木星の公転周期12年の2倍にはならないけど2公転分の観測で太陽からの距離でSO2を含めた大気密度が変化することが分かった。以下、機械翻訳。
22年間のIRTF/TEXES観測によるイオのSO2大気の季節変動と経時変動
要約
2001年から2023年にかけて、NASAの赤外線望遠鏡施設のTEXES装置を用いて、イオの高スペクトル分解能中間赤外線観測を行いました。これらの観測値は、529.8 cm^-1(18.88μm)を中心としていましたで、いくつかのSO2を含む吸収線。これらの吸収線の形状と強度をモデル化することで、IoのSO2がどのようになっているかを決定することができます。大気密度は22年間で変化し、木星のほぼ2年間をカバーしています。これまでの解析では、反木星半球におけるイオの大気の密度は、季節的に変化する霜の昇華成分と火山性として想定される一定の成分の和としてモデル化できる、明確な季節的時間変動を示すことが示されている。新しいデータは、この季節パターンが木星の2年目に繰り返されることを示しており、昇華支援の重要性を裏付けている。以前の研究で見出されたイオの大気密度のかなりの経時的変動は、SO2による木星の2年目でも安定している木星に面した半球の柱密度は、反木星半球の5～8倍低い。木星に面した半球の季節変動も初めて検出しました。これは、昇華と小さな定常光源の組み合わせとしてモデル化することもできます。木星に面した半球の大気密度が低いのは、地表温度が下がり、大気の昇華による成分が減少する毎日の木星日食と、SO2を直接放出する火山活動のレベルが低いことで、もっともらしく説明できます大気中に。
キーワード：Io 大気、構造 赤外線観測 分光法
イオのSO2大気密度は太陽中心距離に応じて季節的に変化する
大気は表面SO2の昇華によって支えられている両半球の霜
大気密度は、木星に面した半球では一貫してはるかに低くなっています
日食と不均質な火山噴出物は、経時的変動を促進する可能性があります
1紹介
イオのSO2-優勢な雰囲気は、蒸気圧平衡と表面SO2の組み合わせによって支えられていると考えられています霜と火山噴煙からの直接供給により、太陽系で最も珍しい大気の1つとなっています(de Pater et al.,2023).霜の昇華による有意な支持の証拠は、以下に述べるように、現在非常に強力であるが、昇華と火山活動の相対的な役割はまだ完全には理解されていない。イオの大気のいくつかのタイプの観測は、主に霜の昇華が地表に入射する太陽光の量に依存するが、火山活動はそうではないという事実を利用して、2つの源からの寄与をからかうために以前に使用されてきた。これらの研究では、大気密度の地理的な変化が考慮されています(Jessup et al.,2004;スペンサー等、2005;Lellouch et al.,2015)、日食に対するオーロラと大気の反応(サウルスとストロベル、2004;Retherford等、2007;Tsang et al.,2016;De Pater等、2020)、現地時間の関数としての大気密度(ジェサップとスペンサー、2015;Lellouch et al.,2015)、および木星の年間にわたる季節変動(Tsang et al.,2012,2013bの).本節では、これらの先行研究の成果をまとめ、本研究への貢献について紹介する。
紫外線と赤外の両方の観測を使用した研究では、SO2が大気密度はイオの反木星半球でピークに達し、柱の密度は木星に面した経度の約10倍である(Jessup et al.,2004;スペンサー等、2005;Tsang et al.,2013年Aの).この広範な地理的分布は、両方のSO2と相関しています霜の分布(McEwen et al.,1988)活発なプルームの位置(マキューエンとソダーブロム、1983;スペンサー等、2007;ガイスラーとマクミラン、2008)したがって、霜の昇華または火山活動のいずれかを主要な大気支持メカニズムとしてサポートする可能性があります。ただし、空間的に解決された観測データでは、Jessup et al. (2004)そしてLellouch et al. (2015)SO2の増加が活発なプルームは比較的控えめであり、霜の昇華が優勢であり、火山活動がより小さな構成要素であることを示唆しています。
イオ放射とSO2柱の密度は、木星による日食中に著しく減少することが観察されています。サウルスとストロベル (2004)そしてRetherford et al. (2007)両者とも、イオの紫外線オーロラ放射の日食に対する反応を研究し、放射の減少は大気密度の大幅な減少によるものに違いないことを発見した。どちらの研究も、太陽に照らされたとき、霜の昇華が大気の少なくとも90%の原因であるに違いないが、火山活動は日食中と夜行時に支配的である可能性があると推測した。Tsang et al. (2016)中赤外線観測を使用して、イオのSO2がイオが木星の影に移動すると大気は5倍に崩壊し、木星に面した大気は昇華が支配的であると結論付けられます。De Pater et al. (2020)日食に出入りする1mm帯のIoを測定し、SO2を観測した。大気は部分的に崩壊し、改革します。昇華は大気の維持に重要な役割を果たしているに違いないが、崩壊の程度は火山源が30～50%寄与していることを示唆していることが分かった。
イオの大気の日周観測は、やや矛盾する結果をもたらした。Lellouch et al. (2015)SO2における中程度の日周変動を測定空間的に分解された赤外観測を使用したIoの円盤全体の柱密度。この観測は、少なくとも部分的に昇華駆動の大気の証拠を提供します。それに対してジェサップとスペンサー(2015)ハッブル宇宙望遠鏡(HST)の宇宙望遠鏡イメージング分光器(STIS)の近紫外分光法を用いて、同じ経度で得られた大気密度を比較したところ、わずかな差が見られました。この変動性の欠如は、主に火山の支持と一致しているが、これらの観測は、昇華する霜の高い熱慣性によっても説明でき、日中の温度と蒸気圧の変動の振幅が小さくなる。
だから2530cm^-1(19 μm)での吸収線は、2001年にNASAの赤外線望遠鏡施設(IRTF)の高分解能中間赤外分光器であるTETESを使用して、イオの大気中で初めて測定されました(Spencer et al.,2005).それ以来、季節変動を追跡するために、イオの大気の定期的な観測が続けられてきました。Tsang et al. (2012,2013bの)2001年から2013年までの反木星密度のピーク変動を追跡し、SO2の大幅な増加を発見した近日点付近の大気密度は、地表の霜が最も暖かく、蒸気圧が最も高くなると予想され、この半球の霜の昇華が大きな役割を果たしていることを示しています。しかし、霜の温度と蒸気圧の季節変動のモデルでは、観測された季節変動の振幅に一致させるために、追加の定数成分も必要であることが示されました。この定数成分は火山性であると推定された。一方、火山活動は数か月以内の時間スケールで変化することが観察されています(例えば、de Kleer と de Pater、2017;Tate et al.,2023)、季節変動がないため、より長い時間スケールで一定の発生源と見なすことができます。
