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雷・スプライトによる対流圏・電離圏間の結合：概要[ 講演: 足立 透

(京都大学 生存圏研究所) ]京都大学 生存圏研究所

足立 透

はじめに

1

1980 年代後半から発見が相次いだ雷雲上空における超高層発光現象 TLE (Transient Luminous
Events: スプライト, エルブス, ブルージェット・
巨大ジェット) は, 対流圏・下部電離圏間における電気的結合の具体的な現れである (図 1) . 近年の精力的な光学・電磁波観測は, TLE の時空間的特徴やそれらの原因となる雷雲・雷放電の電気的性質を明らかにしてきた. 90 年代初頭に夏季の米国において実施されてきたこれらの観測は, 90 年
代後半には世界中に拡がっていき, TLE がある地
域・季節に限定された特異な現象ではなく, 全球に存在する普遍的な現象であることを示唆した. その後, 2004 年に打ち上げられた FORMOSAT-2
衛星は, TLE のグローバルな分布を初めて明らかにし, 対流圏・電離圏間が地球規模で電気的に結合していることを示した. 本稿では, これらの電気的結合を対流圏の雷雲活動, 超高層放電現象,
下部電離圏の擾乱と順を追って概観する.

2

雷雲活動と場の形成

2.1

雷雲の帯電・放電過程

対流圏に発生する積乱雲は電荷分離過程によって帯電し, 雷雲としての性質を帯びる. これまで
平成 19 年度 MTI 研究会 サイエンスセッションc Mesosphere Thermosphere Ionosphere (MTI)⃝
Research Group, Japan

X–1

図 1: 雷雲上空に発生する超高層発光現象 [Pasko,
2003].

に諸説の電荷分離過程が提唱されているが [MacGorman and Rust, 1998], そのうちの最も有力なものは過冷却水滴中におけるあられ・氷晶の衝突説である [Takahashi, 1978]. 衝突を通して, あられと氷晶がそれぞれ異なる極性に帯電する. 雲内の状況を模擬した室内実験によれば, 帯電の極性は雲水量と温度の関数として表されることが明らかにされている [Takahashi, 1978]. 雲水量が約0.4 g/cm3 の時には約 –15 ℃ を臨界温度として,それより高い温度 (低い高度) 領域ではあられが正に, 氷晶が負に帯電する. 一方で, 臨界温度より低い温度 (高い高度) 領域では帯電の極性が反転
し, あられが負に, 氷晶が正に帯電する. さらに
重力分離によって, 質量の大きいあられが質量の小さい氷晶の下方に位置するため, 高度とともに

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図 2: 雷雲地上間放電のプロセス (leader, return stroke, continuing current, M-component) (講演者提供）.

正 (あられ) ・負 (あられと氷晶) ・正 (氷晶) の3 極基本構造を有すると考えられている [Rakov
and Uman, 2003]. 過去の気球静電場観測は, 雷
雲内の電荷構造がこれらの主要な 3 極に加えて,さらに複雑な多極構造となる様子を捉えている[Marshall et al., 1996, 2001].

電荷分離過程によって帯電した雷雲内には強い静電場が印加され, 局所的に絶縁破壊レベルに達する [Marshall et al., 1996]. 開始した絶縁破壊プ
ロセスは雷放電として進展し, 雷雲内電荷を中和する役割を果たす. 絶縁体として振舞う地球大気
中に放電路を形成し, 雷雲電荷を移動させるため,
雷放電は数 10µs から数 ms に渡る複数のプロセスを有する [Rakov and Uman, 2003]. 図 3 は雷雲地上間放電のプロセスを模式的に表したものである. まず, Stepped/Dart leader が大気中に放電路を形成したのち, Return stroke が雷雲電荷を短時間に移動させる. それに続いて電流を継続する
Continuing current と数 ms スケールの電流増大を伴う M-component は残された雷雲電荷をゆっくりと取り除く. それぞれのプロセスは異なる時定数を持ち, 過渡的な電流を有する Return stroke
は数 10 µs, 長時間継続する Continuing current
は数 100 ms である [Rakov and Uman, 2003]. これに対して, 雷雲の帯電過程は数 10–100 min と長い時定数を有し, 雷放電に比べて 4–8 桁ほど大きい値である.

