ガニメデ固有の磁気圏で木星磁気圏から送り込まれたプラズマとガニメデ大気の衝突でオーロラが発生する。木星の影に入ることにより変動が起こるのでガニメデ大気と表面の間で酸素と水の凍結と昇華が繰り返しが起こっているようです。以下、機械翻訳。
ガニメデの光学オーロラの短時間スケール空間変動
要約
ガニメデのオーロラは、その固有の磁気圏と周囲の木星プラズマ環境との間の複雑な相互作用の産物であり、大気の組成と密度の両方を導出するために使用できます。本研究では、ガニメデのジュノーフライバイの1日後、2021年6月8日UTCに木星による日食中にKeck I/HIRESで撮影されたガニメデの光学オーロラの時系列を解析しました。このデータは、オーロラの明るさの空間分布と\qtylist630.0の間の比の最初の高ケイデンス分析を可能にするために、個々の5分間の観測で十分な信号対雑音比を持っていました。557.7nm ディスク積分オーロラ輝度 - ガニメデ大気中の O、O2、H2O の相対的な存在量の診断。その結果、木星の磁気圏の遠心赤道に近い半球(電子数密度が最も高い場所)は、反対側の半球の最大2倍の明るさであることがわかりました。木星の磁気圏からの荷電粒子の最も高いフラックスにさらされた夕暮れ(後続)半球も、夜明け(先行)半球のほぼ2倍の明るさでした。私たちは、日食中のシミュレートされたO2およびH2O大気からの放出をモデル化し、ガニメデが太陽光の下でH2O昇華大気をホストしている場合、ガニメデの表面特性に関する現在の理解を考えると、データに昇華雰囲気がないことを説明するには、予想よりも速い時間スケールで崩壊しなければならないことを発見しました。
オーロラ(2192);ガニメデ(2188);衛星による自然大気(2214)光学天文学 (1776)
†施設:WMケック天文台(ケックI / HIRES)
1紹介
ガニメデ周辺に希薄な大気が存在することを初めて検出したのは、半世紀以上前に恒星の掩蔽測定を用いて行われました(カールソンら、1973).初期の掩蔽測定では、表面圧は0.1Paと示唆され、その後の光化学モデリングでは、H2Oの光分解とHの優先的な脱出がO2優勢な雰囲気を生成することが示されました(ヤング&マッケルロイ、1977).クマール&ハンテン(1982)で追加の安定平衡があることを示しました。ユン&マッケルロイ(1977)ボイジャー1号のフライバイ中に取得されたデータを使用して見つけた10^-6Paの上限と一致する、はるかに低い10^-7Paの表面圧力でモデル化(ブロードフットら、1979).
ガニメデの大気は、内部で生成された双極子磁場の存在によって影響を受けます
10°その回転軸から(Kivelsonら、1996).この磁場は、木星の磁気圏から荷電粒子をガニメデの惑星の極に向け直し、地球と同様のオーロラ楕円を生成します。ガニメデの磁場とそれが存在する木星の磁気圏との間の相互作用は、その構造、特にガニメデの開磁力線と閉磁力線の境界が発生する惑星緯度を変更します。木星の磁場は約10時間の恒星周期で回転するため、ガニメデの172時間の公転周期よりもはるかに速いため、木星の磁気圏からの圧力により、ガニメデのラムに面した後半球の境界が高緯度に強制されます(Kivelsonら、2004;Jiaら、2009;Dulingら、2022).
Hall et al. (1998)ガニメデの大気からの放出の最初の検出を報告しました。彼らは、130.4と135.6nmの遠紫外線で2つの原子状酸素線を観測しました。線の輝度比は、O2への解離電子の衝撃によって生成されたことを意味すると結論付けました。また、この放射は衛星の極付近に空間的に閉じ込められており、これは衛星の磁場モデルと一致していることもわかりました。Kivelson et al. (1996).
フェルドマンら(2000)ハッブル宇宙望遠鏡の宇宙望遠鏡イメージング分光器(STIS)でガニメデの遠紫外線オーロラを観測しました。彼らはガニメデの角径よりも幅の広いスリットを使用し、単色放射の空間分布を画像化する能力を与えました。彼らは両方の\qtylist130.4で放出を検出しました。135.6nm、緯度以上で狭く閉じ込められています
±40°
これは、開いたフィールドラインとクローズフィールドラインの間の境界の予想される位置と一致していました。その結果、明るさが空間的にも時間的にも変動することを発見し、この放出はオーロラであり、ガニメデの磁気圏と木星の回転磁場に閉じ込められたプラズマとの間の相互作用によって引き起こされたと結論づけた。
ガニメデのオーロラは、回転力がプラズマの分布を支配する木星の磁気圏に閉じ込められた電子による大気分子の解離から生成されます。現在利用可能な磁気圏プラズマの特性に対する最良の制約は、ガリレオとボイジャー1号のデータから来ています。バジェナル&デラメア(2011)これらのデータを使用して、木星周辺の宇宙環境をモデル化し、プラズマシート内の電子の密度、エネルギー、スケールの高さを木星からの距離の関数として計算しました。Eviatarら(2001)の紫外線観測の強度を分析しました。フェルドマンら(2000)また、木星の回転磁気圏の電子からの直接の衝突は、ガリレオの電子数密度の測定を考えると、観測されたオーロラの明るさを励起できないことを発見しました。彼らは、ガニメデの磁場が木星の磁場と再び結合する開/閉磁力線境界での磁気圏相互作用によって、電子をより高いエネルギーに加速する必要があると結論付けました。
McGrathら(2013)紫外線オーロラの形態に、先行半球、後半球、木星亜半球の形態の違いが観察されました。これらの観測は、後流/上流半球の高緯度での放出を示し、Jia et al. (2009).後の観測では、これと同じ半球の形態が示され、ガニメデのオーロラ楕円の固有の形状と、ガニメデの磁気圏の開/閉磁力線境界との空間的相関が示されました(Musacchioら、2017;Molyneuxら、2018;ロスら、2021;Greathouseら、2022;マルゾクら、2022;Saur et al.,2022).
大きな未解決の問題は、ガニメデの大気の構成です。これまでの遠紫外線オーロラ観測のほとんど(ホール他、1998;フェルドマンら、2000;McGrathら、2013)\qtylistの比率は 130.4;135.6nmのオーロラ輝度は、10^18と10^19m^-2の間の柱密度を持つO2大気を示していました。.しかしRoth et al. (2021)ハッブル/STISの高空間分解能スペクトルを用いて、椎間板の中心とリムの間の2つの放射の比率に違いがあることを発見しました。彼らは、この変動性を、太陽光中のピークカラム密度が約6×10^19m^-2のサブソーラーポイント(円盤中心付近)の周囲に局所的なH2O大気が存在することに起因しており、これは全球のO2大気に加えて存在すると考えました。
地上での光学観測は空間分解能が低くなりますが、4つの独立した光学的酸素放出があります(557.7nm輝線の場合、630.0/636.4nmダブレット、777.4nmトリプレットと844.6nmトリプレット)を、紫外線で検出されるのはわずか2つ(130.4nmトリプレットと135.6nmダブレット)。光の波長は地上から観察できるため、大型の望遠鏡は、より短い積分時間とより優れた信号対雑音比でケイデンスを観察する能力を提供します。de Kleer et al. (2023)ガニメデのオーロラの最初の光波長観測を発表し、柱密度が(4.7±0.1)×10^18m^-2のO2大気の証拠を発見しました。その結果、H2O カラム密度の上限は 3×10^17m^-2 であり、半球平均化が最大であることがわかった。
H2O/O2
Eclipseのカラム密度比はわずか0.06です。太陽に照らされた大気中のH2O分布と密度は、次式で提案されました。Roth et al. (2021)H-αの\qty46Rを生成します
エミッションですが、de Kleer et al. (2023)H-α は検出されませんでした
(日食で)そして配置されました2σ
上限は1.8Rです。この大きな違いは、H2O
観測間の豊富さは、昼夜の違いを示唆しており、衛星が影に入る日食の進入中に短い時間スケールで大気の変化を観察することで調査できます。
ガニメデの大気の潜在的な変動性を評価するために、2021-06-08 UTCに取得したデータを使用して、その光学オーロラの時系列分析を実施しました。この観測から得られた空間的および時間的に平均化されたオーロラの明るさは、より広範なデータセットの一部として公開されました。de Kleer et al. (2023).この研究では、個々の観測値間の空間的および時間的変動を調べました。557.7の半球の空間分布と明るさの変化を分析しました。大気組成の短時間スケールの変化の証拠を評価するための630.0nm原子状酸素オーロラライン。また、H2O雰囲気がLeblancら(2023)を説明するためにRoth et al. (2021)観測は、光学的オーロラからのH2Oカラム密度に関する結論に追加の信頼性を提供するために、光学的観測制約の下で検出可能です。2021年6月7日UTCにガニメデのジュノーフライバイの1日後に、搭載された紫外線分光器(UVS)機器からの紫外線観測を含む光学データを取得しました(Greathouseら、2022)フライバイの直前と直後の補完的なHST/STIS観測(Saurら、2022).