この論文では、以前のTEXES/IRTFの観測をSpencer et al.(2005)そしてTsang et al.(2012,2013bの)そして、イオの大気SO2の時系列を提示します2001年から2023年をカバーする密度。この22年間のデータセットは、ほぼ2年の木星年をカバーしており、 同じ装置と望遠鏡を用いたイオの大気の最長連続連続観測と、HST/STISによるLy-\textalphaイメージング。しかしジオノとロス(2021)からの再分析された観測値Feaga et al. (2009)そして、Ly-\textalpha イメージは SO2に対して十分に感度が足りないことを発見しました。密度は季節変化を追跡し、IRTF/TEXESの観測値を他に類を見ない価値を持たせています。長期観測により、以前に観測された季節的な振る舞いが継続していることを確認し、経年変動を探すことができます。最近の観測は、以前よりも高い頻度で取得され、より広い範囲の経度をカバーしているため、季節モデルをより適切に制約し、密度の低い木星に面した半球の季節的な大気変動を探索できるようになりました。セクション2では、観測値、データ削減、およびSO2の取得に使用されるスペクトルモデリングについて説明します各観測値からの密度。反木星半球と木星に面した半球の縦方向の変動と時間的変動については、第3章で、これらの結果は第4章で議論する。
2観測
2.1TEXES観測
2001年から2023年にかけて、TEXES装置を使用してイオの定期的な観測が行われた （Lacy et al.、2002) は、マウナケア山頂の 3 メートル IRTF 望遠鏡に搭載された高解像度中間赤外線分光器です。データは 24 回の観測で取得され、表 1にまとめられています。これらの観測のうち最初の 10 回 (2001～2013 年) は、以前にSpencer らによって分析されています (2005)および Tsang et al. （2012、2013bデータセット全体は現在、木星のほぼ 2 年分に及ぶため、季節的な傾向を明確に観察し、年次間の変動を調査することができます。
表1：この研究に貢献した IRTF 観測実行の概要: 各実行の開始日と終了日、観測実行中に取得されたイオの独立した観測の数、これらの各観測の中心経度、および木星系の太陽中心距離。
SO2のスペクトル特性を診断的に最適に配置するために、観測は529.8 cm^-1(18.88 µm)を中心とし、毎晩イオのドップラーシフトに合わせて調整されました。この波数では、TEXESの分解能は〜75,000でバンドパスは〜3 つの交差分散オーダーにわたって1.6 cm^-1 です。観測のスペクトル設定は図 1に示されています。3番目のオーダーは530.4 cm^-1の強い SO2吸収特性を中心としており、他の 2つのオーダーはいくつかの弱い SO2吸収線も捉えています。これらの吸収線の形状をモデル化することで、イオの大気の密度を制限することができます。
図1：黒: 2022年 6月29日にイオ中心経度 200 ∘ W で取得された、縮小されたイオ スペクトルの例。スペクトルのノイズは灰色で示されています。スペクトルはカリスト スペクトルで除算され、平坦化されて正規化されています。吸収特性は SO2によるものです。赤: 大気温度を 108 K と仮定して、スペクトル モデリング手法から取得した対応する最適モデル スペクトル。青: 大気温度を 170 K と仮定して、最適モデル スペクトル。
TEXES 装置のスリットは天の南北方向に沿って配置され、スリットに沿ってイオを 6 インチ傾けることで観測が行われました。この傾ける観測モードでは、目標を外れることなく空と望遠鏡からの放射を取り除くことができます。このスペクトル設定での装置のスリット幅は 2 インチで、これは常にイオの直径 0.8～1.3 インチよりも大きいため、観測は全半球にわたってディスク平均化され、中心経度は観測時間によって異なります。このスペクトル設定では明るくスペクトル的に灰色であるカリストの観測も、装置と地殻の影響を取り除くための除数として取得されました。
各観測シーケンスはカリスト上の16のノッドペアで構成されていました（〜5分）、続いてイオで128回のうなずきペア（〜40分）。このイオの積分時間を加算すると、イオの回転に合わせて平均化する中心経度の範囲を制限しながら、SO 2吸収線をモデル化するのに十分な信号対雑音比が得られます。この観測シーケンスは通常、観測実行中の数晩にわたって、1晩に1～3回繰り返されます。これにより、表1に示すように、それぞれが異なるイオ中心経度に対応する、イオの複数の独立した観測値を取得できました 。
2.2データ削減
イオとカリストのうなずき観測は、 Lacy らによって説明された TEXES データ削減パイプラインを使用して削減されました。(2002このソフトウェアは、フラット フィールド化、スカイ減算を実行し、機器の幾何学的光学歪みの大部分を除去します。波長の較正は、スペクトル ウィンドウ内にある地熱吸収線を使用して実現しました。Spencer らによって以前に分析された観測データを含むすべてのデータ は、2005)およびTsang et al. （2012、2013b）は、一貫性を確保するために、最新バージョンのデータ削減パイプラインを使用して再度削減されました。
与えられた観測シーケンスからのイオ観測値は、信号対雑音比の二乗で重み付けされて加算され、このスペクトルは最も近い気団を持つ等価のカリストスペクトルで除算されました。この除算は、残留する機器効果と地殻特性をさらに除去する働きをします。除算されたスペクトルの最終的な連続スペクトルの傾斜は、SO2吸収のないスペクトルのセグメントに曲線をフィッティングし、この曲線で除算することによって補正され、スペクトルはイオの静止フレームにドップラーシフトされました。図 1は、2022年6月29日に経度200 ∘ Wで取得された最終的な縮小スペクトルを示しています。表1に記載されている150の観測値のそれぞれについて、比較可能なスペクトルが生成されました 。いずれの場合も、連続スペクトルは1に正規化されていますが、SO2吸収線の深さは、経度と時間の両方の変動により大幅に異なります。
2.3スペクトルモデリング
吸収スペクトルから 赤道SO 2柱密度を取得するために、我々は以前にSpencerらが使用したのと同じ方法を使用しました。2005)および Tsang et al. （2012イオの大気は密度が低いため、局所熱力学的平衡 (LTE) には達しておらず、非 LTE モデルを使用してモデル化する必要があります。そこで、非 LTE モデルを使用して、SO2 の \textnu 2 振動モードにおける最初の励起状態の分布を計算します。この状態が、529 ～ 531cm^-1に存在する吸収線の原因です。次に、このモデルを使用して、Jessup ら (2004)と Veeder ら ( )に基づく地表熱放射 1994順方向モデルについては、 Spencer et al. (2005)および Tsang et al. （2012)。
