパラメー
タ領域はほぼ 30°<θ< 60°の間にあり、v/vesc<1.3 では clump は形成されず、merging もしくは hit-and-run impact

になることがわかった（図１）。さらに、本研究によって得られた各衝突が起きるパラメータ領域と、衛星同士が衝突する際の衝突角度の確率分布から、巨大衝突の際に約 40%の確率で clump-forming impact がおこりうるということ、また衝突後にインパクターがターゲットに全て取り込まれないような clump-forming impact や hit-and-run impact は約70%の確率で起こることが明らかになった。これは、Titan サイズの巨大衛星の落下の際、内側の形成途中の衛星は必
ずしも衝突で失われてしまうわけではなく、高い確率で巨大衝突を生き残ることを示唆している。形成された全 clumpの質量と岩石質量分率と実際の土星系中型衛星のそれらを比較したところ、Enceladus、Dione、Tethys といった、太陽系元素存在度から予想される岩石質量分率から顕著に外れた衛星の観測結果も説明する多様性を持つ中型衛星が形成するという結果が得られた（図２）。これらの系統的な妥当性の検証の結果、巨大衝突による土星系中型衛星の形成は十分に起こりうるという結論を得た。

clumping

hit & runmerging90

図１：clump-forming（赤）、80

hit-and-run（青）、merging

衝突角度 [°]

70
impact（緑）が起きる領域を

6050

衝突角度と規格化した衝突速

40度のパラメータ空間上に示

30

す。

20
10
0
1	

1.2	

1.4	

1.6	

1.8	

2	

2.2	

2.4	

2.6	

2.8	

衝突速度/ターゲットの脱出速度

90それぞれ Sekine & Genda(2011) と 本 研 究 の 結 果 を 示す。赤は実際の中型質量衛星を表す。

岩石質量分率 [%]Genda (2011)で形成された衛星質量の関係。青と緑は、

	
  	
  	
  	
  	
  	
 

100

図２：本研究と Sekine &全 clump の岩石質量分率と

3	

80
70
60
50
40
30
20
10
0
1E+19	

	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
 

1E+20	

1E+21	

質量	 [kg]	
 1E+22	

玄武岩標的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実験は、JAXA 相模原キャンパスにある二段式軽ガ

力項により成り立っていることは良く知られている。こス (水素) 銃を用いて行った。弾丸には、直径 3.2mmの内、重力項に関しては、石英砂やガラスビーズを標のアルミニウム球 (47 mg) およびステンレス鋼球的に用いた多くの実験により検証が行われている。一(135 mg) を用い、衝突速度は 3200～5300 m/sec、衝方、強度項の検証のための実験は意外に少なく、岩突角度は 90°であった。

石標的を用いた系統的実験はほとんど行われてこな形成されたクレーターの一例を図 1 に示す。玄武岩

かった。クラックの無い均質な岩石資料を一定量入手が固まった時の影響と思われる、柱状摂理の軸中心

することが難しいことが、その理由の一つと考えられから放射方向へ延びる破断面が多くのクレーターでる。

顕著に見られた。形状が中心軸対象でないため、クレ

今回、クラックが無いクレータ形成実験に適切な大ーター直径を一義的に測定することが困難であった。

きさのウクライナ産の玄武岩を入手することができたのそこで、図 1 に示したように衝突点から 8 方向での径で、系統的なクレーター形成実験を行い、強度スケーを測定し、その平均の 2 倍を直径とした。測定されたリング則の検証を目指した。実験に用いた標的は 200

直径と衝突エネルギーの関係を図 2 に示す。大きな× 200 × 90 mm の大きさの直方体で、今回使用し丸が今回の結果であり、小さな四角は 20 年以上昔にた 8 個の資料は、同一の柱状摂理より切り出したもの

Caltech で斑レイ岩を標的にして行われた実験の結果である。切り出した方向は、柱の軸に垂直な方向に長[1], [2] である。

辺が向いており、衝突の方向は、短辺の向き、すなわ

今回の結果について、最小二乗近似すると

ち柱状摂理の向きに平行な方向である。質量は 10.55

D ∝ E 0.622±0.066

3～10.73 kg で、密度は 2913±10 kg/m であった。

(1)という関係が得られる。ここで、D が直径、E が衝突エネルギーである。

図 1. 形成されたクレーターの一例

図 2. クレーター直径と衝突エネルギーの関係

クレーターの深さと容積に関しては、非接触型三次(2) サイズの大きなクレータのデータが 3 次元測定器

元形状計測器を用いて測定した。ただし、大きなクレで測定できなかったことにより、直径は全 8 ショットータ 3 つは、測定可能範囲を超えてしまっていたため、のデータを用いているのに対して、容積に関して

今回は測定できなかった。測定された断面の一例を

は、サイズの大きい 3 ショットのデータが含まれて

図 3 に示す。

いないこと

回収された破片からは、スポール破壊が支配的であるように見られたが、断面形状からは、スポールと中央ピットの境界は明瞭には認められない。

などが考えられる。
これらの点の影響を明らかにするために、弾丸の材
質 (密度)、衝突エネルギー範囲を広げた実験を継続

三次元形状計測器により計測された深さ, d およびして行っていく予定である。

容積, V と衝突エネルギー, E との関係はd ∝ E 0.531±0.099
V ∝ E 1.16±0.19

(2)

引用文献

(3)

[1] Lange, M. A., T. J. Ahrens, and M. B. Bosloughと求められた。また、容積と衝突エネルギーの関係を(1984), Impact cratering and spall failure of

図 4 に示す。

gabbro, Icarus 58, 383-395

式 (3) は、従来のスケーリング則で言われていたよ[2] Polanskey, C. A. and T. J. Ahrens (1990), Impact

うに、衝突エネルギーとクレーター容積 (直径の 3 乗)

spallation experiments: Fracture patterns and spallが比例する強度スケーリングの関係を示している。しvelocities, Icarus 87, 140-155

かし、式 (1) と式 (2) は、直径がエネルギーの 0.6 乗、深さがエネルギーの 0.5 乗に比例していることを示しており、容積は 1.7 乗に比例するはずである。式 (3)

謝辞
実験は、宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所の結果とは不調和である。

スペースプラズマ共同利用設備を利用して行いました。

この原因としては、玄武岩資料は愛知県岡崎市のファニチャーストーン(1) アルミニウム球とステンレス球の両方の結果を含めて解析していること。弾丸／標的の密度比の効

株式会社 (http://www.f-stone.com/) より購入しました。

果を考慮しなければならないはずである。

図 3. 三次元形状計測器で計測されたクレータープロ

図 4. 形成たれたクレーター容積と衝突エネルギ

フィールの一例。高さが約 3.45 倍強調されている。

ーの関係圧電性 PZT を使った宇宙塵検出器の開発
小林正規、宮地孝（千葉工業大学 PERC）服部真季（東京大学新領域）

圧電性 PZT	
 圧電セラミックは，未分極の状態では等方性で圧電性は現れないが，分極処理を施すことによって分極軸は無限次（C∞v）の回転対称軸になり，それと垂直な面内では等方性となる。中でも圧電性 PZT 素子は，非常に大きな電気機械結合定数を持ち，特に感度がよいため，従来超音波のセンサー，魚群探知機のソナーセンサー，
加速度計などに使われていて，機械振動を電気信号に変換するトランスデューサーとして使われてきた。そして，ゲインの高いプレアンプで読みだすことで，サブミクロンサイズの微粒子が衝突した時の振動も検出することができる。
また PZT は，キュリー点は約 320 度付近にあり，キュリー点の半分の 150℃ぐらいまでなら，脱分極する
ことなく安定して使用できる。そのため PZT は，太陽近傍での運用のため，高温環境に曝されるベピコロン
ボ MMO に搭載される水星宇宙塵観測装置 MDM に検出器として採用されている(Nogami et al., 2010)。コン
パクトで，高圧印加が不要，広い温度範囲で使用可能また太陽光およびプラズマの影響を受けずに観測できるという特長から今後も，惑星間塵，星間塵，惑星周辺塵などの観測に重要な検出器である。
微粒子衝突実験
宇宙塵などの微粒子が衝突する現象を調べるために，あるいは高速微粒子の検出器を開発するために微粒子（直径 0.01 から 10µm）を人工的に加速する装置が必要である。微粒子を加速する方法として静電加速器やガス銃・火薬銃がある。中でも静電加速器は帯電させた微粒子を高電圧によって加速するもので，加速電圧 V，粒子速度 v，粒子質量 m，粒子の帯電電荷量 Q とすると，加速エネルギーは QV=mv2/2 となる。現在，MV 級の加速を行っているのは，日本の東京大学重照射施設（HIT）を含めて数か所しかないが，ガス銃や火薬銃に比べて不純物の混入がなく，粒子一個一個を個別に加速できるという特徴から，宇宙塵検出器の開発には必要不可欠である。加速される微粒子は，銀，鉄，炭素，ラテックス材の微粒子がよく使われる。最近ではドイツ・マックスプランク研究所のダストグループが，輝石などの鉱物の微粒子を作って加速実験を行えるようになった。加速される微粒子は，質量が不均一であるため，ビームライン内に設置された電極の通過時間を測定して速度を求め，それと加速エネルギーから加速された微粒子の質量を求めることができる。
静電加速器を使った実験は，実際の宇宙塵を模擬するのに適しているが，マシンタイムに限りがある。微粒子が衝突した時に発生する衝突応力を模擬するために，パルスレーザーを検出器の検出面に照射してアブレー
ションして発生するプラズマ蒸気が噴出する反作用によって圧力（アブレーション圧力）を発生させる方法がある。厳密には，運動エネルギーによる圧力と，物質が熱によって蒸発して膨張するときに発生する圧力は異なるものであるが，微粒子衝突を模擬する程度の圧力ならば，数十 mJ のパルスレーザーならば十分発生させることが可能である。実験室内で可能な簡便な方法だが，アブレーションのために検出器表面が傷つくのが大きな欠点である。
PZT 検出器開発	
  	 PZT に微粒子が衝突すると，圧電効果によって電極に電荷が現れる。それを電荷有感型プレアンプで読み出
して，デジタルオシロスコープでプレアンプの出力波形を記録するというのが，基本的な実験コンフィグレー
ションである。PZT は比誘電率が非常に大きいため（1300~1700），板状の PZT 素子の静電容量は非常に大き図１	
  PZT 検出器の信号を試作した電流有感型プレアンプで取得した波形。右は拡大した図。

くなる。例えば，40mm×40mm×2mm の PZT 素子であれば，約 10nF の静電容量をもつことになる。そのため，電気的と機械的との変換能力を表す係数である電気機械結合係数が大きな PZT であっても，読み出しの回路に気をつけないと，S/N 比が小さくなり，信号を読み出せない可能性がある。そのために，電荷有感型プレアンプを使用することは必須である。電荷有感型プレアンプを使う目的は二つある。一つは，すでに述べた大きな静電容量の検出器から信号を読み出すためであるが，もう一つは検出器の持つ静電容量の温度依存性に影響されないようにするためである。もし，PZT 検出器の出力を電圧モードのプレアンプで読み出したら，温度によって静電容量が大きく変化するため，読み出した信号も温度依存性を持つことになる。電荷有感型プレアン
プは，設計を正しくしていれば，入力静電容量には影響されずに信号を読み出すことができる。信号の立ち上がりは速い場合で 100ns 程度になるため，プレアンプの立ち上がり応答時間や記録のためのデジタルオシロ
スコープのサンプリングレートや周波数帯に気をつける必要がある。
このような圧電素子による宇宙塵検出器には欠点もある。あまりにも振動に対して感度がよいため，高速微粒子が検出面に当たった時の振動以外の信号もひろってしまうことである。この信号の真偽判定をするためには，プレアンプで読みだされる信号の波形を記録し，そのプロファイルを分析する必要がある。
BepiColombo-MDM の場合，フラッシュ ADC を搭載して，波形のデータをダウンロードし，本当の微粒子衝
突イベントとそうでないものを区別する。一般に宇宙ミッションには，電力消費量や通信レートには厳しい制限がある。フラッシュ ADC の電力や波形データをダウンロードするための通信レートは決して小さくない。
このような問題の解決のために，電流有感型のプレアンプを試作し，高速微粒子の衝突を模擬するためのパルスレーザー照射実験で，図１のような信号が検出器から読み出されることを確認した。検出面で受けた衝撃
応力が他面まで伝播して（伝播時間は約 2µs），自由端で反射する様子（信号のピークが正と負を繰り返している）が波形から読みとれる（図１左）。真のイベント以外の偽イベント（例えば，検出器の周囲への微粒子
衝突や，温度変化による検出器とホルダーの熱歪によって生じる微小振動など）ではこのような波形にはならないため，真偽判定に利用できるだろう。
さらにこのプレアンプの出力信号の立ち上がり時間は，電荷有感型に比べて非常に速く，図１の例では，約10ns である。これまでの研究では，PZT による位置検出器の位置の決定精度は 1mm 以下程度となっているが，電流有感型アンプでは立ち上がり時間が 10ns とこれまでの 10 倍以上速いため，位置の決定精度の向上が期待できる。
	  この他に，読み出しのための電極を PZT 検出器の有効面積よりも小さくして読み出しのアンプの負荷を軽減して S/N 比向上させる研究も進めている。その中で，PZT からの出力信号の周波数成分を調べたところ，共振周波数より低い成分の和をとると，衝突粒子の運動量に比例することが分かった。その原因として，衝突を起因とする PZT 中の弾性波のうち縦波だけでなく表面波も圧電信号に寄与していると考えている。今後，
衝突時に発生する表面波の直接観測と表面弾性波の発生モデルの検討を行う予定である。

Rubble-Pile 天体形成と小惑星のサイズ分布	
 ○平田成 1	
 
1

会津大学	
 

	
 
