\Dchapterhead

前節で述べたように, 
惑星形成期において
衝突脱ガスにより水蒸気を多く含む原始大気が形成されると考えられる.
集積の中期の間は大気に与えられる主要な熱源は大気の底で
与えられる衝突エネルギーである.
しかし, 集積の最後の段階では衝突エネルギーフラックスは急激に
減少する. 集積率がゆっくりとなるからである.
集積の最後では太陽フラックスが集積エネルギーフラックスを
上回る.
そのようなエネルギー源の変化に伴って
何が起こるだろうか?
この問題に関連して原始大気の構造を計算したのは
Abe and Matsui (1988), Zahnle {\em et. al.} (1988) である.
以下にそれぞれの結果を簡単に紹介する.

\section{集積エネルギーによる大気構造の違い}

Abe and Matsui (1988) は
次のような1 次元放射対流平衡モデルによる計算を行なった.
\begin{enumerate}
        \item 対流層の温度勾配は断熱温度勾配に等しいと仮定する.
        \item 水蒸気は非理想気体.
        \item 非灰色の放射計算.
        \item 短波長におけるレイリー散乱.
        \item 大気の形状(球形)が放射伝達に与える効果
        \item 雲は無視.
        \item 全H$_2$O 及び CO$_2$ 量 : それぞれ, $\sim 10^{21}$ Kg, 
                     $\sim 2.5 \times 10^{20}$ Kg
                  このCO$_2$ 量は現在の地球の表層にある炭素量にほぼ対応する.
        \item 惑星半径は $6.378 \times 10^6$ m, 惑星質量は
              $5.97 \times 10^{24}$ Kg.
               惑星の大きさは決まっており, 
              集積がほぼ完了した状態を想定している.
\end{enumerate}

次のものを外から与えて大気構造の計算をする.
\begin{enumerate}
        \item $S_0$ : 太陽放射フラックス密度
        \item $F_0$ : 表面で与えられるエネルギーフラックス密度.
                      集積中の衝突エネルギーフラックス
                      もしくは集積後の内部からの熱流とみなされる.
\end{enumerate}

\subsection{温度構造}

図 1 と図 2 に $S_0=960$ W m$^{-2}$ と固定し, $F_0$ を
いろいろ変えた場合に得られる気温の鉛直構造を示した.
 $S_0=960$ W m$^{-2}$ は現在の太陽定数よりも約30 \% 
小さい値である(Ezer and Cameron 1965).
この2 枚の図において $F_0$ によらない共通の特徴と
$F_0$ による違いは次のようなものである.
\begin{description}
        \item[共通点] 図 \ref{am88:fig1} を見よ.
                      温度構造は大体断熱減率で決まる.
                      大気の上層・中層では $F_0$ によらず
                      同じ温度勾配となる. これは, ほとんど水だけの大気
                      では断熱線が飽和蒸気圧曲線に収束するからである.
        \item[相違点] 図 \ref{am88:fig2} を見よ.
                      $F_0 > 150$ W m$^{-2}$ では下層で乾燥する.
                      凝結が起きない. 大気上層から雨粒が降ってきたとし
                      ても大気下端に達する前に全て蒸発すると考えられる.
                      従って, この場合海は形成されない.
                      $F_0$ が減少するに従って乾燥対流層は薄くなってい
                      き, $F_0 \sim 150$ W m$^{-2}$ で消失する.
                      $F_0 < 150$ W m$^{-2}$ では大気下端において
                      凝結が起こると考えられる.
                      つまり, 原始地球では原始海洋が形成される.
\end{description}

\vspace{5mm}

対流圏界面は現在のものよりずっと高い.
$F_0 > 200$ W m$^{-2}$ の場合, 対流圏界面は250 km よりも
上に存在する. 大気の高さは $F_0$ の減少にともない減っていく.
圏界面は $F_0 = 0$ W m$^{-2}$ の場合でも 40 km 以上の高さである.

        \begin{figure}
           \begin{center}
           \Depsf[100mm][100mm]{ps/am88_1.ps}
           \end{center}
           \caption{気温の鉛直構造.}
           \label{am88:fig1}
        \end{figure}

        \begin{figure}
           \begin{center}
           \Depsf[100mm][200mm]{ps/am88_2.ps}
           \end{center}
           \caption{気温の鉛直構造.}
           \label{am88:fig2}
        \end{figure}

\subsection{大気中における H$_2$O 濃度}

原始大気のH$_2$O 濃度は現在より大きい(図 \ref{am88:fig3}).
これは $T_s$ が大きいためである.
$F_0 < 100$ W m${-2}$ の場合では上空で水が少なくなる.
これは圏界面で低温になっているためである.

        \begin{figure}
           \begin{center}
           \Depsf[100mm][200mm]{ps/am88_3.ps}
           \end{center}
           \caption{H$_2$O の鉛直分布.}
           \label{am88:fig3}
        \end{figure}

\subsection{$F_0$ に伴う大気構造の変化}

図 \ref{am88:fig6} が $F_0$ の変化に伴う大気構造の違いを表現した図である.
原始海洋の形成に伴い $T_s$, H$_2$O 量のみならず, cold trap における
H$_2$O のモル分率もガラッと変わる.