この単純なモデルにはいくつかの制限があります。まず、各観測値を独立して削減するために、データに適合させるディスク統合モデルスペクトルを決定する際に、経度に対して一定のSO 2カラム密度を 仮定します（Spencer et al.、2005)、データは柱密度が実際には経度によって変化することを示しているにもかかわらずである。同様に、SO 2柱密度を霜温度から決定する場合、赤道霜温度は、太陽光が当たる半球上の一日中の昼間の最高気温に等しいと仮定される。ディスク積分スペクトルが地球下または太陽直下点から数十度以内の領域によって支配されていることを考えると、これらの近似は第一の順序では良好である。しかし、単純化によって推定される経度変動がいくらか不明瞭になり (図 2 )、霜アルベドと熱慣性の特定の組み合わせに対してディスク積分柱密度が過大評価される可能性がある。
Tsang et al. ( )に記載されているように 2012) 、これらの合成スペクトルは、赤道 SO 2柱密度と大気温度の範囲で生成され、TEXES 観測のスペクトル分解能と一致するように平滑化されました。次に、 \textchi 2最小化コードを使用して、測定された各 TEXES スペクトルに最もよく適合するモデルスペクトルを見つけました。Tsang et al. (2012）は、当初、大気温度とSO 2柱密度の両方を同時にフィッティングしたが、大気温度を平均フィッティング値108 Kに固定しても、フィッティングの品質に大きな影響はないことを発見した。ここでも同じアプローチを採用し、大気温度を108 Kに固定し、各スペクトルをフィッティングする際にSO 2柱密度のみを変化させる。2022年6月29日に200 ∘ Wで得られたデータの最終的な最適モデルスペクトルは、図1に赤で示されており 、SO 2柱密度1.72×10^17 cm^-2に相当する。
大気温度108 Kは、ミリ波や近赤外線から得られる温度（150 K～320 K）よりも低いことに留意すべきである （Moullet et al.、2010; ロスら、2020; De Pater et al.、2020;ルルーシュら、2015しかし、これらの高い大気温度は、TEXES中赤外線観測で観測された SO 2吸収線の形状を再現することができず、その矛盾はまだ解明されていない（de Pater et al.、2023) 。図1の青い線は、 大気温度が 170 K の場合の最も適合度の高いモデルスペクトルを示しており、観測された線の深さに到達することは不可能であることを示しています。大気温度が低い場合、SO 2密度を増加させることで線の深さを増やすことができますが、これらの高温では、SO 2密度をさらに増加させると、吸収線ではなく輝線が生成されます。図 1に示すスペクトルでは、大気温度が 93～142 K の場合、カイ二乗統計量を減らしてスペクトルに適合できます。
𝜒𝜈2<1.
各SO 2カラム密度値の誤差を計算するために、想定された大気温度の誤差 （標準偏差12 K、Tsang et al.、2012）と観測データのノイズ（データと最適モデルスペクトル間の残差の標準偏差、図 1に灰色で表示）を加算して合成した「観測」スペクトルを生成し、平均 108 K 値の代わりにランダムに摂動させた大気温度を使用して、実際のスペクトルと同じ方法でフィッティングしました。このプロセスを 1000 回繰り返し、これらの SO 2カラム密度の標準偏差を最適 SO2カラム密度の誤差としました。
3結果
3.1経度変動
スペンサーら（2005) は、赤道上のSO2柱密度が経度の関数として有意に変動することを示したが、 Tsang et al. (2012)およびTsang et al. （2013b) は、木星年のタイムスケールでも大きな時間変動があることを示している。経度方向の変動のみを調べるために、2012年10月～2013年 2 月（近日点通過直後）と 2022年 6月～2022年 9月（次の近日点通過直前）の 2 つの個別の期間から得られた結果を検討します。これらの期間に得られた SO 2柱密度は、イオ中心経度の関数として図2に示されています。各期間は木星年のタイムスケールでは十分短いため、時間変動は無視できます。2 つの期間間で観測された密度変動は、2012～2013 年の値に 1.1 のスケーリング係数を適用することで説明され、これにより 2 つのデータセット間のオフセットが最小限に抑えられます。図2の黒い線は、 データの反木星 (120～240 ∘ W) セグメントに最もよく適合する曲線 (ガウス分布と多項式の組み合わせ) を示しています。この範囲内で空間的な変動が大きいため、セクション3.2ではこの曲線を使用して、 SO 2柱密度を特定の経度に正規化し、時間的な変動を調べます。
図2:2つの離散期間におけるイオ中心経度の関数としてのSO2赤道柱密度。2012～2013年のデータは、2つの期間間の季節による時間的差異を考慮に入れるため、1.1 倍に拡大縮小されています。黒い線は、反木星経度領域に最もよく適合する曲線を示しています。
図 2は、示された両期間において、SO2赤道柱密度が経度によって大きく変化していることを示しています。最大密度は反木星経度に位置し、
〜180 ∘ Wで、木星に面した半球では密度が最小となり、〜330 ∘ W。最大密度と最小密度の差は5～8倍です。これらの結果は、Spencerらが発表した縦断的結果と類似しています。（2005）は2001年から2004年に得られたTEXESデータから算出され、最大値は
〜180 ∘ W、最小値は〜300 ∘ Wであり、両者の差は〜10. 2001～2004年、2012～2013年、2022年のデータを比較すると、大気密度の経度傾向は20年間にわたって持続していることがわかります。これらの結果については、第 4章でさらに詳しく説明します。
3.2反木星半球における時間変動
図 3 は、イオの反木星側における SO 2赤道柱密度の長期的な時間的変動を示しています。表1に記載されている 150 件の独立した観測のうち、図 3 は中心経度 120～240 ∘ W で取得されたサブセットを示しています。図 2は、この比較的狭い経度の範囲内でさえ、SO 2にかなりの経度変動があることを示しています。これを補正するために、図 2の黒い近似曲線を使用して、測定された各 SO 2密度を同等の 180 ∘ W 値に正規化しました。図 3 (a) は 2001～2023年の時系列全体を示し、図 3 (b) は同じデータを示していますが、2 つの木星年 (2001～2013年と 2013～2023年) が重ね合わされています。
