138

日本惑星科学会誌Vol. 29, No. 3, 2020

系外惑星
「遠い世界の物語」
その13〜系外惑星大気中の鉱物雲〜
大野 和正1
2020年6月30日受領，査読を経て2020年7月24日受理（要旨）系外惑星の大気組成は，惑星の形成・進化過程を探る重要な手がかりである．系外惑星大気はトランジット分光観測などによって近年盛んに調べられている. しかし, 多くの系外惑星は厚い雲に覆われていると考えられており，それらの大気組成を類推するのは容易ではない．本 稿では，系外惑星に存在が示唆される鉱物雲に関する基本的な背景を紹介した後，筆者らの近年の研究から明らかとなった鉱物雲の鉛直構造や大気観測への影響に関する知見を紹介する．また，雲微物理モデルを応用することで「曇った系外 惑星の大気組成に対してどのような示唆が得られうるか?」「 得られた大気組成は過去の惑
星形成過程にどのような示唆を与えうるか？」といった問いにも答える．

1. はじめに学および天文学における大目標の1つであると言っても過言ではないだろう．

今 日ま で に410 0 個 を 超 え る太 陽 系 外 惑 星 が系外 惑星の大気組成は惑星の起源を探る有力な

発 見 さ れ ( 2020 年 6月 時 点，NA S A Exopla net

手がかりの1つである．惑星大気は，惑星形成の舞A rch iveを参照 )，系外惑星の発見は2019 年のノー台となる原始惑 星 系円盤中のガスの捕獲や惑 星材

ベル物理学 賞にも選ばれた．太 陽系外には中心星

料物質の蒸発・脱ガス等によって形成されると考え近傍を公 転する灼 熱の巨大ガス惑 星 (ホットジュピ

られており，大気組成は過去の形成過程を反映してター)，大きく歪んだ楕円軌道を持つ惑星(エキセントいると期待される．例えば円盤ガス由来の大気は水

リック・プラネット)，地球と海王星の中間サイズを持

素に富むことが，一方で脱ガス大気は水蒸気や二酸

1つ惑星(スーパーアース )といった，太陽系には存在化炭素といった重元素に富むことが期待される．ましない多種多様な惑星が存在することが知られていた，原始惑星系円盤は場所によって化学組成が異なる．近年ではケプラー宇宙望遠鏡などによる系外惑ることを利用し，大気組成から惑星の形成場所を推星探 査により，およそ2 つに1つの太 陽型 星が系外定する試みもなされている．

惑星を保 持すること，スーパーアースの出現頻度が系外 惑星の大気は地上・宇宙望遠鏡の双方から

巨大ガス惑星より桁で高いことといった統計的な情盛んに調べられている．観測的に系 外 惑 星の大 気報も明らかとなってきている[ 1]．
「多種多様な系 外を探る上で，近年問題となっているのが系外惑星大惑星系はどのような物理・化学プロセスによって生まれてきたのか?」これに答えることは，今日の惑星科

1.東京工業大学

1

ここでのスーパーアースの定義付けは実は古典的なものである．
近年では地球と海王星の中間サイズの惑星のうち，約1.5地球半径より小さい惑星をスーパーアース，それより大きい惑星をミニネプ
チューンと呼ぶ風習が広まっている．本稿では便宜上，両分類をまとめてスーパーアースと呼称する．

系外惑星「遠い世界の物語」
その13 〜系外惑星大気中の鉱物雲〜／大野139

気に存在する雲である．雲とは大気中に存在する固いう性質を利用した観測手法である．図1の概略図

体 (または液体 )の微粒子群 (エアロゾル)の総称であを用いて具体的に紹介しよう．系外惑星が中心星のり，本 稿では特に蒸気の冷却凝 縮から形成される

前を横切ると，中心星の一部が隠されることで減光

凝 縮雲を雲と呼ぶ．水 星以外の太 陽系の惑星にはが 起きる．減 光の一部は惑星大気に存在する分 子

例外なく雲が存在し，我々の地球には水の雲，金星や原子が中心星の光を吸収・散乱することで起きる．

には硫酸の雲，火星にはドライアイス(C O 2 )の雲，木

分子や原子には特定の波長で光を強く吸収する性質

星や土星にはアンモニアなどの雲，天王星や海王星があるため，減光率 (トランジット深さと呼ばれる)はにはメタンなどの雲といったように，惑星の温 度に観測波長によって異なる．分子・原子の種類毎にど応じて多種多様な雲が存在する．本稿では系外惑星の波長の光を吸収するか異なるため，減光率の波長の大気観測と絡めて，系外惑星における雲形成過程

依存性 ( 大気透過光スペクトルとも呼ばれる)を調べについて筆者らの近年の研究成果も交えて紹介してることで大気組成を類推することができる．これまいく．なお，凝縮雲以外の大気エアロゾルとして，大で約40天体ほどの系外 惑星に対してトランジット分

気中の炭化 水素などの光化学反 応で形成される有光観測は行われており，H 2 O，Na , K , Heといった機物ヘイズも近年注目を集めている．系外惑星にお様々な分子・原子の発見に成功している[ 3]．トラン

けるヘイズ形成と大気観測への影響については川島ジット分光観測については福井氏と成田氏や川島氏

氏による遊星人記事 [2]などを参照されたい．

による遊星人記事 [2,4]も参照されたい．

2. 系外惑星の大気観測と雲の問題
2.1

系外惑星のトランジット分光観測

トランジット分光観測は複数の天体に対して行われているが，その中で大気分 子の吸収が非常に弱い系外 惑星というものが多数報告されている．このような観測スペクトルは波長依存性が弱いことから，
無特徴 (feat u reles s)，あるいは平坦 (f lat)スペクト