2観測とデータ削減
2021-06-08 UTCに撮影された日食中のガニメデの17のスペクトル(表1を参照)を、高解像度エシェル分光計を使用して分析しました(HIRES、Vogt他、1994)マウナケアの頂上にあるケックI望遠鏡で。日食観測の過程での平均的な見方は約0.55″.1地球に対するガニメデの平均速度は約 -24km.s^-1 (地球への動きを示す負の符号) であり、テルル輝線対応物からのガニメデの単色オーロラ放射をドップラーシフトするのに十分な速度であった。12:48から16:15 UTCの間に、ガニメデは木星の本影を通過し、反射した太陽連続体の圧倒的な存在なしに、その大気からのかすかなオーロラ放射を観測することができました。日食観測の全セットには17のスペクトルが含まれていますが、分析したのは15個だけでした。最後の2つのスペクトル(航海薄明時に取得)は、太陽が昇るにつれて地球の大気からの散乱光が大規模に体系的に汚染されたため、削除しました。部分陰影日食は、陰影日食の始まりと終わりに約8分間続きました。地球と木星の位置が太陽に対して相対的であったため、望遠鏡の視線は、ガニメデが木星の東端のすぐ向こうで木星の本影に入るのを見ることができました(この表示形状の図表については、図1を参照してください)。JPL Horizons Ephemeris Serviceを利用しました2(以下、JPL Horizonsと呼ぶ)は、ガニメデが木星によって食され、マウナケアから観測可能になる時期を決定するためである。
図 1:2021-06-08 UTCの木星による日食中のガニメデの観測ジオメトリの視線。挿入軸は、他のガリレオ衛星の位置と軌道とともに木星系にズームインを示しています。木星に対する地球の位置により、ガニメデが木星の本影に入るときにガニメデを観察することができました。JPL Horizonsを使用して惑星とその軌道要素の位置を取得し、説明のために惑星と木星の本影の物理的なサイズ(軌道の相対的な間隔ではない)を誇張しました。
木星の影を通過するガニメデの観測は、もっぱら木星の亜半球を測定しています。このデータセットの観測値には、サブオブザーバーの東経が8.7°そして13.3°.
図 2 は、2021-06-08 UTC に観測されたガニメデの平均的なビューを示しています。(サブオブザーバーの経度は、この投影から次のように変化しただけです。
±2.3°観測の期間中。
マウナケア山頂の薄明は14:18 UTCに始まり、天文学的な薄明は14:49 UTCに終わりました。その結果、最後の2つの観測は、散乱した太陽光によるバックグラウンドが高いため、より大きな不確実性を示しています。日の出は15:46 UTCに発生し、日食の終わりの観測を妨げました。
図 2:2021年6月8日12:58から15:08 UTCの間に観測されたガニメデの半球形状。日食観測の形状により、視線は木星下半球の中心近くで交差しました。サブオブザーバーの経度は、観測の期間中、次のように変化します。
±2.3°
この図法の中心経度から。ラベルは緯度と惑星中心の東経を示します。太い黒の線は本初子午線を示しています。黒い破線はオーロラオーバルの位置を示しています(Dulingら、2022)は、ガニメデの磁場の開いた磁力線と閉じた磁力線の間の境界を示しています。このビューでは、先頭の半球が左側にあり、末尾の半球が右側にあります。ガニメデ地表図提供:米国地質調査所(USGS 2020 (英語)).
HIRES装置を使用すると、オブザーバーは検出器の波長範囲を最適化するために、エシェル格子とクロス分散格子の角度を変更できます。これらの観測のために選択されたセットアップには、\qtylist557.7 での原子状酸素の放出が含まれます。630.0;636.4;777.4;844.6nmとH-
α\qty656.3nmで。de Kleer et al. (2023)これらのデータの最初の分析を報告し、すべての個々の観測で平均化されたスペクトルから取得された円盤積分オーロラの明るさを評価しました。\qtylist557.7でのより明るい酸素オーロラ放射;630.0nmは、個々の5分間の露光で十分な信号対雑音比を示しており、この研究では空間的および時間的変動の両方を分析できます。
ガニメデの日食スペクトルに加えて、私たちのデータには、日食の数時間前に撮影された10回のバイアス露光、4回のフラットランプ露光、および5回のトリウムアルゴン(\ceThAr)アークランプ露光が含まれていました。フラックスキャリブレーションでは、円盤の中心にスリットが南北を向いている木星の中央子午線のスペクトルを取りました。ガニメデは木星に食され、ガイドには見えなかったため、JPL Horizonsを使用して、近くの別のガリレオ衛星(「ガイド」衛星)からのオフセットを計算し、赤経と赤緯のレートを追跡しました。その後、ガイド衛星から望遠鏡を手動でガニメデの予想位置に回転させ、手動追跡率で5分間の露光を行いました。各露光の後、近くの別のガリレオ衛星の予想位置にオフセットし、スリット内のガニメデの予想位置を記録するために基準被ばくを行いました。ガイド衛星は当初イオでしたが、2回の露出の後、イオが木星の円盤をトランジットし始めたため、エウロパに切り替えました。
2.1HIRESデータ削減パイプライン
ここで説明しているパイプラインの改良版を使用して、データを削減しましたde Kleer et al. (2023).パイプラインは、データ削減パイプラインの 2 つの部分に存在します(ミルビー、2024年あ)は汎用 HIRES パイプラインですが、データ キャリブレーション/輝度検索パイプライン(ミルビー、2024bさん)オーロラ観測に固有です。各計算について、データ削減パイプラインとフラックスキャリブレーションパイプラインは、以下で説明するようにエラーを伝播します。データ削減パイプラインのバージョン2.1.0と、データキャリブレーション/明るさ取得パイプラインのバージョン2.15.0を使用しました。
2.1.1削減
データ削減パイプラインは、2004 年の検出器アップグレード前に取得したデータ(単一の2048×2048ピクセル検出器、以下「レガシー」データと呼びます)、および検出器のアップグレード後(現在の3検出器モザイクセットアップ、以下「モザイク」データと呼びます)。データ削減パイプラインは、最初にモザイク画像を適切な物理的分離で 1 つの画像に結合し、検出器間を交差する次数を部分的に使用できるようにします (この手順は従来のデータではスキップされます)。標準的な星の観測(または同様の明るい点源)を使用して、各エシェル次数のスペクトル次元に沿った痕跡を見つけます。トレースのピクセル位置を使用して、スリットの長さとピクセル寸法(どちらもアーク秒単位)を使用して次数マスク画像を構築します。このマスクは、トレースの上下のスリットの長さの半分を除いて、すべての場所でゼロの配列であり、トレースは 1 に設定されます。次数のエッジを見つけるために、マスク画像を空間軸に沿ってマスターフラットフィールドと相互相関させ、次数のオーバーラップ、検出器間の交差する次数、および空間軸に沿って正確に中心にない参照トレースの影響を説明できます。これは、相互相関の最大オフセットでマスク順序の境界内にある空間次元に沿って各ピクセルを取得することにより、個々の次数を抽出して修正します。
波長解を生成するために、パイプラインは整流された \ceThAr アークランプ スペクトルを取得し、空間軸に沿って平均化し (1 次元スペクトルを生成するため)、正規化します。次に、各1次元スペクトルを積み重ねた2次元の「画像」を生成します。HIRESデータ削減パイプラインMAKEE3トリウム-アルゴンアークランプスペクトルのラインの次数、波長、および中心ピクセル位置を識別する、さまざまなエシェルおよびクロスディスアーサー角度で取得されたテンプレートが含まれています。私たちのパイプラインは、観測で使用されたエシェル角とクロス分散器角度に最も近いテンプレートを見つけ、積み重ねられた1次元スペクトルの同様の2次元テンプレートを構築します。これは、中央のピクセル位置でガウス線プロファイルを使用し、スリット幅に等しい半値全幅(FWHM)を使用して、1次元スペクトル内の個々の線をシミュレートします。次に、テンプレートの参照スペクトルと観測されたアークランプスペクトルを、空間軸とスペクトル軸の両方に沿って相互相関させます。最大の相互相関を使用して、初期波長ソリューションを構築します。次に、ガウス関数を初期ピクセル位置で観測されたスペクトルに当てはめ、最適な近似の中心を波長の推測に対応する小数ピクセル位置として割り当てます。識別されたすべての波長に細分化されたピクセル位置を割り当てた後、パイプラインは 2 次元多項式表面を適合させて、各次数のスペクトル次元ピクセルの完全な波長ソリューションを構築します。隣接する次数で識別されたラインを使用すると、識別されたラインが少ないオーダーでより優れた波長ソリューションが可能になります。最後に、中央値バイアスを減算し、正規化された中央値フラットフィールドを使用してフラットフィールディングすることでデータを縮小し、次に、中央値曲線に基づいて波長依存の気団消光を補正します。Buton et al. (2013)では、木星の中央子午線のフラックスキャリブレーション画像(次のセクションで説明)を含むすべての科学画像から地球の大気の希釈効果を取り除きます。
2.1.2フラックスキャリブレーション
キャリブレーションパイプラインは、日食観測と同じ夜に撮影された木星の中央子午線のスペクトル、つまり太陽放射輝度参照スペクトルを使用します
FE \qty1auで(コディントンら、2023)木星のスペクトル反射率(I/F)
差出人Woodmanら(1979)[\unitcounts.s^-1] から Rayleighs [R] (オーロラとエアグローに一般的に使用される光子柱発光の単位) までのデータを較正するには、次のように定義されます。
\数量1R ≡ \数量[parse − numbers = false] (10^10/4π)ph.s^−1.m^−2.sr^−1.
