Transcript 原始タイタン大気の 大規模散逸の可能性

タイタン大気進化過程のおさらいと
H2原始大気の可能性
惑星物理研究室
中神 雄一
[email protected]
タイタンの概要 （現在）



土星最大の衛星
直径 ： ～ 5200 km
濃い大気
N2 : 1.5 bar
CH4 : ~ 0.06 bar
H2 etc…
地表面温度 ~94K
http://nssdc.gsfc.nasa.gov/image/planetary/saturn/titan.jpg
同位体比・組成

H,N 同位体比 : 大規模な大気散逸を示唆
-
: 1.3-1.6x地球大気 (Waite et al.,2005)
⇒ 1.6 ～100 倍 (Lunine et al.,1999)
- CH3D/CH4 2-5 x 原始太陽大気 (Orton,1992)
⇒ 100 倍 (Lunine et al.,1999)

15N/14N
CH4,N2 存在度 : [CH4] <<[N2]
- 現在
0.06 bar : 1.5 bar
- 45 億年前
6.0 bar : 150 bar
発表の概要
原始 H2 大気大規模散逸の影響
- ハイドロダイナミックエスケープ
- 原始地球の場合 (Tian et al.,2005)
 タイタン大気進化におけるH2大規模散逸
の位置づけ
- 従来からの大気進化のシナリオの整理
- H2 大規模散逸の検討

原始 H2 大気大規模散逸が
惑星表層環境に与える影響
ハイドロダイナミックエスケープ
大気の静水圧平衡が破れる時に生じる散逸
ポリトロープ大気で静水圧平衡が破れる条件

 1  r0   1
p  p0 
0  1 1
r  
 
r →∞ で p が有限値を持つ条件
0 

 1
ただし
GM (r)m
(r) 
rkT(r)
p : 圧力
r : 惑星中心からの距離
γ : ポリトリピック指数
λ : エスケープパラメータ
0 : 惑星表面
G :万有引力定数
k : ボルツマン定数
T : 温度
M : 半径 r の球殻内の質量
m :分子質量
一次元流体計算
Pure な H2 大気
 球対称を仮定
 圧縮流体
 非定常、非粘性
 熱伝導, EUV放射による加熱も考慮

S(x)＝x2
x
方程式系
kB
p  T
m
（状態方程式）


u  uS  0
t
x


（質量保存）
p : 圧力
ρ: 密度
m: 分子質量
kB : ボルツマン定数
u : 流速
γ : 比熱比
g : 重力加速度
κ : 熱伝導率
T : 温度
q : 放射エネルギー


dS
2
(uS) 
u  p S  GM  p
t
x
dx
（運動量保存）
  p 1 2     
1 2 
  T 






u
S

p


u
uS



guS

S
   qS






t   1 2
2
x  x 
  x   1
 
（エネルギー保存）
解の性質 （等温定常解）
2kT
a
m
GM
rc  2
2a
臨界点
遷音速解
(Lamers and Cassinelli, 1999)
1 du  2a 2 GM  2 2
 
 2  u  a
r 
u dr  r


u : 流速
a : 音速
原始地球からのH2散逸
(Tian et al., 2005)
脱出速度



遷音速点
ＥＵＶがx 2.5、x 5.0
では上端で超音速。
上部境界での流速は
惑星脱出速度程度
- H2 散逸の可能性
EUV をよく吸収する
層での温度は 700800 K になるが、上
端では断熱冷却の効
果で温度が低下
EUV フラックスを現在の x1, x2.5, x.5.0 とした
時の速度分布と温度分布。 (Tian et al.,2005)
H2 の蓄積


EUV によるハイドロ
ダイナミックエスケー
プ散逸率は拡散律
速よりもオーダ２小
さい
大気中のH2混合比
は10-3 から 30%
に増加
散逸率と均質圏界面でのH2混合比の関係。水平線は地
球内部からのH2脱ガス率。上が初期地球、下が現在の値。
（Tian et al.,2005）
地球表層環境への影響