系外惑星大気の観測手法はいくつかあるが，今日ルなどと呼ばれている．平坦スペクトルの起 源にはまでに最も広く行われているのはトランジット分光観

いくつかの可能性があるが，その中でも広く受け入測である．トランジット分 光観測とは，系外 惑星大れられているのが「系外惑星の大気上層に雲が存在

気の不透明度が観測する光の波長に応じて異なるとし，大気透過光を遮っている」という説である．雲に

図1： トランジット分光観測の原理の概略図．系外惑星が中心星の前を横切った時の減光率(トランジット深さ)は惑星と中心星の半径比の2乗に比例する．トランジット深さは観測波長によって異なり，これは大気の不透明度の波長依存性に起因している．トランジット減光率の波長依存性を調べることで大気組成を類推できる．

140

日本惑星科学会誌Vol. 29, No. 3, 2020

よって大気吸収が弱められているという説はトランうる[ 12]．系外惑星以外でも，中心星近傍の系外惑ジット分光観測が行われ始めた2000 年代初頭から星と温度帯が近い褐色矮星に対して，色指数や光度示唆されており，近年のハッブル宇宙望遠鏡によるの時間変 動性などから鉱物雲の存在が示唆されて高精度観測によって確信的なものとなった[ 5]．観測

いる．

スペクトルの平坦度合いから，系外惑星の雲はかなり
2

上空に雲頂 が存在することが示唆されている．例えば-33中心星近傍の系外 惑 星は潮汐固定状 態 4 にあると考えられている．このような惑星では，昼 – 夜面のスーパーアースGJ436bや GJ3470bでは~10 気 圧 ，日射差が激しい大気循環を駆動しており，大気上層

スーパーアースGJ1214bでは~10 - 5 気圧より上空に雲での鉱物雲形成を促進していると考えられる．激し頂が存在することが示唆されている[ 5 -7]．平坦スペ

い大気循環の存在は，大気大 循環モデルを用いた

クトルは程度の差はあれど，スーパーアースからホッ理論研究 [ 13]に加えて，惑星の位相光 度変化や分トジュピターまで様々な系外惑星で報告されている．

子の吸収 線のドップラーシフトなどの観測からも示

系外惑星における雲の存在は平坦スペクトル以外

唆されている[ 14,15]．激しい大 気循環は大 気 上 層からも観測的に示唆されている．例えば大気透過光

への雲の輸 送を引き起こしうる．大 気 循 環 計 算にスペクトルの可視波長域には，トランジット深さが短Pa s sive t racerを導入した研究によると，雲を構成波長に向かうほど連続的に増加するスロープ構造がする微 粒子 (雲粒 )が十分に小さければ~10 - 3 –10 - 5 気

頻繁に観測されており，レイリー散 乱を引き起こす

圧のような大気上層まで雲は輸送される[ 16,17]．こ微小なエアロゾルの存在が示唆されている[8]．系外のように，中心星近傍という特異な環境は，大気中

惑星の1軌道周期の間の光度変化 (位相光度変化)はに分厚い鉱物雲を形成するのに適した環境であると大気の水平構造を探る有力な手段であるが，いくつ見ることもできる．

かの惑 星の光 度曲線は雲による反 射 光を反映していると考えられている[ 9]．これらの観測も雲の存在

2.3

系外惑星における鉱物雲モデリングを示唆するものだが，雲以外の解釈も可能である点

系外惑星の大気観測を解釈する上で，雲の取り扱には注意が必 要である．これらのトピックに関して

いには様々な手法がある．ここではそれらのうちのは筆者の論文 [ 10,11]などを参照されたい．

代表的なものを紹介する．最も単純な手法は，雲が2. 2系外惑星における鉱物雲

特定の高度より下層の透 過光を波長に依 存せず遮断すると仮定する，雲を“地面 ”として扱うものである

冒頭で紹介したように，惑星大気には温 度に応[ 18]．一見粗 雑に見える手法であるが，実装が容易

じて多種多様な雲が 形成されうる．大 気 観 測が 行

かつ雲粒が観測波長より大きい場合には良い近似とわれる系外 惑星の多くは中心星近傍の灼熱環境になるため，観測を解釈する上で現在も幅広く利用さあり，鉱物の雲という風変わりなものが大気中に存れている．この手法は雲頂高度を推定する上で有用在すると考えられている．具体的な鉱物雲の成分はであるが，一方で仮定した雲頂がどのような条件下

温度に応じて多岐に渡る．例えば温度 500 —1000K( 大気組成など )で生成されるか，また物理的に尤もの惑星では KClやNa 2 Sなどのアルカリ金属の雲が，らしいかに関しては分からないという短所がある．

1000 —1500Kの 惑 星では Mg SiO 3 などのケイ酸 塩

雲の鉛直構造や光学特性を左右する重要な要素の雲が，2000Kを超えるような超高温惑星においてとして，雲粒のサイズがあげられる．例えば，微小もコランダム(A l 2 O 3 )など 高温凝 縮物の雲が 存 在しな雲粒は重力落下の速度が小さく, 大気上層まで広2雲が観測者に対して光学的に厚くなる高度をここでは指す．

3
静水圧平衡大気を仮定して，圧力座標で高度を表現するのが慣習となっている．この方法であれば高度を定量する際に地面を定義する必要がない．低大気圧ほど大気上層に対応する．
4

惑星の自転と公転の周期が同期していることを指す．つまり，地球と月の関係のように，惑星が常に同じ半球面を中心星に向けていることになる．

がった雲を形成する傾向がある．また，観測波長より小さい雲粒はレイリー散乱を引き起こし，観測スペ
クトルの形 状に影 響を与える．これらの性質を捉えるため，雲粒のサイズに何らかの仮定をおくモデルがしばしば利用されている．例えば，Acker ma n 氏とM a rley氏によるモデル [ 19]は，雲粒の落下速度

