卒

題

業

論

文

目

大気吸い込み式電磁加速器の検討

氏

名

丸井

一生

所属教育分野プラズマ理工学

指 導 教 員

山本

直嗣

教授

森田

太智

助教

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１３日

内容
第1章

序論 ............................................................- 1 -1.1

背景 .............................................................- 1 -1.1.1 超低軌道衛星 ....................................................- 1 1.1.2 大気吸い込み式電気推進機 ........................................- 5 1.1.3 問題点 ..........................................................- 7 1.2

研究目的 .........................................................- 8 -第2章

電磁加速器 .....................................................- 10 -2.1

概要と動作原理 ..................................................- 10 -2.2基本特性 ........................................................- 12 -2.3

放電の維持 ......................................................- 14 -第3章

機器設計 .......................................................- 16 -3.1推進機設計 ......................................................- 16 -3.1.1 スラスタヘッド .................................................- 16 3.1.2 外部磁場 .......................................................- 17 3.1.3 イグナイター ...................................................- 21 3.2

スラストスタンド設計 ............................................- 26 -3.2.1 スラストターゲット .............................................- 26 第4章

動作試験 .......................................................- 28 -4.1

放電試験 ........................................................- 28 -4.1.1 実験体系 .......................................................- 28 4.1.2 実験機器 .......................................................- 30 4.1.3 結果と考察 .....................................................- 33 4.2

磁場印加放電試験 ................................................- 35 -4.2.1 実験体系 .......................................................- 35 4.2.2 結果と考察 .....................................................- 36 第5章

まとめと今後の展望 .............................................- 43 -謝辞 ...................................................................- 45 参考文献 ...............................................................- 46 -

第1章

序論

1.1

背景

1.1.1

超低軌道衛星現在，人工衛星は GPS，気象観測，放送/通信など様々な役割で我々の生活を支えている．それらの衛星の高度はおよそ数百～数万 km ほどであり 200 km 以下の非常に低い軌
道には衛星はほとんど存在しない(1)．その理由としてはこのように低い高度では残存大気が存在しそれが衛星の運動の抗力となってしまうためである．このような抗力を衛星が受けると減速し，高度が低下していき地球に落下してしまい，結果的に衛星の寿命が高軌道衛星に比べ著しく短くなってしまう．図 1.1 に推進機を持たない衛星の低軌道での寿命を示す．しかしながら，人工衛星も飛び続けられない高度 60～200 km で衛星の長期運用が可能となると，以下のようなミッションが可能となる(1)．


より高精度な地表観測

地上と比較し変動が早く大きいとされる高層大気の変動を観測することで地球の大気変動を予想

地球規模の重力場を感度よく観測することによる，地殻の構造・変動，海洋の深層流の把握やそれによる気象変動予測や資源探査

感度の良い磁場観測による火山活動の予測

これらのミッションが可能である超低軌道で長期運用を行うためには残存大気による抗力を上回る推進力を衛星に与える必要がある．

図 1.1

推進機未搭載の低軌道衛星の寿命(2)-1-現在，実用化されている宇宙用推進機は“化学推進機”と“電気推進機”である．化
学推進機は，推進剤が持つ化学エネルギーを燃焼等の化学反応によって取り出しそのエネルギーを運動エネルギーに変換して推力を生み出す推進機である．一方電気推進機は
電気エネルギーを用いて推力を生み出す．その電気推進の種類は大きく分けて“静電加速型”“電熱加速型”“電磁加速型”の 3 つに分けることができる(3)(4)．
静電加速型は推進剤からプラズマを発生させ，それが加速する方向に静的な電場を生成し，クーロン力によって推進剤を加速し推力を発生させる種類である．
代表的な推進機としてイオンエンジンやホールスラスタなどがある．
電熱加速型は電気エネルギーを用いて推進剤を加熱し，プラズマ化させノズル等を用いて熱エネルギーを運動エネルギーに変換する気体力学的加速によって推力を発生させる種類である．
代表的な推進機として DC アークジェットスラスタなどがある．
電磁加速型は推進剤から発生させたプラズマと磁場から発生するローレンツ力を用いて推力を発生させる種類
代表的な推進機として MPD スラスタ（Magneto-Plasma-Dynamic:MPD）やパルスプラ
ズマスラスタ（Pulsed Plasma Thruster）などがある．
電気推進機はプラズマ化した推進剤を電気的に加速・排出することで推力を得る．このときの排出される推進剤の質量流量を𝑚̇ [kg/s]，排出速度𝑢e [m/s]とすると発生する
推力𝐹 [N]は次式で表される．
𝐹 = 𝑚̇𝑢e(1.1)