	
  小惑星探査機はやぶさの重要な成果の一つとして，小惑星 Itokawa の空隙率が非常に大きいことの発見が挙げられる（Fujiwara	
 et	
 al.,	 2006;	
 Abe	
 et	
 al.,	 2006）．これは，
Itokawa が	 Rubble-Pile 構造を持つ天体であるらしいことを示唆する．Rubble-Pile 天体は，一般に引張り強度 0 で，自己重力のみで天体としての形状が成立している天体と定義されている（Richardson	
 et	
 al,	
 2002）．このような天体の存在についての議論は小惑星の研究史の中でかなり早い時期に始まっている．当初は，小惑星に対して多数回の衝突が起きること
によって破壊が蓄積して Rubble-Pile 構造となる，あるいは破局的な衝突破壊の結果としてRubble-Pile 天体が形成される，と考えられてきた（Davis,	
 1979）．その後破局的な衝突
破壊が生じた後，飛散した破片同士が自己重力で再集積することによっても Rubble-Pile 天体が形成されることが示唆されるようになった．	
 	
  このような Rubble-Pile 天体形成過程の理解の進展を受けて，計算機シミュレーションで衝突破壊現象と破片の再集積過程の再現が試みられているほか，シミュレーション結果と実際の小惑星族のサイズ頻度分布と比較した議論もある（Michel	
 et	
 al.,	 2003;	
 2004）．ただし，現在のシミュレーション手法では破片の最小サイズは 1km 程度であり，Itokawa のよ
うな小サイズ小惑星の状態を議論することはできない．また，再集積過程の全てを追跡している訳ではないため，個別の小惑星の状態についても不明である．	
 	
  一方，探査機による直接観測では長らく Rubble-Pile 構造を持つ天体の実在は確認されなかった．小惑星 Ida,	
 Gaspra,	 Mathilde,	
 Eros は Mathilde を除いて空隙率がそれほど大きくないことや，全球的な構造地形の存在などから，Rubble-Pile ではない，と見なされている．このような観測事実を説明するため，例えば Cheng	
 (2004)では小惑星の衝突破壊による寿命の見積もりを行い，過去探査された 10-50km サイズの小惑星は太陽系の年齢に対して十分長い寿命を持ち，破局的破壊を経験していないため，Rubble-Pile 構造を持たないのではないか，と主張している．この主張は，小さく寿命の短い Itokawa が Rubble-Pile 構造を持つこととも整合した説明ではある．しかしながら，太陽系形成初期には現在より小惑星の数がかなり多かったことが示唆されている（Bottke	
 et	
 al,	
 2005）．そのような環境下での衝突頻度を考慮すると小惑星の衝突破壊寿命はもっと短くなる可能性があるため，10-50km
サイズの小惑星に Rubble-Pile 構造が見られないことの十分な説明になっているとは言い難
い．それよりは，自己重力による破片の再集積効率がサイズに依存しているためと解釈するのが自然であるように考えられるが，これは Itokawa のような小サイズ Rubble-Pile 天体の存在の理由を説明できない．	
 	
  探査機による直接観測は精度が高いが，対象天体の数が少なく，観測バイアスの評価が難しい．これに対し，小惑星の位置観測結果を集積して小惑星同士の軌道擾乱の量を見積もる
ことで小惑星質量の計測を行う手法（アストロメトリー）は，精度は高くはないものの多くの小惑星の空隙率の推定を可能としている．図は Bear	
 et	
 al.	
 (2011)による空隙率見積もりのサマリにいくつかの文献値を追加して作成した，小惑星サイズと空隙率の関係を示したものである．Britt	
 et	
 al.	
 (2002)では小惑星の巨視的空隙率を基準に，30%以上を RubblePile，20%以下を Fractured または Monolithic 天体と分類している．隕石の典型的な微視的空隙率は約 10%であるので（普通コンドライトの場合），バルク空隙率で考えると 40%以上

が Rubble-Pile，30%以下を Fractured または Monolithic 天体に相当する．この図からは，
小惑星のバルク密度とそこから推定される内部構造がサイズごとに大きく変わっていることが示唆される．直径 500km 以上の小惑星は基本的に空隙率は低く，自己重力による圧密が効
いていることが示唆される．直径 100-500km の領域では低空隙率の小惑星と高空隙率の小惑星に二極分化している．これは，初生小惑星の生き残りと破局的破壊を経験した RubblePile 小惑星が共存していることを意味するのかもしれない．しかし，高空隙率のグループには C 型とその類縁の小惑星タイプが多く，構成物質の違いを見ている可能性もある．
Mathilde も属する 50-100km の領域では，全ての小惑星が高空隙率を持っているが，それよ
り小さい 5-50km の領域では一転して低い空隙率を持つようになる．アストロメトリーといえどもこのサイズでの観測例はごく少なく，プロット点のほとんどが探査機の観測に由来するデータではあるが，この傾向に反する例は今のところ見つかっていない．さらに興味深いことに，Itokawa も属する 5km 以下の領域では再び高空隙率の小惑星が主体となる．この図から読み取れる小惑星のサイズと内部構造の関係は，探査機による観測の結果が大局的には小惑星全体の状況を反映したものであることを示唆しているが，その成因を明快に説明することは依然として難しいと思われる．今後の観測，探査によってデータを増やすとともに，理論計算とシミュレーションによって，より妥当な小惑星の内部構造進化モデルの構築を行われることが望まれる．	
 	 S-TypeC, G, B, F, P, D-Type
M-Type1000000
1000km

100000100km

Mathilde

Eff. Diameter

Ida
Eros

PhobosRubble-pile

10km
10000

1km
1000

Fracturedor
Monolithic

1999KW4
Itokawa

100m
100
0.00

0.10

0.20

0.30

0.40

0.50

Bulk Porosity

0.60

0.70

0.80
	
 

岩石ラブルパイル天体の衝突破壊条件に関する実験的研究：構成岩塊の破壊が再集積プロセスに及ぼす影響
藤田幸浩 1、荒川政彦 2、嶌生有理 1、長谷川直 3
1. 名古屋大学環境学研究科
2. 神戸大学
3. JAXA/ISAS＜はじめに＞付近で構成岩塊が破壊されるようになる。こ	  天体同士の衝突は太陽系において普遍的なのとき衝突エネルギーが散逸されるため、実現象である。そのため、太陽系の歴史を明ら際には QRD*は重力ポテンシャルよりも大きかにするためには衝突破壊現象の理解が不可くなると考えられる。そこで本研究では、R-P欠となる。衝突破壊現象で重要とされる物理

天体を模擬したターゲットを用いて衝突破壊量の一つに衝突破壊強度 QD*がある。Davis et

実験を行い、衝突速度による構成岩塊の破壊

al（1979）では QD*を天体の shattering 破壊の程度や破片速度の変化から衝突点付近での強度 QS*と重力ポテンシャルの組み合わせとエネルギー散逸量を見積もった。そして、R-P

して以下のように記述している。

天体の衝突破壊条件から高速度衝突における4
QD * = QS * + πρGR 2 	  (1)5QRD*を求めた。
＜実験方法＞

	
  QD*は天体が衝突によって破壊される条件

	  本実験では、ガラスビーズで作成した R-Pを示しており、衝突破壊と再集積が繰り返さ€れる天体の進化過程を考察する上では非常に天体模擬ターゲット(Fig.1)を用いて衝突実験

重要なパラメタとなる。

を用いて 7mm ナイロン球を 2~7km/s の速度＜実験目的＞

で衝突させた。それぞれの衝突条件において

	  天体が衝突破壊し再集積すると特殊な構造

ターゲットを構成するビーズの破片質量やビを持つラブルパイル天体（以下 R-P 天体）がーズの飛翔速度などを測定した。

を行った。神戸大と宇宙研の二段式軽ガス銃形成される。そのため、このプロセスが繰り返される太陽系の進化過程では、R-P 天体が普遍的に存在していたと考えられる。ゆえに、R-P 天体の衝突破壊強度 QRD*を知ることは太陽系の衝突の歴史を明らかにする手がかりの一つとなる。
	  R-P 天体を構成する岩塊同士は互いに結合力を持たないため QS*=0 となり、(※)式から
ラ QRD*は重力ポテンシャルのみで決定される。しかし、高速度で衝突が起こると衝突点

Fig.1	
  R-P 天体模擬ターゲット

Fig.2	
  構成ビーズの破壊の程度＜実験結果＞[1. 構成ビーズの破壊の程度]

Fig.3	
  非破壊ビーズの飛翔速度

体が散逸する条件は以下のようにかける。

	  衝突点付近で起こる構成ビーズの破壊は衝突エネルギーによって変化すると考えられる。
Fig.2 は衝突エネルギーに対して破壊された
ビーズの破片質量をプロットしたグラフである。このグラフから、衝突エネルギーの増加に伴って破壊されるビーズの数が増加していることが分かる。また、ターゲットの種類によってもデータに差があることから、構成ビーズの破壊はターゲットのサイズと形状に影響されることが考えられる。
[2. 非破壊ビーズの飛翔速度]	  Fig.3 から、非破壊ビーズの飛翔速度は衝突エネルギーの増加に対してそれほど増加しな
いことがわかる。このことは、衝突エネルギーの大半が構成岩石塊の破壊で散逸している

fQ >4
πρGR 2 	  (2)5

Fig.4 はこの式をグラフにしたものである。このグラフを見ると、Q がある条件になったと€
き非破壊の構成岩塊の持つ運動エネルギーが天体の重力ポテンシャルと等しくなることが分かる。このとき(2)の式において等式が成り立つので、QRD*として以下のような式が得られる。
4 πρGR 2
	
  (3)
QRD =
5
f
*

今回の実験ではこの分配率 f の値は 0.01~0.03となるような結果が得られた。よって、QRD*€
は (1) 式 に お け る 重 力 ポ テ ン シ ャ ル 項 の30~100 倍になることがわかった。

ことを示している。これらのデータを用いると、非破壊ビーズの運動エネルギーへと分配される衝突エネルギーの割合はわずか数％であることがわかった。
＜考察＞	
  本実験の結果を用いて R-P 天体が衝突によって散逸する条件を見積もる。ある衝突エネ
ルギーが与えられたとき、非破壊構成岩塊の運動エネルギーへと分配される割合は数％である。このときの分配率 f を用いると、R-P 天

Fig.4	
  R-P 天体の衝突破壊条件

複数回衝突が及ぼす氷ターゲットの衝突破壊強度への影響○羽山遼1，荒川政彦11
神戸大学大学院理学研究科
はじめに
氷天体同士の衝突は，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ている．そこでこれまで氷試料を用いた衝突破壊実験が数多くなされてきた．実際の氷天体は，カタストロフィックに破壊して散乱する以前に複数回の衝突を経験したと思われるが，これまでの衝突実験では単一衝突による研究が多かった．複数回衝突に関する過去の研究では，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．そこで本研究では氷試料を用いた
複数回衝突実験を行い，事前衝突によるプレクラック分布と衝突破壊強度の関係を定量的に明らかにすることを試みた．
実験方法
既存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に設置したガス銃を用いた衝突実験を行った．実験では氷弾
丸を氷試料に複数回（最大4回）衝突させた．衝突はすべてターゲットの異なる面に行った．実験温度は-15,-10℃で，衝突速度は140～480m/sの範囲で変化させた．氷弾丸は円筒形で，その質量は1.6gである．氷ターゲットは立方体多結晶氷で，その質量は240～1280g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縦波速度と横波速度の測定を行った．その後，次の衝突実験の標的とした．
実験結果と考察本研究では，1回目の衝突のエネルギー密度を変化させ，2回目以降のエネルギー密度を一定にした実験を行った．その結果，ターゲットの初期質量（M）で規格化した最大破片質量（mL/M）は，1回目の衝突のエネルギー密度が高いターゲットのほうが無傷の

氷よりも小さい値だった．また，衝突回数増加に伴いmL /Mは減少した．そして，事前衝突を受けたターゲットのmL /Mは，既存の氷－氷1回衝突のmL /Mとエネルギー密度の関係と比較するとかなり小さくなっていることが確認された(Arakawa et al.,2002)．これらはプレクラックによりターゲットの強度が下がった結果であると考えられる．一方，規格化した破片の質量（m/M）が10-4以下の破片の積算個数分布は，衝突回数によらず一定であった．これはプレクラックが影響を及ぼすことができる破片サイズには下限があることを示している．
さらに，事前衝突のエネルギー密度をすべて積算した値でmL /Mを見た場合，複数回
衝突を受けたターゲットのmL /Mは，無傷の氷の結果によく一致することが分かった．
下の図は事前の衝突回数でマーカー分けした，mL /Mと積算エネルギー密度の関係である．図をみるとmL /Mの値は，積算エネルギー密度に依存し，事前の衝突回数やターゲット質量に依存しないことがわかる．
また，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，この性質は O'Connell and Budiansky(1974)によって試料内部のクラック密度と弾性率の関係式として理論的に示されている．この式を実験試料に適用した結果，クラック密度は衝突回数によらず積算エネルギー密度の増加に伴い線形に増加することが分かった．

図：規格化最大破片質量と積算エネルギー密度の関係

等質量氷ダスト球の衝突付着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

背景：原始惑星系円盤での微惑星形成過程を添加した氷微粒子を用いて作成した．弾

ではダストアグリゲイトの衝突付着が起こ

丸の加速には縦型ガス銃と自由落下を用い，ったと考えられている．円盤でのガス抵抗

衝突速度 Vi=0.6-63m/s でほぼ正面衝突させによるダストの相対衝突速度は数 10m/s にた．試料は回収箱内に糸で吊るし，衝突直も達するが[1]，ダストアグリゲイトの成長

前に張力を無くした．破片の二次破壊を抑可能衝突速度は氷で約 50m/s まで，シリケえるため，回収箱底面にはエアバッグを，イトで約 5m/s まで成長可能であると示唆

