卒

題

業

論

文

目

マイクロ波放電型電子源における中和現象の解明に関する研究

氏

名

黒江

雄貴

所 属教 育 分 野

プラズマ理工学

指 導 教 員

山本

直嗣

森田

太智 助教

教授

九州大学工学部エネルギー科学科
提出年月

平成３０年２月

目次
第1章

序論....................................................................................................... 1

1.1

背景 ....................................................................................................................................1

1.2

研究目的 ............................................................................................................................3

第2章

電子源 ................................................................................................... 42.1

電気推進機 ........................................................................................................................4

2.2

イオンエンジン ................................................................................................................5

2.2.1

作動原理.....................................................................................................................5

2.2.2

マイクロ波放電式イオンエンジン.........................................................................7

2.2.3

推進性能 ....................................................................................................................82.3

中和器 ................................................................................................................................9

2.3.1

ホローカソード ..................................................................................................... 112.3.2

マイクロ波放電型電子源 ..................................................................................... 12

2.3.3

プラズマ接触領域 ................................................................................................. 13

第3章

レーリー散乱........................................................................................ 153.1

光の散乱 ......................................................................................................................... 15

3.2

レーリー散乱 ................................................................................................................. 15

3.3

レーザーレーリー散乱 ................................................................................................. 173.4

中性粒子密度算出方法 ................................................................................................. 19第4章

実験装置及び実験体系 ........................................................................... 20

4.1

実験装置 ......................................................................................................................... 20

4.1.1

小型真空容器 .......................................................................................................... 20

4.1.2

ピコ秒レーザー ...................................................................................................... 224.1.3

オシロスコープ ...................................................................................................... 254.1.4

光電子増倍管(PMT) .............................................................................................. 26

4.1.5

ハイブリッドディテクタ...................................................................................... 27

4.2

実験体系 ......................................................................................................................... 28

4.3

散乱光子数計測方法 ..................................................................................................... 30

第5章

実験結果と考察..................................................................................... 32

5.1

レーリー散乱計測 ......................................................................................................... 32

5.2

レーリー散乱による散乱光子数計測(1) .................................................................... 35

5.3

レーリー散乱による散乱光子数計測(2) .................................................................... 37

第6章

結論と展望 ........................................................................................... 40

参考文献 ........................................................................................................... 41

謝辞 .................................................................................................................. 42

第 1 章 序論
1.1 背景近年,世界各国で人工衛星の利用や宇宙探査などを目的とした宇宙開発が行われている.日本においては,2010 年に 12 年の歳月を経て小惑星イトカワからサンプル採取後,帰還を果たした小惑星探査機「はやぶさ」,はやぶさの後継機として 2014 年に打ち上げられ,小惑星リュウグウを目指して現在も運航中の「はやぶさ 2」などが耳に新しい.この「はやぶさ」,「はやぶさ 2」にはマイクロ波放電式イオンエンジンμ10 が搭載された.(1)
マイクロ波放電式イオンエンジンとはイオンエンジンの一種である.イオンエンジン
は電気推進機に分類され,電気推進機は放電によりプラズマ化された推進剤に電力を与えることで加速・噴出して反力を得ることによって推進する.化学推進と比較すると,電気推進は得られる推力は小さいが,ロケット推進の燃費を表す比推力は 2-10 倍からそれ以上である.よって,電気推進機は加速に時間はかかるが,推進剤の大きな節約が可能であるため,長時間のミッションに適している.電気推進機にはイオンエンジン,ホールスラスタ,アークジェット,MPD スラスタなどがある.(2)この中でも,イオンエンジンの研究は最も進んでおり,深宇宙探査や人工衛星の姿勢制御などに実際に利用されている.
イオンエンジンには,加速グリッドによって静電加速されて噴出されたイオン電流に等価な電子電流を放出することで推進機の電気的中性を維持させる中和器が搭載されている.マイクロ波放電式イオンエンジンにおいては,マイクロ波放電型電子源によって中和が行われる.イオン源から噴出されたイオンビームと電子源間の電位差によって中和電子は放出を促される.(3)その放出過程において, イオン・電子・中性粒子が複雑に相互作用していると推測されるが,その中和現象は十分には解明されていない.よって,中和器改良の指針を得るためには,電子源のプルーム近傍での電子温度・電子密度及び中性粒子密度の測定によって中和現象の詳細な理解が必要である.しかし,計測対象が希薄プラズマであるため,短針計測では正確な測定は困難である.(4)よって,計測箇所と非接触で測定可能な光学計測によるプラズマ及び中性粒子の測定手法の確立が求められている.
また,電気推進機の地上試験には真空容器が用いられる.電気推進機の推進剤には中性粒子が使用されるが,推進剤の一部は中性粒子のまま放出され,排出された推進剤ガ
スは真空ポンプによって排気されるまで真空容器の中に残る.また,真空容器表面に衝突したイオンは中性粒子に戻る.よって,電気推進機作動時の真空容器内の雰囲気圧力
1

は宇宙空間作動時と比較して高くなる.加えて,真空ポンプの配置によって,真空容器内の圧力は一様ではない.これによって,地上試験時と宇宙空間作動時とで推進性能と耐久性が異なってくる.特に電気推進機のイオン生成過程やイオン排出・加速過程において残留した推進剤である中性粒子は影響を与える.この誤差によって,電気推進機が想定よりも早く寿命を迎え,ミッションが不成立となる可能性がある.よって,電気推進機の性能,耐久性を担保するために真空容器内の中性粒子が電気推進機に与える影響を調査する必要性があり,計測手法の確立が望まれている.