系外惑星「遠い世界の物語」
その13 〜系外惑星大気中の鉱物雲〜／大野141と大気の平均鉛直速度の比が一定になると仮定して以下では，スーパーアースGJ1214bに存在が示唆

雲の鉛直構造を推定する手法をとっており，複数のされているKCl雲を1つの例として，雲の鉛直構造

系外惑星に適用されている．別のアプローチとして，やトランジット分 光 観 測への影 響を見ていく．KCl

雲粒のサイズを一定と仮定して重力落下と鉛直混合はGJ1214bの温度帯で最も存在量が高い凝縮可能の釣り合いから鉛直構造を推定する手法もあり，大な鉱物である．KCl 蒸 気の凝 縮，衝突 合 体による気循環計算におけるPa s sive t racerの平均鉛直分

成長，重力落下による沈降，大気循環による鉛直

布をよく再現することが知られている[ 16,17]．これ

輸送を考慮し，雲粒の数密度，質量密度，KCl蒸気らの手法は簡便さを保ちつつ，ある程度の物理的根密度の1次元移流拡散方程式を解くことで雲の平均拠に基づいて雲構造を推定できる長所がある．一方

鉛直分布を求めた．大気循環による雲粒の輸送は，で，仮定した雲粒サイズが現実的かどうか分からな

GJ1214bに対 する大 気 循環 計 算 [ 17] から得られたいという短所が存在する．

渦拡散係数を用いて拡散項として近似した．

近年注目を集めているのが，雲微物理モデルと呼雲微物理モデルを用いる目的の1つは，系外惑星

ばれる雲粒の生成・輸送・成長を自己無撞着に計算

大気中で雲粒がどのようなサイズを持つのかを理解する手法である．地球における雲形成は，水蒸気がすることである．雲粒サイズに制約を与えることがで

大気エアロゾルを核として雲粒を生成し，凝 縮およきれば，雲の鉛直方向の広がりや観測スペクトルをび衝突併合で成長した雲粒が雨として地表に落下す

解釈する際の助けとなる．形成されうる雲の構造をるという一連の過程を含む．雲微物理モデルは，こ網羅するため，筆者らは雲底における凝結核の存在

れら雲の一生を可能な限り厳密に取り扱おうという量と大 気の重元 素存 在 量を様々な値に変えて計 算ものである．雲 微 物理モデルの系 外 惑 星への応用を行った．ここで重元 素とは水素・ヘリウム以外 のはHel l i ng氏らが先駆的に行い[20]，近年では筆者元素を指す．系外惑星大気の理論モデリングにおけらを含む複数のグループが精力的に取り組んでいるる共通の問題として詳細な大気組成が分からないと[21-23]．雲微物理モデルは雲粒サイズを仮定する必いう点があげられる．多くの研究では，太陽組成を要がなく，雲の構造を半ば ”予言 ” することも原理的ベースに重元素の存在量を増減させたものをモデルには可能である．しかし，雲の構造を決める様々な内で仮定しており，本稿でもこの慣習に従う．参考ま

物理量 (雲粒の種となる凝結核の存在量や大気組成

でに太陽系の巨大惑星の大気重元素量は，木星でなど )が系外惑星において未知なことに加えて，理論

太陽組成の~4 倍，土星で~ 9 倍，天王星と海王星でそのもの (例えば核形成率など )にも多くの不定性が~80 倍とCの存在量から推定されている[27]．

内包される点には注意が必要である．次章からは，筆者らの雲微物理モデルを用いた研究 [21, 24] から

3.1

図2に様々な凝 結 核数 密度 ( N C C N )，大 気 重元 素

得られた鉱物雲形成に関する知見を紹介していく．

3. 鉱物雲の形成過程と大気観測への影響

鉱物雲の鉛直構造量における雲粒の平均サイズと雲質量密度の鉛直分布を示した．鉱物雲の鉛直構造は，雲底付近での雲粒成長過程で基本的に決まる．雲粒サイズは雲底付
近で急激に増加する( 図2 左列 )．これは KCl 蒸気の系外 惑星における鉱物雲形成過程を調べるにあ凝縮および雲粒の衝突合体による成長に起因していたって，筆者らはモーメント法に基づいた微物理モ

る．凝縮蒸気の密度および雲質量密度はいずれも雲デルを用いた．モーメント法とは雲 粒サイズ分布の底 付近が最も高く，雲粒成長は雲底 付近で 最も効

5モーメント の時間進化を計算する手法であり，地球率的になる．一方，大気上層では蒸気密度および雲の雲形成のモデリングにも用いられている[25]．筆
者らの過去の研究においても，地球や木星の雲の鉛直質量分布や平均サイズをモーメント法でよく再 現できることが実際に確認された[26]．

5i次のモーメントはと定義される．ここでmは
粒子質量，
は と
の間の質量を持つ粒子の数密度である．0次のモーメントは総粒子数密度，1次のモーメントは総質量密度に対応する．

142

日本惑星科学会誌Vol. 29, No. 3, 2020

図2： KCl雲の鉛直構造．各図の縦軸は大気圧で，低圧ほど上空に対応する．左列は雲粒の平均サイズを，右列は雲の質量密度を大気密度で割ったもの(質量混合率)の鉛直分布を示している．上段は太陽組成大気，下段は重元素の存在量が太陽組成の100 倍の場合の計算結果である．線の色の違いは雲底における凝結核数密度(NCCN)の違いに対応し，灰色点線は雲底高度(KCl蒸気の分圧が飽和蒸気圧を超える高度)を示している．Ohno & Okuzumi (2018) [21]の図3を改変．