側面にはスポンジを敷いた．衝突の様子はされている[2]．しかし，シリケイトダスト

直交する 2 台の高速度カメラで撮影し，衝の室内衝突実験では付着が観察されず，破突・反発・破片速度とインパクトパラメー

壊速度は~1m/s であると報告されているタを測定した．衝突後，破片の質量分布と[3]．一方，氷ダストの室内衝突実験はまだ

衝突圧縮面の直径を測定した．

行われていない．また，氷ダストは熱によ

結果：衝突実験の結果，反発，付着合体，り焼結によって氷粒子間ネックが太くなり， 一方破壊，双方破壊が観察された(Fig.1)．
弾性的になって衝突エネルギーを散逸させ付着合体はφ>70％，Vi=0.6-5m/s で起こり，にくくなるため，付着が起こりにくくなる

衝突速度と焼結時間にあまり依存しなかっと考えられる[4]．そこで本研究では，空隙た．また，一方破壊はφ<50%，Vi=29-

率 44-80%の焼結した 3cm 氷ダスト球同士

50m/s で起こり，双方破壊はφ>50%，の衝突実験を行い，反発係数と衝突変形量

Vi>50m/s で起こった．

を調べて反発，合体，破壊が起こる衝突条

Energy density, J/kg
0.01

件（衝突速度，空隙率）を調べた．
0.9

方法：実験は北大低温研の大型低温室（室
温-15˚C）で行った．微細水滴を液体窒素内
た．氷ダスト球は氷微粒子を球成形治具に

1

10

100

Bounce: e > 0
Sticking: e = 0
Partial Fragmentation: mL1 = M, mL2 < M
Total Fragmentation: mL1, mL2 < M

1000

Fill:
t= 1-3 days
Open: t= 15 min

0.8

Porosityに噴霧し，平均 20µm の氷微粒子を作成し0.1

Q*(!=0.4-0.7)

0.7

0.6

入れ圧縮して作成し，密封袋で-15˚C のもとで焼結させた．氷ダスト球は直径 3cm，空隙率φ=44, 52, 60, 70, 80%（質量 7.22.6g），焼結時間 1 時間̶4 日間とした．標的と弾丸を区別するため，標的は赤インク

0.5

0.4
0.1

1

10

Impact velocity, m/s

Fig.1. 衝突結果の衝突速度・空隙率依存性．

100

10-6

Porosity, !

0.8

0.6




0.5 0.4

10

Ice

Silicate

3

Restitution coefficient, e

0.7This study
Snow (1/10 collision)
Ice (Higa 1998)
Heibelmann et al. 2007
Beitz et al. 2011
Heibelmann et al. 2010
Blum & Munch 1993

dV, m

0.8

1

0.6
Vi=0.03-3.5m/s

-7

40%
50%
60%
70%
80%

10-8

10-9

n=0.80-1.16

0.4

10

-10

10

-11

Fill:
t=1-3 days
Open: t=15 min

0.2

0
0.1

0.2

0.3

0.4 0.5 0.6

10-4

10-3

2

10-2

10-1

MVi /2, J

1

Fig.4. 変形体積 dV と衝突エネルギーの関係．

Filling ratio, 1-!

Fig.2. 反発係数の充填率依存性．

破壊が起こらなかった実験では反発係数 eを鉛直方向の相対反発速度／衝突速度として求めた．その結果，e は空隙率とともに減少し，φ=0.7 でほぼゼロとなった(Fig.2)．
また，以下の経験式が得られた．
⎛ 1−φ ⎞− log⎜⎟⎝ 415 ⎠⎛1− φ ⎞e = ⎜
⎟⎝ 1.03 ⎠

40%に関しては質量比~1/60 の衝突で得られた衝突破壊強度 Q*と調和的な結果が得られた(Fig.3)．また，φ>0.7 では Vi<10m/s
で mL/M=2（合体）であった．破壊過程の詳細については今後研究を進めていく必要がある．
エネルギー散逸量を見積もるため，回収試(1)

料の衝突痕直径 W から衝突変形体積 dV を

シリケイトダストはφ=0.85 でも e>0 であ

単純な幾何学から推定した．その結果，dVることから，氷ダストはよりエネルギーを

は衝突運動エネルギーにほぼ比例すること€
散逸させやすいことがわかった．

がわかった(Fig.4)．さらに，エネルギー散

衝突後の最大破片質量 mL/M は，空隙率

逸が体積変形だけでなされたと仮定した場
合，動的圧縮強度は静的圧縮強度の 2-4 倍

1st & 2nd largest fragment mass, mL1, 2/M

Energy density, J/kg
0.1

1

10

100

1000

であること推察された．

2

Q*(40%)
1[1] Weidenschilling 1977, Mon. Not. R.
0.5

astr. Soc. 180, 57.
[2] Wada et al., 2009, Apj 702, 1490.

Q*(70%)

0.1

44%
52%
60%
70%
80%
1

[3] Beitz et al., 2011, Apj accepsted.
[4] Sirono, 1999, A&A, 347, 720.

Fill:
t= 1-3 days
Open: t= 15 min
10Impact velocity, m/s

Fig. 3. 規格化最大破片と衝突速度の関係．

50

空隙率の大きい粉体層への衝突の数値シミュレーション
和田浩二 (千葉工業大学惑星探査研究センター)

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，微小重力下の高空隙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，半径 1mm の球形粒子からなる粉体層へ半径 3mm および9mm の弾丸を比較的低速度 (< 300m/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]，小惑星表層を模擬した微小重力高空隙粉体層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．
このような貫入抵抗則は，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が今回は反発係数を 0.4，摩擦係数を 0.5 と固定した．またそれとは別に粒子間付着力として接触している粒子ペアには一定の付着力が働くこととした．標的となる粉体層は半径 1mm の標的粒子 38 万個を 20cm 四方の箱に自由落下させることで形成した．粒子間付着力や粒子の回転抵抗を導入することにより空隙率の異なる４種類（43,50, 62, 72%) の粉体層を用意することができた．本研究において振ったパラメータは，重力 (1G および 10−4 G)，粒子間付着力 (10−1 N, 10−5 N)，弾丸の大きさ (3mm, 9mm), 衝突速度 (30, 100, 300 m/s) である．なお，衝突シミュレーションの際には，回転抵抗を入れず，粒子間付着力もどの粉体層においても一定とした．
結果と議論： シミュレーションの結果，速度の 2 乗に比例する抵抗則が得られた．これは用意した範囲で粉体層の空隙率などパラメータに依存しないようである．速度の 2 乗に比例する抵抗則はいわゆる流体力学的抵抗であり，これは 1G 下の砂層への衝突やエアロジェルへの貫入実験においても見られ [1,2]，十分大きなレイノルズ数が実現されていると考えることができる．さらに，速度の 2 乗に比例する抵抗力に加えて，速度の１乗に比例するいわば粘性抵抗が見られた．これは，粒子間相互作用モデルに起因するものかも知れないが，今後室内衝突実験とも比較し検証していく必要がある．

[1] Katsuragi, H. and Durian, D. J., 2007, Nature Physics 3, 420.
[2] Niimi, R. et al., 2011, Icarus 211, 986.

MD 計算による微粒子衝突時のエネルギー散逸過程の解明
田中秀和（北海道大学低温科学研究所）
１. 背景と研究目的

惑星形成の第一段階である固体微粒子合体成長過程において微粒子（ダスト）の衝突速度は最大時速百 km
以上に 達するが， この高速衝突においてダストが破壊せず微惑星へと成長を続けることができるのかということが問題になっている． 我々のグループによるダスト衝突数値計算によって， 氷ダスト は衝突速度が時速200km 以下であれば合体成長可能であることが示された． しかしながら， この数値計算 において仮定されている， JKR 理論をもとにした相互作用モデルが、ダストを構成するサブミクロン微粒子に対してどの程度有効なのかについては， 未だ不定性が残されている．
本研究の目的は， サブミクロン微粒子１つを多数の「分子」で構成しその微粒子間の相互作 用を分子動力学計算行って調べることにより， 従来の相互作用モデル（ JKR 理論）の妥当性を明らか にすることである．
ミクロンサイズ以下の微粒子相互作用は，上記の天文学的目的のみならず理工学の多くの分野に関連しており重要であるが，室内実験や大規模分子動力学計算を用いた研究はあまり行われておらず， 本研究は未開拓分野への挑戦的な課題といえる． 今回は第一段階として微粒子の正面衝突の際の相互作用について報告する．

２. 計算方法

多数の「分子」で構成された微粒子の衝突を分子動力学計算を行って調べる． 計算から得られる衝突の際の微粒子の加速度を解析することで微粒子間の相互作用を明らかにすることができる． 分子間の相互作用としては簡単のためレナード・ジョーンズ型相互作用を仮定した． １つの微粒子を構成する分子数はパラメータであり微粒子半径を決める．本研究では分子数が 5 万から 1 億という 2 千倍の範囲、半径では 13 倍程度の範囲に対して計算を行った．衝突する２つの微粒子で 2 億分子という大規模な分子動力学計算は，低温研の並列計算機環(SGI UV100)を用いることにより可能とした．衝突速度はもう１つのパラメータであり， 様々な衝突速度に対し計算を行った． 各分子の運動の数値時間積分には分子動力学計算でよく用いられる leap-frog 法を用いた． 計算において分子温度は操作せず全エネルギーを保存させた． 数値積分における時間ステップはレナー
ド・ジョーンズの単位 (LJ 単位、以下参照) で 0.01 とした．
微粒子の分子構造は面心立方格子結晶とした．レナード・ジョーンズ分子系においてはこの結晶が低温低圧において安定であることが知られている．数値計算における初期微粒子は結晶から与えた半径の球領域を切り取ることにより作成した． さらに微粒子を安定な初期状態とするために運動エネルギーを減衰させる分子動力学計算を行い緩和させた． このように用意した２つ微粒子を様々な初期速度で正面衝突させて，接触時の微粒子相互作用の詳細を調べた． JKR 理論においては微粒子間相互作用は表面張力とヤング率により表されている ．
レナード・ジョーンズ分子系において表面張力は LJ 単位で 3.0，ヤング率は接触面にもよるがおおよそ 60 程度である．
レナード・ジョーンズ分子は相互作用ポテンシャルの深さや相互作用距離がパラメータとなっており， これ
らを変化させることで様々な分子の相互作用を近似的に表すことができる． 特にアルゴン原子の相互作用は精度よく表すことができ, アルゴンの様々な熱力学量をレナード・ジョーンズ分子系でよく再現できる． アルゴン原子の場合のレナード・ジョーンズ単位の数値を列挙すると次のようになる．単位長： 0.34nm (相互作用距離), 単位質量：アルゴン原子質量, 単位エネルギー〜0.01eV, 単位速度：160m/s, 単位時間：2.2ps． 本研
究の結果はレナード・ジョーンズ単位で表されているが， これらの数値を用いて具体的な値を得ることができ
る．

３. 結果

約 300 万分子で構成された微粒子の衝突結果を紹介する． この微粒子の半径 R は LJ 単位で 88 であり、アルゴンの系では 30nm である． 図 1 に， この微粒子２つを速度 0.05 と 0.06 で衝突させた場合の 2 粒子の重心間距離の時間進化を示した． 重心距離が半径 R の 2 倍程度となると 2 球は接触して互いに減速し始める．
ある程度食い込んだところで停止しその後跳ね返り始める． 速度 0.05 の場合は最終的に接触が切れず付着し，0.06 の場合は接触が切れた．
このような 2 粒子の相対位置と速度の変化 (加速度) から 2 粒子間に働く相互作用を相対位置の関数として求めることができる． 図 2 にその結果を示した． 相互作用の力には 2 粒子が食い込むときと跳ね返るときとで多少のずれが見られる． このヒステリシスは 2 粒子が接触している際の表面分子再配置による緩和過程により生じている． 従来の理論モデルではこのようなヒステリシスは説明できていない． 速度 0.05 と 0.06 の間で相互作用の大きな違いはみられない． 図 2 では数値計算から得られた相互作用と従来の相互作用モデルとの比較も行った．比較する相互作用モデルとしては，巨視的理論である JKR 理論に分子相互作用距離というミクロの効果を入れて拡張した Maugis (1992) のモデルを採用した．（但し，粒子半径が 88 と大きい場合には JKR 理論との差は小さい．）この相互作用理論モデル（灰色の線）と数値計算は， 食い込む際にはよく合っている． 重心間距離が 2R より大きいところではずれているが，これはまだ接触していないためである．跳ね返りの際は，ヒステリシスのため理論モデルとはずれている．相互作用のヒステリシスはエネルギー散逸を生じさせる．散逸したエネルギーは主に分子熱振動となっている．数値計算にみられるヒステリシスによるエネ
ルギー散逸は JKR 理論ではおこらない． その代わり 2 球の接触する際とその接触が切れる際に， 重心運動エ
ネルギーの一部が粒子表面の弾性波エネルギーに変換され， 実効的なエネルギー散逸がおこるとされている．

このエネルギー散逸の量は衝突速度の増加とともに増大する．また，エネルギー散逸の結果，跳ね返り定数は１より減少する．図３では， 衝突速度の関数として得られた跳ね返り
定数を図示した．数値計算結果によるとエネルギー散逸及び跳ね返り定数は衝突する面に依存する．図 3 では、それぞれの衝突速度に対して，球の向きをランダムに変えることにより面を変え，１０回の衝突計算を行うことで，跳ね返り定数の平均値を求めた．比較のため JKR 理論で与えられる跳ね返
り定数の値も図示した．これより MD 計算によって得られたエネルギー散逸量は（速度 0.05 以上では）JKR 理論からの値よりも大きいことが分かる．特に衝突速度が 0.1 以上では跳ね返り定数は理論値に比べて大きく減少する．これは高速度衝突により球が塑性変形されたためである．
塑性変形が重要でない衝突速度 0.1 以下の場合のエネル
ギー散逸は、2 球が接触している際に一定の抵抗力が働いていると考えることで説明できる．数値計算でのエネルギー散逸を説明するこの抵抗力は衝突速度に比例している．
同様な衝突計算を構成粒子数を変えることで粒子半径を変えて行った．速度一定で球半径を変えるとエネルギー散逸を生む抵抗力は球半径にほぼ比例することが明らかになった．
以上より，球半径と衝突速度にそれぞれ比例する抵抗力を新たに導入することで数値計算のエネルギー散逸をほぼ説明することができる．