2

1.2 研究目的
イオンエンジンにおけるイオンビームの中和はイオンビーム-電子源間の電位差によって中和電子が放出されることにより行われる.中和器の性能向上の指針を得るためには,イオンビームと電子源間の領域での中和現象の把握が必要であるが,この領域での中性粒子の挙動は正確には解明されておらず,実測値はほとんどないのが現状である.イオ
ンビーム-電子源間ではプラズマは希薄であり,中性粒子密度は 1018 m-3 程度であると推測される.よって,この領域での中性粒子を計測するためには,高真空状態において希薄プラズマに擾乱を与えず,1018 m-3 程度の中性粒子密度計測が可能な受光系が必要である.
真空容器内のような高真空状態において,中性粒子を計測する方法としては,電離真空計・薄膜真空計,レーザー誘起蛍光法などがある.電離真空計・薄膜真空計は測定箇所に測定子を挿入する必要があるため,中性粒子の流れに乱れを与えてしまうために正確な測定が困難である.また,レーザー誘起蛍光法はレーザー光によって測定対象の粒子を励起させて吸収スペクトルを観測することで中性粒子密度を測定する.高い時間・空間分解能による計測が可能であるが,測定する粒子のエネルギー準位に合う波長のレーザーが必要であり,測定できる条件が限られる.そこで,高真空状態において非接触かつ中性粒子の密度に擾乱を与えない計測手法として,レーリー散乱法による中性粒子密度計測を試みる.先行研究により 10-3 torr レベルでの中性粒子密度計測が可能であることが確認されている.また,先行研究より,レーザーの短パルス化が S/N 比の向上に有効であることが分かっている.よって,本研究ではレーリー散乱法において,超短パルスレー
ザーであるピコ秒レーザーを用いることにより,レーリー散乱計測手法の更なる測定精度の向上及び,マイクロ波放電型電子源の中性粒子密度の計測を行うことで,中性粒子が中和現象に与える影響を調査することを目的とする.

3

第 2 章 電子源
2.1 電 気推進機(2)ロケットの推進方式には化学推進と電気推進がある.電気推進は化学推進と比較して,推力自体は小さいが,ロケット推進の燃費を意味する比推力は化学推進の 2-10 倍である.よって,推進剤の節約が可能であり,長時間のミッションに適している.図 2.1 に主な推進機の推力密度と比推力の領域を示す

図 2.1 推進機の推力密度と比推力

電気推進機は推進剤の加速方法によって,電熱加速型,電磁加速型,静電加速型に分けられる.本研究で目標としている計測対象のマイクロ波放電型電子源は主に,静電加速型のマイクロ波放電式イオンエンジンで使用される.よって以下では,イオンエンジン
及び電子源の役割である中和器について説明する.

4

2.2 イオンエンジン
2.2.1 作動原理
イオンエンジンの概略図を図 2.2 に示す.イオンエンジンは,アーク放電やマイクロ波
等によってキセノンやアルゴンなどの推進剤を加熱・電離させてプラズマを生成し,2-3枚の多孔状の電極に 1000-2000V の電圧を印加してイオンを加速し,推力を得る推進装置である.イオンエンジンの物理過程は,推進剤を電離させるイオン生成部,イオンビー
ム引き出しによる加速部,放出されたイオンビームを電気的に中和する中和部によって構成されている.イオンエンジンはプラズマの生成方法によって,直流放電型,高周波誘導放電型,マイクロ波放電型,接触電離型に分けられる.
イオンエンジンではビームの引き出しはプラズマ生成部で発生したイオンを静電界により加速することで行われる.イオンビーム引き出しにおける概略図を図 2.3 に示す.
引き出し部は,プラズマに接するスクリーングリッドと 1mm 程度の間隔で平行に置かれるアクセルグリッドで主に構成される.場合により,ディセルグリッドを加えた 3 枚で構成されることもある.各グリッドには内径 1~3mm 程度の孔が多数あけられており,その開孔率は,スクリーングリッドで約 70%, アクセルグリッドで約 25%,ディセルグリッドで約 50~70%である.このグリッドシステムでは,スクリーングリッドに 1kV 程度,ア
クセルグリッドに-300V 程度,ディセルグリッドには宇宙機の電位と同じ 0V といった電圧を与える.これによって,プラズマ生成部より抽出されたイオンは,スクリーングリ
ッドとアクセルグリッド間の電圧によって急激に加速され,アクセルグリッドとディセ
ルグリッド間の逆電位勾配によってある程度減速され,宇宙空間に噴射される.この逆電位勾配は高い正電位を持ったスクリーングリッドへのビーム下流からの電子の侵入を阻止するためである.図 2.4 にイオンビームの軸方向における電位分布を示す.イオン
ビームの下流領域には，イオンエンジンから漏れ出た中性粒子との電離反応で生じた電子や，中和器から放出された電子が存在しており，イオンビームを取り囲むようにプラズマが存在した状態が形成されている．アクセルグリッドは，これらの電子が引き出し部を通り，プラズマ生成部に逆流するのを防ぐ役割を担う．

5

図 2.2 イオンエンジン概略図

図 2.4 イオンビーム引き出し軸方向電位

図 2.3 イオンビームの引き出し分布62.1.2 マイクロ波放電式イオンエンジン
イオンエンジンは,プラズマ生成法の違いによって直流放電型,高周波誘導放電型,マイクロ波放電型,接触電離型に大別される.本研究ではマイクロ波放電式イオンエンジ
ンの中和器を測定対象としている.マイクロ波放電式とはマイクロ波帯域の交流電場によって電子を加速し,電子を中性粒子と衝突させてプラズマを生成させる方式である.
マイクロ波放電式イオンエンジンの概略図を図 2.5 に示す.