図 3: 雷放電による静電場 E と絶縁破壊電場 Ekの高度プロファイル. 高度 10 km において 100
C の雷放電を考えた場合（講演者提供）.

X–2

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2.2場の形成と絶縁破壊

雷雲内の帯電・放電過程に伴って, その周囲には次式で表される電磁場が形成される.

M
1 dM
1 d2 M
+
·
+
·
(1)
r3
cr2 dtc2 r dt2
ここで, ϵ0 は真空中における誘電率, E は電場強度, M は電荷モーメント, c は光速, r は電荷からの距離 (高度) を表す. 右辺第一項は静電磁界
Es , 第二項は誘導電磁界 Ei , 第三項は放射電磁界
Er である. これらのうち, r ≪ cT (T は雷雲活動の時定数) の雷雲近傍では Es が最も有効に働き, r ≫ cT の雷雲遠方では Er が最も有効に働くことが式 (1) より明らかである. ここで, 雷雲の帯電・放電過程の時定数 T を考える. 帯電過程の場合, 時定数は T ≈ 10 min 程度であり, cTは ≈ 108 km のオーダーとなる. 従って, 今考えている対流圏・下部電離圏間の領域 (r = 0–100km) では r ≪ cT が成立するため, 静電場 Es が支配的となる. 一方で, 雷雲の放電過程は ≈ 1 ms
程度の時定数を有するため, cT は ≈ 100 km のオーダーとなる. すなわち, 現在考えている領域
では r ≤ cT が成立し, 静電場 Es に加えて放射場 Er も有効に形成されることが分かる.
4πϵ0 E ≈図 5: 電磁波吸収高度の電界強度・周波数依存性[Barrington-Leigh, 2000].

さて, このようにして雷雲活動を通して中層・高層大気に形成された電場は, その領域にさらなる放電現象を作り出す. 図 4 は, 10 km 高度において 100 C の雷放電が発生した場合について, それに伴う静電場 E と絶縁破壊電場 Ek の高度プ
ロファイルを表したものである. 式 (1) に明らかなように, 静電場や電磁波は高度のべき乗で減衰するのに対し, 絶縁破壊電場は中性大気密度に比例するため, 指数的に減衰する. 従って, 形成された場はある臨界高度以上で Ek を超えて放電を誘起する. 図 4 に見られるように, 高度 10 km における 100 C の電荷を雷が中和した場合の臨界高度は約 75 km と見積もられる.
超高層に発生する放電を考える上で, 形成された場の遮蔽や吸収・反射を考慮する必要がある. ア
ンペール・マクスウェルの式 (rotH − ∂D/∂t = j)において, 磁場の効果を無視して (rotH = 0) ,オームの法則 (j = σE) を導入すれば, 静電場の時間変化はただちに次のように表現される.

σ
∂E
=− E
∂t
ϵ0
図 4: 静電場緩和時間 τ E の高度プロファイル[Barrington-Leigh, 2000].

(2)

ここで σ は電気伝導度を表す. σ の時間変化が無視できるような状況を仮定すると, 式 (2) より,

X–3

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表 1: 雷雲活動と場の形成, TLE の発生（講演者提供）

電場の緩和時間 τ E は σ/ϵ0 で表されることが分かる. 図 5 は τ E の高度プロファイルを表したものである. 高高度ほど電気伝導度が増加するため,電場の緩和時間が小さくなる. この図から, 時定
数 T が数 10 min 程度の帯電過程では, 雷雲上空
で T > τ E が成立するため, 静電場は雷雲近傍で緩和されることが分かる. これに対して, 時定
数 T が数 10 µs から数 ms 程度の放電過程では≈ 80 km 以下の高度領域で T < τ E が成立するため, 静電場はこの高度まで印加される. 一方で,電磁波も次の条件式によって下部電離圏で吸収・反射される.
ωp2
2
>ω
(3)
νef f
ここで, ω は電磁波の周波数, ωp はプラズマ周
波数, νef f は有効衝突周波数を表す. 図 6 は電磁波の吸収高度を周波数の関数として表したものである [Barrington-Leigh, 2000]. 雷電波の放射エネルギーがピークとなる VLF 帯の電磁波は高度80–90 km で吸収されることが分かる.
表 1 に雷雲の帯電・放電過程によって形成される場の特徴と, それによって誘起される超高層発
光現象 TLE との関係をまとめる. 雷の帯電過程に伴って雷雲近傍に静電場が印加され, ブルージェッ
ト・巨大ジェットが駆動される. 一方で, 放電過程に伴って形成される静電場や電磁波は下部電離圏まで達し, それぞれスプライトやエルブスを発生させる. 次節では, これら TLE の特徴を概説
する.