図3:反木星赤道 SO 2柱状元素濃度の季節変動。(a) 2001～2023年の時系列。(b) 同じ時系列だが、木星の 2年 (2001～2013年と 2013～2023年) が重ね合わされている。データは 120～240 ∘ W の経度をカバーし、180 ∘ Wに正規化されている。一点鎖線は、SO2霜蒸気圧平衡曲線 (点線) と一定の推定火山成分 (実線) を組み合わせた、最もよく適合する季節モデルを示している。
4考察と結論
本稿では、IoのSOの測定値を提示する222年間の大気密度、以前に示された観測を拡張しますSpencer et al. (2005)そしてTsang et al. (2012,2013bの).SO2の時系列大気が最も厚いイオの反木星半球の柱の存在量は、現在、ほぼ2木星年をカバーしており、赤道極大が2.1×10^17cm^-2近日点付近、極小0.9×10^17cm^-2遠日点の近くで、太陽中心距離に明確かつ繰り返し依存していることを示している。木星の2年目の観測は、1年目と同じ傾向をたどっており、明らかな経年変動はない。
この季節パターンは、時間とともに変化する霜昇華曲線と定数成分を組み合わせた単純なモデルを使用してうまく適合させることができます。定数成分は、直接火山放射が原因である可能性があります。火山活動は、数ヶ月以下の時間スケールで大きな時間的変動を示すが、複数年の時間スケールではほぼ一定に保たれる可能性がある。観測値と図3のモデルの間の残差が0.3を超えることはめったにないという事実
×10^17cm^-2地上調査で見られる離散的で短命な火山活動は、(例えば、de Kleerとde Pater、2017;Tate et al.,2023)この値を超えると、ディスク積分大気圧カラムの密度に寄与することはめったにありません。
近日点では、表面温度が最も高くなるとき、我々のモデルは、反木星半球の昇華成分が64±5%反木星半球の大気密度、定数成分は36±5%.遠日点では、表面温度が最も低くなると、支配的なメカニズムが逆転し、定数成分が82±11%を提供する
及び18±11%を提供する昇華成分 .最近の観察は、Tsang et al. (2012,2013bの)霜の昇華と火山の直接的な放出の両方が、イオの大気に大きく貢献していること。しかし、2年間にわたる一貫した季節変動は、昇華支持の重要性の明白な証拠を提供する一方で、上記の季節大気モデルの限界は、恒常的な、潜在的に火山性の成分の特性を推測する際に注意が必要であることを意味します。このモデルでは、この定数成分は、観測された振幅と一致するようにモデルの季節変動の振幅を減らすために必要ですが、より高度なモデルでは、昇華サポートのみを使用して観測された振幅を一致させることができる可能性があります。大気の長期安定性は、この論文(縦方向および季節的影響を考慮した後)とLy-\textalphaイメージングによって実証されました(ジオノとロス、2021)は、表面SOの40年>安定性を考えると、昇華支持から期待されます2ボイジャーの可視波長イメージングで明らかな霜の分布(McEwen et al.,1988)ニューホライズンズへ(Spencer et al.,2007)、ジュノーへ(Mura et al.,2023).
反木星半球では、ボロメトリックボンドアルベドは0.56−0.03+0.04である
熱慣性は250−90+100MKSです。これらの結果は、Tsang et al. (2012)ただし、過去 10 年間に行われた追加の観察により、誤差範囲が小さくなります。これらの熱物理学的霜特性は、以前の独立した測定値とも完全に一致しています。ガリレオのイオの画像を使って、Simonelli et al. (2001)地表の平均ボンドアルベドは0.51±0.09であることがわかりました. この値は、SO2 のある領域とない領域を結合します。ice なので、SO2 のアルベドを制約するために氷だけ、Tsang et al. (2012)ボンドアルベドの地図を比較しましたSimonelli et al. (2001)からの部分的な霜の適用範囲の地図を使ってDouté et al. (2001)SO2のボンドアルベドを推定するには、イオの表面の氷は0.55以上です。Walker et al. (2012)この制約条件と、HST/STIS による大気中のカラム密度観測値の組み合わせを使用しました(Jessup et al.,2004)ガリレオの光偏光計放射計(PPR)による表面温度測定(Rathbun et al.,2004)SO2のボンドアルベドを推測するには、フロストは0.55±0.02でした、熱慣性は200±50 MKSでした。
SO2 のこの論文で提示する大気密度の結果は、以前に報告された大きな縦方向変動の長期的な持続性を示しており、最大密度は∼180∘で最小密度の5～8倍になります。∼330∘.2001年から2004年にかけてのTEXES観測の結果では、∼10 最大値との差∼180∘W と∼
300∘W(Spencer et al.,2005).複数年にわたって取得されたHST/STISのLy-\textalpha画像も、より高いSOを示しています2反木星半球の密度(Feaga et al.,2009;ジオノとロス、2021)ただし、これらの結果の誤差範囲は大きいことに注意してください(ジオノとロス、2021).
SO2におけるこの縦方向のばらつきの原因密度はまだ十分に確立されていません。この違いが昇華によって引き起こされている場合は、SO2の空間的な違いが原因である可能性があります経度によって大きく変化する表面氷の熱物性またはフラクショナルカバレッジ(McEwen et al.,1988)大気分布に厳密に一致する方法で(Spencer et al.,2005).単純な蒸気圧平衡モデルでは、表面のフラクショナルフロスト被覆はカラム密度に影響を与えませんが、このような単純なモデルは、SOの滞留時間など、Ioの動的で斑点状の雰囲気には適用されない可能性があります2非SOの分子2表面成分が長い(Walker et al.,2010).たとえ表面の氷に変化がなくても、木星に面した半球では木星による日食が定期的に起こり、反木星側に比べて日平均表面温度が下がり、表面の氷の昇華が減り、大気密度が低下する。木星に面した半球に衝突する木星からの追加の熱放射は、日食中の太陽光の損失を補うのに十分ではありません。日食効果は、Tsang et al. (2012)そしてWalker et al. (2012)縦方向の変動のドライバーとして。ザWalker et al. (2012)大気シミュレーションの結果、サブジュピター点の昼間平均大気密度は反木星点の4倍であり、観測された5-8の比率とあまり変わらないことが示された。我々の数値熱モデルでは、昇華駆動のSO2密度が4〜5減少するという同様の係数が生成されます。縦方向の変動に対するもう一つの寄与は、反木星半球でより豊富に見られる活動プルームの不均質な空間分布を考えると、火山の直接供給の変動である可能性がある(マキューエンとソダーブロム、1983;スペンサー等、2007;ガイスラーとマクミラン、2008).