図 2.5 マイクロ波放電式イオンエンジン

7

2.1.3 推進性能
簡単のため,多価電離しない場合のスラスタの推進性能について考える.推進剤利用
効率ηu ,イオン生成コストをεc はそれぞれ式[2.1],式[2.2]で表される.
[2.1]

[2.2]

ここで,

はイオン質量

プラズマ生成に要する電力
は,は推進剤の質量流量,

はビーム電流である. イオン生成コストは V 単位であるが,

,

は
また

で表わされるのが一般的である. 中性粒子の推力への寄与がないとすると,推力は, 次の式[2.3]になる.
[2.3]

ここで,

は比推力

である. 推進効率は高比推力範囲においては極めて高く, 比推力が増加するにつれて推進剤利用効率まで漸近するようになる. 一方, 比推力を低くするにつれて,推進効率は下がり, 他の電気推進機より推進効率が劣ることとなる. また, 式[2.3]から, 推進効率低下が顕著になる場合の比推力は,によるため, 一般にキセノンよりアルゴンの方が高くなる.
ここで式[2-1]より, イオンエンジンから排出される中性粒子の割合は次の式[2.4]で

示される.
[2.4]
イオンスラスタの推進剤利用率は, 約 90％と示されているので, 推進剤の約 10％が電離せずに,キセノンなどの中性粒子のまま排出される.

8

2.3 中 和器(5)(6)
中和器の役割は主に電子放出,ビーム中和,プラズマ接触に分けられる.図 2.3 に中和現象における領域分布を示す.以下に,それぞれの領域について解説する.

・電子放出・・・・イオン源から加速グリッドを通して静電加速され,噴射したイオンに等価な電子電流を放射することによって,宇宙機の電気的中性を維持させる.

・ビーム中和・・・噴射されたイオンを中性化して安定なプラズマ状態とし,宇宙空間に滞在させる.

・プラズマ接触・・・中和にかかる電力を最小にするため,電子源とイオンビームとの電位差を最小に保つ.

現在,中和器として最も利用されているのはプラズマブリッジを用いる方法で,ホローカソードやマイクロ波放電型電子源などがある.プラズマブリッジを用いた方法では,
中和電子は中和器内部の放電によって予め生成され,電子源とイオンビーム間の電位差によって中和電子は放出されるが,実際にはイオン源に対して中和器を負に 30 V 程度
バイアスすることによってキーパー電極を用いずにイオンビームと等価な中和電子を抽出している.中和器において使用される電力及び推進剤は,イオンエンジンの推力には寄与しないため,低電力,低ガス消費量で,必要な電子電流を放出することが求められる.よって,バイアス電圧は低いほうが望ましいく,中和器に要求される性能の一つである.
以下ではホローカソード及びマイクロ波放電型電子源,また本研究での計測領域であるプラズマ接触領域について説明する.

9図 2.6 中和の領域分布102.3.1 ホローカソード
従来のイオンエンジンでは中和器としてホローカソードが用いられている.ホローカ
ソードの概略図を図 2.7 に示す.ホローカソードの内部にはインサートという低仕事関数で従来の,熱電子放出が容易な酸化物陰極が入っている.ホローカソード内で生じる放電は,グロー放電によって生じたイオンが内壁に衝突することで二次電子放出作用を起こし,電子なだれとなることによって発生する.イオン衝撃により加速されたカソードから熱電子放出が始まると,静電シースの効果も加わり,電子電流密度が急激に増加する.ホローカソードの出口にはオリフィスが取り付けられており,内部の作動ガスの中性粒子密度を高め,高い電子電流が得られやすい環境になっている.
しかし,作動時のプラズマ点火における度重なる高低温度サイクルによるヒーターの劣化や内部電極に浸含された酸化物は大気との接触による性能損失などの問題点がある.

図 2.7 ホローカソードの概略図

112.3.2 マイクロ波放電型電子源(7)
図 2.3.2 にマイクロ波放電型電子源の概略図を示す.マイクロ波放電式イオンエンジ
ンには,イオンビームに同量の電子を供給して電気的に中和する中和器が搭載される.
中和器によってイオンエンジン本体が負に帯電することを防ぎ,イオンが引き戻されることなく推力を得ることができる.
従来からイオンエンジンの中和器として用いられてホローカソードなどと比較して,マイクロ波放電には以下のような利点がある.

1. ヒーターによる予備加熱が不要なため,イオンエンジンの素早い起動が可能
2. マイクロ波放電式イオンエンジン駆動用の電源が 1 つあれば,中和器のプラズマの同時生成が可能であるため,システム構成の簡素化や信頼性の向上,衛星の重量の軽減が図れる.
3. 無電極放電によってプラズマが生成されるため,電極の劣化は考える必要がなく,高寿命が期待できる.