X–4

超高層放電現象の発生

現在までに確認されている超高層放電発光現象
は主に 3 種類に分類される. それぞれ, スプライト, エルブス, そしてブルージェット・巨大ジェットである. スプライトは主に正極性の雷放電に伴って中間圏・下部電離圏高度 (40–90 km) に発生する発光現象である. 1989 年の発見以来 [Franz etal., 1990], 精力的な観測が実施され, スプライトの光学的特徴 [Gerken and Inan 2002, Moudry etal.,2003; Miyasato, 2002] とそれを誘起する雷雲[Lyons et al., 1996; Adachi et al., 2005] や雷放電の性質 [Boccippio et al., 1995; Adachi et al.,
2004; Ohkubo et al., 2005; Cummer and Lyons,2005] が明らかにされてきた. 典型的なスプライ
トは高度 70–80 km に発光形態の明瞭な遷移を有する [Pasko and Stenbaek- Nielsen, 2002]. 上部
はぼんやりとした発光であるのに対し, 下部は複雑に入り組んだ微細構造からなる. 望遠鏡を用いた撮像観測は微細構造の最小単位を捉えることに成功し, その半径は数 100 m のオーダーであることを明らかにした [Gerken and Inan, 2002;
Marshall et al., 2006]. さらに, 1 ms 以下の時間分解能を有する撮像観測は, 微細構造が分岐を伴いつつ進展する様子を詳細に捉えた [Cummer etal., 2006; McHarg et al., 2007]. これらの高い
空間・時間分解能を有する光学観測と数値実験を用いた理論研究は, スプライトを構成する微細構
造がストリーマ型の放電現象であることを示した[Pasko et al., 1998; Liu et al., 2004]. 一方で, 過去の ELF 帯の電磁波観測は, スプライトを誘起す
る雷放電の電荷モーメントの値が ≈ 1000 C-kmと通常の雷放電 ( ≈ 100 C-km) に比べて極めて高いことを示してきた [Cummer and Lyons, 2005].
電荷モーメント M は式 (1) の右辺第 1 項で表される静電場強度と比例関係にある. 従って, 過去の観測研究は雷放電によって印加される強い準静電場がスプライトの駆動源になっていることを示唆している. 図 7 は, 雷放電によって印加される準静電場と電荷密度の時空間変化を数値実験によって再現したものである [Pasko et al., 1997]. 落雷

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前は雷雲によって生成された電場が高度 50 km
ほどで十分に遮蔽されているのに対し, 時定数の短い雷放電の発生に伴って, 電場が瞬間的に高度80 km まで達する様子がわかる. この電場が絶縁破壊を引き起こし, ストリーマ放電を開始・発達させると考えられる. このように, 近年の観測・理論研究はスプライト発生機構の大枠を明らかにしてきた. しかしながら, どのようにしてマクロな電場がミクロなストリーマ放電を開始させるのか, またスプライトの形態の多様性を決定する要因は何かといった, 基本的な問題が残されており,物理機構の全容は解明されていない.

図 7: 雷放電による電磁波の伝搬 [BarringtonLeigh, 2000].

エルブスは雷放電に伴って下部電離圏 (85–90 km) に発生するリング状の発光現象である[Barrington-Leigh et al., 2001]. 1995 年に発見されて以来, 光学・電磁波観測が進められてきた.
多チャンネルフォトメータを用いた観測により,エルブスのリング状発光は中心から外側に向けて伝搬し, その外縁の半径は数 100 km に達する
様子が捉えられている [Barrington-Leigh et al.,2001]. エルブスは, その発光継続時間が数 1 ms
以下と極めて短く [Fukunishi et al., 1996], 発光の鉛直方向の厚さが 10 km 未満と薄いため [Inanet al., 1996b], 地上撮像観測によって捉えることが比較的に難しく, その観測イベント数は少ない.
しかしながら, 近年の衛星リム観測は, エルブスの発生頻度はスプライトのそれに比べて 1 桁ほど高いことを明らかにしている [Chen et al., 2008].
一方で, 過去の電磁波観測は, エルブスを誘起する
雷放電が強い VLF 帯の電磁波を放射することを

図 6: 雷放電に伴う準静電場 (右) と電荷密度 (左)[Pasko et al., 1997].