木星に面したデータは、吸収線が弱いため、よりまばらでノイズが多いが、IRTF/TETEXESの観測は、反木星半球ではっきりと観察される季節依存性が、木星に面した半球にも存在することを示している。このことは、昇華が両半球の大気支持に重要な役割を果たすことを示しており、第1章で論じた木星日食の研究と一致している。木星に面した半球では、SO2カラム密度が近日点付近で 0.4 ×10^17cm^-2に達する
遠日点の近く0.1×10^17cm^-2に低下。この木星以南の季節パターンは、反木星半球と同じ熱物理学的氷のパラメータを用いて適合できることがわかった。アルベドと熱慣性の値が異なることは確かにあり得るが、そのような違いはデータでは必要とされず、昇華によって駆動される大気密度の低さは、日食によってもっともらしく説明できる。遠日点付近で見られる大気密度の低さは、木星以南半球の恒常的な火山成分が小さいことを示しており、これも大気密度の空間的不均一性に寄与している可能性がある。
22年間のIRTF/TEXES観測によるイオのSO2大気の季節変動と経時変動
要約
2001年から2023年にかけて、NASAの赤外線望遠鏡施設のTEXES装置を用いて、イオの高スペクトル分解能中間赤外線観測を行いました。これらの観測値は、529.8 cm^-1(18.88μm)を中心としていましたで、いくつかのSO2を含む吸収線。これらの吸収線の形状と強度をモデル化することで、IoのSO2がどのようになっているかを決定することができます。大気密度は22年間で変化し、木星のほぼ2年間をカバーしています。これまでの解析では、反木星半球におけるイオの大気の密度は、季節的に変化する霜の昇華成分と火山性として想定される一定の成分の和としてモデル化できる、明確な季節的時間変動を示すことが示されている。新しいデータは、この季節パターンが木星の2年目に繰り返されることを示しており、昇華支援の重要性を裏付けている。以前の研究で見出されたイオの大気密度のかなりの経時的変動は、SO2による木星の2年目でも安定している木星に面した半球の柱密度は、反木星半球の5～8倍低い。木星に面した半球の季節変動も初めて検出しました。これは、昇華と小さな定常光源の組み合わせとしてモデル化することもできます。木星に面した半球の大気密度が低いのは、地表温度が下がり、大気の昇華による成分が減少する毎日の木星日食と、SO2を直接放出する火山活動のレベルが低いことで、もっともらしく説明できます大気中に。
キーワード：Io 大気、構造 赤外線観測 分光法
イオのSO2大気密度は太陽中心距離に応じて季節的に変化する
大気は表面SO2の昇華によって支えられている両半球の霜
大気密度は、木星に面した半球では一貫してはるかに低くなっています
日食と不均質な火山噴出物は、経時的変動を促進する可能性があります
1紹介
イオのSO2-優勢な雰囲気は、蒸気圧平衡と表面SO2の組み合わせによって支えられていると考えられています霜と火山噴煙からの直接供給により、太陽系で最も珍しい大気の1つとなっています(de Pater et al.,2023).霜の昇華による有意な支持の証拠は、以下に述べるように、現在非常に強力であるが、昇華と火山活動の相対的な役割はまだ完全には理解されていない。イオの大気のいくつかのタイプの観測は、主に霜の昇華が地表に入射する太陽光の量に依存するが、火山活動はそうではないという事実を利用して、2つの源からの寄与をからかうために以前に使用されてきた。これらの研究では、大気密度の地理的な変化が考慮されています(Jessup et al.,2004;スペンサー等、2005;Lellouch et al.,2015)、日食に対するオーロラと大気の反応(サウルスとストロベル、2004;Retherford等、2007;Tsang et al.,2016;De Pater等、2020)、現地時間の関数としての大気密度(ジェサップとスペンサー、2015;Lellouch et al.,2015)、および木星の年間にわたる季節変動(Tsang et al.,2012,2013bの).本節では、これらの先行研究の成果をまとめ、本研究への貢献について紹介する。
紫外線と赤外の両方の観測を使用した研究では、SO2が大気密度はイオの反木星半球でピークに達し、柱の密度は木星に面した経度の約10倍である(Jessup et al.,2004;スペンサー等、2005;Tsang et al.,2013年Aの).この広範な地理的分布は、両方のSO2と相関しています霜の分布(McEwen et al.,1988)活発なプルームの位置(マキューエンとソダーブロム、1983;スペンサー等、2007;ガイスラーとマクミラン、2008)したがって、霜の昇華または火山活動のいずれかを主要な大気支持メカニズムとしてサポートする可能性があります。ただし、空間的に解決された観測データでは、Jessup et al. (2004)そしてLellouch et al. (2015)SO2の増加が活発なプルームは比較的控えめであり、霜の昇華が優勢であり、火山活動がより小さな構成要素であることを示唆しています。
イオ放射とSO2柱の密度は、木星による日食中に著しく減少することが観察されています。サウルスとストロベル (2004)そしてRetherford et al. (2007)両者とも、イオの紫外線オーロラ放射の日食に対する反応を研究し、放射の減少は大気密度の大幅な減少によるものに違いないことを発見した。どちらの研究も、太陽に照らされたとき、霜の昇華が大気の少なくとも90%の原因であるに違いないが、火山活動は日食中と夜行時に支配的である可能性があると推測した。Tsang et al. (2016)中赤外線観測を使用して、イオのSO2がイオが木星の影に移動すると大気は5倍に崩壊し、木星に面した大気は昇華が支配的であると結論付けられます。De Pater et al. (2020)日食に出入りする1mm帯のIoを測定し、SO2を観測した。大気は部分的に崩壊し、改革します。昇華は大気の維持に重要な役割を果たしているに違いないが、崩壊の程度は火山源が30～50%寄与していることを示唆していることが分かった。
イオの大気の日周観測は、やや矛盾する結果をもたらした。Lellouch et al. (2015)SO2における中程度の日周変動を測定空間的に分解された赤外観測を使用したIoの円盤全体の柱密度。この観測は、少なくとも部分的に昇華駆動の大気の証拠を提供します。それに対してジェサップとスペンサー(2015)ハッブル宇宙望遠鏡(HST)の宇宙望遠鏡イメージング分光器(STIS)の近紫外分光法を用いて、同じ経度で得られた大気密度を比較したところ、わずかな差が見られました。この変動性の欠如は、主に火山の支持と一致しているが、これらの観測は、昇華する霜の高い熱慣性によっても説明でき、日中の温度と蒸気圧の変動の振幅が小さくなる。
だから2530cm^-1(19 μm)での吸収線は、2001年にNASAの赤外線望遠鏡施設(IRTF)の高分解能中間赤外分光器であるTETESを使用して、イオの大気中で初めて測定されました(Spencer et al.,2005).それ以来、季節変動を追跡するために、イオの大気の定期的な観測が続けられてきました。Tsang et al. (2012,2013bの)2001年から2013年までの反木星密度のピーク変動を追跡し、SO2の大幅な増加を発見した近日点付近の大気密度は、地表の霜が最も暖かく、蒸気圧が最も高くなると予想され、この半球の霜の昇華が大きな役割を果たしていることを示しています。しかし、霜の温度と蒸気圧の季節変動のモデルでは、観測された季節変動の振幅に一致させるために、追加の定数成分も必要であることが示されました。この定数成分は火山性であると推定された。一方、火山活動は数か月以内の時間スケールで変化することが観察されています(例えば、de Kleer と de Pater、2017;Tate et al.,2023)、季節変動がないため、より長い時間スケールで一定の発生源と見なすことができます。