H2 混合比が大きいと大気中での有機物合成
に有利
- 光化学反応による生成率はオーダ 3 増大
- 海洋での生命誕生を支持
ハイドロダイナミックエスケープによる H2 散逸量の
見積りによって、従来の惑星大気進化のシナリオ
を再検討する必要も出てくる。
タイタン大気進化における
H2大規模散逸の位置づけ
従来からの大気進化
のシナリオの整理
1.
2.
3.
4.
微衛星への揮発物質の捕獲
- N2 の起源問題
集積と原始大気形成
NH3から N2 生成
大気散逸、光化学反応、内部脱ガス
- CH4 枯渇問題
Subnebula の環境
太陽組成
C~O
余剰のOが少ない。
H2O 少ない
集積時の水の消失？
余剰のOが多い
H2O 多い
(Lunine and Tittemore, 1993)
クラスレートへの捕獲


[N2]/[CH4]
= 10-3 ~ 10-4
タイタン大気
N2 > CH4
・CH4 だけを選択的に
減少させるのは困難
・N2 として窒素を捕獲
したとは考えにくい
CH4 rich
H2O, CO, CH4 全体に含まれるC/O の比
は太陽組成
(Lunine et al.,1985)
N2の起源

N2 としてメタンクラスレートに捕獲
⇒ 36,38Ar/N2 ～１
- 成層圏では Ar は未検出 (Waite et al.,2005)

NH3 として
- アンモニアハイドレートとして捕獲
- 光解離によって N2 生成
- [NH3]/[H2O] ~ 10-2 でも 100 bar
の N2 大気 の可能性 (Owen, 2000)
集積中、直後の構造

集積中の大気構造
は湿潤断熱
- high opacity
- 活発な対流
(Lunine and Stevenson. 1987)
再冷却：メタンクラスレートの再凝縮





集積が終了すると地表面は
冷却する。
やがてメタンクラスレートの解
離圧曲線にぶつかるとメタン
クラスレートは再凝結を開始
この間は解離圧曲線に沿っ
て温度、圧力は動く
アンモニアと水の共融点
(172K) に達するとアンモニ
ア氷が生成しメタンクラス
レートの再凝縮は停止する。
大気中の残存 CH4 分圧
0.18 bar
メタンクラスレート相
アンモニア水
(Lunine et al.,1985)
NH3 から N2 への変換


大気中に NH3, N2H4 が
存在できる条件
- Ts > 150 K
タイタン形成後約 1 億
年で現在の N2 量が生成
される (Lunine et al.,1989)
温度の条件 Ts > 150 K
が維持できるかどうかは
unknown
(Atreya et al.,1978)
CH４ 枯渇問題

光解離によって減少
CH４＋ｈυ（λ≦1450Å） → CH＋H2＋H
- 大気中のCH4は40Myrで消滅
(Yung et
al.,1984)
- 分解された CH4 は 45 億年間で ~ 6bar
- D/H (CH3D/CH4) とも調和的
- CH3D/CH4 2-5 x 原始太陽 (Orton,1992)
⇒ 100 倍 (Lunine et al.,1999)
CH4リザーバ

内部からの脱ガス
氷の火山
- CH4 の湖
CH4 Lake?
234x73 km
-
 12C/13C
～ 1 xEarth
十分な供給を示唆
http://saturn.jpl.nasa.gov/multimedia/images/
タイタンが subnebula
で集積した場合
1.
2.
3.
4.
微衛星への揮発物質の捕獲
集積と原始大気形成
NH3から N2 生成
大気散逸、光化学反応、内部脱ガス
厚い H2 大気の可能性
[H2]:[N2]:[CH4]=2:1:1

湿潤断熱大気を仮定
- 上端の圧力
10 – 104 [Pa]
(Mosqueira et al.2003)

初期 H2 量
102-103 [bar]
NH3, CH4 の凝結、赤外冷却の効果は unknown
Nebula の消失に伴う散逸
Pn
Nebula 消失
nebula


残存する大気のNebula の消失率依存性
大気組成への影響 (N2/CH4, 同位体比)
- blow off (H2の散逸に引きずられて重い分子も散
逸)
太陽 EUV 加熱による大気散逸
Nebula 消失後の原始タイタン大気について…