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トに似た構造となる. 一方で, 背景の電気伝導度が低い場合には, 印加される静電場が高高度へと侵入するため, 放電路が下部電離圏へと到達して巨大ジェットとなることが示唆されている (図 9). しかしながら, ジェットの発生に関しては謎が多く, 発生時の雷雲活動の観測が重要である.
近年, FORMOSAT-2 衛星が飛翔し [Chern etal., 2003], TLE のグローバルな観測が行われている. それまで未解明であった全球分布が捉えられ, TLE が普遍的な現象であることを明らかにした [Chen et al., 2008]. また, スプライトやエルブスの発生領域が異なるという新事実も明らかになり, 地球規模でそれらが下部電離圏に与える影響に注目が集まっている.

図 8: 巨大ジェットの空間構造 [Pasko and George,2003].

4

明らかにしてきた. その周波数解析によって推定される雷のピーク電流値は > 60 kA であり, 通常の雷放電 (≈ 30 kA) に比べて高い値である. 図 8は, 雷放電によって放射される電磁波の伝搬を数値実験によって再現したものである [BarringtonLeigh, 2000]. 雷放電の発生時刻 (t = 0 ms) から
1 ms 以内に中心軸 (z = 0 km) から 300 km の距
離まで水平伝搬しており, 観測事実の再現に成功している.
ブルージェット・巨大ジェットは明瞭な雷放電に伴わずに発生し, 雷雲上部から上方伝搬する発光現象である [Wescott et al., 2001; Pasko et al.,2002]. 時定数は数 100 ms であり, スプライトやエルブスに比べて 2 桁ほど長く継続する現象である. ブルージェットの上端高度は 30 km ほどであるのに対し, 巨大ジェットは高度 70 km の下部
電離圏まで到達する. ジェットの発生時における
VLF 電波観測データには明瞭な雷放電のシグナ
ルが存在しないため [Su et al., 2003], これらの現象は雷放電に伴うのではなく, 雷雲の帯電過程に伴うと予想されている. 図 9 は帯電過程に伴う静電場を仮定し, 数値計算によってジェットの伝搬経路を求めたものである [Pasko and George,
2002]. 通常の中層大気の電気伝導度を仮定する
場合, 放電路は 40 km 程で停止し, ブルージェッ

下部電離圏の変動

雷放電に伴う下部電離圏の擾乱現象は, 主に VLF 帯の標準電波を用いて観測されてきた.
M.L.Trimpi は南極に設置した VLF 受信器を用いて観測を行ったところ, 100 秒間に渡る標準電波の位相・振幅の変調を発見した. この現象は,磁気圏を伝搬する雷起源のホイッスラー波が Van
Allen 帯の電子を降下させ, 電離圏を変動させることによって発生し [Tsurutani and Lakhina, 1997],
発見者にちなんで Trimpi と名付けられた [Helliwell et al., 1973]. Trimpi 現象による電離圏擾乱
の空間スケ–ルは, 水平方向に数 100 km から 1000
km [Cliverd et al., 2002] , 鉛直方向に数 10 km[Dowden et al., 2001] と考えられている. ホイッ
スラー波の伝搬と電子降下に時間を要するため,雷放電から約 1 秒の遅延時間を有する. また, 擾
乱の発達時間が約 1 秒, 減衰時間が 10–100 秒であることが明らかにされている [Inan et al., 1993].
Trimpi 現象が精力的に観測されるにつれて, ホ
イッスラー波を介さない, 雷による直接的な電離
圏擾乱が発見された [Armstrong, 1983]. 図 10 にその典型的な観測例を示す. この現象は雷放電から 20 ms 以内に発生し (early), その発達時間も 20
ms 以下と短いため (fast), early/fast events と名