マイクロ波放電型電子源は,小惑星探査機「はやぶさ」に搭載され,十分な中和性能を得られたという実績がある.以下の図 2.8 に当研究室で開発しているマイクロ波放電式
中和器の外観を示す.

図 2.8 マイクロ波放電型電子源外観
122.3.3 プラズマ接触領域(6)プラズマ接触領域とは中和器である電子源出口からイオンビームまでの領域である.
中和器での使用電力は推進性能に寄与しないため,電子ができるだけ低い電位差でイオ
ンビームまで到達することは,イオンエンジンのシステム電気効率の向上につながる.また,大きい電位差は,中和器がその電圧に応じたイオン衝撃を受け,スパッタリング損耗を起こすために中和器の耐久性の観点からも有害である.中和器では,空間電荷制限により電子が互いに排斥する現象を緩和させるため,イオンと電子を共存させて,プラズマ状
態にしており,中和器動作はプルームモードで行われており,下流でプラズマが生成される.
ここで,中和器から放出された電子が,下流の中性粒子を電離してイオンを生成し,プ
ラズマ柱から外向きに流出する場合の中性粒子の挙動を考える.図 2.9 にその概略を示す.
図 4.9 のような半頂角αの円錐状のプラズマ柱の場合,以下の式[2.5]が成り立つ.
[2.5]
この時,中和電流密度 Je は式[2.6]で表される.
[2.6]e は電子の電荷,ne は中和電子密度,ve はビーム速度である.中和電流による単位体積あたりのイオン生成立 G は式[2.7]になる.
[2.7]
ここで,σは電離断面積を表している.この時の電子ビームの平均自由行程はプラズマ柱に比べて十分に長いため,無視できるとする.よって,生成されたイオン量とプラズマ柱で流出する量は等しくなるため,式[2.8]が成り立つ.
[2.8]
ここで ni ,vi はイオン密度,イオン電流である.よって,中和器出口での中性粒子密度を n0とすると,流出する中性粒子密度 nn は式[2.9]になる.
[2.9]

13

図 4.9 プラズマ接触モデル

14

第 3 章 レーリー散乱
3.1 光 の散乱
電磁波である光によって微粒子(中性粒子),電子,フォノンなどが誘起され,二次的な電磁波を放出する現象を光の散乱という.中性粒子による散乱には,レーリー散乱・ミー
散乱,電子による散乱にはトムソン散乱・コンプトン散乱,フォノンによる散乱にはブリュアン散乱・ラマン散乱がある.今回はレーリー散乱法を用いた光学計測を行ったため,
レーリー散乱について以下に述べる.

3.2 レ ーリー散乱
図 3.1 にレーリー散乱の概要図を示す.レーリー散乱とは,光の波長と比較して十分に小さい粒子による散乱である.ここでの粒子は素粒子などの様に極端に小さいものではなく,酸素や窒素分子などのある程度の大きさがあるもので,全体として電気的に中性であるとする.また,粒子はより小さな電子や陽イオンなどの荷電粒子から構成されており,外部電磁場の影響で電荷分布に偏りは生じるが,金属の様な導体ではない誘電体であるとする.
一方,粒子にぶつかる光は時間的に変化する電場と磁場,その波動である.レーリー散乱の場合は光の波長λは非常に長いと仮定されるため,光の振動数νは非常に小さい.
よってこの場合,光が粒子にぶつかると,粒子の近くで非常にゆっくり変化する電場や磁場が存在することになる.
外部電磁場の影響で粒子を構成する荷電粒子は分布を変化させ,分極する.外部電磁場は変化するので,分極も時間的に変化する.時間的に変化する分極は新たな電磁場を発生させるため,これが外に放出される光となる.電磁場の時間変動が極めてゆっくりであるため,分極の振動数と電磁場の振動数は一致する.
よって,レーリー散乱は光と中性粒子の相互作用の過程でエネルギーの交換が発生しない弾性散乱であり,入射光と散乱光の波長は同じである.また,レーリー散乱の散乱強度は波長λの 4 乗に反比例するため,波長が短いほど散乱されやすい.
このレーリー散乱によって,日中に晴天が青い理由と朝焼け,夕焼けが赤い理由が説明できる.図 3.2 にその概略図を示す.日中は太陽光が大気層を通過する大気層中の距離が短いため,赤などの可視域の長波長成分の散乱量は少なく, 可視域の短波長成分が散乱して空に広がるため,空は青く見える.
一方,明け方や夕方では太陽光が通過する大気層中の距離が日中と比較して格段に長15くなるため,短波長成分は散乱され続けて,地表に到達した時には短波長成分はほとん
どなくなっている.それに対して長波長成分は多くが残っている状態となり,空が赤く染まって見える.

図 3.1 レーリー散乱の概要図

図 3.2 太陽光によるレーリー散乱163.3 レーザーレーリー散乱(8)(9)
実際にレーザー光を今回の実験で真空容器内に注入するアルゴンに照射する場合でのレーリー散乱を考える.図 3.3 にその概略を示す.アルゴンやヘリウムのような球状の粒子にレーザー光が入射する場合の粒子の双極子モーメントは式[3.1]で表される.
[3.1]

ここで

は入射レーザーの電場,αは分極率を表している.この時一つの分子からの散乱光の強度 Is は式[3.2]で表される.