ガニメデ (およびその他の氷衛星であるエウロパとカリスト) の場合、パイプラインは \qtylist557.7 で原子状酸素放出のオーロラ輝度を取得します。630.0;636.4;777.4;844.6nm、および656.3nmでの原子状水素放出用。予想されるスペクトル輝度を計算するには
BJ木星の、太陽の基準スペクトルを次の単位でスケーリングします。
[unitR.nm^−1]
太陽と木星の間の距離ajの2乗で
観測時に、木星の波長依存の分光反射率を適用します。
BJ = FE (1天文単位/aJ)^2 (I/F). (1)
木星はスリットを埋めるので、観測された磁束率を決定します
N˙J特定の波長λで木星から
では、パイプラインは、目的の波長を含む 2 次元木星子午線スペクトルのカラムの中央値を計算し、その中央値に検出器のスリットによって制限されるピクセル数を乗算して、特定の波長での合計カウント率を推定します
スリットからλ。
個々のHIRESモザイク検出器のピクセルの角度寸法は
0.119″× 0.179″空間次元とスペクトル次元に沿って。この研究のデータには、次のものがあります
3 × 1空間/スペクトル ビニングであるため、各ビンの投影サイズは
0.358″× 0.179″
空、または約 0.0641arcsec^2 (1.51×10^-12sr) の角度領域。HIRESのユーザーは、一連のデッカー(スリットを含む可動金属板)を使用して、一連のスリットの長さと幅の組み合わせから選択できます。これらの観測に使用された D3 デッカーの投影角度サイズは
1.722″×7″であるため、入口エリアは検出器の 188 個のビンに対応します。
ガニメデの個々の観測ごとに、パイプラインは、目標とするオーロラ波長(地球に対するガニメデの速度によってドップラーシフトされる)の±0.25nm以内の2次元スペクトルのセクションを取得し、次に、ガニメデからのビンあたりの観測カウントレートと木星からの観測カウントレートの比率に物理単位変換係数BJを掛けることにより、較正された2次元画像を生成します
上記
BG = BJ(N˙G/Ωbin)(Ωslit/N˙J)WslitΔλ, (2)
どこN˙Gはガニメデから観測された磁束率を[\unitcounts.s^-1.bin^-1]で表したものです。
Ωbinは [\unitsr.bin^-1] の 1 つの検出器ビンの立体角度サイズ、
N˙Jは上記のように計算された [\unitcounts.s^-1] で木星から観測された磁束率、
Ωslitは[SR]のスリットの立体角サイズです。スリットのスペクトル分解能を考慮するために、スリットの幅を掛けます
Wslit[ビン]と波長分散
Δλ[\unitnm.bin^-1] で、目標波長で計算します。
科学ターゲット衛星のディスク積分輝度を計算するために、ユーザー定義の円形開口部での放射を平均化します
Ωaこれは、ターゲットの見かけの角度サイズよりも大きくなります。なぜなら、それはガニメデの角面積を持つ円盤からの放出を想定しているからです
ΩG、平均を比率でスケーリングします
(Ωa/ΩG)^2.
3解析
この解析では、System III 座標系の右手系の等価物を使用します (経度は西ではなく東に正の角度で測定されます)。このフレームでは、Joviographic回転軸
Ω
緯度を定義します
λIII.そして、木星の磁場の回転が経度を定義します
φIII,RHの磁場の回転軸がジョビオグラフィック回転軸から次のようにオフセットされるようにします。
9.°5に向かって159°経度(Connerneyら、1998).また、磁気緯度も計算しました λm磁気回転軸によって定義される
ΩmSystem III Joviographic latitude を変換 λIII.
を使用して磁気圏参照系にλm = 9.5°cos(φIII,RH −159)°)−λIII.
.磁気圏座標系の経度は、右手系のSystem IIIジオビオグラフィック座標系と同じです(φm = φIII,RH).
3.1ディスク統合輝度の取得
表1は、時系列の17の日食スペクトルのそれぞれについて、観測パラメータと取得された明るさを示しています。見かけの放射は、大気観測と望遠鏡の観測間の指向性によるぼやけた影響により、ガニメデの見かけの円盤のサイズよりも大きい検出器の領域をカバーします。適切な絞りサイズを決定するために、明るい\qty \30.0nmの放射を含む2次元スペクトルを使用しました。半径が
1.75″見かけの磁束を完全に囲い込んだため、このアパーチャ サイズをすべての異なるスペクトル線に使用しました。これは約でした
2.25×ガニメデの見かけの角半径のサイズ。
表1:2021年6月8日UTCの日食におけるガニメデのKeck/HIRES観測の概要。
4結果と考察
図 4:ガニメデの\qty630.0nmオーロラのディスク積分輝度をプラズマシート中面からの距離の関数として。黒い点は、ランダムで系統的な不確実性の組み合わせを示すエラーバー付きの観測値です。灰色の線は、式 (5) と
B0 = \数量 130(5)Rとスケールの高さ
H\qty2.78RJに固定されています_(Bagenal & Delamere,2011).影付きの灰色の領域は、ピーク輝度の不確かさを示しています(B0)のフィット感。この近似は、輝度がプラズマシートの中面からの距離と中程度の相関を示し、振動がプラズマ密度の局所的な変動によるものである場合、予想されるピーク輝度が約130Rであることを示しています。この図では、観測のタイミングは右から左に移動しています:ガニメデは観測の開始時にプラズマシートの真ん中の上にあり、夜の終わりまでに中心を通ってシートの下に移動しました。
4.1ディスク統合型の輝度変動性
ガニメデのオーロラの円盤積分された明るさは、プラズマシートに対するその位置とだけ相関しているわけではありません(図4を参照)。それどころか、明るさは二峰性分布を示し、ガニメデがプラズマシートの中面の上下にあるときに局所的な最大値に達するように見えます(それぞれ\qty0.7R_Jと\qty-0.3 R_Jの近くのピーク)。ガニメデのオーロラがプラズマシートの中面を通過するときの高周期の観測は、\qty0.5R_Jと中面の間の明るさの減光が物理的に意味があるかどうかを判断するのに十分ではありません。これは、局所的な電子数密度の確率的な変動や、スリットに出入りするガニメデなどの観測効果のどちらかではありません。したがって、プラズマシートの遠心赤道に関するこの明らかな二様性が永続的な特徴であるかどうかを知ることはできません。ただし、明るさは時間とともに滑らかに変化するため、ランダムなノイズによるものではないことが示唆されています。さらに、変動性は個々の観測値の統計的誤差を超えています。この画像では、時間は右から左に移動することに注意してください。最初の観測はガニメデがプラズマシートの上にいたときに行われ、最後の観測はプラズマシートの下にあったときに行われました。
これらの結果は、プラズマシートからの距離と円盤積分オーロラの明るさとの間に直接的な相関関係を示したエウロパの同様の分析よりも明確ではありません(Rothら、2016;de Kleerら、2023).エウロパには磁場がないため、エウロパでの入射電子はガニメデのように局所的に加速されたり、特定の地理的な場所に限定されたりしないため、ガニメデと比較して励起プロセスが簡素化されます。しかしde Kleer et al. (2023)2021年6月21日(UTC)と2021年7月16日(UTC)に行われた2回の観測で、エウロパがプラズマシートの中面の近くにいたときにも、同様の明るさの低下が見られたが、どちらのデータも中面の上と下の両方でエウロパを観測していなかった。Musacchioら(2017)ハッブル/STISによるUV観測を分析したところ、ガニメデがプラズマシートの中間面の近くにいると、先頭半球の明るさが増加し、後半球の明るさが減少することを発見しました。対照的に、光学観測では木星下半球が見られ、ガニメデが中面を横切るときに夕暮れと夜明け(先頭と後続)の半球間の明るさ比の変化は観察されませんでした(セクション4.2と図7を参照)。
イオの135.6nmオーロラリムグローは、プラズマシートの遠心赤道からの距離に匹敵する明るさの減少を示します(Retherfordら、2003).Oliversen et al. (2001)そしてSchmidt et al. (2023)イオでも同じ効果が観察されました
630.0nmオーロラ放射ですが、光学観測のより高いリズムは、追加の変動性を明らかにしました。Schmidt et al. (2023)これは、衛星を通り過ぎる局所的なプラズマ密度の不均一性に起因します。木星のフライバイ中に取得されたカッシーニのデータを解析したところ、磁気経度による電子数密度の変化が示されました(Stefflら、2006,2008).このことは、図4で明らかなバイモーダル輝度変調が、観測の過程で変化する局所的な上流のプラズマ条件を単に反映している可能性があることを示唆しています。ガニメデの磁気圏と木星の磁気圏との間の相互作用のシミュレーションは、磁気の再接続速度が数十秒のオーダーで変化し、ガニメデの大気への電子の供給に影響を与え、その後、オーロラ放出につながる電子衝突励起の数に影響を与えることも示唆しています(Jiaら、2009).
