\section{はじめに}

これまで我々は 2 次元モデルを用いて火星大気を想定した対流の数値計算を
行なったきた(例えば Odaka {\it et al.}, 1998). 大気ダストのない条件下
で地表面温度に日変化を与えて行なった計算では, 日中の対流層の厚さは 15
km 程度になり鉛直風速は 30 m/sec に達することが示された(\Dfigref{2次元
モデルの結果};小高他, 1999, 惑星科学会秋季講演会; 小高他, 1999, 気象学
会秋季大会). これらの結果を検討するために, まず過去に行なわれた鉛直 1 
次元モデルによる計算結果と比較することを考えた.

\begin{figure}[p]
\begin{center}
\Depsf[150mm][]{./2d-wt.ps}
\caption{2 次元モデルを用いた対流計算の結果. LT=14:00 の場合.
	 (上)鉛直風, 単位は m/sec (下)水平平均からの温位偏差, 単位 K.}
\Dfiglab{2次元モデルの結果}
\end{center}
\end{figure}

鉛直 1 次元モデルを用いた火星大気に関する研究はこれまで数多くなされて
いる. これらの研究はその目的と用いたモデルから 2 つのグループに分ける
ことができるであろう. ひとつ目のグループは大気の鉛直構造を調べることを
主な目的としている. いわゆる「放射対流モデル」と呼ばれるモデルを用いた
研究が多い. 平衡状態だけではなく日変化を計算した研究もある. 主な研究と
しては Gierasch and Goody (1967, 1968), Moriyama (1974, 1975, 1976),
Pollack {\it et al}. (1979) がある. もうひとつのグループは地表付近の境
界層の構造を調べることを目的としている. 放射過程はもちろんのこと乱流拡
散係数の表現にも注意が払われていて, 多くのモデルには乱流クロージャーが
組み込まれている(なお先の放射対流平衡モデルでは乱流拡散係数を半経験的
に与えたものが多い). 
%以後便宜上これらのモデルを「境界層モデル」と呼ぶ. 
主な研究としては Savij\"arvi (1991), Haberle {\it et al.} (1983) 
がある.

我々の 2 次元計算ともっともよく似た設定を与えて計算を行なったのは 
Gierasch and Goody (1968) である(以下 GG1968 と略す). 彼らはダストのな
い条件下での気温の日変化の様子を調べている: その他の研究ではダストによ
る放射加熱の影響が考慮されている. GG1968 の標準実験の結果を
\Dfigref{GG1968 図7}に示す. 赤道が太陽直下点にあるときの条件を与えた場
合, 日中の圏界面高度は最大で 16 km となり, 対流をパラメタライズした鉛
直拡散係数は $\sim 5\times 10^{4}$ m${}^{2}$/sec になる
(\Dfigref{GG1968 図9}).

\begin{figure}[p]
\begin{center}
\Depsf[110mm][]{./gg1968fig7.ps}
\caption{GG1968 による鉛直温度構造の日変化. 赤道太陽直下の条件.
	 図中の数字は時刻を表す.横軸下方に記された数字は地表面温度である.
	 [Gierasch and Goody 1968,図7より.]}
\Dfiglab{GG1968 図7}

\Depsf[110mm][]{./gg1968fig9.ps}
\caption{GG1968 による LT=14:00 の温度構造と鉛直拡散係数の分布. 
	 [Gierasch and Goody 1968,図9より.]}
\Dfiglab{GG1968 図9}
\end{center}
\end{figure}

しかし我々の 2 次元モデルと GG1968 モデルでは物理過程の表現方法が異っ
ている. したがってお互いの結果を単純に比較することは難しい. 2 次元モデ
ルと比較すべき 1 次元モデルは, 物理過程の表現ができるだけ共通であるこ
とが望まれる. そこで我々の 2 次元モデルから鉛直 1 次元モデルを作成し, 
日変化を与えた場合の鉛直温度構造と鉛直拡散係数を計算することにする. こ
れにより物理過程の違いによる影響と, 2 次元と 1 次元との相違点と類似点
を明らかすることが期待できる.

以下では数理モデルの解説を第2節で行ない, それらの離散化と計算設定につ
いては第3節述べる. 第4節では計算手順と計算設定について説明する. 計算結
果は第5節に示し, 第6節では得られた結果についての議論と今後の課題につい
てまとめる.

%どちらのグループの研究においても放射による大気加熱率の鉛直分布はよく調
%べられていない. Gierash and Goody (1967, 1968), Moriyama (1974, 1975,
%1976), Pollack {\it et al}. (1979) では, 大気の鉛直温度構造に注目して
%いるため大気加熱率についての言及はなされていない. Savij\"arvi (1991),
%Haberle {\it et al.} (1983) ではある特定の時刻における大気加熱率の鉛直
%分布を示している. しかし短波及び長波放射の寄与を分離していないので, 大
%気加熱率に対するそれぞれの寄与がどの程度であるかはよくわからない. さら
%に鉛直の計算領域が 5 km 以下であるため, それ以上の高度での加熱率分布は
%調べられていない.

%大気の運動構造を調べるためには運動の強制及び散逸に寄与する加熱率の分布
%を把握することが決定的に重要である. Odaka {\it et al.} (1998) は 
%Haberle {\it et al.} (1993) に示された日中の対流加熱率分布を参考にして 
%2 次元モデルを用いた対流計算を行なった. 放射過程を想定した強制を高度 5
%km 以下にのみ与えたため, 計算された対流は高度 5 km 以下に存在している. 
%もし高度 5 km 以上の加熱率分布を与えることができれば, 計算される対流の
%運動構造は Odaka {\it et al.} (1998) に示されたそれとは異なるものとな
%るかもしれない. さらに短波及び長波放射の寄与, さらにダストの効果を分離
%することができれば, 大気中の強制及び散逸に寄与するそれらの割合を定量的
%に議論することができる. 

%そこで本稿では火星大気の鉛直 1 次元放射拡散モデルを作成し, 鉛直温度構
%造と加熱率の鉛直分布を調べることにする. とくに放射過程に伴う加熱率の分
%布に注目する. モデルで扱う放射過程及び乱流拡散係数の表現は Odaka {\it
%et al.} (1998) の 2 次元モデルにおけるそれとできるだけ共通化することに
%する.