粒数密度が低く，粒子成長が非効率なため，雲粒サ

め雲粒の落下速度が大きくなり，上層に向かうほど

イズはほぼ一定となる 6 ．Gao氏らによる雲粒が均質

質量混合率が低くなる(つまり雲が薄くなる)．雲がこ核形成で蒸気から直接形成されることを仮定した計

れ以上上層に到達できなくなる高度は，雲粒の終端算においても同様の傾向が見られている[22, 28] 7．

速度が渦拡散の速度スケールを上回る高度におおよ雲の鉛直方向の広がりは，雲質量混合率 (質量密そ対応し，雲粒サイズが小さいほど上空まで到達可度と大気密度の比)の鉛直分布から読み取れる( 図2

能となる．

右列 )．基本的に，雲の鉛直質量分布は雲粒の重力

雲粒がどの程度のサイズまで成長するかは，雲の落下と渦拡散の釣り合いから決まっている．大気深凝 結 核の存在 量や大気 組 成などに依 存する．例え層では雲粒の落下速度が遅く8 ，鉛直分布は渦拡散

ば，凝結核が大量に存在するほど上層の雲粒サイズ

で主に決まるため，雲質量混合率は鉛直方向にほぼは小さくなる傾向がある．これは凝結核が多いほど一定となる．一方，大気上層では大気密度が低いた

核一個あたりに分配される凝縮蒸気の量が少なくなることに起因する．一方，雲粒サイズは大気の重元

6

実際には，雲粒の重力落下が渦拡散による輸送より早くなるような大気上層では，平均サイズは上層ほど小さくなる[22]．これはサ
イズの小さい雲粒ほど終端速度が小さく，サイズ分布の小サイズ側に属する雲粒が選択的に上層に巻き上げられることに起因す
る．図2の計算ではデルタ関数的なサイズ分布を仮定しており，このサイズ分布が有限の幅を持つことに由来する傾向は現れない．
7

均質核形成を仮定すると，大気上層においても飽和蒸気から雲粒が新たに形成される．上層は蒸気量が低く，その場形成される雲粒の総量は低いが，渦拡散による雲底からの雲粒輸送が非効率な場合には重要となりうる．
8
鉱物雲の大半の領域で雲粒は大気の平均自由行程より小さいため，雲粒へのガスの抵抗則はエプスタイン則が適用される．この場合，雲粒の終端速度は雲粒の半径と密度に比例，大気圧(もしくは大気密度)に反比例する．

素量が高いほど大きくなる傾向がある．これは，雲の総質量 ( 凝 縮蒸気の存在量) が大気重元素量と共に高くなり，より効率的に粒子成長が起きるためである．また，大気重元素量には雲の質量混合率を底上げする効果もある．
系 外 惑 星大 気における凝 結 核量は未 知のため，それに由来する雲粒サイズや鉛直質量分布の不定性は存在する．しかし，凝結核量が未知でも雲粒平均
サイズの下限値を見積もることは可能である．図3に雲底 付近での成長を終えた後の雲粒サイズを凝 結
核数密度の関数として図示した．先述した通り，雲系外惑星「遠い世界の物語」
その13 〜系外惑星大気中の鉱物雲〜／大野

143

詰まった完全球でなく大量の微粒子が寄り集まった集合体 (アグリゲイト, 図 4の左 上パネル中の絵も参照 )となる．実際，地球大気に存在する雪片や煤などの固体微粒子はアグリゲイトであることが多い．アグ
リゲイトは内部に大量の空隙を持ち，その空気力学的および光学的性質は完全球と定性的に異なる．しかし，系外惑星の雲構造や観測スペクトルにどのような影響を与えるのかはこれまで明らかでなかった．
そこで筆者らは，原始惑星系円盤内の固体微 粒
図3： 上層における雲粒平均サイズ．横軸は凝結核数密度である．
太陽組成の100 倍の大気重元素量を仮定．青点線は凝縮
蒸気を凝結核に等分配したとして見積もられるサイズ，緑破線は衝突成長の時間スケールと渦拡散の時間スケールが等しくなるサイズを示している．Ohno & Okuzumi (2018)[21]の図5を改変．

子の密度進化モデル [29, 30]を雲微物理モデルに応用することで，“鉱物の雪雲 ”がどのように系外 惑星
大気中に形成し，大気観測に影響を与えるのかについて調べた [24]．モノマー(アグリゲイトを構成する
一個一個の微 粒子)は雲底 付近で凝 結 核に蒸気が凝縮することで形成したと仮定し，その後の雲粒ア

粒サイズは凝結核数の増加と共に小さくなるが，十グリゲイトの 衝 突 成 長 および 空 隙率 進 化を計 算し分大きな凝 結核数のときにあるサイズに漸近していた．計算においては凝結核数密度でなく，モノマーることが見て取れる．これは数密度が 高くなるほど半 径をパラメーターとして変化させた．これは凝 結衝突成長が効率的になることに起因しており，雲底核に凝縮蒸気が分配されてモノマーが形成されるとにおける衝突 成長タイムスケールと渦 拡 散タイムス

すると，モノマー半径と凝結核数は1対1で対応する

ケールの釣り合いから，以下のように平均サイズの下ためである9．この計 算の設定においては，高い (低限値(図3の緑波線 )を見積もることができる( 詳細はい) 凝 結 核 数 密度は 小さい ( 大きい) モノマーサイズ[21]を参照 )．

に対応する．
図 4に雲粒の空 隙率進化を考慮した場 合の雲鉛直構造を示す．まず平均サイズに着目すると，雲粒
アグリゲイトは完全球に比べてより大きなサイズまで

ここでHは大気のスケールハイト，K z は渦拡散係数，

成長する( 図 4 左 上 )．これは同じ質量の粒子でも低qは雲の質量混合率である．雲粒の組成をKClとし，密度の粒子の方が大きいサイズを持つことに起因す-2

重力加速度 10 m s を仮定したが，これらへの依存

る．雲粒の密度は成長に伴って減少し，大気上層の性は弱い．典型的なパラメーターのもとでは，雲粒比較的大きな雲粒アグリゲイトは物質密度より桁では少なくともミクロンサイズ程度までは成長すること低い粒子密度を持つ ( 図 4 右上 )．ちなみに地球の雪をこの結果は示唆している．大量の凝結核に凝縮蒸も大粒子ほど低い密度を持つ傾向があり，定性的に気を分配することで雲粒サイズを小さくしても，そのは整合的である．低密度な雲粒は落下速度も遅いた