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作用を伴うことが確かめられた. しかしながら,大気の透過率が著しく変化するため, 地上光学観測によって得られるスペクトルには不可避な不確定性が存在する. そこで, 近年, FORMOSAT-2
衛星 ISUAL の光学観測によって TLE の電離過程が推定されるようになった [Kuo et al., 2005;
Mende et al., 2005; Adachi et al., 2006; Kuo etal., 2007; Adachi et al., 2008]. ISUAL 観測器はイメージャ, スペクトロフォトメータ, アレイフォ
トメータからなり, グローバルに発生する TLEの時空間構造やスペクトルを捉えることが可能である. 鉛直空間分解能を持つアレイフォトメータ
のデータ解析によって導出された電場強度は, ス
プライトの高度 75 km 付近に明瞭な遷移を有しており, 上部のぼんやりとした発光領域で電子密度が減少し, 下部の微細構造領域では電子密度が増加する傾向にあることが示された [Adachi etal., 2006]. また, スペクトロフォトメータのデー
タ解析により, エルブス 1 イベントあたりの電子密度増加が 210/cm3 に上ることが明らかになった [Mende et al., 2005]. これは夜間の高度 90 km
において, 背景の電子密度を約 2 倍増加させることに相当し, 数値実験による推定値を支持する結果である [Liu et al., 2006; Kuo et al., 2008].
このように, VLF 帯の標準電波観測や TLE のスペクトル観測に基づいて, 1 イベントの雷に対す
る下部電離圏擾乱の研究が行われてきた. その一方で, 地上雷観測データに基づく数値計算によって, 連続して発生する雷が数時間に渡って電離圏
擾乱を持続させる可能性が示唆された. 1 イベン
トの雷に対して 2 倍の電子密度増加があった場
合, 初期値の 10 %以内にまで減衰するのに要す
る時間は ≈ 30 min と見積もられている [Rodger
et al., 2001]. これに対して雷の発生頻度が十分に高い場合は, 積算的な電子密度増加が見込まれる.
米国の National Lightning Detection Network で観測された雷データに基づく数値計算により, 高度 90 km 面において数時間にわたる 1 桁以上の電子密度増加の可能性が示唆された [Rodger et al.,2001]. しかしながら, 観測によって実証された例

図 9: 雷放電による電離圏擾乱の模式図 (上) とEarly/fast event の観測例 (中, 下) [Inan et al.,1996a].

付けられた [Inan et al., 1988]. Early/fast eventsの成因として, 雷雲起源の静電場や電磁波による
電子温度上昇 [Inan et al., 1991, 1996a] やイオン
化 [Dowden et al., 1991; Moore et al., 2000] といったプロセスが提唱されている. また, 近年ではスプライトやエルブスに 1 対 1 対応した擾乱も観測されている [Inan et al., 1995; Dowden et al.,
1996; Haldoupis et al., 2004; Mika et al., 2006].
スプライトやエルブスのように発光を伴う直接的な電離作用は, その発光スペクトルからも変動の様子を推定することが可能である. 過去の地上光学観測は, スプライトの発光スペクトルを明らかにし [Mende et al., 1995; Hampton et al., 1996;
Morrill et al., 1998], 発光を引き起こす物理プロセスを推定してきた [Green et al., 1996; Miyasato
et al., 2003; Kanmae et al., 2007]. さらに, 発光の初期に窒素イオンの発光が観測され [Armstrong
et al., 2000; Suszcynsky et al., 1998], 強い電離

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はなく, これまで部分的に行われてきた雷・TLE・
電離圏の観測を統合的に実施することが今後の課
題である.

5

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おわりに

本稿では, 対流圏・電離圏間の電気的結合について概観した. 雷雲の帯電過程では雷雲近傍に静電場が形成され, ブルージェット・巨大ジェットが駆動源される. 一方で, 放電過程によって形成される静電場や電磁波は下部電離圏にまで達し,
スプライトやエルブスを発生させる. このような雷・雷雲起源の静電場や電磁波は下部電離圏を変動させることが標準電波観測によって明らかにされてきた. しかしながら, 雷雲活動から電離圏に至る電気的結合過程の全容は必ずしも解明されてはいない. 今後, これまで部分的に行われてきた
雷雲活動・超高層放電・電離圏の観測・理論研究を統合的に行うことが重要である.

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