Tian et al.,2005 と同様の計算を原始タイ
タン大気について行う。
- NH3, CH4 等のドラッグ
- 赤外活性分子からの冷却

大気組成、同位体組成への影響
- NH3 から N2 の変換へも影響
今後の作戦
１、タイタンについてハイドロダイナミックエス
ケープを解く
- nebula が消失する場合
- EUV 加熱を受ける場合
２、Nebula 中で集積した H2 大気の構造を
解く
- CH4, NH3 の凝結、赤外冷却も検討
Blowoff による散逸フラックス
Fi(t)
 bi g (re ) X H2 (t )mi 
X i (t )
Fi (t ) 
FH2 (t )1 

X H2
kTFH2 (t )


(Hunten et al.,1987)
• 存在度比
Ni (t )
Xi 
 N j (t )
j
j : H2, N2, CH4
• 水素分子との質量差
mi  mi  mH2
FH2
mH2
g
re
k
T
bi
: H2フラックス
: 水素分子質量
: 重力加速度
: 散逸高度
: ボルツマン定数
: 温度 (T=100K)
: 拡散パラメータ
bN2 = 1.875×1019T0.82
bCH4 = 2.30 ×1019T0.765
(Mason and Marreo, 1970)
拡散律速フラックス
N2 の blowoff 停止後 H2 のモル比が減少すると、
H2 フラックスは拡散律速となる可能がある

Diff
H2
bN2 f H2 t   mH 2
1 
t  
H N2  mN2



 Hunten et al.,1973
HN2 : N2 のスケールハイト
If
Diff


EUV
t


H2
H 2 t 
FH2 t   
Diff
H2
t 
エネルギーバランス

EUV フィッティング関数
（Pepin, 1991）


t

 t   300exp
7
 9 10 yr 

[erg cm-2 s-1]
エネルギーバランス
GMt
 (t ) 
re
ここで H 2
EUV
 F (t)m
j
j
j
(t )  FH 2 (t ) とおく
G : 万有引力定数
Mt : タイタン質量
散逸フラックス
re = 5,000 km
t0 = 5 Myr (散逸開始時間)
初期分圧
H2 : 100 bar, N2 : 100 bar (const), CH4 : 40 bar
散逸 H2 量


散逸 H2 量の上限
・ < 100 bar
CH4 が多い程散逸
量は小さくなる
・ 質量の大きな成分
の散逸にエネル
ギー
が消費される

初期 H2 が 10 bar
ではほとんどの H2
が消失

残存 CH4 分圧


H2 がほとんど消失する場合, 残存分圧は初期の半分以下
まで減少 （重い分子種の残存量は H2 の残存率に依存）
H2 初期分圧 100~20 bar, CH4 初期分圧 10~20 bar
で CH4 は~ 6 bar 残存
残存 N2 量

H2 初期分圧 40 ~ 60 bar で N2 ~ 45 bar 残存
大気組成への影響
原始太陽からの EUV フラックスにより H2 は
流体力学的に散逸
 このとき N2, CH4 も散逸 （blowoff）
 初期 H2 分圧 ; 10 ~ 1000 bar

散逸前
散逸後
N2
100 bar(一定)
???
同位体の制約
~ 45 bar
CH4
数十bar
???
~ 6 bar
ここまでのまとめ

初期 H2 分圧 ： 40~60 bar
散逸前(初期)
N2
100 bar(一定)
同位体の制約
~ 45 bar
CH4
10~15 bar
~ 6 bar
- 土星 subnebula の H2 分圧はそれほど大きくな
かったことを示唆 （別の散逸過程？）
- 原始タイタン地表面でのメタンクラスレートの再凝
結で大気中の CH4 量は ~1/10 まで減少
CH4-C2H6 海モデル


成層圏のこう化学反応
で CH4 から C2H6 が
生成する。
４６億年間で全球平均
0.6 km の海に相当
する C2H6 が形成
(Lunine and Stevenson, 1985)