図１： ２球の重心間距離の時間進化．

４. まとめと今後の課題

以上の結果をまとめると次のようになる．粒子正面衝突の数値計算から得られた相互作用は従来の JKR 理論とおよそ一致することが示された．跳ね返りの際のエネルギー散逸については、低速度衝突では JKR 理論より大きく，高速衝突の場
合は塑性変形により大幅に増大する．またエネルギー散逸機
構は従来の理論モデルと定性的に異なっており，接触している間に働くほぼ一定の抵抗力を新たに導入することにより説明される．正面衝突の他に、2 粒子をすべらせた場合、転がした場合、ねじれが起こる場合などの数値計算も進めている．
これらの計算から，すべり摩擦力やころがり抵抗力が得るこ 図２：２球相互作用の計算値と理論モデルの比とができる．このような結果をもとにして従来の理論モデル
較．灰色の実線は Maugis(1992)による理論にかわる新しい粒子相互作用モデルを構築することがことが線．点線はそれを横にずらしたもの．
この研究の目標である．

図３：様々な衝突速度に対する 2 球衝突計算から得られた跳ね返り定数．点線は JKR 理論
で与えられる値．

破壊により決まる原始惑星の最終質量
小林浩 1,2 、田中秀和 3
1
2
3

名古屋大学理学研究科
イエナ大学天文学研究所

北海道大学低温科学研究所

微惑星から原始惑星へのステージにおいて、大きい天体 (原始惑星) と小さな天体 (微惑星) の２成分で近似できる質量分布となる。原始惑星は
微惑星と衝突・合体することで大きくなっていく。原始惑星が火星程度のサイズに成長すると、原始惑星の強い重力で周りの微惑星を振り回し、微惑星間の衝突速度が非常に大きくなる。その結果、微惑星同士の衝突で微惑星は破壊される。破壊により大量に放出される破片は、さらに破片同士の頻繁な衝突によりどんどん小さくなっていく (衝突カスケード)。一方で小さい天体は質量に対する表面積が大きいので強いガス抵抗を受ける。
破片は 1-10m 程度のサイズになるとガス抵抗により衝突速度が非常に小さくなり、衝突・破壊が起こらなくなる。つまり、衝突カスケードが止まる。このような小さな天体はもう衝突しても破壊を起こして小さくなることはないが、ガス抵抗により角運動量を失うため中心星に落下し、原始惑星の周りから取り除かれる。最終的に、原始惑星の周りの天体の面密度が減少しまい、原始惑星はこれらの天体を食べて大きくなれなくなるため、成長が止まってしまう。破壊による微惑星減少は原始惑星の質量が重くな
る程早くなるので、原始惑星が成長できうる限界質量は自律的に決まる。
我々は、シミュレーションと解析的に原始惑星の限界質量を求めた。この
結果は、微惑星の質量と円盤の質量に依存し 10km 以下の小さな微惑星や最小質量円盤モデル程度の円盤では、この限界質量は木星をコア集積により作るために必要な臨界質量に到達しないことを示す。そして、初期の微惑星が 100km 程度の微惑星で最小質量円盤モデルの 10 倍程重い円盤が、このような木星型惑星形成に必要なコア形成のために不可欠である。

フラッシュ X 線を用いた石膏への弾丸貫入とクレーター形成過程のその場観察
保井みなみ 1、荒川政彦 1、藤田幸浩 2、長谷川直 3、黒澤耕介 3
1 神戸大学 2 名古屋大学 3 宇宙科学研究所
はじめに：
惑星や衛星の表面は衝突クレーターで覆われている。このクレーターの地質学的特徴から、惑星形成過程に関わる衝突史や天体固有の地質構造に関する情報を得ることができる。クレーターの情報を正しく読み解くには、その形成メカニズムを理解しそのメカニズムに基づいた理論の構築が必須である。
クレーター形成過程における標的内部の構造変化に関する詳細な研究は、これまで数値計算でしか行うことができなかった。なぜなら室内実験では、クレーター形成は数 10µs 以内の瞬間的現象であり、その短時間で岩石内部の変化を観察することは通常の可視光観察では困難だからである。
そこで本研究では、フラッシュ X 線を用いた高速度衝突現象の観察を行い、クレーター形成の素過程を明らかにするため、クレーター形成時の弾丸の貫入とクレーター孔の拡大を観察した。
実験方法：
標的は、内径30mm、幅65mmのアクリルパイプ内に流し入れて固めた石膏を用いた。フラッシュX線を用いた高速度衝突実験は、宇宙科学研究所の二段式水素ガス銃を使用した。弾丸は直径3.2mmのステンレス球とした。衝突速度は2.0km/sと5.4-5.9km/sの２種類に固定した。フラッシュX線は2台用いた。そのため、１回の実験で得られる画像は２枚である。X線撮影のタイミングには、ピエゾゲージを用い、標的前方に設置したゲージを弾丸が通過してからの経過時間を設定することで、同試料・同衝
突条件で異なる時間の標的内部画像を得ることに成功した。
実験結果：
衝突の様相は衝突速度で全く異なり、低速度（2.0km/s）では弾丸は石膏を貫通し、5.4-5.9km/s では弾丸は貫通せず、石膏にクレーターを形成し、最終的にはカタストロフィックに破壊した。さらに高速度の場合は、クレーター孔表面に圧密層が見られ、25

それが時間の経過と伴に厚くなった。また、弾丸衝
20

突時に弾丸は変形し、時間が経過するにつれて弾丸は分裂し、衝突点から放射状に石膏内部を進行
Niimi et al. (2011)の式を用いて、時間経過における

p

15

d/D

することがわかった。次に、得られた X 線画像と10

弾丸の貫入距離（d）を計測し、弾丸貫入の運動を支配する抵抗係数（Cd）を調べた。その結果が右図で52.0km/sある。貫通の場合は Cd が約 0.9 となったが、クレーター形成の場合は Cd が約 2.2 となり、弾丸の変形が大きな Cd の原因になることがわかった。

5.4-5.9km/s
00

4 10-5

8 10-5

1.2 10-4

Time [s]弾丸の貫入距離 d（Dp は弾丸直径）と経過時間との関係

小惑星表面のボルダーの衝突破壊強度1○岡本 尚也[1] Carsten Güttler [1]中村 昭子[1][1]神戸大学大学院理学研究科
はじめに
月・小惑星の表面にはレゴリス層がある。その表層をとらえた画像を見るとレゴリス
上にボルダーが存在することが確認できる。これらのボルダーは衝突放出物が表面に再集積した、もしくは衝突起源の振動によりレゴリス層下から現れたと考えられる。いず
れにせよ表層にボルダーがたくさんある場合、衝突体はレゴリス層ではなくボルダーにあたる。小惑星の表層進化を考える上でレゴリス上のボルダーの衝突破壊強度が重要となる。
レゴリス上にあるボルダーへの衝突に関する研究はほとんど行われていない(Durda etal. 2011)。彼らはボルダーの埋まっている深さが、衝突破壊にどのような影響を与えるかを調べた。しかしレゴリス上のボルダーの破壊に影響するであろうパラメーターは、
ボルダーのサイズ・形、ボルダーの埋まっている深さ、衝突体のサイズ、衝突速度、衝
突角度、レゴリスのサイズなど多岐にわたる。本実験ではターゲット、弾丸は全て同じものを使い、また衝突速度をほぼ一定にして、レゴリスのサイズ、ボルダーの埋まっている深さを変えた実験を行った。

実験方法
弾丸は直径 3.2mm のガラス球を用いた。衝突速度は 260-270 m･s-1 である。
ターゲットとして直径 12mm のガラス球を用いた。このターゲットをたらいに入れたそれぞれ 420µm, 2mm のガラスビーズ層の表面に置いてレゴリス層上のボルダーを模擬した。420µm ビーズに対しては球の埋めた深さ比（埋まった深さ/直径）を 0.65 にした実験も行った。また、レゴリス層なしの破壊と比較するために、ターゲットを糸でつるした実験も行った。それぞれの実験では高速度カメラで 75000 fps 撮影を行い、これにより衝突速度と衝突角度を決定している。

解析・結果
実験後に最大破片の質量を測り、最大破片質量割合を求めた。
衝突角度 θ を 0 にするには実験的に難しい。それゆえ衝突点の角度を計算した。衝突角度が大きくなるほど最大破片質量割合は大きくなると予想していたが、本実験での結果からはそのような傾向は得られなかった。
ターゲットをレゴリス層に埋めると、表面にターゲットを置いたときよりも壊れにく
い結果となった。これは Durda et al. (2011)とコンシステントな結果である。

またレゴリスの表面上に置いたものを比べると、レゴリス無しが一番壊れやすく、レゴリスの構成ビーズを大きくした方が壊れにくい結果となった。

1

本研究では衝突破壊強度までは求まっていない。

微惑星衝撃波による氷微惑星の蒸発

Evaporation of Icy Planetesimals due to Planetesimal Bow Shocks
田中今日子 1 、 山本哲生 1 、三浦均 2 、長沢真樹子 3 、中本泰史 3 、田中秀和 11
北海道大学低温科学研究所、2 東北大学、3 東京工業大学

1. 背景と研究目的： 原始惑星系円盤内に発生する微惑星衝撃波
惑星形成の標準的なシナリオによると、中心星をとりまく原始惑星系円盤からダスト微粒子が集まり km サイズ以上の微惑星が形成される。この微惑星はさらに衝突合体を繰り返し、1000km サイズの原始惑星へと成長する。このような惑星成長過程は円盤ガスの中で起こる。円盤ガス中において微惑星同士の重力相互作用により、微惑星の離心率が大きくなると、円盤ガスと微惑星との間に相対速度が生じる。この相対速度が音速を越えると、微惑星の進行方向前面の円盤ガス中に衝撃波（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おいて原始惑星系円盤が散逸するまで頻繁に発生すると考えられる。
微惑星衝撃波に関する従来の研究では、主に隕石の始原粒子の起源に関連し、衝撃波面に突入するダスト微粒子の熱進化に着目してきた 1 。一方、衝撃波後面で加熱されたガスが微惑星を吹きつけることにより、微惑星本体が加熱し蒸発が起きる可能性がある。
もし蒸発が効率的に起きれば、惑星成長が阻害されるため従来の惑星形成シナリオに影響を与えるだろう。また微惑星蒸発により大量のダストが放出されれば、新しいダスト発生機構となり観測にも影響を与える可能性がある。本研究では原始惑星系円盤中における微惑星衝撃波による微惑星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の蒸発率との関係等について調べた。

2. 結果： 氷微惑星の蒸発円盤モデルとして最小質量モデル 2 を用いた場合、snow line の外側となる軌道長
半径 3-4AU 付近において、衝撃波速度が数 km/s 以上になると、氷微惑星の表面温度は200K 程度まで上昇し、100km サイズの氷微惑星は数百万年以下で蒸発する。惑星形成の標準理論によると、微惑星の形成後、微惑星の一部が暴走成長し原始惑星を形成する 3 。
原始惑星が形成されると、周りの微惑星は重力散乱によりはね上げられ離心率が上昇する 4 。この原始惑星暴走成長期にモデルを適用すると、原始惑星の周りの氷微惑星の蒸発が効率的に起きることが分かった。大きな微惑星はガス抵抗があまり効かないために離心率が高くなる。その結果、数地球質量以上の原始惑星の周りでは 100km サイズ以上の微惑星の蒸発が効率的に起きる。Fig.1 は 10 地球質量の原始惑星の周りに存在する半径100km サイズの微惑星の蒸発時間と軌道長半径 a との関係を表す。
8

10

α=0.1

10

4

10

0

Snow line

tevap [yr]α=0.016

mp=10 ME
R=100km2

4
a [AU]

Fig. 1.— 半径 100km サイズの微惑星の蒸発時間と軌道長半径 a との関係を表す。原始惑星質量は１０地球質量とした。α はガスから微惑星表面への熱伝導効率を表す無次元量（スタントン数）を表す。円盤モデ
ルは太陽光を通さない冷たい円盤モデル (T0 = 120a−3/7 K, ρ0 = 2 × 10−39/14 gcm−3 ) を想定している。

暴走成長により原始惑星が形成され始めると、周りの氷微惑星の蒸発が普遍的に起きる。本研究の結果は、周りの微惑星が蒸発するため原始惑星がガス惑星を作る臨界コ
アまで成長できず、円盤内側において木星型惑星の形成が困難になることを示唆する。
また微惑星蒸発が効く領域は小惑星帯付近と一致するため、snow line より外側にある岩石質の小惑星の存在や多様な酸化還元状態を説明するかもしれない。また本結果は原始惑星が形成されるようなステージにおいても、円盤ガス中にダストがまき散らされることを示唆しており、107 年の長い円盤年齢に渡って観測される赤外放射スペクトルの超過の原因となるダストの存在 5 を説明するかもしれない。以上、さまざまな波及効果が考えられるため今後さらに追求していきたい。微惑星の蒸発は熱伝導効率 α に大きく依存しており、加熱率の詳しい検討も必要である。
References: [1] Miura, H. et al. ApJ, 719, 642-654 (2010), [2] Hayashi, C. Progr. Theor.
Phys. 70 (Suppl.), 35-53 (1981), [3] Kokubo, E., and Ida, S. Icarus 143, 15-27 (2000), [4]Tanaka, H., and Ida, S. Icarus 139, 350-366 (1999), [5] Birnstiel, T. et al. A&A, 503, L5-L8(2009)