図 4 は、式 (5) とスケールの高さの適合を示しています
H\qty2.78Rの値に固定され_J次のように計算されます。バジェナル&デラメア(2011)木星からのガニメデの軌道距離。結果の近似は、ピアソン相関係数が0.415、p値が0.124です(95%の信頼しきい値の統計的有意性を達成していません)。プラズマシートの距離と相関関係があると予想されていますが、相関関係が小さいことから、ガニメデのオーロラの明るさには、スケールの高さによって誘起される密度変動による1次輝度変動と、プラズマシートの中面に対して位置が変化する際の1次輝度変動と、プラズマが過去を掃引する際のプラズマの局所的な密度変動による2次輝度バイモダリティという2つの現象が同時に発生している可能性があることが示唆されています。これらの観察結果は、縦方向の密度の不均一性がスケール-高さ依存性を圧倒することを示唆していますが、この結論を統計的に確認するには、さらなる観察が必要です。
4.2半球の明るさの非対称性
図 5. 20 R 等高線で表示されたガニメデの 630.0 nm オーロラ放射の較正済み画像。空間変動をより明確にするため、2021-06-08 UTC の朝の典型的なシーイング条件を近似する、FWHM が 0′′ . 5 のガウス カーネルを使用してデータを平滑化しました。各画像の左上の時間は観測開始時の UTC 時間で、右下の注釈はプラズマ シート遠心赤道までの距離です。ガニメデが中央面より上にある場合は正、下にある場合は負です。ガニメデがプラズマ シートを垂直に移動すると、中央面に最も近い半球で最も明るいオーロラが現れました。およそ 14:00 から 14:45 UTC まで、ガニメデは ±0.5 RJ 以内にあり、明るさはディスク全体でより均一に分散しています。ガニメデは、14:20 UTC にプラズマ密度が最も高い中間面を通過したため、上の 2 行はガニメデが中間面より上にあったとき (南緯で輝度が上昇) のデータを表示し、下の行はガニメデが中間面より下にあったとき (北緯で輝度が上昇) のデータを表示します。
大気のシーイングによるぼやけの影響により、個々のピクセルの較正済み輝度分布は、de Kleer ら (2023) および表 1 で報告されているディスク平均値よりも低くなっています。これらの表では、すべての放射がガニメデの立体角サイズのディスクから発生すると想定しています。
白いグリッドは、ガニメデの物理的なサイズと向きを示しており、北が上を指しています (この観測ジオメトリの詳細については、図 2 を参照してください)。
5結論
この研究では、2021-06-08 UTCにKeck I/HIRESで撮影した、光波長でのガニメデのオーロラ放射の17の高解像度スペクトルの時系列分析を発表しました。この研究は、光波長でのガニメデオーロラの空間変動を解決および分析した最初の研究であり、これらの変化をわずか数分のリズムで評価した最初の研究でした。木星による日食中にガニメデを観測したため、反射した太陽連続体の圧倒的な存在なしにオーロラを捉えることができました。また、日食のタイミングにより、ガニメデが木星プラズマシートの中面を通過し、最も入射電子数密度の高いガニメデを観測することができました。観測の頻度が高いため、ガニメデが木星の影に入ったときに、太陽系亜点付近の局所的なH2O大気が急速に崩壊する可能性を評価することもできました。
ガニメデのプラズマシートの中面半球は、反対側の半球に比べて明るくなり、プラズマシートの遠心赤道から約1R_J離れたときには、半球のピーク輝度比が約2に達するのを観察しました。エウロパで見られたような、プラズマシートの中面からの距離による明るさの指数関数的な低下は観察されませんでした(Rothら、2016;de Kleerら、2023)しかし、明るさにはさらにばらつきがあり、これは木星プラズマシートの縦方向の密度の不均一性に起因すると考えられていました。追加の観測は、明るさに見られる変動の性質をよりよく理解するのに役立つ可能性があります。
南北半球の明るさの比率を評価するだけでなく、夕暮れと夜明け(後から先頭の)半球の明るさの比率も比較しました。この比率は、南北比のようにプラズマシートの距離によって変化しませんでしたが、夕暮れ半球はほぼ常に夜明け半球の約2倍明るいことがわかりました。この効果は、ラムに面するトレーリング半球での入射電子数密度が高いことと、モデルによって予測された午後の表面温度が高いため、夕暮れに向かって \ceO2 カラム密度が高くなることの両方の組み合わせである可能性があります(例えば、Leblancら、2017;Oza et al.,2018).残念ながら、これらの効果を日食観測と切り離すことはできませんが、これは表示ジオメトリの制限によるものです。
私たちのMCMCモデルは、大気の中央値を見つけました
H2O/O2カラム密度比0.10−0.04+0.05で求められた上限 0.10 に一致します。de Kleer et al. (2023)2021年6月8日UTCですが、 H2Oの存在量をはるかに下回っています。Roth et al. (2021)太陽に照らされた紫外線観測から。ザ630.0nm/557.7nm
輝度比は、オーロラ放射を生成する励起された\ceO原子の源としてのO2とH2Oへの電子の衝突を区別するのに適しています。私たちは、太陽系亜点付近に局在するH2O大気を検出する能力を、モンテカルロシミュレーションを用いて定量的に検証しました。Leblancら(2023)日食のガニメデのO2およびH2O大気の場合。これらのシミュレーションをオーロラモデルと組み合わせて、以下が提案する排出成分をシミュレートしました。Roth et al. (2021)HIRESで検出可能性を評価します。
シミュレートされた太陽に照らされた H2O と O2 大気からのモデル化された放射は、557.7nm で 33R、656.3nm で 45R の明るさを生成し、通常の観測輝度 (11.5±0.6) をはるかに上回りました。(0±2)Rです。したがって、私たちの結果は、によって提案されたディスク中心近くの局所的な高密度H2O大気の存在と矛盾します。Roth et al. (2021)太陽に照らされた観測に基づいています。
日食大気のシミュレーションは、日食の侵入中に H2O カラム密度が急速に減少することを示唆していますが、活発に凝縮している H2O 大気への電子衝突からの放出は、観測された 557.7と656.3nmの輝度は重要な要素であるはずです。データセットの最初の2つの観測値のです。日食の進入時にH2O大気が活発に凝縮することを示唆する明るさの変動は検出されず、昇華したH2O大気が太陽光に存在し、日食中に地表に凍結すると、凝縮の時間スケールは約10分以内でなければならないことを示唆しています。
KdKは、NASAとの契約に基づき、Association of Universities for Research in Astronomy, Inc.が運営するSpace Telescope Science InstituteからのプログラムHST-GO-15425への助成金を通じて、NASAからの支援を認めています。FLは、プロジェクトANR-22-CE49-005-002およびANR-21-CE49-0019の下で、L'Agence Nationale de la Recherche(ANR)による支援を認めています。CSは、NASAの太陽系観測プログラムが契約80NSSC22K0954に協力してくれたことを感謝しています。
この研究は、国際宇宙科学研究所(ISSI)の国際チーム#559内で行われた科学交流と、ISSIワークショップであるチーム#515の一部として行われた科学交流の恩恵を受けました。
本資料に記載されているデータは、カリフォルニア工科大学、カリフォルニア大学、米国航空宇宙局の科学パートナーシップとして運営されているW.M.ケック天文台で取得されたものです。天文台は、W.M.ケック財団の寛大な財政的支援によって可能になりました。
本研究は、W.M.ケック天文台とNASA系外惑星科学研究所(NExScI)がアメリカ航空宇宙局(NASA)と契約して運営しているケック天文台アーカイブ(KOA)を利用しています。
著者は、マウナケアの頂上がハワイ先住民のコミュニティ内で常に持っていた非常に重要な文化的役割と尊敬を認識し、認識したいと考えています。この山から観測を行う機会に恵まれたことは、非常に幸運なことです。
ガニメデの光学オーロラの短時間スケール空間変動
要約
ガニメデのオーロラは、その固有の磁気圏と周囲の木星プラズマ環境との間の複雑な相互作用の産物であり、大気の組成と密度の両方を導出するために使用できます。本研究では、ガニメデのジュノーフライバイの1日後、2021年6月8日UTCに木星による日食中にKeck I/HIRESで撮影されたガニメデの光学オーロラの時系列を解析しました。このデータは、オーロラの明るさの空間分布と\qtylist630.0の間の比の最初の高ケイデンス分析を可能にするために、個々の5分間の観測で十分な信号対雑音比を持っていました。557.7nm ディスク積分オーロラ輝度 - ガニメデ大気中の O、O2、H2O の相対的な存在量の診断。その結果、木星の磁気圏の遠心赤道に近い半球(電子数密度が最も高い場所)は、反対側の半球の最大2倍の明るさであることがわかりました。木星の磁気圏からの荷電粒子の最も高いフラックスにさらされた夕暮れ(後続)半球も、夜明け(先行)半球のほぼ2倍の明るさでした。私たちは、日食中のシミュレートされたO2およびH2O大気からの放出をモデル化し、ガニメデが太陽光の下でH2O昇華大気をホストしている場合、ガニメデの表面特性に関する現在の理解を考えると、データに昇華雰囲気がないことを説明するには、予想よりも速い時間スケールで崩壊しなければならないことを発見しました。
オーロラ(2192);ガニメデ(2188);衛星による自然大気(2214)光学天文学 (1776)
†施設:WMケック天文台(ケックI / HIRES)
1紹介
ガニメデ周辺に希薄な大気が存在することを初めて検出したのは、半世紀以上前に恒星の掩蔽測定を用いて行われました(カールソンら、1973).初期の掩蔽測定では、表面圧は0.1Paと示唆され、その後の光化学モデリングでは、H2Oの光分解とHの優先的な脱出がO2優勢な雰囲気を生成することが示されました(ヤング&マッケルロイ、1977).クマール&ハンテン(1982)で追加の安定平衡があることを示しました。ユン&マッケルロイ(1977)ボイジャー1号のフライバイ中に取得されたデータを使用して見つけた10^-6Paの上限と一致する、はるかに低い10^-7Paの表面圧力でモデル化(ブロードフットら、1979).
