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%   2017/03/04  結論
%               当番 : 松田 幸樹
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\Dauthor{松田 幸樹}            % ゼミ担当者の名前
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\begin{document}

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\chapter{結論}

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惑星気候の多様性を考える上で, 太陽定数は重要なパラメータの一つである.
南北 1 次元エネルギーバランスモデルを用いた先行研究 (例えば, Budyko,
1969) において, 惑星気候の太陽定数依存性が調べられた. それによると, 太陽
定数に応じて全球凍結解, 部分凍結解, 氷なし解の 3 つの解が現れるこ
と, および, ある太陽定数に対して複数の解が解となることが示され
た. また, 大気大循環や惑星放射の射出限界を陽に計算できる大気大循環モデル
を用いた先行研究においても惑星気候の太陽定数依存性が調べられ, EBM で得ら
れた 3 つの解や多重解が現れることが確認された (例えば, Ishiwatari et
al., 2007). さらに, GCM を用いた研究では, 暴走温室解が存在することが確
認された. 上記で挙げた 2 つの先行研究では, 海陸分布の影響を考慮しておら
ず, 地球とは異なる単純な大気組成を仮定した.
本研究では, 惑星大気大循環モデル DCPAM を用いて, 地球の海
陸分布や大気組成を与えた実験を行い, 地球気候の太陽定数依存性を明らかにし,
大気構造の太陽定数依存性について考察した.

本研究で用いたモデルは惑星大気大循環モデル DCPAM である. 大気大循環モデ
ルは次に述べるような様々な過程を考慮して, 惑星全球の温度, 風速, 密度分布
などを計算する. DCPAM では, 力学過程はプリミティブ方程式系を
解いている. また, 物理過程では, 放射過程, 乱流混合過程, 凝結過程, 雲過程,
陸面過程を考慮している. DCPAM に地球の海表面温度分布, 海表面アルベド分布
を外部データとして与えた実験では NCEP の再解析データで見られた特徴を大ま
かに表現している. DCPAM に深さ$60\ \si{m}$の板海を与えた実験と DCPAM に
地球の海表面温度分布, 海表面アルベド分布を外部データとして与えた実験で見
られた特徴を大まかに表現している. 

まず, DCPAM で 3 つの太陽定数と初期条件を与えた実験を行った.
 一つ目の実験は, 初期条件を$280\ \si{K}$の
等温静止乾燥大気, 太陽定数を$1100\ \si{W.m^{-2}}$とし, この実験を
 [S1100] と呼ぶ.
 二つ目の実験は, 初期条件を$280\ \si{K}$の等温静止乾燥大気, 太陽定数を$1300\ \si{W.m^{-2}}$と
 し, この実験を [S1300] と呼ぶ.
 三つ目の実験は, 初期条件を$280\ \si{K}$の等温静止乾燥大気, 太陽定数を$1475\
 \si{W.m^{-2}}$とし, この実験を [S1475] と呼ぶ. そして, この 3 つの
 実験から得られた年平均場を調べた. 
年平均地表面温度は太陽定数が増加するにつれて大きくなる. また, [S1300] と
 [S1475] を比較すると, [S1475] の方が年平均東西平均地表面温度の
 南北差が小さくなる. これは太陽定数が増加するにつれて水蒸気量も増加し,
 惑星表面において, 温室効果による加熱と潜熱フラックスによる
 冷却が増えるためと考えられる. 全降水量は太陽定数が増加するに
 つれて大きくなった. また, 太陽定数が大きくなるにつれて赤道域での降水量の最
大値は大きくなった. 一方で, ハドレー循環の強さは太陽定数の増加に対して単調
増加しない. 太陽定数が大きくなると, 南半球の循環の強さは弱くなり, 北半球
の循環の強さは変わらなった. このことは Ishiwatari et al. (2002) とは異な
 る結果である. ハドレー循環の強さは太陽定数の増加に対して単調
 増加しないのは, 大気の安定度や地表面温度の南北差が小さいことが影響している
 と考えられるが, 詳細については検討が必要である.

次に, $1100\ \si{W.m^{-2}}$から$1475\ \si{W.m^{-2}}$までの太陽定数を与え,
また複数の初期条件を与えて 11 個の実験を行い, 氷線緯度の太陽定数依存性を
調べた. その結果, 全球凍結解, 部分凍結解, 氷なし解の 3 つの解と多重解が存在することが確認できた.
これは, 灰色大気を持つ全球海惑星を考えた Ishiwatari et al. (2007) と同様の結果で
ある. 
しかし, 本研究では海陸分布を考慮したことなどが影響し, 氷線緯度と太陽定数
の関係は北半球と南半球で異なる.
例えば, 本研究では南半球では氷なし解を見つけることができていない. また,
両半球ともに暴走温室解を得ることはできなかった. 
これは与えた太陽定数の範囲が狭かったことによるだろう. 暴走温室解の発見は今後の課題である. 

また, 北半球では緯度約$18$度より低緯度に, 南半球では緯度約$15$度より低緯度に氷線を持
つ部分凍結解は得られていない. 一方, 北半球では緯度約$69$度より高緯度に氷線を持
つ部分凍結解は得られていない. 以上のことから, 両半球ともに大氷冠不安定, 北半球においては小氷
冠不安定が存在するように考えられる. その不安定の存在を明らかにするには,
この領域に氷線をもつ部分凍結解を初期条件として与え, その解が維持されるか
確認する必要があるだろう. これは今後の課題である.

太陽定数$1366\ \si{W.m^{-2}}$の場合, 初期値によって複数の部分凍結解が得ら
れた. $280\ \si{K}$の等温静止乾燥大気を初期条件として与えると氷線緯
度は北半球で緯度約$44$度, 南半球で緯度約$55$度に現れる. また, 太陽定数を
$1250\ \si{W.m^{-2}}$とし$280\ \si{K}$の等温静止乾燥大気を
初期条件として$96$年計算した部分凍結解を初期条件として与えると氷線緯度は
北半球で緯度約$37$度, 南半球で緯度約$35$度となった. この部分凍結解の初期
値依存性は離散系であることが原因の一つであると考えらえる. より詳細に部分
凍結解の初期値依存性を調べるために南北一次元エネルギーバランスモデルを
用いて実験を行った. その結果, 南北一次元エネルギーバランスモデルにおいて
も部分凍結解の初期値依存性が見られ, 水平格子点数を大きくするとその初期値依存
性の幅は小さくなることがわかった. また, サブグリッドスケールの氷面積を考慮し
たアルベドを用いると, 低解像度でも部分凍結解の初期値依存性が見られなくな
ることがわかった. 従って, 本研究で用いた GCM においてもサブグリッドスケー
ルの氷の面積を考慮したアルベドの表現を考案し, それを用いることで, 低解像度でも部分凍結
解を一意に求めることができる可能性がある. 実際に GCM で部分凍結解を一意
に求めることも今後の課題である.

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\end{document}

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