衝突蒸気雲の膨張速度○海老名良祐 1, 柳澤正久 1
1 電気通信大学

背景・目的
宇宙空間で起こる微惑星と原始惑星の衝突により生じる蒸気雲の特性を理解することは，
恐竜の絶滅の原因や惑星の大気の起源など，宇宙の多くの問題の解明に繋がると考えられている．先行研究では，蒸気雲の膨張速度は衝突時の初期状態における音速に比例するとされている．これまで行ってきた実験の際、衝突時の真空度によって蒸気雲の発光強度に違いが見られた。しかし、衝突時の真空度による膨張速度への影響は知られていない。そこで，本研究では衝突時の真空度を変化させ、蒸気雲の膨張速度の変化を調べる実験を行った．発生した蒸気雲を毎秒 100 万フレームの高速度カメラで観測し，膨張速度を測定し，真空度の変化による蒸気雲の膨張速度の変化を考察する.
実験方法
実験は JAXA 相模原キャンパスの二段式軽ガス銃を用いた．飛翔体にはナイロン 66 の直径 7mm の球，ターゲットには厚さ 0.3mm のナイロン 66 のシートを使用した．約 7[km/s]で射出した飛翔体をターゲットに衝突させ，発生した蒸気雲を高速度カメラで撮影する．
それにより，得られた画像から蒸気雲の膨張速度を測定する．膨張速度は衝突地点から 1 s
毎の蒸気雲の先端(x 軸上)までの距離から求める．また，衝突地点及び 1 s 毎の飛翔体の位置から蒸気雲の先端までの距離を半径とした円を写真と重ねて、蒸気雲の膨張の形が半円状となっているかを調べる．さらに蒸気雲の y 軸方向の距離を測定し、蒸気雲の広がり速度を求める．
結果・考察
真空度を約 3～45[Pa]に変化させたが，すべてのショットが約 8[km/s]で一定となった．
図 1 に真空度と膨張速度の関係を示す．

図 1: 真空度と膨張速度の関係

図 1 より，
Shot1366 を除いたすべてのショットが約 8[km/s]で一定に見られる．Shot1366
は他のショットに比べてひとつだけ衝突速度が大きいことが原因だと考えられる．これより膨張速度は真空度に依存しないと考えられる．
次に衝突 20 s 後の衝突地点及び飛翔体から蒸気雲の先端までの距離を半径とした円を図2 のように描いた．

図 2: 蒸気雲の形状
図 2 より，ほとんどのショットで蒸気雲の形状が飛翔体から蒸気雲の先端までの距離を半径とした円に重なっているように見られる．よって、蒸気雲は飛翔体から見て半円状に膨張していくと考えられる．
最後に，図 3 に各ショットの蒸気雲の y 軸方向の広がり速度を示す．

図 3: 蒸気雲の y 軸方向の速度
図 3 よりこちらも約 2.5[km/s]で一定となった．やや大きな値となった shot1361 とshot1366 は真空度が大きすぎたり，小さすぎて正確に測定できなかったことが原因のひとつだと考えられる．
結論
以上の結果より，衝突蒸気雲は x 軸方向，y 軸方向とも衝突時の真空度に依存せず，一定の速度で膨張すると考えられる．また、蒸気雲の膨張の形は飛翔体から見たときに半円状に膨張していく．

電気通信大学における木星火球の観測,電気通信大学大学院情報理工学研究科	
  亀井亮祐1. 木星火球
月や木星に小天体が衝突した際に発光を生じることがある。大気が希薄である月において発光は一瞬の閃光として生じ、大気が十分に存在する木星においては地球上での流星現象と類似した発光が生じると考えられている。地上から観測できる程度の木星衝突の発光は、小天体の直径が数ｍ～数 km にも及び、それらが地球に衝突した際には火球と呼べる程の発光を生じることから、木星においても相当量の発光が生じているものと考えられる。

2. 観測
木星における天体の衝突現象は、1994 年のシューメーカー・レビー第 9 彗星の木星衝突を機にその理解が進み、近年日本を含む多くのアマチュア天文家によりその観測が報告され注目を集めている。今後、観測・撮影システムの確立によって多くの木星火球の観測データを得ることにより、巨大惑星領域における数 m～数十 m の小天体のサイズ分布の解明が期待されている。本研究においても、総合研究棟屋上のドーム内で望遠鏡による木星の観測・録画を予定している。

3．リアルタイム発光検出プログラムの作製
2011 年、木星は 6 月から翌年 4 月まで夜中観測が可能である。また、9 月から 12 月下旬までは一晩中観測可能となり、実際に観測・録画をする場合そのデータ量は膨大なものとなる。そこで、そのデータをいかに扱うかが本研究のネックとなる。現在、木星火球の観測にむけ、
1. 木星面のような明るい面光源上の発光を正確に検出する
2. 観測と同時進行で発光を検出する
3. 発光を観測したときのみ、発光をトリガーに前後数秒のデータを保存するという機能を有した発光検出プログラムの作製を行っている。これを使用すれば、観測と同時に発光検出のデータ処理を行うことができ、木星火球の観測システム確立に大いに役立つこととなる。

2 段式軽ガス銃を用いた開放系気相化学分析: 炭酸塩岩の衝突脱ガス○黒澤 耕介 1, 大野 宗祐 2, 杉田 精司 3, 三重野 哲 4, 松井孝典 2, 長谷川 直 1
1.ISAS/JAXA, 2. PERC/Chitech, 3. 東大 新領域, 4. 静岡大 理

要旨
衝 突 蒸 発 /脱 ガ ス 量 を 支 配 す る 物 理 量 を 決定す る ため に, 炭 酸塩 岩 を用 い て開 放 系 衝突
脱ガス実験を行った。その結果、大規模 な脱ガスは熱力学平衡理論から予測される圧 力以上で開始し、脱ガス開始圧力以上の衝撃 圧力
で の 脱 ガ ス 量 は ”Entropy method”と 呼 ば れ る理論の推定値とよく一致した。今回の結 果は脱ガス量を決定づける物理量はエントロ ピー
であり、実験室スケールであっても断熱 的な
圧力 開 放, 熱力 学 平衡 が 成立 し てい る こ とを強く示唆する。
はじめに
惑星形成の最終期において高速度衝突はありふれた現象となる。衝突速度が増加すると、衝撃波の伝播によって、天体内部に含ま れて
い る揮 発 性 成 分 が放 出 さ れ た り(脱 ガ ス)、岩石 そ の も の が 蒸 発 し た り す る [1]。 衝 突 蒸 発 /脱 ガス 過 程 は 、(1)原始 大 気, 海 洋, 生 命 の起源[e.g., 2-4], (2)表層環境大変動[e.g., 5, 6]などに重要な役割を果たして来たと考えられ ている。またクレーター周辺に残された化学 的痕
跡は衝突蒸発で誘起された化学反応生成 物由
来かもしれないとする研究もある[e.g., 7]。この場合、過去の太陽系の力学進化に対し ての情報を得ることができる可能性がある。
このような重要性にも関わらず、個々 の天体衝突で生じる最終生成物の組成はおろ か、
どのくらいの蒸気が発生するのかさえ理 解されていない。例えば本研究で扱う炭酸塩 は多
くの先行研究がなされてきたが、脱ガス 開始
圧力の推定値に大きなばらつきがある[e.g., 8,9]。実験 研究 では 実験 手法 に問 題が あり 、理論研究では使用されている状態方程式に 大きな不定性がある。実験手法の問題点とし て代表的なものとしては、コンテナを用いた 閉鎖系回収実験では脱ガスした気体が膨張す るための自由空間が確保できず、逆反応が起 きてしまうこと、反射衝撃波が発生し、天然 衝突との対応関係が不明瞭であることが挙げ られる[e.g., 10]。静電加 速器や レーザ ー銃と 四重
極質 量 分析 器(QMS)を組 み 合わ せ た開 放 系衝突脱ガス実験 手法も存在 するが[9, 11]、幅広く衝突速度を振ることができず、脱ガス を支配する物理量を決定するには不十分であった。
これらの問題は２段式軽ガス銃を用いて 開放系脱ガス実験を行うことができれば解決 できる。本研究では弾丸加速のための化学汚 染ガ
スを極力抑える開放系気相化学手法を開発し、炭酸塩岩に適用した。
２段式軽ガス銃による開放系衝突実験
実験は宇宙科学研究所に設置された新 型２段式軽ガス銃(以下 ISAS 銃)を用いて行った。
これまで２段式軽ガス銃を用いた開放系 気相
化学分析は報告されていない。本研究では(1)加速ガス拡散用巨大ガス溜め(~2000 L), (2)極薄プラスチックフィルム(~12 µm 厚), (3)自動ゲートバルブを用いて化学汚染ガスを極 力抑える手法を開発した。ISAS 銃の装置構成では
弾丸発射後に化学汚染ガスが装置全体に 拡散すると~700 Pa になる。衝突が起こる実験チェンバー(~40 L)をそれより高圧に保っておけば、
化学汚染ガスはチェンバー内に侵入でき ず、生成ガスを分析可能であるはずである。
以下に具体的な実験手順を示す。まず 実験
チェンバー内に標的を、入口にプラスチ ック
フィルムを設置し、真空に引く。続いて 不活性ガスの Ar を導入する。今回は衝突生成ガスが効率よく QMS に導入される様に Flow 系を採用した。Ar の流入と排気が釣り合うチェン
バー内平衡圧力を 2700 Pa とした。この状態
で QMS に気体を導入し(QMS 内圧力, 2 x 10 -3Pa)計測を開始する。安全な場所に退避し、弾丸を発射する。弾丸加速ガスは実験チェ ンバ
ー前面に配置された巨大ガス溜めで大部 分拡散する。弾丸はプラスチックフィルムを 貫通して、実験チェンバー内に侵入し、標的 に衝突するが、弾丸加速ガスはチェンバー内の Ar
ガスに遮られ、実験チェンバー内には侵 入できない。そのままではプラスチックフィ ルムに開いた弾丸の貫通痕から衝突生成ガス も逃げてしまうが、弾丸発射時の電気信号で 動作する自動ゲートバルブで再び気密性を回 復させる。このようにすると化学汚染を防ぎ つつ
生成気体のみを分析することが可能であ る。
またチェンバー内に一定量存在する Ar ガスとの量比を測ることで、生成気体の絶対 量を測定することもできる。弾丸にはプラス チッ
クフィルム貫通の際に壊れることのない
Al 2 O3 を用いた。衝突速度は 1.9 – 6.7 km/s (衝撃圧力, 20-110 GPa)の範囲で変化させた。

実 験 結 果 , 衝 突 速 度 vs CO2 生 成 量
Shot 前 後 で H 2 ( 弾 丸 加 速 ガ ス の 主 成 分(>99%))に対応する M/Z (平均分子量/電荷)= 2の 電 流 値 が 変 化 する か 調 べ た と こ ろ 、1 shotを除いて、変動が見られなかった。これ は狙
い通り、実験チェンバーへの化学汚染ガ ス成分の侵入を抑えることができたことを意 味する。電流値が増加した 1 Shot も Back ground
成分に 対し て~10 %程 度の 増加 であ った 。チェンバー内気体の主成分である Ar に対応す
る M/Z=36, 40 は Shot 前後でほとんど変動しなかった。これは気体生成絶対量の高精 度計測が可能であることを意味する。対称的に
CO 2 に対応する M/Z=44 は衝突後、大幅に上昇し 10 秒ほどかかってピーク値に達し、~80秒でピーク値の~10%程度まで減少した。最初の立ち上がりは衝突で気体が発生してからQMS に導入されるまでの時間を、その後の減少はチェンバー内の気体が常に排気され ていることに起因する。衝突速度が異なるデ ータ
に対する M/Z＝44 の電流値の時間変化曲線をピーク値で規格化して重ねると、大部分 のデータはよく一致した。これは電流値の時 間進化を決めているのは Ar の連続的供給＆排気の気体の流れであって 、CO 2 量ではないことを意味する。減衰曲線を時間に関する指 数関
数で fitting して外挿し、衝突時刻の M/Z＝44と 36 の比を出すことで、CO 2 の生成絶対量を決定した。1-D インピーダンスマッチング法
から求めた衝撃圧力と CO2 生成量の関係をみたところ、先行実験研究で言われている 脱ガス開始圧力(20GPa, [e.g., 9])で CO 2 を検出することができていること、先行理論研究で 言われている衝撃圧力(50 GPa, [e.g., 5])で脱ガス量の傾向が変化すること、衝撃圧力に対 して脱ガス量は線形的に増加することがわかった。

ある。今回は自己相似的圧力伝播を仮定 し、衝撃圧力の減衰を考慮して脱ガス量を計 算した[e.g., 15]。モデル 計算は 熱平衡 理論か ら予想 さ れ る 脱 ガ ス 開 始 圧 力 (~50 GPa)よ り 高 い
衝撃圧力で、実験結果をよく再現した。 それ以下の圧力では多くの先行実験研究と同 様に脱ガスは検出されるもののその効率は非 常に低かった。これは Shear band のような局所加熱[16]に よ っ て 引 き 起 こ さ れ て い る と 考 えられるが、脱ガス効率が低いので、全脱ガ ス量に対する寄与は小さい。今回の実験と理 論の一致は脱ガス量を決定づける物理量は一 部でよく用いられるような衝撃圧力ではなく エン
トロピーであることを意味し、開放系脱 ガス
実験 で は等 エ ント ロ ピー 過 程 & 熱 化 学 平衡が成立していることを強く示唆する。

議 論 -Entropy method の 妥 当 性 今回世界的にも初めて幅広い衝撃圧力 に対する CO2 生成量を開放系で計測することができた。その結果をもとに衝突蒸発／脱ガ ス量の推定のために頻繁に用いられている
Entropy method[e.g., 12-14]の妥当性の検 証を行った。今回の衝突速度に対応する衝突 後のエントロピーを計算し、チェンバー内雰 囲気
圧まで断熱解放したときの蒸発率を計算した。
一つ複雑なのは、今回の実験では脱ガス は衝突 点の 近 傍(い わゆ る 等 圧 コ ア領 域)だ け では
なく、衝撃圧力が脱ガス開始圧力を超え た領
域全体から起こっていると考えられるこ とで[11] Ahrens, T. J., & O’keefe, J. D., The Moon,

参考文献[1] Ahrens et al., Origin and evolution ofplanetary and satellite atmosphere, 328-385,
Univ. of Arizona Press, 1989.
[2] Matsui & Abe, Nature, 319, 303-305, 1986.
[3] Mukhin, L. M. et al., Nature, 340, 46-49,(1989).
[4] Hashimoto et al., JGR, 112, E05010,
doi:10.1029/2006JE002844. 2007.
[5] Pierazzo et al., JGR, 103, 28607-28625, 1998.
[6] Ohno et al., EPSL, 218, 347-361, 2004.
[7] Ishimaru et al., Icarus, 210, 411-423, 2010.
[8] Ohno et al., GRL, 35, L13202,
doi:10.1029/2008GL033796, 2008.
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[10] Sugi et al., GRL, 25, 837-840, 1998.
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10.1029/2008GL035947, 2008.
[13] Kurosawa, K. et al., 17 th SCCM, in press,
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[14] Melosh, Impact cratering A geologic
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[15] Kondo & Ahrens,

Physics and Chemistryof Minerals, 9, 173-181, 1983.