ガニメデの大気は、内部で生成された双極子磁場の存在によって影響を受けます
10°その回転軸から(Kivelsonら、1996).この磁場は、木星の磁気圏から荷電粒子をガニメデの惑星の極に向け直し、地球と同様のオーロラ楕円を生成します。ガニメデの磁場とそれが存在する木星の磁気圏との間の相互作用は、その構造、特にガニメデの開磁力線と閉磁力線の境界が発生する惑星緯度を変更します。木星の磁場は約10時間の恒星周期で回転するため、ガニメデの172時間の公転周期よりもはるかに速いため、木星の磁気圏からの圧力により、ガニメデのラムに面した後半球の境界が高緯度に強制されます(Kivelsonら、2004;Jiaら、2009;Dulingら、2022).
Hall et al. (1998)ガニメデの大気からの放出の最初の検出を報告しました。彼らは、130.4と135.6nmの遠紫外線で2つの原子状酸素線を観測しました。線の輝度比は、O2への解離電子の衝撃によって生成されたことを意味すると結論付けました。また、この放射は衛星の極付近に空間的に閉じ込められており、これは衛星の磁場モデルと一致していることもわかりました。Kivelson et al. (1996).
フェルドマンら(2000)ハッブル宇宙望遠鏡の宇宙望遠鏡イメージング分光器(STIS)でガニメデの遠紫外線オーロラを観測しました。彼らはガニメデの角径よりも幅の広いスリットを使用し、単色放射の空間分布を画像化する能力を与えました。彼らは両方の\qtylist130.4で放出を検出しました。135.6nm、緯度以上で狭く閉じ込められています
±40°
これは、開いたフィールドラインとクローズフィールドラインの間の境界の予想される位置と一致していました。その結果、明るさが空間的にも時間的にも変動することを発見し、この放出はオーロラであり、ガニメデの磁気圏と木星の回転磁場に閉じ込められたプラズマとの間の相互作用によって引き起こされたと結論づけた。
ガニメデのオーロラは、回転力がプラズマの分布を支配する木星の磁気圏に閉じ込められた電子による大気分子の解離から生成されます。現在利用可能な磁気圏プラズマの特性に対する最良の制約は、ガリレオとボイジャー1号のデータから来ています。バジェナル&デラメア(2011)これらのデータを使用して、木星周辺の宇宙環境をモデル化し、プラズマシート内の電子の密度、エネルギー、スケールの高さを木星からの距離の関数として計算しました。Eviatarら(2001)の紫外線観測の強度を分析しました。フェルドマンら(2000)また、木星の回転磁気圏の電子からの直接の衝突は、ガリレオの電子数密度の測定を考えると、観測されたオーロラの明るさを励起できないことを発見しました。彼らは、ガニメデの磁場が木星の磁場と再び結合する開/閉磁力線境界での磁気圏相互作用によって、電子をより高いエネルギーに加速する必要があると結論付けました。
McGrathら(2013)紫外線オーロラの形態に、先行半球、後半球、木星亜半球の形態の違いが観察されました。これらの観測は、後流/上流半球の高緯度での放出を示し、Jia et al. (2009).後の観測では、これと同じ半球の形態が示され、ガニメデのオーロラ楕円の固有の形状と、ガニメデの磁気圏の開/閉磁力線境界との空間的相関が示されました(Musacchioら、2017;Molyneuxら、2018;ロスら、2021;Greathouseら、2022;マルゾクら、2022;Saur et al.,2022).
大きな未解決の問題は、ガニメデの大気の構成です。これまでの遠紫外線オーロラ観測のほとんど(ホール他、1998;フェルドマンら、2000;McGrathら、2013)\qtylistの比率は 130.4;135.6nmのオーロラ輝度は、10^18と10^19m^-2の間の柱密度を持つO2大気を示していました。.しかしRoth et al. (2021)ハッブル/STISの高空間分解能スペクトルを用いて、椎間板の中心とリムの間の2つの放射の比率に違いがあることを発見しました。彼らは、この変動性を、太陽光中のピークカラム密度が約6×10^19m^-2のサブソーラーポイント(円盤中心付近)の周囲に局所的なH2O大気が存在することに起因しており、これは全球のO2大気に加えて存在すると考えました。
地上での光学観測は空間分解能が低くなりますが、4つの独立した光学的酸素放出があります(557.7nm輝線の場合、630.0/636.4nmダブレット、777.4nmトリプレットと844.6nmトリプレット)を、紫外線で検出されるのはわずか2つ(130.4nmトリプレットと135.6nmダブレット)。光の波長は地上から観察できるため、大型の望遠鏡は、より短い積分時間とより優れた信号対雑音比でケイデンスを観察する能力を提供します。de Kleer et al. (2023)ガニメデのオーロラの最初の光波長観測を発表し、柱密度が(4.7±0.1)×10^18m^-2のO2大気の証拠を発見しました。その結果、H2O カラム密度の上限は 3×10^17m^-2 であり、半球平均化が最大であることがわかった。
H2O/O2
Eclipseのカラム密度比はわずか0.06です。太陽に照らされた大気中のH2O分布と密度は、次式で提案されました。Roth et al. (2021)H-αの\qty46Rを生成します
エミッションですが、de Kleer et al. (2023)H-α は検出されませんでした
(日食で)そして配置されました2σ
上限は1.8Rです。この大きな違いは、H2O
観測間の豊富さは、昼夜の違いを示唆しており、衛星が影に入る日食の進入中に短い時間スケールで大気の変化を観察することで調査できます。
ガニメデの大気の潜在的な変動性を評価するために、2021-06-08 UTCに取得したデータを使用して、その光学オーロラの時系列分析を実施しました。この観測から得られた空間的および時間的に平均化されたオーロラの明るさは、より広範なデータセットの一部として公開されました。de Kleer et al. (2023).この研究では、個々の観測値間の空間的および時間的変動を調べました。557.7の半球の空間分布と明るさの変化を分析しました。大気組成の短時間スケールの変化の証拠を評価するための630.0nm原子状酸素オーロラライン。また、H2O雰囲気がLeblancら(2023)を説明するためにRoth et al. (2021)観測は、光学的オーロラからのH2Oカラム密度に関する結論に追加の信頼性を提供するために、光学的観測制約の下で検出可能です。2021年6月7日UTCにガニメデのジュノーフライバイの1日後に、搭載された紫外線分光器(UVS)機器からの紫外線観測を含む光学データを取得しました(Greathouseら、2022)フライバイの直前と直後の補完的なHST/STIS観測(Saurら、2022).