[3.2]

ここで, Lorenz-Lorenz の式より分極率αは式[3.3]となる.

[3.3]

また,レーザー光により観測されるレーリー散乱光強度 I R は式[3.4]で表される.
[3.4]

ここで,I l は 1 パルス間のレーザー光強度,N は気体の数密度,l はプローブ体積の長さ,Ω
は受光立体角,ε０ は真空の誘電率,dσ/dΩは散乱微分断面積である.
散乱微分断面積,散乱断面積はそれぞれ式[3.5],式[3.6]で表される.
[3.5]

[3.6]

17

散乱微分断面積は単位面積に単位時間当たりに 1 個の粒子が入射する時に単位時間に
単位立体角に散乱される粒子の割合,散乱断面積は散乱の起きる確率を表している.よって,散乱断面積は波長の 4 乗に反比例するため,入射波長が短いほど散乱強度は高くなる.波長 355 nm の場合は波長 532nm のレーザーを用いた場合の約 5 倍の散乱断面積
である.

図 3.3

レーザーレーリー散乱の概略

183.3 中 性粒子密度算出方法(10)(11)
レーリー散乱の受光光子数 Nph は気体の分子密度 nn に比例するため,散乱光子数を計測することによって,中性粒子密度を求めることが可能である.
レーザー光源のパルス幅を𝜏L とすると,レーリー散乱の１パルス間の受光光子数 Nph
は式[3.7]で表される.
[3.7]

ここで, 𝐼𝐿は単位面積あたりのレーザーパワー[W/m2 ], ℎ𝜈はレーザーの１光子あたりのエネルギー[J], L は散乱長,𝛥𝑉は散乱体積[m3 ], 𝑛n は気体を構成する中性粒子の密度[m-3 ], 𝜎R はその中性粒子のレーリー散乱の微分断面積[m2 /sr], 𝑑𝛺は受光立体角[sr], 𝜏L はレーザーのパルス幅[s], 𝜂は受光系の透過率である.右辺の𝑛n 以外の各因子の絶対値が既知ならば, 𝑁ph の測定値から密度の絶対値𝑛n が分かる.式[3.7]右辺の各因子の絶対値を得ることに, 原理的困難はない. 𝜎R は, 電子による散乱即ちトムソン散乱と同様,
双極子放射によるので, 散乱角依存性は両者とも同じになり, 断面積のみが異なってきて, その比が文献に与えられている. よって,散乱光子数の計測により中性粒子密度を求めることができる.

19

第 4 章 実験装置及び実験体系
4.1.1 真空容器
レーリー散乱計測で使用した真空容器の外観を図 4.1 に示す.真空容器の外径は253mm,内径は 200 mm である.また,容器側面に計４箇所の観測窓を設置している.
真空排気には,ドライ真空ポンプ,ターボ分子ポンプを用いた.ドライ真空ポンプの到達圧力は 10-1 Pa であった.圧力の計測にはクリスタルイオンゲージを用いた.クリスタ
ルイオンゲージはクリスタルゲージとイオンゲージの複合ゲージである.ドライ真空ポンプ,ターボ分子ポンプ,クリスタルイオンゲージの外観をそれぞれ図 4.2 に示す.

図 4.1 真空容器外観20ドライ真空ポンプ

ターボ分子ポンプ

クリスタルイオンゲージ

図 4.2 各装置の外観

21

4.1.2 ピコ秒レーザー
図 4.3 にレーザー源であるピコ秒レーザーの外観を示す.また,表 4.1 にピコ秒レーザ
ーの性能を示す.また,レーザーのビーム径は実測値で 7 mm であった.

図 4.3 ピコ秒レーザーの外観

表 4.1 ピコ秒レーザーの性能
波長

パルス幅

周波数

エネルギー最大値

ビーム広がり角

532nm

35ps

10Hz

15mJ

0.4mrd22ここで,1 パルス間にレーザー光が進む距離 L は式[4.1]で表される.

[4.1]

この式より,パルス幅が異なるレーザーを用いた時の 1 パルス間にレーザー光が進む
距離及び散乱側入射レンズに散乱光が集光されるまでの光路差を表 4.2 に,異なるパル
ス幅のレーザーで予想される時間-信号強度グラフを図 4.4 に示す.レーザー光が 1 パル
ス間に進む距離は 3 ns では 900 mm,35 ps では 10.5 mm である.そのため,パルス幅が短いほど短い時間幅で計測できる.よって,図 4.4 のようにパルス幅が短い 35 ps では散乱
光と迷光を区別して計測できるが,パルス幅 3ns では散乱光と迷光の信号の出力が重なり,散乱光と共に迷光も同時に計測してしまう可能性がある.よって,散乱光子数計測において,短いパルス幅のレーザーを用いることは迷光レベルの低減に有効である.

表 4.2 パルス幅が異なるレーザー
レーザーのパルス幅

1 パルス間に進む距離

3 ns

900 mm35 ps

10.5 mm23図 4.4 パルス幅が異なるレーザーを用いた場合の時間-信号グラフ

244.1.3 オシロスコープ
今回の実験ではオシロスコープによって,レーリー散乱光の信号を計測した.今回の実験で用いたオシロスコープの性能を表 4.3,外観を図 4.5 に示す.