天体衝突による月表層の変成～衝突クレーターの衝突メルト分布～
栗山 祐太朗 (東大理・ISAS/JAXA)
天体衝突によって生じるメルトは主にクレーターのフロアーや周辺に存在するとされ，中央丘の上に分布しているという事例やシミュレーション結果は今までほとんど報告されてこなかった．しかし最近，中央丘上に滑らかな領域の存在する月面クレーターが報告され(Ohtake et al. 2009)，その後の研究で中央丘上の衝突メルトの存在がだん
だんと明らかになってきた．中央丘の形成のタイミングや地質構造などの理解はまだ不十分であるが，衝突メルトの分布を知ることは固体惑星のクレーター形成過程を知るうえで重要であり，中央丘の組成から地殻組成を知る手法にも影響を与える．そこで本研
究では，月の裏側高地に存在する Jackson クレーターの主に中央丘の衝突メルトの分布について，月周回衛星“かぐや”のマルチバンドイメージャ(MI)のデータを用いたスペクトル解析と Lunar Reconnaissance Orbiter (LRO)の高分解能カメラ(LROC)による
組成・形状情報を用いて検証し，その結果から衝突メルトと中央丘形成過程について考察した．
MI データの RGB マッピング(R:950, G:1050, B:1250 [nm])によると，先行研究通り
Jackson クレーターの中央丘では青い急斜面は斜長石のスペクトルを示し，黄色い頂上部の緩やかな領域は輝石のスペクトルを示した(Ohtake et al. 2009)．これは，今回作成した等高線による地形図でも確認された．また，中央丘上の輝石のスペクトルを示す中に緑がかった領域が点在しているのを確認し，これらは衝突メルトガラスに近いスペクトルを示した．地形図によると，このメルトガラスの領域は輝石の領域よりもさらに緩やかな部分に
広範囲に分布していた．
LROC 画像によると，衝突メルトガラスのスペクトルを示す領域で，メルトが急冷してできるような構造や溶岩堤防のような構造が見られた．これらの構造が存在する領域は輝石のスペクトルを示す領域と連続的に存在し，衝突メルトガラスと輝石の領域の両者に大きな違いは見られなかった．また，流体が流れたような構造は多く見られたが，上空から局所的に降下したような跡は認められなかった．
以上の MI データと LROC 画像の結果を総合して考察する．中央丘上の衝突メルトガラ
スと輝石のスペクトルは連続的に分布しており，両者とも急斜面を避けて分布していた．
これは，最初に中央丘上に衝突メルトが存在し，一部が急冷してガラスになり，残りは晶出して輝石のスペクトルを示したと考えられる．また，衝突メルトガラス及び輝石は中央丘上に広範囲に分布しており，局所的に降下してきたような跡は認められなかった．衝突時に多くのメルトは外側に飛散するため[Melosh, 1989]，両者を衝突メルト起源と考えると，
空中に飛び出した衝突メルトが中央丘上の広範囲に再降下したとは考えにくい．以上より，
クレーター底に衝突メルトが溜まった後に，中央丘が隆起し，急斜面を除く中央丘上部にメルトが取り残されたと考えられる．

Dust Monitor Instrument for future missions to asteroids
M. Kobayashi (1), H. Senshu (1), K. Wada (1), N. Namiki (1), N. Hirata (2), and H. Miyamoto (2)(1) Planetary Exploration Research Center, Chiba Institute of Technology, Chiba, Japan (kobayashi.masanori@it-chiba.ac.jp)(2) University Museum, University of Tokyo, Tokyo, Japan.

1. Introduction
Dust particles may exist on the surfaces of or around asteroids. Their existence would reflect the evolution of thesurface environment of an asteroid, which is important when interpreting terrestrial observations of asteroids.
However, the role of dust particles on small bodies are not critically studied due to limited chances of observations.
The NEAR-Shoemaker spacecraft reveals that the surface of Eros hold enormous amount of dust particles,
which appear to fill a crater to form smooth dust ponds [1]. On the other hands, the high resolution images of
Itokawa obtained by Hayabusa spacecraft indicate that dust particles are deficient on the surface of the asteroid.
However, interestingly, the returned samples of Hayabusa are generally dust particles [2], which raise the question if dust particles actually exist around the asteroid as a cloud, but are optically not detectable because thecloud is extremely thin. If this is the case, small asteroids may typically hold numerous numbers of dust particles
as results of evolutional histories of asteroids. However, even so, no terrestrial observations can critically determine the existence of dust due to the above reason.
We are, therefore, planning a direct observation of circumasteroid dust with using the Dust Monitor (DM) instrument, which may be useful even for a flyby mission to an asteroid. In Japan, Hayabusa-2 mission, a successor of Hayabusa mission, is planned to be launched in 2014, aiming at a C-type asteroid, 1999JU3. In this study,
we discuss the scientific advantage and the feasibility of the in-situ dust observation using Hayabusa-2 as a model mission.

2. Observation targets with DM
Observing the circumasteroid dust with DM has three principal significances. They are explained in detail below.

2.1 Levitating dust
Dust levitation phenomena have been observed repeatedly on the Moon [3]. There are some candidate
mechanisms to make dust levitate from the surface: impact, seismic shaking, granular flow, photoelectric dust
levitation, etc. Among them, photoelectric dust levitation is the most plausible mechanism to make dust levitate
periodically on the Moon [4].
Surface of a resistive and airless body is positively charged on the dayside due to photoelectric effect tomake an upward electric field. Since a dust grain on the surface is also positively charged, it would levitate fromthe surface if the electric field became strong enough. This process is called as photoelectric dust levitation andis expected to occur on asteroidal surfaces.
Dust grains up to ~100 µm could levitate and transfer laterally to make smooth deposit at the depressions [5].
Finer grains (< 1 µm) would defeat the gravity, resulting in partial evaporation of asteroids [6]. Such levitating
dust grains around asteroids have not been directory observed so far. We are planning to observe them with DM
and obtain their size- and velocity-distributions, which are required to reveal the surface evolution of asteroids.

2.2 Impact ejecta
An active impact experiment on the asteroid 1999JU3 is proposed in Hayabusa-2 mission (An impactor of 2 kg
will be hit on 1999JU3 at 2 km/s). Detecting ejecta grains from such an impact experiment with DM is challenging but will give us meaningful information on the surface and the interior of asteroids.
Recording the position and the time when ejecta grains are detected with DM, we reconstruct the trajectoriesof the grains and obtain their ejection speed and angle. In particular, the ejection angle is informative since theejection angle reflects the porosity around the impact site: The ejection angle tends to become high for fluffy

target [7]. In addition, the trajectory reconstruction enables us to determine the speed of the ejecta at the momentof detection. Assuming that DM detects the momentum of colliding grains, the grain mass (or size) turns out
with the colliding speed determined. We checked the possibility of ejecta detection with DM in the impact experiment of Hayabusa-2 mission as a test case. The preliminary results indicated that the amount of ejecta isenough to detect with DM. We will obtain key information about the porosity and the size-distribution of surface
regolith of asteroids from detecting impact ejecta with DM.

2.3 Avoidance of debris collision
Hayabusa-2 mission plans to conduct an active impact experiment as described above. It is difficult to precisely
predict the size and the ejection velocity of the ejecta. Hence, high risk “debris” as large as one can criticallyaffect the spacecraft still can drift around the asteroid when the spacecraft is approaching the asteroid after the
impact. Monitoring dust will be able to reduce such a risk.

3. Observation methods
When the spacecraft accompanies closely with the asteroid, the relative velocity and the number density of thecircumference dust are extremely small. In addition, the speed of the majority of dust ejected at the impact experiment may be slow. For dust observation under such the environment, we propose two methods, direct
method and indirect method.

3.1 Direct method
The low speed (< 1m/s) dust grains are not able to produce ionized plasma for detection of impact ionization as
used for hypervelocity dust. There are still detection methods for such low speed grains, for example, utilizationof momentum transfer and electrostatic induction [8]. Momentum sensor utilizes momentum transfer duringcollision between the grains and the detector. SESAME-DIM of Rosetta/Philae uses a momentum sensor of
piezoelectric PZT for detection media and the target velocity range is 0.025 – 0.25 m/s [9]. The merit of this typeof detector is its mechanical simplicity, compactness, and light weight, e.g. about 500 g for the detector system
unit of MDM to be onboard BepiColombo having 64 cm2 of detection area [10].
Time-of-flight (TOF) sensor utilizes electrostatic induction while a charged particle passes through an electrode. LDM for the Selene-2 mission is designed to use two electrodes to detect the TOF signals electricallyinduced by the incident charged dust particle [11]. The grain size can be inferred from the charge signal assuming the charge state of the incident particle is proportion to the size.

3.2 Indirect method
The technique of the aerosol measurement by LIDAR (LIght Detection And Ranging) can be applied for themeasurement of the drifted dust grains around asteroids. LIDAR must be equipped for ranging between thespacecraft and asteroids for its landing. The light-receiving system may be optimized for the scatted light fromdust grains. The distribution of dust grains in depth can be derived from time-of-flight between the timings of thepulsed laser irradiation and the scattered-light receiving

4. Summary
As described above, the asteroidal exploration needs dust monitoring device onboard. After the successful asteroidal mission Hayabusa, successive asteroidal missions are planned and studies. Dust monitors for circumasteroid dust should be seriously considered to be onboard upcoming asteroidal missions.

References[1] Robinson, M. S. et al. Nature 413, 396, 2001. [2] Yano, H. et al. Abst. of 37th LPSC #1596, 2006. [3] Gold, T. in “Photon
and Particles Interactions with Surface in Space” (Ed. Grard, R. J. L.) 1973. [4] Wipple, E. C., Rep. Prog. Phys. 44, 1197,
1981. [5] Colwell, J. E. et al. Icarus 175, 159, 2005. [6] Lee, P. Icarus 124, 181, 1996. [7] Schultz, P. H. et al. Space Science
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Science Reviews 128, 301, 2007. [10] Nogami, K. et al. Planetary and Space Science 58, 108, 2010. [11] Kobayashi, M. et al.
Earth, Plants and Space, 2011, in press.