この論文では、以前のTEXES/IRTFの観測をSpencer et al.(2005)そしてTsang et al.(2012,2013bの)そして、イオの大気SO2の時系列を提示します2001年から2023年をカバーする密度。この22年間のデータセットは、ほぼ2年の木星年をカバーしており、 同じ装置と望遠鏡を用いたイオの大気の最長連続連続観測と、HST/STISによるLy-\textalphaイメージング。しかしジオノとロス(2021)からの再分析された観測値Feaga et al. (2009)そして、Ly-\textalpha イメージは SO2に対して十分に感度が足りないことを発見しました。密度は季節変化を追跡し、IRTF/TEXESの観測値を他に類を見ない価値を持たせています。長期観測により、以前に観測された季節的な振る舞いが継続していることを確認し、経年変動を探すことができます。最近の観測は、以前よりも高い頻度で取得され、より広い範囲の経度をカバーしているため、季節モデルをより適切に制約し、密度の低い木星に面した半球の季節的な大気変動を探索できるようになりました。セクション2では、観測値、データ削減、およびSO2の取得に使用されるスペクトルモデリングについて説明します各観測値からの密度。反木星半球と木星に面した半球の縦方向の変動と時間的変動については、第3章で、これらの結果は第4章で議論する。
2観測
2.1TEXES観測
2001年から2023年にかけて、TEXES装置を使用してイオの定期的な観測が行われた （Lacy et al.、2002) は、マウナケア山頂の 3 メートル IRTF 望遠鏡に搭載された高解像度中間赤外線分光器です。データは 24 回の観測で取得され、表 1にまとめられています。これらの観測のうち最初の 10 回 (2001～2013 年) は、以前にSpencer らによって分析されています (2005)および Tsang et al. （2012、2013bデータセット全体は現在、木星のほぼ 2 年分に及ぶため、季節的な傾向を明確に観察し、年次間の変動を調査することができます。
表1：この研究に貢献した IRTF 観測実行の概要: 各実行の開始日と終了日、観測実行中に取得されたイオの独立した観測の数、これらの各観測の中心経度、および木星系の太陽中心距離。
SO2のスペクトル特性を診断的に最適に配置するために、観測は529.8 cm^-1(18.88 µm)を中心とし、毎晩イオのドップラーシフトに合わせて調整されました。この波数では、TEXESの分解能は〜75,000でバンドパスは〜3 つの交差分散オーダーにわたって1.6 cm^-1 です。観測のスペクトル設定は図 1に示されています。3番目のオーダーは530.4 cm^-1の強い SO2吸収特性を中心としており、他の 2つのオーダーはいくつかの弱い SO2吸収線も捉えています。これらの吸収線の形状をモデル化することで、イオの大気の密度を制限することができます。
図1：黒: 2022年 6月29日にイオ中心経度 200 ∘ W で取得された、縮小されたイオ スペクトルの例。スペクトルのノイズは灰色で示されています。スペクトルはカリスト スペクトルで除算され、平坦化されて正規化されています。吸収特性は SO2によるものです。赤: 大気温度を 108 K と仮定して、スペクトル モデリング手法から取得した対応する最適モデル スペクトル。青: 大気温度を 170 K と仮定して、最適モデル スペクトル。
TEXES 装置のスリットは天の南北方向に沿って配置され、スリットに沿ってイオを 6 インチ傾けることで観測が行われました。この傾ける観測モードでは、目標を外れることなく空と望遠鏡からの放射を取り除くことができます。このスペクトル設定での装置のスリット幅は 2 インチで、これは常にイオの直径 0.8～1.3 インチよりも大きいため、観測は全半球にわたってディスク平均化され、中心経度は観測時間によって異なります。このスペクトル設定では明るくスペクトル的に灰色であるカリストの観測も、装置と地殻の影響を取り除くための除数として取得されました。
各観測シーケンスはカリスト上の16のノッドペアで構成されていました（〜5分）、続いてイオで128回のうなずきペア（〜40分）。このイオの積分時間を加算すると、イオの回転に合わせて平均化する中心経度の範囲を制限しながら、SO 2吸収線をモデル化するのに十分な信号対雑音比が得られます。この観測シーケンスは通常、観測実行中の数晩にわたって、1晩に1～3回繰り返されます。これにより、表1に示すように、それぞれが異なるイオ中心経度に対応する、イオの複数の独立した観測値を取得できました 。
2.2データ削減
イオとカリストのうなずき観測は、 Lacy らによって説明された TEXES データ削減パイプラインを使用して削減されました。(2002このソフトウェアは、フラット フィールド化、スカイ減算を実行し、機器の幾何学的光学歪みの大部分を除去します。波長の較正は、スペクトル ウィンドウ内にある地熱吸収線を使用して実現しました。Spencer らによって以前に分析された観測データを含むすべてのデータ は、2005)およびTsang et al. （2012、2013b）は、一貫性を確保するために、最新バージョンのデータ削減パイプラインを使用して再度削減されました。
与えられた観測シーケンスからのイオ観測値は、信号対雑音比の二乗で重み付けされて加算され、このスペクトルは最も近い気団を持つ等価のカリストスペクトルで除算されました。この除算は、残留する機器効果と地殻特性をさらに除去する働きをします。除算されたスペクトルの最終的な連続スペクトルの傾斜は、SO2吸収のないスペクトルのセグメントに曲線をフィッティングし、この曲線で除算することによって補正され、スペクトルはイオの静止フレームにドップラーシフトされました。図 1は、2022年6月29日に経度200 ∘ Wで取得された最終的な縮小スペクトルを示しています。表1に記載されている150の観測値のそれぞれについて、比較可能なスペクトルが生成されました 。いずれの場合も、連続スペクトルは1に正規化されていますが、SO2吸収線の深さは、経度と時間の両方の変動により大幅に異なります。
2.3スペクトルモデリング
吸収スペクトルから 赤道SO 2柱密度を取得するために、我々は以前にSpencerらが使用したのと同じ方法を使用しました。2005)および Tsang et al. （2012イオの大気は密度が低いため、局所熱力学的平衡 (LTE) には達しておらず、非 LTE モデルを使用してモデル化する必要があります。そこで、非 LTE モデルを使用して、SO2 の \textnu 2 振動モードにおける最初の励起状態の分布を計算します。この状態が、529 ～ 531cm^-1に存在する吸収線の原因です。次に、このモデルを使用して、Jessup ら (2004)と Veeder ら ( )に基づく地表熱放射 1994順方向モデルについては、 Spencer et al. (2005)および Tsang et al. （2012)。