表 4.3

オシロスコープの性能

WaveRunner 62xi-A

DPO 4104B-L

周波数帯域

600MHz

1GHz立ち上がり時間

525ps

350ps

最高サンプリング速度

5GS/s

5GS/s

DPO 4104B-L

WaveRunner 62xi-A

図 4.5 計測に用いたオシロスコープの外観

25

4.1.4 光電子増倍管 (PMT)
光電子増倍管とは,光エネルギーを電気エネルギーに変換する高感度の光検出器である.光電子増倍管の概略を図 4.6 に示す.光電子増倍管は入射窓,光電面(陰極),収束電極,電子増倍部(ダイノード),陽極で構成される.光電子は収束電極で加速・収束され,第 1 ダイノードの衝突し二次電子を放出することにより,電子を増倍する.増倍された二次電子がそれ以降の電子増倍部に衝突し,二次電子放出を繰り返す.最終的に二次電子群は 106 ~107 倍になり,陽極より取り出される.
本研究では光電子増倍管として,浜松製の光センサモジュール H10721-110 を用いた.

図 4.6 光電子増倍管の概略(12)264.1.5 ハイブリッドディテクタ
本研究では,光電子増倍管でレーリー散乱光が計測できたことを確認した後に,ハイブリッドディテクタを用いて散乱光子数の計測を行った.図 4.7 にハイブリッドディテ
クタの 概略を 示す. 光電 陰極か ら放出 され た光子 は強 電場に よって 急激 に加速され,APD(アバランシェフォトダイオード)に衝突する.APD は多数の電子ホールを生成するため,光子は大きく増幅する.ハイブリッドディテクタは通常の光電子増倍管と比較して,いくつかの利点がある.ハイブリッドディテクタは上述の光電子増倍管と比較して,ゲインの大部分が単一ステップで得られるため,狭い振幅分布を持つ単一光子パル
スを送出し,検出された 2 つ以上の光子を区別できる.また,光電陰極と APD(アバランシェフォトダイオード)間の高い加速電圧によって,電子の通過時間による広がりは短くなる.また光電子増倍管ではダイノードで光電子の一部が失われるが,ハイブリッドデ
ィテクタではそのような損失はなく,高い光電子のカウント効率を有し,アフターパル
スがないという特徴がある.本実験では Becker&Hickl 製の HPM-100-40 を用いた.

図 4.7

ハイブリッドディテクタの概略(13)27

4.2 実 験体系
図 4.7 にレーリー散乱計測における実験体系の概略,図 4.8 に実験装置の写真を示
す.Nd:YAG Laser から発振された光は図 4.7 の右の窓から真空容器内に凸レンズ(f=250)によって集光され,左の窓を抜けてビームダンプに達する.レーザー発振直後にPIN Detector を設置し,発振直後のレーザー光を計測している.散乱光はレーザーの入射方向に対して 80 度の方向より凸レンズ(f=100)を通して集光される.集光された光は
光ファイバを通してコリメートレンズに到達し,平行波になった後に光電子増倍管またはハイブリッドディテクタによって電気信号に変換され,オシロスコープで計測される.
また,真空容器内には,反射光低減のために散乱光集光レンズの反対にビューイングダ
ンプとして ND フィルターを設置した.真空容器内に設置した ND フィルターの外観を図
4.9 に示す.

図 4.7 実験体系概略
28

図 4.8 実験装置の外観

図 4.9 ND フィルターの外観
29

4.3 散 乱光子数計測方法
先行研究では,レーリー散乱光子数の計測にフォトンカウンターを用いていた.レー
ザーの発振直後と散乱光をそれぞれ計測し,真空容器内に気体を注入して得られた散乱
光子数から,真空容器内に気体を注入しなかった場合に計測されたカウント数を引くことによって,レーリー散乱光子数を求めていた.しかし,計測時間幅が 5ns であったた
め,散乱信号と共に迷光も光子としてカウントしてしまうという問題点があった.
そこで,本研究では散乱光子数を求めるため,オシロスコープからの信号をショット
数分積算するプログラムを作成した.図 4.10 にオシロスコープで得られる信号の例を示す.図 4.10 の左図がノイズによる信号,図 4.10 の右図が散乱光子による信号である.プロ
グラムでは,まず得られた信号の出力のピークを求める.そのピークが閾値を超えている場合は散乱光,閾値以下の場合はノイズとした.この時の設定閾値は,検出器であるハ
イブリッドディテクタの単一電子応答振幅及び実際に得られたデータより決定した図4.10 の左図のような場合はカウントせず,右図のような場合は散乱光としてカウントした.その後,閾値を超えた散乱光信号はピークの計測時間ごとに分けてカウントされる.
この時に設定した計測時間幅は,ハイブリッドディテクタの単一電子応答の半値半幅が120 ps であることから,200 ps に設定した.図 4.11 に散乱光子数計測プログラムのフローチャートを示す.