実験はISAS/JAXAにある二段式軽ガス銃を用いて行った(図１)。実験の模式図を図２に示す。チャンバー内の気圧は0.6 - 45 Pa程度である。チャンバー内の様子を図３に示す。飛翔体にはサイズ 7 mm球(ナイロン66)を使用した。
また今回の実験では飛翔体の速度をほぼ一定(7 km/s)にした。二種類のAPD(アバランシェ・フォトダイオード、最大感度波長 620
nm(APD短), 800 nm(APD長) )と、二種類の赤外フォトダイオード(最大感度波長 1.5um,
1.9um)を使用して衝突閃光の測光を行った。
また,衝突の様子を把握するため高速度カメラ(島津製作所 HPV-1)で衝突の様子を撮影し
た。

１. 実験

JAXAの二段式軽ガス銃を用いて高速度衝突実験を行った。 飛翔体の直径7mm、標的には厚さ0.3mmのナイロンプレートを用いた。チャンバー内の気圧をshotごとに変化させ、その際生じる衝突閃光を感度波長域の異なったフォトダイオードで測光し気圧と衝突閃光との関係を考察した。

概要

v=7km/s

飛翔
体ナイロ
高速度カメランプ
レート

フォトダイオード

図3. チャンバー内の様子。
飛翔体は図の左から右方向に進む。

図2. 実験の模式図。飛翔体がターゲットに 図4. 実験装置。
衝突し、生じた衝突閃光を感度波長域の異 左からHPV-1コントローラ,
YOKOGAWA DL1640 オシロスコープ,
なる４種類のフォトダイオードで測光する。
LeCroy 6050A オシロスコープ。

銃口

ガス銃。

図1. JAXA宇宙科学研究本部の二段式軽1電気通信大学○高橋悠太1, 柳澤正久1

衝突閃光での黒体放射

(b)

(a)

図8.a) 赤外PD1.9μm  の光強度の時間変化。b) 気圧ごとの比。

(b)

(a)

図7.a) 赤外PD1.5μm  の光強度の時間変化。b)気圧ごとの比。

(b)

(b)

図6. a) APD長の光強度の時間変化。
b)気圧ごとの比。

図5. a) APD短の光強度の時間変化。
b) 気圧ごとの比。

(a)

(a)

10 μs

10 μs

(b)

(a)

図9.高速度カメラで撮影した二例。
時間は衝突後の経過時間a)shot1361(45 Pa) の衝突蒸気雲。
b)shot1366(2.7 Pa)の衝突蒸気雲。

0 μs

45cm

0 μs

感度波長域の異なるフォトダイオードで測光した結果と衝突経過時間ごとの電圧比を図5～8に示す。高速度カメラで撮影した二例を図9に示す。
気圧ごとに比較してみるとほとんど大気圧が高いほど発光が強い。しかし気圧と光強度は比例関係が見られない。そのため、衝突蒸気雲以外の発光が検出されている可能性がある。

2. 結果

衝突盆地のクレータカウントにもとづいた初期の衝突史
諸田智克（名古屋大学大学院環境学研究科）
後期重爆撃の有無は，月科学における最重要未解決問題である．アポロ試料中のインパクトメルト岩の放射年代は 38~40 億年に集中しており，このことから一部の月科学者は 39 億年前に天体衝突が活発な時期があったと考えてきた [e.g., Tera et al., 1974]．これを後期重爆撃期仮説と呼んでいる．一方，この説に反対する月研究者も少なくない．アポロ試料は Imbrium や Serenitatis といった比較的若い (~39 億年) 特定の衝突盆地からの放出物に汚染されているために一様な年代を示しているだけ，という主張である．このように，後期重爆撃は仮説の域を出ていないにも関わらず，これまで太陽系規模の天体の軌道進化の枠組
みの中でその原因は議論されてきた．例えば Gomes et al. [2005]は巨大惑星の移動と関連づけて後期重爆撃期の原因を説明している．それによると，巨大惑星は互いの重力と外縁領域に存在していた微惑星との角運動量の交換により軌道を少しずつ変化させ，太陽系形成から約 7 億年後に木星と土星が 2:1 の共鳴軌道に入ったことをきっかけに，土星，天王星，海王星の軌道が急激に外側に移動し，それに伴って小惑星
帯と外縁天体の軌道が乱され，その多くは内部太陽系にもたらされ，これが後期重爆撃期の原因になったとしている．このシナリオは Nice モデルと呼ばれ，現在観測されるエッジワース・カイパーベルトの軌道や天王星，海王星の軌道要素，形成の時間スケールの問題をうまく解決できるモデルとして認知されつつある．このように今や後期重爆撃仮説は太陽系形成の描像を左右する問題であり，月科学における解決すべき最優先課題の一つと言える．
我々は後期重爆撃仮説を検証するために，地形カメラ画像を用いて，月の高地にある 11 個の衝突盆地においてクレータカウンティングを行ってきた．しかし残念ながらクレータ数密度を使って推定される盆地の年代から，直接的に後期重爆撃期の存否を検証することはできない．何故なら，クレータ密度から絶対年代に変換するためのクレータ年代学モデルがそもそも衝突史を仮定しているためである．そこで我々は得られた衝突盆地のクレータ数密度と月隕石の放射年代の比較を行い，後期重爆撃を支持しているクレータ年代学関数 (Stöffler & Ryder モデル) [Stöffler & Ryder, 2001] と支持していない関数 (Neukum モデル)
[Neukum, 1983] でどちらが整合的かを調べることで検証を試みた．
月隕石の中には，KREEP 成分 (KREEP は K, 希土類元素, P を合わせた化学組成を表わす) と FeO 量が極端に低いものが見つかっている [e.g., Takeda et al., 2006]．リモートセンシングデータから見積もられる月表面の元素分布との比較から [e.g., Kobayashi et al., 2010]，それらの月隕石は月の裏側北半球を占めている高地領域からきたと考えられている．それらの月隕石中の斜長岩岩石片の Ar-Ar 年代は 41‒44 億年という，
アポロ試料に比べて平均的に古い年代を示している [Nyquist et al., 2011]．特にその中で 42.6 億年の Ar-Ar
年代は，Dhofar 489 の Mg リッチ斜長岩クラストと，それとペアだと考えられている Dhofar 908 のマト
リックスの両方で観測されており，この年代は月裏側で起きた大衝突を反映していると考えられる[Nyquist et al., 2011]．
月裏側北半球にある衝突盆地のサイズ分布に標準サイズ分布 [Neukum, 1983] をフィッティングして得られる直径 1km でのクレータ密度は 0.1‒0.35 km-2 であった．もし月隕石中の斜長岩片で測定された 41‒44
億年の放射年代が月裏側の衝突盆地の形成によってリセットされたものであるなら [Nyquist et al., 2011]，

その年代の月面では 0.1‒0.35 km-2 のクレータ密度を持つはずである．図 1 は Neukum [1983] と Stöffler &Ryder [2001] のクレータ年代学関数の比較を示している．これを見ると，後期重爆撃を支持していない
Neukum 関数 (線 (a)) が，月隕石の年代範囲と衝突盆地上のクレータ密度範囲の重複領域を通過しており，今回の観測と整合的であることがわかる．一方，後期重爆撃を支持している Stöffler & Ryder 関数は重複領域から大きく外れている．これらの結果から，後期重爆撃期は無かった，またはあったとしても，規模の小さいものであったと考えるのが妥当である．後者の解釈では，38 億年に衝突頻度のピークがあったが 40
億年前には一時的に頻度が低かった時期がなければならない (図 1 の線 (c))．この場合，重爆撃期間の集積質量の上限は，20 km/s の衝突速度を仮定してクレータスケーリング則から算出される各衝突盆地をつくった天体の質量の総和から，~1.8 x 1021 g と見積もられる．一方，Nice モデルで予測される月への集積量
は彗星が (8.4±0.3) x 1021 g，小惑星が (3‒8) x 1021 g であり [Gomes et al., 2005]，我々の見積りはこれよりも十分に小さい．以上の結果は，月の大部分の衝突盆地が 39 億年前に形成されたとする従来の後期重爆撃仮説を否定するものではあるが，より小規模の衝突率の増加や Nice モデルで提案されているような巨大惑星軌道の移動が起こった可能性を完全に否定するものではない．更なる検証にはクレータ年代学そのものの改善が必要である．
＜参考文献＞ Gomes R. et al., 2005 Nature 435, 466. Kobayashi, S. et al., 2010b, 41st LPSC, Abstract#1795.
Nyquist, L.E. et al., 2011, 42nd LPSC, Abstract#2368. Takeda, H. et al., 2006, Earth Planet. Sci. Lett. 247, 171.
Tera, F. et al., 1974, Earth Planet. Sci. Lett. 22, 1. Stöffler, D. and Ryder, G., 2001, Space Sci. Rev. 96, 9.

0

Neukum [1983]
Stöﬄer & Ryder [2001]

(b)

-2

10

Crater Density for the
Northern Farside Basins

(c)

-1

10

(a)

Lunar Farside Meteorites

Cumulative Crater Density (D ≥ 1km) [/km²]

10

-3

10

4.5

4.0

Age [Ga]3.5

3.0

図 1．クレータ年代学関数の比較．プロット点はアポロ・ルナ岩石試料の放射年代測定から得られた絶対年代と試料採取地域のクレータ数密度の関係を表わしている．線(a)，(b)は Neukum [1983]と Stöffler &Ryder [2001]のそれぞれのプロット点に対して，指数関数と一次関数を組み合わせてフィッティングしてえられた年代学関数である．グレーの領域は，月裏側から来たと考えられる月隕石中の斜長岩の Ar-Ar 年代と，裏側の衝突盆地のクレータ密度の範囲を示す．線(c)は Stöffler & Ryder [2001] の年代の解釈が正しいとした時に，観測される衝突盆地のクレータ密度と月隕石の放射年代の領域を通るように引き直した線を示している．

IDP の起源としての浮遊ダスト
Levitation dust: a source of IDPs.
千秋博紀 1, 小林正規 1, 和田浩二 1, 並木則行 1, 平田直之 2, 宮本英昭 2
1 千葉工業大学惑星探査研究センター，2 東京大学総合研究博物館
Hiroki Senshu1, Masanori Kobayashi1, Koji Wada1, Noriyuki Namiki1,
Noayuki Hirata2, and Hideaki Miyamoto2
1Planetary Exploration Research Center, Chiba Institute of Technology,
2The University Museum, The University of Tokyo
探査機はやぶさが小惑星 Itokawa から持ち帰ったサンプルの分析によれば，
Itokawa 表面の物質は常に失われており，
800 万年に 1m の割合でサイズが小さくなっているらしい(Nagao et al., 2011）。平均
直径が 330m しかない Itokawa からの脱出
速度は，わずか 20cm/s である。このため，表面物質が何らかの理由で速度を得ると，容易に天体から失われるだろう。天体を脱出した物質は，惑星間塵の起源となり得る。
小天体の進化を考える上でも，惑星間塵の起源と進化を考える上でも，小天体表面で速度を得た物質の運動を明らかにする必要がある。
小天体表面で物質が速度を得るメカニズ
ムとしては，天体衝突や他の天体に近づいた際の潮汐力，粒子流，太陽風によるピックアップなどが考えられる。惑星間塵の起源となるようなダストの場合，体積に比して表面積が大きい。このため，表面から飛び出したダストの運動は，光電効果による帯電の影響を強く受ける。そこで本研究では，Colwell et al. (2005)のモデルを応用し，光電効果の影響を検討する。
大気を持たず，表面が非導電体でできた小天体は，太陽光を受けると光電効果によって電子を失うと同時に，太陽風の電子が打ち込まれる。このバランスによって，小天体表面は最終的に正に帯電する。一方，
小天体上空には光電効果によって弾き出された電子が存在するため，上向きの電場が作られる。
光電効果と太陽風電子の打ち込みはダストにも働く。このため，ダストは小天体表
面と電気的に反発する。さらに上空を浮遊するダストには，天体表面から飛び出した
光電電子も打ち込まれる。
Colwell et al. (2005)は，以上の効果を微分方程式の形でまとめている（詳細は紙面の都合で省略する）。しかし良く知られているように，微分方程式は初期条件が与えられないと解く事ができないのだが，実際にはダストが天体表面を離れる際の射出速度
は様々な要因によって影響を受けるため，よくわかっていない（例えば Sternovsky etal., 2002; Scheeres et al., 2010）。そこで本研究では天体表面での射出速度とダストのサイズをパラメタとして，その後の運動がどのように記述されるのかを調べる。
本研究は，様々なサイズの天体についてダストの運動を調べ，その傾向を調べることを目標とするが，ここでは紙面の都合もあるため，はやぶさ２の標的天体である
1999JU3 に つ い て 結 果 を 紹 介 す る 。
1999JU3 は，半径およそ 450m であり，Colwell et al. (2005) が研究対象としたEros (半径 20km)よりも小さく，Itokawa
よりも大きい天体である。
図 1 に，計算結果の一例を示す。これを見ると，射出速度が同じでもダストの半径が 3μm，5μm，7μm の場合で，その後の運動が全く異なる事がわかる。ダスト半
径が 3μm で射出速度が 12cm/s 以下の場合には，ダストは速やかに天体表面に再堆積する。これは，飛行中に天体表面からの光電電子の打ち込みを受けて電荷が負になり，正に帯電している天体表面に引かれて落下するためである。一方，射出速度が 14cm/sになると，一気に到達高度が高くなる。これは，ある高度（デバイ長）より上では光電電子の打ち込みが効かなくなるためである。この高度よりも上空では再び光電効果
によって正に帯電する効果が卓越し，天体
表面とは電気的に反発を起こす。図からだ
けではわからないが，この反発によって加速されたダストは最終的に脱出速度以上に加速され，天体から失われている。
ダストの半径が 7μm の場合は，射出後の運動はほぼ放物軌道になっている。これ
に対し，半径 5μm のダストの運動は射出速度によってさまざまである。9cm/s で射出された場合には，天体上空で振動するような運動を行う。これは，天体の重力と表面との電気的反発力のバランスによる。すなわち，天体に近いと電気的反発力が勝り，天体から遠ざかると重力が勝るためにこのような振動を起こすのである。Colwell et al.
(2005)が示したように，Eros ではこのような振動運動をするパラメタレンジは広い(半径 0.3-1.0μm，射出速度 0.5-2.0m/s）のだが，1999JU3 ではパラメタレンジはごく限られており，Itokawa ではより狭い。
振動運動する条件の速度の下限値は，ダストがデバイ高度を越えられるか否かで決まる。一方，速度の上限値は重力に引かれて落下してくるダストを，電気的反発で止められるか否かで決まる。事実，射出速度が 10cm/s の粒子は，9cm/s で打ち上げられた場合よりもわずかに最高到達高度が高い
ため，電気的反発だけでは落下を止められずに，ダストは天体表面に落ちてしまう。
天体の重力が小さい場合には，電気的反発

によって支える事の出来るダストのサイズは大きくなるが，同時にダストの慣性が強くなるため，結果的に振動解が得られる条件が厳しくなるものと考えられる。
グラフの縦軸のスケールが異なる事にも注目すべきである。グラフによると，3μm，5μm，7μm のダストの中では，5μm のダストが最高到達高度が一番高い。これは，天体表面との電気的反発が有効に効いたためである。
以上をまとめると，次のようになる。
 1999JU3 表面からは，5μm よりも小さなダストは電気的反発で失われる
 上限サイズは天体の重力加速度の大きさで決まる 惑星間塵のサイズ分布と小天体のサ
イズ分布を関係づけられるかもしれない 失われる上限サイズぎりぎりのダスト
は，放物軌道よりも高高度まで運ばれる
 失われる上限サイズぎりぎりのダスト
は，射出速度によっては振動運動をすることがある ダストを観測する場合にはこのサイズのダストが重要となるだろう