後の衝突合体である程度のサイズまでは成長してしめ，完全球の場合に比べてより大気の上層まで到達

まうわけである．

する(図 4中上)．このように，雲粒の空隙率進化は巨3. 2

雲粒の空隙率進化

ここまでの議論や過去の先行研究において，鉱物雲を構成する雲粒は密に詰まった完全球であることが暗に仮定されている．しかし，鉱物雲を構成する
固体 雲粒に対しては必ずしも妥当な仮定ではない．
例えば固体 微 粒子が衝突合体で成長すると，密に大な粒子で構成された鉛直方向に分厚い鉱物雲を
9
具体的には，モノマー質量は雲底における蒸気量を凝結核数で割った値とした．言い換えると，モノマーサイズが図3の青点線に対応している．したがって，大きなモノマーサイズは少ない凝結核数，小さいモノマーサイズは凝結核数が多い状況に対応する．この手法は凝結核の質量を無視しているが，凝結核の質量混合率が凝縮蒸気の質量混合率より十分低ければ妥当な近似となる．

144

日本惑星科学会誌Vol. 29, No. 3, 2020

図4： 空隙率進化を考慮した場合の雲鉛直構造．左列は雲粒平均サイズ，中列は雲質量混合率，右列は雲粒密度の鉛直分布を示している．上段ではモノマー半径0.1 µmを仮定し，完全球(灰色線)とアグリゲイト雲(緑線)の鉛直分布を比較した．下段ではモノマー半径0.01(深緑線)，0.1(緑線)，1 µm(薄緑線)におけるアグリゲイト雲の鉛直分布を示した．どちらの図でも太陽組成大気を仮定している．Ohno et al.
(2020) [24]の図3を改変．

形成するよう働く．

収 線リストを用いて分 子の吸収断面積を計 算した．

次に，雲 構造がモノマーサイズにどのように依存

雲粒の光学 特性は，完全球の場合はミー理論，ア

するかを見ていく．雲粒の平均サイズはモノマーが小グリゲイトの場合は修正平均場理論 [ 31]から計 算し

さいほど大きくなる(図 4 左下 )．直感的ではないかもた．KCl 雲粒の複素屈折率は参 考文 献 [ 32] が収 集しれないが，これはモノマーサイズが小さいほど雲したものを用いた．なお，現行のトランジット分光観

粒の密度が低くなるという傾向に起因している( 図 4

測がよく行われる可視・近赤外波長域ではKCl雲粒

右下 )．雲粒密度はモノマーが小さいほど低くなるたの単一散乱アルベドが非常に高く，KCl雲粒の減光

め，雲粒アグリゲイトはモノマーが小さいほどより上

断面積は散乱断面積とほぼ等しい．

層まで到達できるようになる( 図 4中下 )．ちなみに，

図 5に幾つかの理論 大気透過光スペクトルを示し

モノマーサイズが大きい場合には雲粒密度が殆ど低た．雲なし大 気の場 合は，主に H 2 O や CH 4 の吸収

下せず，完全球を仮定した場合とほぼ同じ鉛直構造に起因するトランジット深さの特 徴的な波長依存性となる．これは，モノマーサイズが大きい場 合には(フィーチャーと呼ばれる)が現れている．~ 0. 5µ mよ衝突成長が非効率であることに起因している．

り短波長では連 続的にトランジット深さが増加して

3.3

トランジット分光観測への影響

いるが，これは大気中のH 2 などによるレイリー散乱に起因する．

ここでは鉱物雲がトランジット分 光観測にどのよ

鉱物雲は現在観測が広く行われている可視・近赤

うな影 響を与えるのかを見ていく．大気の不透明度

外 波長 域のスペクトルに大きな影 響を与える．雲が(単位質量あたりの減 光断 面 積 ) の計 算においては存在する場合，ある高度より下層の透過光は雲に遮

鉱物雲の吸収・散乱に加えて，大気分子 ( H 2 , H 2 O,られ，大気分子のフィーチャーは著しく弱められる

CH 4 , C O, C O 2 , N H 3 , H 2 S , PH 3 )による吸収・レイ( 図 5上 )．どれだけフィーチャーが 弱められるかは

リー散 乱の寄 与も考慮した．大気 分 子の存在 量は雲の鉛直構造に依存する．完全球の場合，モノマー

熱 化学平 衡計 算から推定し，H I T R A N 2016の吸半 径 が小さい (つまり凝 結 核 数 が 多い) ほど雲が上系外惑星「遠い世界の物語」
その13 〜系外惑星大気中の鉱物雲〜／大野

145層まで到達するため，大気分子のフィーチャーが弱フィーチャーは残り続ける．言い換えれば，雲によっめられる．しかし，3.1 節で紹介したように雲粒サイてフィーチャーを隠す効果には限度がある．