2観測とデータ削減
2021-06-08 UTCに撮影された日食中のガニメデの17のスペクトル(表1を参照)を、高解像度エシェル分光計を使用して分析しました(HIRES、Vogt他、1994)マウナケアの頂上にあるケックI望遠鏡で。日食観測の過程での平均的な見方は約0.55″.1地球に対するガニメデの平均速度は約 -24km.s^-1 (地球への動きを示す負の符号) であり、テルル輝線対応物からのガニメデの単色オーロラ放射をドップラーシフトするのに十分な速度であった。12:48から16:15 UTCの間に、ガニメデは木星の本影を通過し、反射した太陽連続体の圧倒的な存在なしに、その大気からのかすかなオーロラ放射を観測することができました。日食観測の全セットには17のスペクトルが含まれていますが、分析したのは15個だけでした。最後の2つのスペクトル(航海薄明時に取得)は、太陽が昇るにつれて地球の大気からの散乱光が大規模に体系的に汚染されたため、削除しました。部分陰影日食は、陰影日食の始まりと終わりに約8分間続きました。地球と木星の位置が太陽に対して相対的であったため、望遠鏡の視線は、ガニメデが木星の東端のすぐ向こうで木星の本影に入るのを見ることができました(この表示形状の図表については、図1を参照してください)。JPL Horizons Ephemeris Serviceを利用しました2(以下、JPL Horizonsと呼ぶ)は、ガニメデが木星によって食され、マウナケアから観測可能になる時期を決定するためである。
図 1:2021-06-08 UTCの木星による日食中のガニメデの観測ジオメトリの視線。挿入軸は、他のガリレオ衛星の位置と軌道とともに木星系にズームインを示しています。木星に対する地球の位置により、ガニメデが木星の本影に入るときにガニメデを観察することができました。JPL Horizonsを使用して惑星とその軌道要素の位置を取得し、説明のために惑星と木星の本影の物理的なサイズ(軌道の相対的な間隔ではない)を誇張しました。
木星の影を通過するガニメデの観測は、もっぱら木星の亜半球を測定しています。このデータセットの観測値には、サブオブザーバーの東経が8.7°そして13.3°.
図 2 は、2021-06-08 UTC に観測されたガニメデの平均的なビューを示しています。(サブオブザーバーの経度は、この投影から次のように変化しただけです。
±2.3°観測の期間中。
マウナケア山頂の薄明は14:18 UTCに始まり、天文学的な薄明は14:49 UTCに終わりました。その結果、最後の2つの観測は、散乱した太陽光によるバックグラウンドが高いため、より大きな不確実性を示しています。日の出は15:46 UTCに発生し、日食の終わりの観測を妨げました。
図 2:2021年6月8日12:58から15:08 UTCの間に観測されたガニメデの半球形状。日食観測の形状により、視線は木星下半球の中心近くで交差しました。サブオブザーバーの経度は、観測の期間中、次のように変化します。
±2.3°
この図法の中心経度から。ラベルは緯度と惑星中心の東経を示します。太い黒の線は本初子午線を示しています。黒い破線はオーロラオーバルの位置を示しています(Dulingら、2022)は、ガニメデの磁場の開いた磁力線と閉じた磁力線の間の境界を示しています。このビューでは、先頭の半球が左側にあり、末尾の半球が右側にあります。ガニメデ地表図提供:米国地質調査所(USGS 2020 (英語)).
HIRES装置を使用すると、オブザーバーは検出器の波長範囲を最適化するために、エシェル格子とクロス分散格子の角度を変更できます。これらの観測のために選択されたセットアップには、\qtylist557.7 での原子状酸素の放出が含まれます。630.0;636.4;777.4;844.6nmとH-
α\qty656.3nmで。de Kleer et al. (2023)これらのデータの最初の分析を報告し、すべての個々の観測で平均化されたスペクトルから取得された円盤積分オーロラの明るさを評価しました。\qtylist557.7でのより明るい酸素オーロラ放射;630.0nmは、個々の5分間の露光で十分な信号対雑音比を示しており、この研究では空間的および時間的変動の両方を分析できます。
ガニメデの日食スペクトルに加えて、私たちのデータには、日食の数時間前に撮影された10回のバイアス露光、4回のフラットランプ露光、および5回のトリウムアルゴン(\ceThAr)アークランプ露光が含まれていました。フラックスキャリブレーションでは、円盤の中心にスリットが南北を向いている木星の中央子午線のスペクトルを取りました。ガニメデは木星に食され、ガイドには見えなかったため、JPL Horizonsを使用して、近くの別のガリレオ衛星(「ガイド」衛星)からのオフセットを計算し、赤経と赤緯のレートを追跡しました。その後、ガイド衛星から望遠鏡を手動でガニメデの予想位置に回転させ、手動追跡率で5分間の露光を行いました。各露光の後、近くの別のガリレオ衛星の予想位置にオフセットし、スリット内のガニメデの予想位置を記録するために基準被ばくを行いました。ガイド衛星は当初イオでしたが、2回の露出の後、イオが木星の円盤をトランジットし始めたため、エウロパに切り替えました。
2.1HIRESデータ削減パイプライン
ここで説明しているパイプラインの改良版を使用して、データを削減しましたde Kleer et al. (2023).パイプラインは、データ削減パイプラインの 2 つの部分に存在します(ミルビー、2024年あ)は汎用 HIRES パイプラインですが、データ キャリブレーション/輝度検索パイプライン(ミルビー、2024bさん)オーロラ観測に固有です。各計算について、データ削減パイプラインとフラックスキャリブレーションパイプラインは、以下で説明するようにエラーを伝播します。データ削減パイプラインのバージョン2.1.0と、データキャリブレーション/明るさ取得パイプラインのバージョン2.15.0を使用しました。
2.1.1削減
データ削減パイプラインは、2004 年の検出器アップグレード前に取得したデータ(単一の2048×2048ピクセル検出器、以下「レガシー」データと呼びます)、および検出器のアップグレード後(現在の3検出器モザイクセットアップ、以下「モザイク」データと呼びます)。データ削減パイプラインは、最初にモザイク画像を適切な物理的分離で 1 つの画像に結合し、検出器間を交差する次数を部分的に使用できるようにします (この手順は従来のデータではスキップされます)。標準的な星の観測(または同様の明るい点源)を使用して、各エシェル次数のスペクトル次元に沿った痕跡を見つけます。トレースのピクセル位置を使用して、スリットの長さとピクセル寸法(どちらもアーク秒単位)を使用して次数マスク画像を構築します。このマスクは、トレースの上下のスリットの長さの半分を除いて、すべての場所でゼロの配列であり、トレースは 1 に設定されます。次数のエッジを見つけるために、マスク画像を空間軸に沿ってマスターフラットフィールドと相互相関させ、次数のオーバーラップ、検出器間の交差する次数、および空間軸に沿って正確に中心にない参照トレースの影響を説明できます。これは、相互相関の最大オフセットでマスク順序の境界内にある空間次元に沿って各ピクセルを取得することにより、個々の次数を抽出して修正します。
波長解を生成するために、パイプラインは整流された \ceThAr アークランプ スペクトルを取得し、空間軸に沿って平均化し (1 次元スペクトルを生成するため)、正規化します。次に、各1次元スペクトルを積み重ねた2次元の「画像」を生成します。HIRESデータ削減パイプラインMAKEE3トリウム-アルゴンアークランプスペクトルのラインの次数、波長、および中心ピクセル位置を識別する、さまざまなエシェルおよびクロスディスアーサー角度で取得されたテンプレートが含まれています。私たちのパイプラインは、観測で使用されたエシェル角とクロス分散器角度に最も近いテンプレートを見つけ、積み重ねられた1次元スペクトルの同様の2次元テンプレートを構築します。これは、中央のピクセル位置でガウス線プロファイルを使用し、スリット幅に等しい半値全幅(FWHM)を使用して、1次元スペクトル内の個々の線をシミュレートします。次に、テンプレートの参照スペクトルと観測されたアークランプスペクトルを、空間軸とスペクトル軸の両方に沿って相互相関させます。最大の相互相関を使用して、初期波長ソリューションを構築します。次に、ガウス関数を初期ピクセル位置で観測されたスペクトルに当てはめ、最適な近似の中心を波長の推測に対応する小数ピクセル位置として割り当てます。識別されたすべての波長に細分化されたピクセル位置を割り当てた後、パイプラインは 2 次元多項式表面を適合させて、各次数のスペクトル次元ピクセルの完全な波長ソリューションを構築します。隣接する次数で識別されたラインを使用すると、識別されたラインが少ないオーダーでより優れた波長ソリューションが可能になります。最後に、中央値バイアスを減算し、正規化された中央値フラットフィールドを使用してフラットフィールディングすることでデータを縮小し、次に、中央値曲線に基づいて波長依存の気団消光を補正します。Buton et al. (2013)では、木星の中央子午線のフラックスキャリブレーション画像(次のセクションで説明)を含むすべての科学画像から地球の大気の希釈効果を取り除きます。
2.1.2フラックスキャリブレーション
キャリブレーションパイプラインは、日食観測と同じ夜に撮影された木星の中央子午線のスペクトル、つまり太陽放射輝度参照スペクトルを使用します
FE \qty1auで(コディントンら、2023)木星のスペクトル反射率(I/F)
差出人Woodmanら(1979)[\unitcounts.s^-1] から Rayleighs [R] (オーロラとエアグローに一般的に使用される光子柱発光の単位) までのデータを較正するには、次のように定義されます。
\数量1R ≡ \数量[parse − numbers = false] (10^10/4π)ph.s^−1.m^−2.sr^−1.