この単純なモデルにはいくつかの制限があります。まず、各観測値を独立して削減するために、データに適合させるディスク統合モデルスペクトルを決定する際に、経度に対して一定のSO 2カラム密度を 仮定します（Spencer et al.、2005)、データは柱密度が実際には経度によって変化することを示しているにもかかわらずである。同様に、SO 2柱密度を霜温度から決定する場合、赤道霜温度は、太陽光が当たる半球上の一日中の昼間の最高気温に等しいと仮定される。ディスク積分スペクトルが地球下または太陽直下点から数十度以内の領域によって支配されていることを考えると、これらの近似は第一の順序では良好である。しかし、単純化によって推定される経度変動がいくらか不明瞭になり (図 2 )、霜アルベドと熱慣性の特定の組み合わせに対してディスク積分柱密度が過大評価される可能性がある。
Tsang et al. ( )に記載されているように 2012) 、これらの合成スペクトルは、赤道 SO 2柱密度と大気温度の範囲で生成され、TEXES 観測のスペクトル分解能と一致するように平滑化されました。次に、 \textchi 2最小化コードを使用して、測定された各 TEXES スペクトルに最もよく適合するモデルスペクトルを見つけました。Tsang et al. (2012）は、当初、大気温度とSO 2柱密度の両方を同時にフィッティングしたが、大気温度を平均フィッティング値108 Kに固定しても、フィッティングの品質に大きな影響はないことを発見した。ここでも同じアプローチを採用し、大気温度を108 Kに固定し、各スペクトルをフィッティングする際にSO 2柱密度のみを変化させる。2022年6月29日に200 ∘ Wで得られたデータの最終的な最適モデルスペクトルは、図1に赤で示されており 、SO 2柱密度1.72×10^17 cm^-2に相当する。
大気温度108 Kは、ミリ波や近赤外線から得られる温度（150 K～320 K）よりも低いことに留意すべきである （Moullet et al.、2010; ロスら、2020; De Pater et al.、2020;ルルーシュら、2015しかし、これらの高い大気温度は、TEXES中赤外線観測で観測された SO 2吸収線の形状を再現することができず、その矛盾はまだ解明されていない（de Pater et al.、2023) 。図1の青い線は、 大気温度が 170 K の場合の最も適合度の高いモデルスペクトルを示しており、観測された線の深さに到達することは不可能であることを示しています。大気温度が低い場合、SO 2密度を増加させることで線の深さを増やすことができますが、これらの高温では、SO 2密度をさらに増加させると、吸収線ではなく輝線が生成されます。図 1に示すスペクトルでは、大気温度が 93～142 K の場合、カイ二乗統計量を減らしてスペクトルに適合できます。
𝜒𝜈2<1.
各SO 2カラム密度値の誤差を計算するために、想定された大気温度の誤差 （標準偏差12 K、Tsang et al.、2012）と観測データのノイズ（データと最適モデルスペクトル間の残差の標準偏差、図 1に灰色で表示）を加算して合成した「観測」スペクトルを生成し、平均 108 K 値の代わりにランダムに摂動させた大気温度を使用して、実際のスペクトルと同じ方法でフィッティングしました。このプロセスを 1000 回繰り返し、これらの SO 2カラム密度の標準偏差を最適 SO2カラム密度の誤差としました。
3結果
3.1経度変動
スペンサーら（2005) は、赤道上のSO2柱密度が経度の関数として有意に変動することを示したが、 Tsang et al. (2012)およびTsang et al. （2013b) は、木星年のタイムスケールでも大きな時間変動があることを示している。経度方向の変動のみを調べるために、2012年10月～2013年 2 月（近日点通過直後）と 2022年 6月～2022年 9月（次の近日点通過直前）の 2 つの個別の期間から得られた結果を検討します。これらの期間に得られた SO 2柱密度は、イオ中心経度の関数として図2に示されています。各期間は木星年のタイムスケールでは十分短いため、時間変動は無視できます。2 つの期間間で観測された密度変動は、2012～2013 年の値に 1.1 のスケーリング係数を適用することで説明され、これにより 2 つのデータセット間のオフセットが最小限に抑えられます。図2の黒い線は、 データの反木星 (120～240 ∘ W) セグメントに最もよく適合する曲線 (ガウス分布と多項式の組み合わせ) を示しています。この範囲内で空間的な変動が大きいため、セクション3.2ではこの曲線を使用して、 SO 2柱密度を特定の経度に正規化し、時間的な変動を調べます。
図2:2つの離散期間におけるイオ中心経度の関数としてのSO2赤道柱密度。2012～2013年のデータは、2つの期間間の季節による時間的差異を考慮に入れるため、1.1 倍に拡大縮小されています。黒い線は、反木星経度領域に最もよく適合する曲線を示しています。
図 2は、示された両期間において、SO2赤道柱密度が経度によって大きく変化していることを示しています。最大密度は反木星経度に位置し、
〜180 ∘ Wで、木星に面した半球では密度が最小となり、〜330 ∘ W。最大密度と最小密度の差は5～8倍です。これらの結果は、Spencerらが発表した縦断的結果と類似しています。（2005）は2001年から2004年に得られたTEXESデータから算出され、最大値は
〜180 ∘ W、最小値は〜300 ∘ Wであり、両者の差は〜10. 2001～2004年、2012～2013年、2022年のデータを比較すると、大気密度の経度傾向は20年間にわたって持続していることがわかります。これらの結果については、第 4章でさらに詳しく説明します。
3.2反木星半球における時間変動
図 3 は、イオの反木星側における SO 2赤道柱密度の長期的な時間的変動を示しています。表1に記載されている 150 件の独立した観測のうち、図 3 は中心経度 120～240 ∘ W で取得されたサブセットを示しています。図 2は、この比較的狭い経度の範囲内でさえ、SO 2にかなりの経度変動があることを示しています。これを補正するために、図 2の黒い近似曲線を使用して、測定された各 SO 2密度を同等の 180 ∘ W 値に正規化しました。図 3 (a) は 2001～2023年の時系列全体を示し、図 3 (b) は同じデータを示していますが、2 つの木星年 (2001～2013年と 2013～2023年) が重ね合わされています。
図3:反木星赤道 SO 2柱状元素濃度の季節変動。(a) 2001～2023年の時系列。(b) 同じ時系列だが、木星の 2年 (2001～2013年と 2013～2023年) が重ね合わされている。データは 120～240 ∘ W の経度をカバーし、180 ∘ Wに正規化されている。一点鎖線は、SO2霜蒸気圧平衡曲線 (点線) と一定の推定火山成分 (実線) を組み合わせた、最もよく適合する季節モデルを示している。
4考察と結論