ズには下限値があり，ある高度より上空に雲は到達

アグリゲイト雲は完全球の場合と異なる形 状の大できない．そのため，フィーチャーは完全に消えるこ

気 透 過 光 スペクトルを生 成 する( 図 5中)．完 全 球のとはなく．雲頂より上空に存在する大気分子由来の場合に比べてアグリゲイト雲はより上層に到達可能なため，大気分子のフィーチャーをより効率的に弱める．興味深い特徴として，波長に依存しない平坦なスペクトルを生成する完全球とは異なり，アグリゲ
イト雲は短波 長ほどトランジット深さが増 加する緩いスロープ状のスペクトルを生成する．これはアグリ
ゲイトの光 学的性質に起因している．密に詰まった
完全球の場合，粒子のサイズより短い波長域においては不透明度は波長に依存しないため，平坦なスペクトルを生成する．一方，アグリゲイトは粒子サイズより小さい波長域においても波長に依存する不透明度を持つため10 ，緩やかなスロープ状のスペクトルを生成する．したがって，観測スペクトル内のスロープ状の構造は，雲粒アグリゲイトの存在を観測的に実証する手がかりとなりうる11．
アグリゲイト雲はモノマーがサブミクロンサイズの時に最も効率よく可視・近赤外波長域のフィーチャー
を弱める( 図 5中)．理由は次の通りである．モノマーが大きい場合，雲粒アグリゲイトは落下速度が大き
く大気上層に到達できないため，フィーチャーを隠す効果が弱い．モノマーが小さい場合，雲粒アグリ
ゲイトは大気上層まで到達できるが，一方でアグリゲイトの散乱不透明度はモノマーが小さいほど小さくなる．そのため， モノマーが 非常に 小さい場 合，
散乱不透明度が減少する効果によってフィーチャー
を隠す効果が弱まる．これらの効果により，大気上層まで到達できるアグリゲイト雲の場合でも，フィー
チャーを隠す効果には上限が存在する．
観測スペクトルの形 状は大気 組成にも依存する．
10

図5： 理論大気透過光スペクトル．縦軸はトランジット深さ，横軸は観測波長である．上図は完全球，中図と下図ではアグリ
ゲイト雲粒を仮定．上図と中図では太陽組成，下図では重元素量が太陽組成の100 倍の大気組成を仮定している．線の色の違いは雲粒アグリゲイトを構成するモノマー半径の違いに対応する．雲なし大気のスペクトルは黒線で示した．
Ohno et al. (2020) [24]の図6, 7を改変．

実際にはアグリゲイトのフラクタル次元などにも依存しており，ある程度コンパクト(フラクタル次元が2より大きい)なアグリゲイトは波長に依存しない不透明度を持ちうる．今回の計算では，殆どの場合で雲粒アグリゲイトはフラクタル次元2(質量が面積に比例)を持っており，モノマーサイズより長い波長域ではアグリゲイトの不透明度は常に波長に依存する．
11

ただし，これは雲粒を構成する物質の光学特性にも依る点は留意しておきたい．例えば，雲粒の単一散乱アルベドが低い(吸収が散乱より卓越する) 場合，フラクタル次元2以下のアグリゲイトとモノマーの不透明度はほぼ同じになり，原理的には区別することが
できない．

146

日本惑星科学会誌Vol. 29, No. 3, 2020

図6：スーパーアースGJ1214b の大気透過光スペクトル．先行研究で得られている各波長のトランジット深さをエラーバー(1σ) 付きの点で示した．左図は可視‒ ‒赤外波長域全体の観測点を，右図はハッブル宇宙望遠鏡の広視野カメラ3(HST-WFC3)の観測点を拡大して示した．
各色線は異なる重元素量の大気毎に雲粒のモノマー半径(凝結核数密度)を変えて得られるベストフィット理論スペクトルを示している．
黒点はHST-WFC3およびスピッツァー宇宙望遠鏡の赤外線カメラ(Spitzer-IR AC)による最新の観測点[5,34]を示しており，これらの観測点とのカイ二乗を自由度で割った値は57.1(太陽重元素量)，37.1(10 倍重元素量)，6.61(100 倍)，2.03(1000 倍)である．Ohno etal. (2020) [24]の図8 を改変．

例えば大気の重元素量が高い場合，全体的にフィー公転する~ 6. 5地球質量，~2.7地球半径の惑星であチャーが弱まったスペクトルが生成される( 図 5 下 )．

る．トランジット分 光観測が最も盛んに行われてきこれは重元素が多いほど大気の平均分子量が増加

たスーパーアースの1つであるが，顕著な波長依存性

し，大気のスケールハイトが小さくなることに起因しが見られない平坦なスペクトルを示すことで知られている．また，重元素に富んだ大気ではより密度のている．K reidberg氏らはハッブル宇宙望遠鏡によ高い鉱物雲が形成されうるため，雲によってフィーる近赤外 観測から，観測されている平坦なスペクト

チャーを弱める効果が強まる傾向もある．したがっルを説明するには少なくとも0.1– – 0. 01 mba rより下て，大気の重元素量が高いほどより平坦に近いスペ層の大気は雲に隠されている必要があることを示唆

クトルが生成される傾向がある．

した[ 5]．一方で，GJ1214bがどのような組成の大気

4. スーパーアースGJ1214bへの応用を保持しているかは未だに明らかではない．

4.1

大気組成への示唆

ここで，雲モデルを実在のスーパーアースに適用す

GJ1214bのような曇った惑星に対しても，雲モデることで，大気組成や過去の形成過程にどのようなルによって雲の鉛直構造を制約することで，大気組示唆が得られうるかを紹介しよう．これまでに約10成を類推することが 可能となる．図 6にGJ1214bの天体ほどのスーパーアースに対してトランジット分 光

大気透過光スペクトルと理論スペクトルを示した．太観測が行われており，大半のスーパーアースに対して

陽 組成のような重元 素に比較的欠 乏した大気の場

雲の存在が示唆されている．そのため，スーパーアー

合，GJ1214bの平坦なスペクトルを説明できるほど

スの大気観測を解釈する上で，雲の影響を適切に考

分厚い雲を形成することができない．その結果，重慮することは重要である．スーパーアースの形成論と

元 素 量が太 陽 組 成の100 倍以下のモデルでは観測

大 気に関しては荻 原 氏と堀氏による天文月報 記事に比べて理論スペクトルの波長依存性が強くなりす[ 33]も参照されたい．

ぎてしまう(これ は特に H S T-W F C 3の 観 測との比

本 稿では特に曇ったスーパーアースとして知られ較で顕著である)．一方，大気の重元素量が太陽組

るGJ1214b に 着目する．GJ1214b は M 型 星 周りを成の100 倍以上と非常に高ければ，十分に分厚い雲

系外惑星「遠い世界の物語」
その13 〜系外惑星大気中の鉱物雲〜／大野

147を生成することで，観測されている平坦なスペクトル

円盤赤道面に存在する惑星には十分な量のガスがを説明可能となる．したがって，GJ1214bの平坦な

供給されなかった可能性もある[ 33, 38]．ガス降着をスペクトルは分厚い雲の形成に適した重元素大気の抑制するのとは別の可能性として，ガス円盤散逸後存在を示唆している可能性がある．