\vspace{5mm}

原始海洋が存在する場合としない場合では $T_s$, H$_2$O 全量の
物理的意味が異なってくる.
\begin{itemize}
  \item $F_0 < \sim 150$ K の場合 \\
        原始海洋が形成されている場合である.
  \item $F_0 > \sim 150$ K の場合 \\
        原始海洋が形成されていない場合である.
\end{itemize}

\vspace{5mm}

大気構造の変化の仕方は水の光学的性質によって決まっている.
CO$_2$ にはあまり依存しない.

        \begin{figure}
           \begin{center}
           \Depsf[100mm][200mm]{ps/am88_6.ps}
           \end{center}
           \caption{気温の鉛直構造.}
           \label{am88:fig6}
        \end{figure}

以上の結果をまとめ, お話をつけると次のようになる.
        \begin{enumerate}
          \item 惑星が成長していくと
                表面温度もどんどん上がり, 珪酸塩岩の融点を越えてしまう.
                すると地表面が融け, 大気-- マグマオーシャン で
                水蒸気のやりとりをするようになる.
                この大気-- マグマオーシャン系ではフィードバック機構が
                存在し, 大気量が一定に保たれる.
                (大気量が増えれば $T_s$ 上がり, 地表面はたくさん
                 融けて, 水をいっぱい吸って大気量が減る.)
                集積の最終段階において衝突脱ガス大気における水蒸気の全質量は
                約 $10^{21}$ Kg となる(Matsui and Abe 1986a,b).
          \item $F_0$ が減少し, 表面温度は低下し
                おそらく地球では集積後期に熱い原始海洋が形成される.
                ただし, 雲や CO$_2$ 量によって, 原始海洋ができる $F_0$ 
                の値は左右されるだろう.
          \item 原始海洋の形成にともない大気上層では
                H$_2$O が減少するのでescape はほとんど起きない.
          \item Kasting (1988) も次の章で述べるモデルを使って計算を行ない, 
                Matsui and Abe と同様の結果(集積中に暴走する・
                集積中にはマグマオーシャンできる)を得ている.
       \end{enumerate}

\section{水の消失過程を考慮した場合}

    Zahnle {\em et. al} (1988) は惑星形成期における
    表層環境の問題を再検討し, 
    Matsui and Abe (1986) のモデルを改良して計算を行なった. 
    新たに取り入れたプロセスは次の通り.
    \begin{itemize}
            \item H$_2$Oの 消失過程. \\
                  水素のescape とimpact erosion による.
                  消失過程を考慮すると, 
                  もし微惑星がdry であるならば水蒸気大気の
                  形成が遅くなるか, もしくはできない.
            \item 地球内部と大気のH$_2$Oのやりとり. \\
                  地球内部の温度構造と内部への H$_2$O の輸送を
                  モデル化する.
    \end{itemize}

    \vspace{5mm}

    図 \ref{p91:fig13} に結果を示す.
    微惑星は 重量比にして 0.1 \% のH$_2$O を含むものとする.
    水素のescape は考慮するが, impact erosion は入れてない.
    惑星半径が現在の 15 \% になったところで衝突脱ガスが始まるが, 
    50 \% まで大気は形成されない.
    50 \% になったところで厚い水蒸気大気が形成され
    集積終了間際までそのまま存在し続ける.
    終了間際では内部から 200 気圧の H$_2$O が脱ガスする.
    最終的には水蒸気大気は雨となって落ち, 海洋が形成される.
    海洋の90 \% はこの内部からの脱ガスによるものである.
    40 気圧分のH$_2$O が水素のescape によって失われ, 
    840 気圧分のH$_2$Oが内部に存在している.
    海の量とこれらの量は, 微惑星のH$_2$O 量・集積のタイムスケール・
    loss process を変えると大きく変わる.

        \begin{figure}
           \begin{center}
           \Depsf[100mm][150mm]{ps/pollack91_13.ps}
           \end{center}
           \caption{(a)大気中に存在する水の量, (b) 表面温度の変化.}
           \label{p91:fig13}
        \end{figure}

    \vspace{5mm}

    次のような問題点がある.
    \begin{enumerate}
            \item H$_2$O と Fe の反応を無視.
            \item core formation によるheating の仕方の違いを無視.
            \item 集積モデルにおける仮定.
                  特に集積が連続的に起こったとすること.
    \end{enumerate}