(a)ノイズ(b)散乱信号

図 4.10 オシロスコープで計測される散乱信号30図 4.11散乱光子数計測のフローチャート

31

第 5 章 実験結果・考察
5.1 レーリー散乱計測
上述の実験体系において,異なる圧力ごとのレーリー散乱計測を行った.図 5.1にその結果を示す.真空容器内に注入する中性粒子としてはアルゴンを用いた.散乱信号が真空容器内圧力と共に増えており,観測値が近似直線に 99.1%フィッティングしていることから,ピコ秒レーザーを用いて真空容器内でのレーリー散乱の信号が観測できたといえる.このグラフにおける傾きは受光系の感度を示しており,傾きが大きいほど感度は高くなる.また,切片は迷光の大きさを表している.切片の大きさが 0.0532 であることから,ノイズが多く計測されていると推測される.実際に,迷光レベルは 260 torr レベル程度であるため,信号に対するノイズの割合が大きい.そこで,光電子増倍管,オシロスコー
プなどの検出器固有のノイズの大きさを調べるため,レーザーを入射していない時の信号の大きさを計測すると, 0.0522344 V であった.このノイズを考慮した圧力ごとのレーリー散乱計測結果は図 5.2 となった.ノイズの大きさを考慮すると,迷光レベルは 5 torr
レベルとなり,レーリー散乱光子数計測の準備が整ったといえる.
また,図 5.3 に同条件においての各圧力での光源からの時間遅れごとの信号グラフ,図5.4 に 34 torr における 111 ショットでのレーリー散乱計測の結果を示す.横軸は信号のレーザー光源からの時間遅れ,縦軸は観測された信号のカウント数である.得られた信号の半値半幅より計測時間幅は 400 ps とした.図 5.3 の結果から 36 ns での信号をレーリー散乱光による信号,37.2 ns,37.6 ns での信号が迷光によるものであると推測した.図5.4 よりレーザー光源からの時間遅れが 36 ns で計測された信号がレーリー散乱による信号,37.2 ns, 37.6 ns で計測された信号が真空容器壁面での反射光であると推測される.
よって,現在の計測体系によって,散乱光と真空容器内での反射光などの迷光が区別可能であることが確認できたと推測できる.また,レーリー散乱光子数が少ない理由は,圧力が 34 torr であること,ショット数が 111 ショットと少ないことが原因であると考えられる.これより,検出器をハイブリッドディテクタに交換してのレーリー散乱の光子数の計測の準備が整った.

32

図 5.1 圧力ごとのレーリー散乱計測結果

図 5.2 レーリー散乱計測結果(ノイズ考慮)33

図 5.3

図 5.4

各圧力におけるレーリー散乱

34 torr におけるレーリー散乱光子数(111 ショット)34

5.2 レ ーリー散乱による散乱光子数計測(1)光電子増倍管をハイブリッドディテクタに交換して,散乱光子数計測を行った.その時の各パラメータを表 5.1 に示す.また,散乱光のみを計測すると,ハイブリッドディテク
タに入る光の量が多すぎるため,ND フィルターを設置し,光の量を 1/15000 にした.

表 5.1

散乱光子数計測における各パラメータ

レーザー強度

0.7 mJ

ショット数

2000

ND フィルター

1/15000

図 5.5 にどの信号がレーリー散乱光であるかを確認するため, 1 pa 及び 3000 pa におけるレーザー光源からの時間遅れ-カウント数のグラフを示す.2000 ショットでのカウ
ント数の計測を各圧力において 2-3 回行ったため,カウント数はそれぞれの平均としている.エラーバーはカウント数の平方根である.この図より,32.6ns 及び 32.8ns においてカウント数が大きく増加しているため,この信号をレーリー散乱によるものだと推測した.しかし,他の時間遅れに関しても信号が増加している箇所が見られるため,真空容器
内の窓による反射,真空容器内に viewing dump として設置している ND フィルターの位置が適切でない可能性が考えられる.
また,図 5.6 に 32.6 ns~32.8 ns での各圧力での散乱光子数計測の結果を示す.
おおよそカウント数は,エラーバー内に収まっているが,2000 pa におけるカウント数が近似直線から大きく外れている.この原因としては,上述の理由に加え,ショット数の不足などが考えられる.また,迷光レベルは 4500 pa レベル,つまり 33 torr レベル程度である.

35

図 5.5

図 5.6

カウント-nsec グラフ

レーリー散乱光子数計測
36

5.3 レ ーリー散乱による散乱光子数計測(2)
真空容器内での反射光が多く計測されたため,真空容器内に viewing dump として設置している ND フィルターの位置を調整した.また,表 5.2 に実験時の各パラメータを示す.前回の計測では散乱光子のカウント数が少なかったため,レーザー強度を 1.2 mJ,
ND フィルターを光の量が 1/10 になるものに変更し,計測を行った.
表 5.2