のデブリ円盤に残留するガスが降着することで，重可視・近赤外域のフィーチャーは雲によって隠さ元素に富んだ大気が形成されたという可能性も示唆れてしまうが，一方で長波 長 域では雲が光 学的にされている[ 39]．系外 惑星 系の起源に迫るために，薄くなることで大気分 子のフィーチャーが見えるよ

大気観測とのシナジーも視 野に入れた惑 星形成理

うになる．特に顕 著なのは~4. 3 µ mに現 れるC O 2論を構築することが今後重要となるであろう．

のフィーチャーである． C O 2 の存 在 量は大 気の重元素 量と共に増加するため，重元素大気の存在を観測的に検 証する情報の一つとなりうる．Spit zer-

5. まとめと今後の展望

I R ACの観測[34]もこの波長域でトランジット深さの本 稿では，系外 惑星大気における鉱物雲形成過増加を示しており，C O 2 の存在と矛盾しない．C O 2 の程と大気観測への影 響に関して，筆者らの研究か

フィーチャーは高重元 素 量モデルの場合でも~200ら得られた知見を中心にまとめた．雲の全体の構造

ppmほどの振幅があり，観測精度~20 ppmが予想

は，雲底付近での微物理過程に支配され，凝結核されている次世代宇宙望遠鏡のジェイムズ・ウェッブが多く，大気の重元素量が高いほど分厚い鉱物雲

宇宙望遠鏡 ( J W S T )によって検出できることが期待が形成される傾向がある．大気透過光スペクトル観される．

測において，雲は大気のフィーチャーは著しく弱める

4. 2

惑星形成過程への示唆

が，雲がフィーチャーを隠す度合いには上限がある．
従来無視されてきた雲粒の空隙率進化は，雲の鉛直

GJ1214bが高重元素量大気を保持している場合，構造や観測スペクトルに大きな影響を与えうるため，

過去の形成過程にどのような示唆が与えられるかを

今後の観測を解釈する際に可能性の一つとして検討

紹介しよう．スーパーアース質量の惑星は，原始大気していく必 要があるだろう．モデル計 算と観測の比中で微惑星や小石が蒸発・乖離することで，大気の較から，曇ったスーパーアースGJ1214bは分厚い鉱

重元素量が太陽組成の数百倍にまで増加しうること

物雲の形成を可能とする高重元素 量大気を保 持しが理論的に示唆されている[ 35]．高重元素量大気のている可能 性が示唆された．高重元 素 量大気の存存在はこの理論予測と整合的である．一方で疑問と在は，過去の大気形成過程を探る重要な手がかりとなるのが，何故 GJ1214bはガス惑星にならなかった

なる．雲は長波長域では光学的に薄くなるため，次のかである．原始惑星はある臨界質量 ( 古典的には世代望遠鏡による観測で大気組成に関してより堅い~10 地球質量)を超えると，円盤ガスを暴走的に捕獲

結論を得ることができると期待される．

することでガス惑星になることが示唆されている．こ雲モデルから得られた知見は，従 来の観測の解の臨界質量は大気が重元素に富むほど小さくなる．

釈にも影響を及ぼしうる．例えば 2.1 節で紹介したよ堀氏と生駒氏による大気構造計算 [ 36]によれば，高うに，観測スペクトルの可視波長域に頻繁に見られ重元素量大気を持つ惑星の臨界質量は地球質量程るスロープ構造は微小な雲粒のレイリー散乱に起因度となり，GJ1214bの質量を下回りうる．

すると考えられてきた[8]．しかし，筆者らの研究もGJ1214bがガス惑星でなくスーパーアースであると含む複数の雲微物理モデルを用いた研究は，鉱物雲いう事実は，過去の形成時に暴走ガス降着を抑制すが観測されているようなスロープ 構造を生成するこる何らかの機構が働いていた可能性を示唆する．例とを予言していない12 ．筆者らは，このスロープ構造

えば，円盤ガスが散逸する直前に惑星が形成したこは寧ろ有 機 物ヘイズに起因していると考えている．

とで，十分な量の円盤ガスを獲得できなかったのかもしれない[ 37]．あるいは，荻原氏と堀氏が提案するように，円盤ガスの降着が円盤表層で主に発生し，12雲粒がアグリゲイトの場合にはスロープ構造が現れるが，観測されているスロープ構造に比べるとかなり緩やかなものとなって
いる．

148

日本惑星科学会誌Vol. 29, No. 3, 2020

筆者と川島氏による近年の研究は，鉱物雲では説明者様と，本記事の執筆機会を与えてくださった成田が難しい急なスロープ構造やスロープの傾きの惑星

憲保編集委員に深く感謝致します．本研究を遂行す

温度依存性をヘイズによって説明できる可能性を示るにあたり，特別研究員奨励費J P18J14557の援助した[ 10]．実際の大気には鉱物雲とヘイズが共存しを頂きました．本 稿の図は A A S から転載許可を頂ていると考えられ，それぞれがどのように相互作用

き，Oh no & Ok u z u m i ( 2018)およびOh no et a l .