ガニメデ (およびその他の氷衛星であるエウロパとカリスト) の場合、パイプラインは \qtylist557.7 で原子状酸素放出のオーロラ輝度を取得します。630.0;636.4;777.4;844.6nm、および656.3nmでの原子状水素放出用。予想されるスペクトル輝度を計算するには
BJ木星の、太陽の基準スペクトルを次の単位でスケーリングします。
[unitR.nm^−1]
太陽と木星の間の距離ajの2乗で
観測時に、木星の波長依存の分光反射率を適用します。
BJ = FE (1天文単位/aJ)^2 (I/F). (1)
木星はスリットを埋めるので、観測された磁束率を決定します
N˙J特定の波長λで木星から
では、パイプラインは、目的の波長を含む 2 次元木星子午線スペクトルのカラムの中央値を計算し、その中央値に検出器のスリットによって制限されるピクセル数を乗算して、特定の波長での合計カウント率を推定します
スリットからλ。
個々のHIRESモザイク検出器のピクセルの角度寸法は
0.119″× 0.179″空間次元とスペクトル次元に沿って。この研究のデータには、次のものがあります
3 × 1空間/スペクトル ビニングであるため、各ビンの投影サイズは
0.358″× 0.179″
空、または約 0.0641arcsec^2 (1.51×10^-12sr) の角度領域。HIRESのユーザーは、一連のデッカー(スリットを含む可動金属板)を使用して、一連のスリットの長さと幅の組み合わせから選択できます。これらの観測に使用された D3 デッカーの投影角度サイズは
1.722″×7″であるため、入口エリアは検出器の 188 個のビンに対応します。
ガニメデの個々の観測ごとに、パイプラインは、目標とするオーロラ波長(地球に対するガニメデの速度によってドップラーシフトされる)の±0.25nm以内の2次元スペクトルのセクションを取得し、次に、ガニメデからのビンあたりの観測カウントレートと木星からの観測カウントレートの比率に物理単位変換係数BJを掛けることにより、較正された2次元画像を生成します
上記
BG = BJ(N˙G/Ωbin)(Ωslit/N˙J)WslitΔλ, (2)
どこN˙Gはガニメデから観測された磁束率を[\unitcounts.s^-1.bin^-1]で表したものです。
Ωbinは [\unitsr.bin^-1] の 1 つの検出器ビンの立体角度サイズ、
N˙Jは上記のように計算された [\unitcounts.s^-1] で木星から観測された磁束率、
Ωslitは[SR]のスリットの立体角サイズです。スリットのスペクトル分解能を考慮するために、スリットの幅を掛けます
Wslit[ビン]と波長分散
Δλ[\unitnm.bin^-1] で、目標波長で計算します。
科学ターゲット衛星のディスク積分輝度を計算するために、ユーザー定義の円形開口部での放射を平均化します
Ωaこれは、ターゲットの見かけの角度サイズよりも大きくなります。なぜなら、それはガニメデの角面積を持つ円盤からの放出を想定しているからです
ΩG、平均を比率でスケーリングします
(Ωa/ΩG)^2.
3解析
この解析では、System III 座標系の右手系の等価物を使用します (経度は西ではなく東に正の角度で測定されます)。このフレームでは、Joviographic回転軸
Ω
緯度を定義します
λIII.そして、木星の磁場の回転が経度を定義します
φIII,RHの磁場の回転軸がジョビオグラフィック回転軸から次のようにオフセットされるようにします。
9.°5に向かって159°経度(Connerneyら、1998).また、磁気緯度も計算しました λm磁気回転軸によって定義される
ΩmSystem III Joviographic latitude を変換 λIII.
を使用して磁気圏参照系にλm = 9.5°cos(φIII,RH −159)°)−λIII.
.磁気圏座標系の経度は、右手系のSystem IIIジオビオグラフィック座標系と同じです(φm = φIII,RH).
3.1ディスク統合輝度の取得
表1は、時系列の17の日食スペクトルのそれぞれについて、観測パラメータと取得された明るさを示しています。見かけの放射は、大気観測と望遠鏡の観測間の指向性によるぼやけた影響により、ガニメデの見かけの円盤のサイズよりも大きい検出器の領域をカバーします。適切な絞りサイズを決定するために、明るい\qty \30.0nmの放射を含む2次元スペクトルを使用しました。半径が
1.75″見かけの磁束を完全に囲い込んだため、このアパーチャ サイズをすべての異なるスペクトル線に使用しました。これは約でした
2.25×ガニメデの見かけの角半径のサイズ。
表1:2021年6月8日UTCの日食におけるガニメデのKeck/HIRES観測の概要。
4結果と考察
図 4:ガニメデの\qty630.0nmオーロラのディスク積分輝度をプラズマシート中面からの距離の関数として。黒い点は、ランダムで系統的な不確実性の組み合わせを示すエラーバー付きの観測値です。灰色の線は、式 (5) と
B0 = \数量 130(5)Rとスケールの高さ
H\qty2.78RJに固定されています_(Bagenal & Delamere,2011).影付きの灰色の領域は、ピーク輝度の不確かさを示しています(B0)のフィット感。この近似は、輝度がプラズマシートの中面からの距離と中程度の相関を示し、振動がプラズマ密度の局所的な変動によるものである場合、予想されるピーク輝度が約130Rであることを示しています。この図では、観測のタイミングは右から左に移動しています:ガニメデは観測の開始時にプラズマシートの真ん中の上にあり、夜の終わりまでに中心を通ってシートの下に移動しました。
4.1ディスク統合型の輝度変動性
ガニメデのオーロラの円盤積分された明るさは、プラズマシートに対するその位置とだけ相関しているわけではありません(図4を参照)。それどころか、明るさは二峰性分布を示し、ガニメデがプラズマシートの中面の上下にあるときに局所的な最大値に達するように見えます(それぞれ\qty0.7R_Jと\qty-0.3 R_Jの近くのピーク)。ガニメデのオーロラがプラズマシートの中面を通過するときの高周期の観測は、\qty0.5R_Jと中面の間の明るさの減光が物理的に意味があるかどうかを判断するのに十分ではありません。これは、局所的な電子数密度の確率的な変動や、スリットに出入りするガニメデなどの観測効果のどちらかではありません。したがって、プラズマシートの遠心赤道に関するこの明らかな二様性が永続的な特徴であるかどうかを知ることはできません。ただし、明るさは時間とともに滑らかに変化するため、ランダムなノイズによるものではないことが示唆されています。さらに、変動性は個々の観測値の統計的誤差を超えています。この画像では、時間は右から左に移動することに注意してください。最初の観測はガニメデがプラズマシートの上にいたときに行われ、最後の観測はプラズマシートの下にあったときに行われました。
これらの結果は、プラズマシートからの距離と円盤積分オーロラの明るさとの間に直接的な相関関係を示したエウロパの同様の分析よりも明確ではありません(Rothら、2016;de Kleerら、2023).エウロパには磁場がないため、エウロパでの入射電子はガニメデのように局所的に加速されたり、特定の地理的な場所に限定されたりしないため、ガニメデと比較して励起プロセスが簡素化されます。しかしde Kleer et al. (2023)2021年6月21日(UTC)と2021年7月16日(UTC)に行われた2回の観測で、エウロパがプラズマシートの中面の近くにいたときにも、同様の明るさの低下が見られたが、どちらのデータも中面の上と下の両方でエウロパを観測していなかった。Musacchioら(2017)ハッブル/STISによるUV観測を分析したところ、ガニメデがプラズマシートの中間面の近くにいると、先頭半球の明るさが増加し、後半球の明るさが減少することを発見しました。対照的に、光学観測では木星下半球が見られ、ガニメデが中面を横切るときに夕暮れと夜明け(先頭と後続)の半球間の明るさ比の変化は観察されませんでした(セクション4.2と図7を参照)。
イオの135.6nmオーロラリムグローは、プラズマシートの遠心赤道からの距離に匹敵する明るさの減少を示します(Retherfordら、2003).Oliversen et al. (2001)そしてSchmidt et al. (2023)イオでも同じ効果が観察されました
630.0nmオーロラ放射ですが、光学観測のより高いリズムは、追加の変動性を明らかにしました。Schmidt et al. (2023)これは、衛星を通り過ぎる局所的なプラズマ密度の不均一性に起因します。木星のフライバイ中に取得されたカッシーニのデータを解析したところ、磁気経度による電子数密度の変化が示されました(Stefflら、2006,2008).このことは、図4で明らかなバイモーダル輝度変調が、観測の過程で変化する局所的な上流のプラズマ条件を単に反映している可能性があることを示唆しています。ガニメデの磁気圏と木星の磁気圏との間の相互作用のシミュレーションは、磁気の再接続速度が数十秒のオーダーで変化し、ガニメデの大気への電子の供給に影響を与え、その後、オーロラ放出につながる電子衝突励起の数に影響を与えることも示唆しています(Jiaら、2009).