図１：1999JU3 表面から半径 3μm（左カラム），5μm（中央カラム），7μｍ（右カラム）のダストを，様々な射出速度で打ち上げた場合の高度変化。上段，中段，下段はそれぞれ 1999JU3 が近日点，平均日心距離，遠日点にある場合に相当する。それぞれのパネルで，縦軸（高度）と横軸（時間）のスケールが異なる事に注意。

原始衛星系円盤の形成：原始惑星系円盤からのガス降着流の解析○谷川 享行 1,2 、大槻 圭史 1,3 、町田 正博 41

惑星科学研究センター、2 北大低温研、3 神戸大理、4 九大理

巨大ガス惑星の周りに存在する衛星系のほとんどは規則衛星、つまり惑星の赤道面付
近をほぼ円軌道で回っていることから、衛星は惑星周りにかつて存在していた周惑星円盤（＝原始衛星系円盤）の中で形成したと考えられている。また、近年の数値流体シミュ
レーションにより、ガス惑星が原始惑星系円盤ガスの降着によって成長する時に、必然的に惑星の周りにガス円盤が形成されることが明らかになってきた。しかし、それらの研究は衛星形成に主眼を置いていないために、周惑星円盤構造に対する詳しい解析は行われていない。そこで本研究では、ガス惑星形成時に出来る周惑星円盤構造を高解像度で求め、周惑星円盤構造に着目して流れ場を詳しく解析した。
衛星形成は主に惑星半径の数十倍（惑星の軌道半径の数百分の一）以内で行われ、その領域を十分に空間的に分解するために、惑星近傍のみを効率よく高空間分解能で計算可能な多重格子法を用い、かつ惑星近傍のみを切り出した局所近似回転座標系を採用した。得られた流れ場を解析した結果、惑星への実質的なガス降着は、原始惑星系円盤の比較的上空 (円盤スケールハイト程度より上) から周惑星円盤外縁部を飛び越えて一気に惑星近傍の周惑星円盤へと落下していることが明らかになった（図１）。一方、中心面付近のガスについては、原始惑星系円盤から周惑星円盤へ流入することができず、逆にヒル圏内からラグランジュポイント L1 , L2 を通って流出していることが分かった。さらに、上空から周惑星円盤への降着流に関して、質量と角運動量の降着フラックス分布を
惑星からの距離の関数として数値計算より求め、それらをべき関数でのフィットを行った。この結果、衛星系形成モデルで最近の標準となりつつあるモデル（Canup and Ward
2002, AJ, 124, 3404）の分布に比べて中心集中するすることが明らかとなった。また得られた降着フラックス分布を、動径方向１次元粘性円盤モデルに適用することで、本研究のような高解像度数値計算では得ることのできない周惑星円盤の長期進化を追うことが可能となり、衛星形成環境の時間進化を調べることが可能となる。

惑星重力圏

中心星
L1

L2

周惑星円盤

図 1：原始惑星系円盤中でガスを捕獲して成長しつつあるガス惑星周囲のガスの流れ．中心面より上半分のみ作画．中心面の色はガス密度，色のついた線は中心面と上空（原始惑星系円盤の 1 スケールハイトの位置を始点）の流線で，流線の色は流速，青い半透明のレモン形状の面はヒル圏（惑星重力圏），黄色と赤の半透明の面は等密度面．中心面のヒル圏の外側で密度が急激に変化している部分（青から緑））は衝撃波面（の中心面断面）．ケプラーシア（太陽周りの公転半径が違うことによる速度差）で惑星重力圏に超音速で近づいてきたガスが惑星重力圏にぶつかることにより立つ弧状衝撃波で，実際には中心面を先端として上空に向かって反った形状をしている（流線の速度が急激に減少している位置が衝撃波面）．中心面をヒル圏へ近づくガスは衝撃波面で速度が急激に減少したあと，惑星重力圏内に降着することができず，再び原始惑星系円盤中をヒル圏から遠ざかっている．上空のガスはヒル圏の外の衝撃波面を斜めに通過するために，水平方向の運動量が大きく減少せず，ヒル圏の中に侵入し，その後惑星重力により強く引っ張られて中心面へ向かって落下し，周惑星円盤表面で衝撃波を立てる．

Experimental	
 approach	
 to	
 armoring	 effect	
 of	
 cratering	 efficiency	
 on	
 boulder-rich	 target	 ○平田成 1，中村昭子 2，町井渚 2，Carsten	
 GUETTLER	
 2	
 1

会津大学，2 神戸大学	
 	 	
  小惑星イトカワ表面では，標準的なクレーター生成モデルから予想されるよりも小サイズ
クレーターの欠乏が観測された．また，クレーターの深さ-直径比も小さいことが知られている．これに対する説明として，1)	
 （隕石衝突によって励起された）地震動によるクレー
ターの崩壊，2)	
 ボルダー層上でのクレーター生成効率の低下（装甲効果），3)	
 起伏の激しいボルダー層上での小クレーターの隠蔽効果，などが提唱されている．	
 	
  ボルダー層上でのクレーター形成における装甲効果を検証するため，神戸大学の軽ガス銃を用いた実験を行った．弾丸は直径 1mm，3m のガラスビーズ，ターゲットは 215µm，1mm，3mm，10mm のガラスビーズで満たした直径約 30cm のステンレス容器を用いた．衝突速度は約 300m/sec に固定し，形成されたクレーターの直径，深さを測定した．	
 	
  ターゲットと弾丸の直径比を制御パラメータに取り，クレーター形成効率の指標として
PI スケーリングのスケーリングパラメータΠR とΠ2 の-0.17 乗の比を取ると，直径比が 0.1の場合は過去のクレーター形成実験と同様のクレーター形成効率を示したのに対し，直径比が増加するにつれて形成効率の低下が観察された．今回の実験条件中で最も直径比が大きい
弾丸径 1mm，ターゲット径 10mm（比 10.0）の場合はターゲット粒子の表面に微小な傷が形成されただけで，地形としてのクレーターは全く形成されなかった．	
 	
  今回の実験で，少なくとも低速度衝突の領域では装甲効果によるボルダー層上でのクレーター生成効率の低下が起きることが示された．しかしながら，高速衝突では装甲効果はない，という報告もある（Hollsopple	
 and	
 Hausen,	 2011）．今後は実験結果から装甲効果のモデル化を試み，広い衝突速度領域に適用可能なボルダー層上のクレーター形成のスケーリング
則構築を目指す．	
 Oxidizing proto-atmosphere on Titan: Constraint from the impact origin of its N 2
atmosphere石丸	  亮 1、関根康人 2、松井孝典 1、Olivier Mousis3
1 千葉工業大学惑星探査研究センター、2 東京大学大学院新領域創成科学研究科、3CNRS/INSU

タイタンは土星系最大の衛星であり、厚い窒素分子大気を持つことが知られている。このタイタン大気がどのように形成されたのかについては諸説あるが未だに大きな謎になっている。
この謎を解決することは、タイタンの窒素大気の起源を理解することだけでなく、土星衛星系の形成シナリオに制約を与える可能性がある。一般的に、タイタンや他の規則衛星は、土星サブネ
ビュラ中のガスが凝縮して形成された微衛星の衝突・合体・集積によって形成されたと考えられている（Lunine	
 er	
 al.,	 1989;	
 Prinn	 &	 Fegley,	
 1989;	
 Alibert	
 &	
 Mousis,	 2007）。タイタンの集積エネルギーを考慮すると、タイタンの集積時にはタイタン外層が融解・蒸発し、原始大気が形成すると考えられている（Stevensn	
 et	
 al.,	 1986;	
 Kuramoto	 &	 Matsui,	
 1994）。原始大気の化
学組成は、(1)微衛星の化学組成と、(2)原始大気形成後に大気中で起こる化学反応により決まる
ため、これらを調べることは、タイタンの窒素大気の起源を理解する上で非常に重要である。	
 微衛星の化学組成は、サブネビュラの物理化学条件に強く依存する。先行研究は２つの衛星形成モデルを提案している。一つがガス惑星形成の初期ステージでの衛星形成であり、高温高圧サブネビュラ中で衛星が形成する（Lunine	
 er	
 al.,	 1989;	
 Prinn	 &	 Fegley,	
 1989）。他方は、ガス惑星形成の後期ステージでの衛星形成であり、低温低圧サブネビュラ中で衛星が形成する（Alibert	
 &	
 Mousis,	 2007）。前者では、ガス反応や触媒反応が活発に起こることでメタンとアンモニアが生成されるため、微衛星組成並びにタイタン原始大気組成はメタンやアンモニアに富む
還元的な組成になると考えられる（Lunine	
 er	
 al.,	 1989;	
 Prinn	 &	 Fegley,	
 1989）。一方、後者の低温低圧サブネビュラの場合には、原始太陽系星雲からサブネビュラへ太陽組成を持つ氷微惑星が活発に流入すると示唆されていることから、形成される微衛星の組成は太陽組成を反映する、
二酸化炭素とアンモニアに富む組成になると示唆される（Alibert	
 &	
 Mousis,	 2007）。つまり、この場合には、原始大気は二酸化炭素とアンモニアに富む大気であることがわかる。	
 原始大気中のアンモニアから窒素分子が生成される有望なモデルの１つとして衝突衝撃波
加熱モデルが提唱されている（Jones and Lewis, 1987; McKay et al., 1988）。これは高速飛翔体
が大気を通過する際に飛翔体前面に形成される衝撃波（バウショック）によって大気中のアンモニアを分解して窒素分子を生成するモデルである。このメカニズムが有効に働くかどうかは原始
大気組成とアンモニア分解反応のキネティクスに強く依存するはずであるが、大気組成の効果が系統的に調べられているわけではないし、分解反応のキネティクスについてもこれまで十分に論じられていなかった。	
 そこで本研究では、キネティクスを考慮できる数値モデルを新たに構築し、タイタンの原始大気として考えられる様々な大気組成での衝撃波加熱による窒素生成効率を求めることを目的とする。本研究のモデルは 1 次元の衝撃波後面の流体モデルと化学反応モデルをカップリングして構築した（Gibson	
 &	
 Marrone,	 1962;	
 Hall	 et	
 al.,	
 1962）。	
 本研究の結果からはメタンが衝撃波加熱を抑制する効果を持つことがわかった。というのも、メタンは多くの振動準位を持っているため（９個）に比熱が大きい性質があり、衝撃波によって加熱されにくいのである。そのため、メタンに富む還元的な原始大気への衝突では、衝撃波温度が低いためにアンモニアの分解反応が十分に起こらず（平衡に到達せず）、窒素生成効率が著しく小さいことがわかった。高温高圧サブネビュラ条件（Lunine	
 er	
 al.,	 1989;	
 Prinn	 &	 Fegley,	 1989）で推定されるメタンに富む原始大気への微衛星の衝突を考えると、現在のタイタン大気のような窒素大気が形成されないことがわかった。	
 一方、二酸化炭素に富む酸化的な大気では衝撃波温度が高くなることが本研究の結果からわかった。これは、二酸化炭素の振動準位が少ないため（４個）、メタンと比較して比熱が小さいためである。衝撃波温度が高くなる結果として、アンモニア分解反応が効率よく起こり、化学平衡に相当する窒素分子が生成されることが示された。結果として、低温低圧サブネビュラ（Alibert	 &	 Mousis,	 2007）により推定される二酸化炭素に富む原始大気への微衛星の衝突を考えると、タイタンの集積期に分厚い窒素大気が形成することが示唆される。そのため本研究の結果は、もしタイタンの窒素大気が集積期に形成したのならば、原始大気が二酸化炭素に富む酸化型の大気であったことを示唆している。	
 本研究の結果は低温低圧サブネビュラ（Alibert	
 &	
 Mousis,	 2007）モデルにより推測される二酸化炭素に富む微衛星の存在を支持する結果である。タイタンとエンセラダスに集積した微衛星の化学組成は似ていたことが予想されることから、もし低温低圧サブネビュラ（Alibert	
 &	
 Mousis,	 2007）モデルが正しいのならば、タイタンと同様にエンセラダスの微衛星の化学組成も二酸化炭素に富むことが予想される。実際に、エンセラダスから噴出しているプルームの主成分として二酸化炭素とアンモニアが観測されており（Waite	
 et	
 al.,	 2009）、この観測は本研究の推定と調和的である。	
 
参考文献	
 
Alibert, Y., & Mousis, O. 2007, A&A, 465, 1051
Gibson, W. E., & Marrone, P. V. 1962, Phys. Fluids, 5, 1649
Hall, J. G., Eschenroeder, A. Q., & Marrone, P. V. 1962, J. Aerospace Sci., 29, 1038
Jones, T. D., & Lewis, J. S. 1987, Icarus, 72, 381
Kuramoto, K., & Matsui, T. 1994, J. Geophys. Res., 99, 21183
Lunine, J. I., Atreya, S. K., & Pollack, J. B. 1989, in Origin and Evolution of Planetary and Satellite
Atmospheres, ed. S. K. Atreya, J. B. Pollack, & M. S. Matthews (Tucson, AZ: Univ. Arizona Press), 605
McKay, C. P., Scattergood, T.W., Pollack, J. B., Borucki,W. J., & Ghyseghem, H. T. V. 1988, Nature, 332, 520
Prinn, R. G., & Fegley, B., Jr. 1989, in Origin and Evolution of Planetary and Satellite Atmospheres, ed. S. K.
Atreya, J. B. Pollack, & M. S. Matthews (Tucson, AZ: Univ. Arizona Press), 78
Stevenson, D. J., Harris, A. W., & Lunine, J. L. 1986, in Satellites, ed. J. A. Burns & M. S. Matthews (Tucson,
AZ: Univ. Arizona Press), 39
Waite, J. H., Jr., et al. 2009, Nature, 460, 487