(ヘイズが鉱物雲の凝結核になるなど )し，大気観測( 2020)の図を改変し掲載させて頂いたものです．

に影響を与えるかは今後調べていく必要がある．
本 稿 を 締 め るに あ たって， 今 後ど のような 観
測 が 計 画されて いるかを 最 後 に一 部 紹 介しよう．
今 後 10 年 間 で J W S T ( 2021年 打 ち 上 げ 予 定 )，Tw i n k le ( 2023 年打ち上げ予定 )，A R I E L ( 2028 年

参考文献[1] Fressin, F. et al., 2013, The AstrophysicalJournal 766, 81.

打ち上げ予定 )といった次世代宇宙望遠鏡の打ち上[2] 川島 由依, 2020, 遊星人 29, 2.

げが既に決まっており，より高精度・広波長域の大気[3] Madhusudhan, N., 2019, Annual Review of

観測が可能となる．日本と欧州が共同で開発を進め

Astronomy and Astrophysics 57, 617.

る次世代赤外線天文衛星 S PICAもE S Aのコスミッ[4] 福井 暁彦, 成田 憲保, 2014, 遊星人 23, 1.

ク・ビジョンM 5ミッションの候補の一つとして検討[5] Kreidberg, L. et al., 2014, Nature 505, 69.

されており，採択されれば J W S Tより更に長波長域[6] Knutson, H. et al., 2014, Nature 505, 66.

を高感度で観測可能となる．鉱物雲の構成物質は[7] Benneke, B. et al., 2019, Nature Astronomy 3,~10 µ mより長波長 域に雲自身のフィーチャーを持ち，J W S TやS PICAでこれらのフィーチャーを見つ

813.
[8] Lecavelier Des Etangs, A. et al., 2008,

けられれば，系外惑星の雲の性質に大きく迫ること

Astronomy and Astrophysics 481L, 83L.

が できるだろう．A R I E L は~1000天体もの系 外 惑[9] Parmentier, V. et al., 2016, The Astrophysical星に対して大 気観 測を行うことが予定されており，

Journal 828, 22.

統計的な議論も可能になると期待される．系外惑星[10] Ohno, K. and Kawashima, Y., 2020, Theの大気観測が今後より盛んになっていくことは間違

Astrophysical Journal Letters 895, 47.

いない．観測の量・質ともに急増する今後 10 年を見据えて，観測結果を正しく解釈し，系外惑星系の起源に迫るための理論的枠組みを整えていくことが重
要である．

謝辞

[11] Ohno, K. and Zhang, X., 2019, The
Astrophysical Journal 874, 2.
[12] Morley, C. et al., 2012, The AstrophysicalJournal 756, 172.
[13] Showman, A. and Guillot, T., 2002, Astronomy
and Astrophysics 385, 166.
[14] Knutson, H. et al., 2007, Nature 447, 183.

本 記 事 は， 筆 者 が 第 一 著 者 で あ る 参 考 文 献[15] Louden, T. and Wheatley, P., 2015, The[21, 24]の内容から主に構成されています．これらのAstrophysical Journal Letters 814, L24.

研究を遂行するにあたり，多くの実りある議論をして[16] Parmentier, V. et al., 2013, Astronomy and

頂いた共同研究者の東京工業大学の奥住聡氏と工学院大学の田崎亮氏にはこの場をお借りして深く御礼申し上げます．加えて，多くの助言をくださったカ
リフォルニア大学サンタクルーズ校のX i Z ha ng 氏，オランダ宇宙研究 所の川島由依 氏，カリフォルニア
大学バークレー校のPeter Gao氏には深く感謝致します．また，丁寧な査読をしてくださった匿名の査読

Astrophysics 558, 91.
[17] Charnay, B. et al., 2015, The AstrophysicalJournal 813, 15.
[18] Howe, A. and Burrows, A., 2012, The
Astrophysical Journal 756, 176.
[19] Ackerman, A. and Marley, M., 2001, The
Astrophysical Journal 556, 872.

系外惑星
「遠い世界の物語」
その13 〜系外惑星大気中の鉱物雲〜／大野[20] Helling, C. et al., 2008, Astronomy andAstrophysics 485, 547.
[21] Ohno, K. and Okuzumi, S., 2018, The
Astrophysical Journal 859, 34.
[22] Gao, P. and Benneke, B., 2018, The
Astrophysical Journal 863, 165.
[23] Ormel, C. and Min, M., 2019, Astronomy andAstrophysics 622, 121.
[24] Ohno, K. et al., 2020, The Astrophysical Journal
891, 131.
[25] Grabowski, W. et al., 2019, American
Meteorological Society 100, 655.
[26] Ohno, K. and Okuzumi, S., 2017, The
Astrophysical Journal 835, 261.
[27] Atreya, S. et al., 2020, Space Science Reviews
216, 18.
[28] Gao, P. et al., 2018, The Astrophysical Journal855, 86.
[29] Kataoka, A. et al., 2013, Astronomy andAstrophysics 554, A4.
[30] Wada, K. et al., 2008, The Astrophysical Journal
677, 1296.
[31] Tazaki, R. and Tanaka, H., 2018, The
Astrophysical Journal 860, 79.
[32] Kitzmann, D. and Heng, K., 2018, MNRAS 475,
94.
[33] 荻原 正博, 堀 安範, 2019, 天文月報 112, 12.
[34] Gillon, M. et al., 2014, Astronomy andAstrophysics 563, 21.
[35] Venturini, J. et al., 2016, Astronomy andAstrophysics 596, 90.
[36] Hori, Y. and Ikoma, M., 2011, MNRAS 416,
1419.
[37] Lee, E. and Chiang, E., 2016, The AstrophysicalJournal 817, 90.
[38] Ogihara, M. and Hori, Y., 2018, The
Astrophysical Journal 867, 127.
[39] Kral, Q. et al., 2020, Nature Astronomy 66K.

149