A lua com vazamento: por que a atmosfera de Io está sempre tentando escapar

A fuga ocorre principalmente acima de um certo nível na atmosfera superior conhecida como exobase, onde ocorre a transição de um gás colisional para um gás sem colisão (Figura 10). Abaixo da exobase, a atmosfera pode ser tratada como um fluido, porque a distância média que uma molécula ou átomo viaja antes de fazer uma colisão – o caminho livre médio – é mais curto que a menor escala de comprimento macroscópico. Este último é geralmente definido pela altura da escala de pressão H, que caracteriza o decaimento exponencial da pressão com a altitude.

Acima da exobase está uma região quase colisão conhecida como exosfera, onde o caminho livre médio excede a altura da escala atmosférica. As colisões são suficientemente pouco frequentes, que átomos e moléculas neutros executam trajetórias dinâmicas que são influenciadas principalmente pelo campo gravitacional de IO e Júpiter.

A exobase é definida para o estado de equilíbrio hidrostático e, além disso, para uma única espécie representada por uma única temperatura. Uma definição semelhante de uma altitude correspondente em uma pluma dinâmica com velocidade de fluxo em massa não é possível. McDoniel et al. (2017) mostraram que as partículas de pluma elevadas acima da exobase de uma atmosfera puramente sinalizada podem saltar da atmosfera sublimada perto da exobase ao voltar para a superfície (Figura 11, à direita). Em grandes plumas, o nível em que partículas suficientemente rápidas em movimento ascendente podem escapar sem colisões provavelmente estão acima do choque do dossel, o que deve ser maior que as altitudes exobase encontradas em simulações da atmosfera sublimada (Summers e Strobel, 1996; McDoniel et al., 2017).

Também observamos que o topo da atmosfera de IO não está no equilíbrio termodinâmico local (LTE) e, portanto, diferentes classes de moléculas ou átomos podem ter temperaturas diferentes e, portanto, altitudes exobase.

Geralmente, os gases de pluma ejetados não têm velocidades suficientes para escapar diretamente da gravidade de IO. Sob condições balísticas (sem colisão), para atingir uma altitude de 400 km, conforme inferido para as plumas mais altas, é necessária uma velocidade de ejeção de 1,2 km/s. Isso ainda está bem abaixo da velocidade de fuga de IO de 2,56 km/s ou a velocidade para atingir a distância do raio da colina (o raio onde a gravidade de IO é igual ao de Júpiter, perto de 5,8 Rio) de 2,33 km/s. Supondo que uma distribuição de velocidade maxwelliana com uma alta temperatura de núcleo de 800 K em torno de uma velocidade a granel ascendente de 1,2 km/s, apenas menos de 10-5 das moléculas de SO2 intactas atingem a velocidade de escape. Mesmo com uma taxa de fonte de gás SO2 otimista de 105 kg/s, isso produz uma taxa de fuga de ~ 1 kg/s, três pedidos inferiores ao número canônico. Velocidade de ejeção, temperaturas do gás e taxas de fonte SO2 comumente assumidas para simular grandes plumas como a pluma de peles são inferiores às nossas suposições aqui (Zhang et al., 2003; 2004; McDoniel et al., 2017) e nossa aproximação provavelmente superestima a fração em fuga. Além disso, as simulações revelaram que o gás de pluma ejetado é efetivamente retardado pela queda de gases nos choques do dossel, provavelmente reduzindo ainda mais a fração de fuga (Zhang et al., 2003).

Essa situação é muito diferente da pluma Enceladus, onde a gravidade da superfície é de 6% da gravidade da superfície de IO e a fração de fuga de moléculas é duas ordens de magnitude mais alta do que aquelas que retornam à superfície (por exemplo, Tian et al., 2007; Villanuauva et al., 2023). Observamos, no entanto, que pode haver vias potenciais para fuga vulcânica direta que ainda não foram exploradas, como o comportamento dinâmico de voláteis originários de lavas de superfície quente com temperaturas de 1200 K ou mais.

Em uma atmosfera gravitacional com uma exosfera, o principal parâmetro não dimensional que governa é o parâmetro de jeans λ, que é definido como

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