本稿では、IoのSOの測定値を提示する222年間の大気密度、以前に示された観測を拡張しますSpencer et al. (2005)そしてTsang et al. (2012,2013bの).SO2の時系列大気が最も厚いイオの反木星半球の柱の存在量は、現在、ほぼ2木星年をカバーしており、赤道極大が2.1×10^17cm^-2近日点付近、極小0.9×10^17cm^-2遠日点の近くで、太陽中心距離に明確かつ繰り返し依存していることを示している。木星の2年目の観測は、1年目と同じ傾向をたどっており、明らかな経年変動はない。
この季節パターンは、時間とともに変化する霜昇華曲線と定数成分を組み合わせた単純なモデルを使用してうまく適合させることができます。定数成分は、直接火山放射が原因である可能性があります。火山活動は、数ヶ月以下の時間スケールで大きな時間的変動を示すが、複数年の時間スケールではほぼ一定に保たれる可能性がある。観測値と図3のモデルの間の残差が0.3を超えることはめったにないという事実
×10^17cm^-2地上調査で見られる離散的で短命な火山活動は、(例えば、de Kleerとde Pater、2017;Tate et al.,2023)この値を超えると、ディスク積分大気圧カラムの密度に寄与することはめったにありません。
近日点では、表面温度が最も高くなるとき、我々のモデルは、反木星半球の昇華成分が64±5%反木星半球の大気密度、定数成分は36±5%.遠日点では、表面温度が最も低くなると、支配的なメカニズムが逆転し、定数成分が82±11%を提供する
及び18±11%を提供する昇華成分 .最近の観察は、Tsang et al. (2012,2013bの)霜の昇華と火山の直接的な放出の両方が、イオの大気に大きく貢献していること。しかし、2年間にわたる一貫した季節変動は、昇華支持の重要性の明白な証拠を提供する一方で、上記の季節大気モデルの限界は、恒常的な、潜在的に火山性の成分の特性を推測する際に注意が必要であることを意味します。このモデルでは、この定数成分は、観測された振幅と一致するようにモデルの季節変動の振幅を減らすために必要ですが、より高度なモデルでは、昇華サポートのみを使用して観測された振幅を一致させることができる可能性があります。大気の長期安定性は、この論文(縦方向および季節的影響を考慮した後)とLy-\textalphaイメージングによって実証されました(ジオノとロス、2021)は、表面SOの40年>安定性を考えると、昇華支持から期待されます2ボイジャーの可視波長イメージングで明らかな霜の分布(McEwen et al.,1988)ニューホライズンズへ(Spencer et al.,2007)、ジュノーへ(Mura et al.,2023).
反木星半球では、ボロメトリックボンドアルベドは0.56−0.03+0.04である
熱慣性は250−90+100MKSです。これらの結果は、Tsang et al. (2012)ただし、過去 10 年間に行われた追加の観察により、誤差範囲が小さくなります。これらの熱物理学的霜特性は、以前の独立した測定値とも完全に一致しています。ガリレオのイオの画像を使って、Simonelli et al. (2001)地表の平均ボンドアルベドは0.51±0.09であることがわかりました. この値は、SO2 のある領域とない領域を結合します。ice なので、SO2 のアルベドを制約するために氷だけ、Tsang et al. (2012)ボンドアルベドの地図を比較しましたSimonelli et al. (2001)からの部分的な霜の適用範囲の地図を使ってDouté et al. (2001)SO2のボンドアルベドを推定するには、イオの表面の氷は0.55以上です。Walker et al. (2012)この制約条件と、HST/STIS による大気中のカラム密度観測値の組み合わせを使用しました(Jessup et al.,2004)ガリレオの光偏光計放射計(PPR)による表面温度測定(Rathbun et al.,2004)SO2のボンドアルベドを推測するには、フロストは0.55±0.02でした、熱慣性は200±50 MKSでした。
SO2 のこの論文で提示する大気密度の結果は、以前に報告された大きな縦方向変動の長期的な持続性を示しており、最大密度は∼180∘で最小密度の5～8倍になります。∼330∘.2001年から2004年にかけてのTEXES観測の結果では、∼10 最大値との差∼180∘W と∼
300∘W(Spencer et al.,2005).複数年にわたって取得されたHST/STISのLy-\textalpha画像も、より高いSOを示しています2反木星半球の密度(Feaga et al.,2009;ジオノとロス、2021)ただし、これらの結果の誤差範囲は大きいことに注意してください(ジオノとロス、2021).
SO2におけるこの縦方向のばらつきの原因密度はまだ十分に確立されていません。この違いが昇華によって引き起こされている場合は、SO2の空間的な違いが原因である可能性があります経度によって大きく変化する表面氷の熱物性またはフラクショナルカバレッジ(McEwen et al.,1988)大気分布に厳密に一致する方法で(Spencer et al.,2005).単純な蒸気圧平衡モデルでは、表面のフラクショナルフロスト被覆はカラム密度に影響を与えませんが、このような単純なモデルは、SOの滞留時間など、Ioの動的で斑点状の雰囲気には適用されない可能性があります2非SOの分子2表面成分が長い(Walker et al.,2010).たとえ表面の氷に変化がなくても、木星に面した半球では木星による日食が定期的に起こり、反木星側に比べて日平均表面温度が下がり、表面の氷の昇華が減り、大気密度が低下する。木星に面した半球に衝突する木星からの追加の熱放射は、日食中の太陽光の損失を補うのに十分ではありません。日食効果は、Tsang et al. (2012)そしてWalker et al. (2012)縦方向の変動のドライバーとして。ザWalker et al. (2012)大気シミュレーションの結果、サブジュピター点の昼間平均大気密度は反木星点の4倍であり、観測された5-8の比率とあまり変わらないことが示された。我々の数値熱モデルでは、昇華駆動のSO2密度が4〜5減少するという同様の係数が生成されます。縦方向の変動に対するもう一つの寄与は、反木星半球でより豊富に見られる活動プルームの不均質な空間分布を考えると、火山の直接供給の変動である可能性がある(マキューエンとソダーブロム、1983;スペンサー等、2007;ガイスラーとマクミラン、2008).
木星に面したデータは、吸収線が弱いため、よりまばらでノイズが多いが、IRTF/TETEXESの観測は、反木星半球ではっきりと観察される季節依存性が、木星に面した半球にも存在することを示している。このことは、昇華が両半球の大気支持に重要な役割を果たすことを示しており、第1章で論じた木星日食の研究と一致している。木星に面した半球では、SO2カラム密度が近日点付近で 0.4 ×10^17cm^-2に達する
遠日点の近く0.1×10^17cm^-2に低下。この木星以南の季節パターンは、反木星半球と同じ熱物理学的氷のパラメータを用いて適合できることがわかった。アルベドと熱慣性の値が異なることは確かにあり得るが、そのような違いはデータでは必要とされず、昇華によって駆動される大気密度の低さは、日食によってもっともらしく説明できる。遠日点付近で見られる大気密度の低さは、木星以南半球の恒常的な火山成分が小さいことを示しており、これも大気密度の空間的不均一性に寄与している可能性がある。
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