散乱光子数計測における各パラメータ

レーザー強度

1.2mJ

ショット数

2000

ND フィルター

1/10

図 5.7 にどの信号がレーリー散乱光であるかを確認するため, 1 pa 及び 5000 pa におけるレーザー光源からの時間遅れ-カウント数のグラフを示す.それぞれの圧力で同条件において,ショット数 2000 で 2 回ずつ計測を行ったため,カウント数は 2 回の平均とした.32.8ns, 33ns でカウント数が大きく増加しており,32.8 ns において増加が顕著である.よって,32.8ns,33ns での信号がレーリー散乱光による信号であると推測した.また,その他の時間遅れでのカウント数はそれぞれエラーバー内に収まっているため,迷光によるカウントと考えられる.
また,図 5.7 での結果から,図 5.8 に 32.8 ns,図 5.9 に 32.8 ns~33.0 ns,図 5.10 に 33.2 nsでの各圧力での散乱光子数計測結果を示す.32.8 ns,32.8~33.0 ns での結果は近似直線に 95%以上フィッティングしているため,レーリー散乱光であると考えられる.また,図5.10 の 33.2 ns での計測結果より,1 点を除いてカウント数は約 4~5 カウント程度で一定であるため,33.2 ns でのカウント数は迷光によるものであると推測できる.これより,ピコ秒レーザーによって,400 ps の計測時間幅でのレーリー散乱光子数の計測ができたといえる.また,迷光レベルは 2155 pa レベルである.よって,400 ps の計測時間幅でレーリー散乱光による信号と迷光が区別可能であるため,より高真空での計測が可能であると推測される.

37

図 5.7 カウント-nsec グラフ

図 5.8

32.8 ns における散乱光子数計測38

図 5.932.8~33.0 ns における散乱光指数計測

図 5.1033.2 ns における散乱光子数計測

39

第 6 章 結論と展望
本実験において,ピコ秒レーザーを用いての真空容器内でのレーリー散乱を確認できた.また,ハイブリッドディテクタを用いてのレーリー散乱光子数計測手法の構築と共に,実際に光子数計測によって,レーリー散乱信号を確認した.旧実験体系においては,5ns の計測時間幅であったために,レーリー散乱光と迷光を同時に計測していたが,計測
時間幅 400 ps でのレーリー散乱の信号が確認できたため,レーリー散乱光子と真空容器
壁面での反射光を区別して計測可能であることが示せた.
現在の実験体系において,レーリー散乱光と真空容器内での反射光などによる迷光が差別化可能であることが示せたため,より高真空状態での計測が可能であると推測される.パルス幅 3 ns のレーザーによって 10-3 torr レベルでの測定が可能とされているので,ピコ秒レーザーを用いることによって,マイクロ波放電型電子源のプルームでの中性粒子密度計測が可能であると推測される 10-5 torr レベルの受光系の構築を目指す.迷光レ
ベルの 2 桁向上を確認した後に,実際に真空容器内にマイクロ波放電型電子源を設置し,計測を行う.

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参考文献(1) 細田聡史, 國中均:イオンエンジンによる小惑星探査機「はやぶさ」の帰還運用,

J. Plasma Fusion Res. Vol.86, No.5 (2010)282-292(2)栗木恭一,荒川義博：”電気推進ロケット入門”,(東京大学出版社,2003)(3)小野寺範義 他:マイクロ波放電型中和器の電子放出機構,日本航空宇宙学会,49 巻(2001)564 号(4)中山宜典 他:イオンエンジンの計測評価 －推進剤数密度および中和現象－(5)渡邊裕樹,竹ケ原春貴:イオンエンジンの作動原理および搭載状況,
Space Japan Review,No.70,October/November 2010(6)國中均 他:イオンエンジンによる動力航行,(株式会社コロナ社,2006)(7)中野和彦:イオンエンジンの中和器のプラズマ計測,九州大学修士論文,2015(8) Richard B Miles, et al.: Laser Rayleigh scattering., Meas. Sci. Technol. 12 (2001) R33–R51(9)7.Rayleighscattering,https://www.princeton.edu/cefrc/Files/2011%20Lecture%20Notes/
Alden/Lecture-7-Rayleigh.pdf, 2016/02/06(10)宋一兵 他:レーリー散乱による中真空領域の実用真空計の検討,1994(11)岩本政隆 他：電気推進器のプルーム物理量計測,第 57 回航空原動機・宇宙推進講
演会,2017(12)浜松フォトニクス, 光電子増倍管 その基礎と応用, 第 4 版(13)Photonic Solutions,The HPM-100-40 Hybrid Detector,
http://www.becker- hickl.com/pdf/hpm-appnote03.pdf

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謝辞
はじめに, 大学 4 年生の 1 年間, 光学計測の研究に携わる機会を与えてくださると共に, 研究を進めていく中で丁寧に指導していただいた山本直嗣教授に深く感謝致します. ミーティングなどで, 未熟な私に, 研究に関する様々な助言をくださいました森田太智助教授に深く感謝致します. 事務的な手続き等で研究生活を支えてくださった馬
渡隆子秘書, 大内田映子秘書に深く感謝致します.
明るく充実した研究室での生活を送らせていただいた研究室の皆様に感謝致します.
研究・ミーティングの様々な点で丁寧にアドバイスをいただいた齋藤直哉氏, 牛尾康一
氏,江川雄亮氏, 枝本雅史氏, パルサ・ユセフィアン氏,岩本政隆氏，板谷佑太朗氏,川原友太郎氏，小山智樹氏，淵上太貴氏，福本湧氏, 池田凌氏，大坪正和氏，児島富彦氏，
竹末一平氏，長野公勇氏，Chen Wen 氏に感謝致します. 同じ B4 として 1 年間, 研究室で楽しく充実した時間を過ごしてきた学部 4 年の丸井一生氏,高木麻理子氏，長島圭祐氏に感謝致します. また, 研究を進めていく中で, お世話になった多くの方々に感謝致します. 最後に, 大学に通わせてくれて,4 年間いつも温かく見守ってくれた家族に感謝致します.

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