図 4 は、式 (5) とスケールの高さの適合を示しています
H\qty2.78Rの値に固定され_J次のように計算されます。バジェナル&デラメア(2011)木星からのガニメデの軌道距離。結果の近似は、ピアソン相関係数が0.415、p値が0.124です(95%の信頼しきい値の統計的有意性を達成していません)。プラズマシートの距離と相関関係があると予想されていますが、相関関係が小さいことから、ガニメデのオーロラの明るさには、スケールの高さによって誘起される密度変動による1次輝度変動と、プラズマシートの中面に対して位置が変化する際の1次輝度変動と、プラズマが過去を掃引する際のプラズマの局所的な密度変動による2次輝度バイモダリティという2つの現象が同時に発生している可能性があることが示唆されています。これらの観察結果は、縦方向の密度の不均一性がスケール-高さ依存性を圧倒することを示唆していますが、この結論を統計的に確認するには、さらなる観察が必要です。
4.2半球の明るさの非対称性
図 5. 20 R 等高線で表示されたガニメデの 630.0 nm オーロラ放射の較正済み画像。空間変動をより明確にするため、2021-06-08 UTC の朝の典型的なシーイング条件を近似する、FWHM が 0′′ . 5 のガウス カーネルを使用してデータを平滑化しました。各画像の左上の時間は観測開始時の UTC 時間で、右下の注釈はプラズマ シート遠心赤道までの距離です。ガニメデが中央面より上にある場合は正、下にある場合は負です。ガニメデがプラズマ シートを垂直に移動すると、中央面に最も近い半球で最も明るいオーロラが現れました。およそ 14:00 から 14:45 UTC まで、ガニメデは ±0.5 RJ 以内にあり、明るさはディスク全体でより均一に分散しています。ガニメデは、14:20 UTC にプラズマ密度が最も高い中間面を通過したため、上の 2 行はガニメデが中間面より上にあったとき (南緯で輝度が上昇) のデータを表示し、下の行はガニメデが中間面より下にあったとき (北緯で輝度が上昇) のデータを表示します。
大気のシーイングによるぼやけの影響により、個々のピクセルの較正済み輝度分布は、de Kleer ら (2023) および表 1 で報告されているディスク平均値よりも低くなっています。これらの表では、すべての放射がガニメデの立体角サイズのディスクから発生すると想定しています。
白いグリッドは、ガニメデの物理的なサイズと向きを示しており、北が上を指しています (この観測ジオメトリの詳細については、図 2 を参照してください)。
5結論
この研究では、2021-06-08 UTCにKeck I/HIRESで撮影した、光波長でのガニメデのオーロラ放射の17の高解像度スペクトルの時系列分析を発表しました。この研究は、光波長でのガニメデオーロラの空間変動を解決および分析した最初の研究であり、これらの変化をわずか数分のリズムで評価した最初の研究でした。木星による日食中にガニメデを観測したため、反射した太陽連続体の圧倒的な存在なしにオーロラを捉えることができました。また、日食のタイミングにより、ガニメデが木星プラズマシートの中面を通過し、最も入射電子数密度の高いガニメデを観測することができました。観測の頻度が高いため、ガニメデが木星の影に入ったときに、太陽系亜点付近の局所的なH2O大気が急速に崩壊する可能性を評価することもできました。
ガニメデのプラズマシートの中面半球は、反対側の半球に比べて明るくなり、プラズマシートの遠心赤道から約1R_J離れたときには、半球のピーク輝度比が約2に達するのを観察しました。エウロパで見られたような、プラズマシートの中面からの距離による明るさの指数関数的な低下は観察されませんでした(Rothら、2016;de Kleerら、2023)しかし、明るさにはさらにばらつきがあり、これは木星プラズマシートの縦方向の密度の不均一性に起因すると考えられていました。追加の観測は、明るさに見られる変動の性質をよりよく理解するのに役立つ可能性があります。
南北半球の明るさの比率を評価するだけでなく、夕暮れと夜明け(後から先頭の)半球の明るさの比率も比較しました。この比率は、南北比のようにプラズマシートの距離によって変化しませんでしたが、夕暮れ半球はほぼ常に夜明け半球の約2倍明るいことがわかりました。この効果は、ラムに面するトレーリング半球での入射電子数密度が高いことと、モデルによって予測された午後の表面温度が高いため、夕暮れに向かって \ceO2 カラム密度が高くなることの両方の組み合わせである可能性があります(例えば、Leblancら、2017;Oza et al.,2018).残念ながら、これらの効果を日食観測と切り離すことはできませんが、これは表示ジオメトリの制限によるものです。
私たちのMCMCモデルは、大気の中央値を見つけました
H2O/O2カラム密度比0.10−0.04+0.05で求められた上限 0.10 に一致します。de Kleer et al. (2023)2021年6月8日UTCですが、 H2Oの存在量をはるかに下回っています。Roth et al. (2021)太陽に照らされた紫外線観測から。ザ630.0nm/557.7nm
輝度比は、オーロラ放射を生成する励起された\ceO原子の源としてのO2とH2Oへの電子の衝突を区別するのに適しています。私たちは、太陽系亜点付近に局在するH2O大気を検出する能力を、モンテカルロシミュレーションを用いて定量的に検証しました。Leblancら(2023)日食のガニメデのO2およびH2O大気の場合。これらのシミュレーションをオーロラモデルと組み合わせて、以下が提案する排出成分をシミュレートしました。Roth et al. (2021)HIRESで検出可能性を評価します。
シミュレートされた太陽に照らされた H2O と O2 大気からのモデル化された放射は、557.7nm で 33R、656.3nm で 45R の明るさを生成し、通常の観測輝度 (11.5±0.6) をはるかに上回りました。(0±2)Rです。したがって、私たちの結果は、によって提案されたディスク中心近くの局所的な高密度H2O大気の存在と矛盾します。Roth et al. (2021)太陽に照らされた観測に基づいています。
日食大気のシミュレーションは、日食の侵入中に H2O カラム密度が急速に減少することを示唆していますが、活発に凝縮している H2O 大気への電子衝突からの放出は、観測された 557.7と656.3nmの輝度は重要な要素であるはずです。データセットの最初の2つの観測値のです。日食の進入時にH2O大気が活発に凝縮することを示唆する明るさの変動は検出されず、昇華したH2O大気が太陽光に存在し、日食中に地表に凍結すると、凝縮の時間スケールは約10分以内でなければならないことを示唆しています。
KdKは、NASAとの契約に基づき、Association of Universities for Research in Astronomy, Inc.が運営するSpace Telescope Science InstituteからのプログラムHST-GO-15425への助成金を通じて、NASAからの支援を認めています。FLは、プロジェクトANR-22-CE49-005-002およびANR-21-CE49-0019の下で、L'Agence Nationale de la Recherche(ANR)による支援を認めています。CSは、NASAの太陽系観測プログラムが契約80NSSC22K0954に協力してくれたことを感謝しています。
この研究は、国際宇宙科学研究所(ISSI)の国際チーム#559内で行われた科学交流と、ISSIワークショップであるチーム#515の一部として行われた科学交流の恩恵を受けました。
本資料に記載されているデータは、カリフォルニア工科大学、カリフォルニア大学、米国航空宇宙局の科学パートナーシップとして運営されているW.M.ケック天文台で取得されたものです。天文台は、W.M.ケック財団の寛大な財政的支援によって可能になりました。
本研究は、W.M.ケック天文台とNASA系外惑星科学研究所(NExScI)がアメリカ航空宇宙局(NASA)と契約して運営しているケック天文台アーカイブ(KOA)を利用しています。
著者は、マウナケアの頂上がハワイ先住民のコミュニティ内で常に持っていた非常に重要な文化的役割と尊敬を認識し、認識したいと考えています。この山から観測を行う機会に恵まれたことは、非常に幸運なことです。
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