さらに推進機の燃費を示す比推力𝐼sp [s]は，重力加速度𝑔 [m/s 2 ]を用いて，
𝐼sp =

𝐹
𝑚̇𝑔

(1.2)

として表される．比推力は単位質量の推進剤で単位推力を発生させることができる秒数を示している．化学推進に比べて比推力が大きい電気推進は長期間ミッションに適している． ここで，残存大気による抗力を完全補償するために条件は以下のとおりである(2)．


推進機によって衛星が受ける平均抗力以上の推進力を発生させること

軌道速度以上の排気速度であること-2-

この条件において電気推進機は推力の面で必要十分な性能を持っている．また，電気推進機のほうが化学推進機に比べ比推力が高いことから搭載する燃料等も減らすことができ，衛星のコンパクト化が可能であり，残存大気の抗力を減らし必要な推力を減らすこと，衛星のペイロードを増やすことができる．そのため，極低軌道での長期間ミッションを可能とするためには電気推進機が適しているといえる．
一般的に電気推進の推進性能は式 1.2 の比推力と推進効率𝜂t で評価される．推進効率
𝜂t は電気推進機に投入された電力𝑃 [W]が推力発生の運動エネルギーに変換された割合を表すものであり，次式で表される．
1
𝑚̇𝑢e 22
𝜂t =𝑃
式～より𝑢e を消去すると，

(1.3)

𝐹2
𝜂t =
2𝑚̇𝑃

(1.4)

となる．また，与えられた電力でどの程度の推力を得ることができるかを見積もる推力
電力比というパラメーターも用いられることが多く，次式で表される．
𝐹
2𝜂t=
𝑃 𝑔𝐼sp
表 1.1 及び図 1.2 に各電気推進器の性能を示す．
各電気推進機の比推力と推進効率の比較(5)

表 1.1

図 1.2

各推進機の推力密度と比推力の関係(3)
-3-

(1.5)

ここで，電気推進機を搭載した超低軌道衛星を 2 つ紹介する．
現在，超低軌道衛星として，Jaxa(Japan Aerospace Exploration Agency)が開発を行った極低高度衛星技術試験機（SLATS: Super Low Altitude Test Satellite），通称「つばめ」が運用されている．この衛星にはイオンエンジンが搭載されており，約 2 年間かけて徐々に高度を下げていきながら，268 km で 31 日間軌道を保持して，次に 250 km で一週間保持．
さらに 240 km で一週間，230 km で一週間，その次に 220 km で 31 日間軌道を保持するといった軌道の保持の確認，高層大気に存在する原子酸素による材料への影響の調査などを行う予定となっている．最終的には高度を 180 km まで下げるがこの際イオンエン
ジンだけでは推力が不足するため化学エンジンも併用する予定となっている(6)．
表 1.2

図 1.3

極低高度衛星技術試験機(SLATS)(6)SLATS の諸元

サイズ

2.5(X)×5.2(Y)×0.9(Z)m

質量400kg 以下

発生電力

1140W 以上

設計寿命

2 年以上

運用軌道

268～180km

搭載推進機

イオンエンジン

推進剤

Xe

推力

17mN

運用期間

2018～

過去に運用されていた衛星として，欧州宇宙機構 ESA が打ち上げた GOCE(Gravity
Field and Steady-State Ocean Circulation Explorer)がある．この衛星は 2 基のイオンエンジンが搭載されており，高度 260 km で 20 か月の運用を予定していたが，太陽活動が予想より活発ではなかったため最終的には推進剤である 40 kg のキセノンがなくなるまでの56 か月の運用を行った．運用期間中に搭載された重力傾斜計によって地球の重力マップ
や重力の等ポテンシャル面であるジオイドの詳細なデータを得ることができ，これをもとに大陸の地殻や内部の構造，海流や熱対流のさらなる理解や地形学的な知見などを得ることができた．また，この GOCE は高度を 223.88 ㎞まで下げて運用も行っており，
世界で最も低い高度を周回した衛星でもある(7)．

-4-表 1.3

図 1.4

GOCE の諸元

サイズ

5.3(X)×1(Φ)m

質量

1,100kg

発生電力

1300W 以上

設計寿命

20 ヵ月

運用軌道

270～235km

搭載推進機

イオンエンジン(2 基)

推進剤

Xe

推力

1～12mN,20mN

運用期間2009～2013

GOCE(Gravity Field and Steady-State

Ocean Circulation Explorer)(7)1.1.2

大気吸い込み式電気推進機

1.1.1 で紹介した超低軌道で運用中の衛星も運用が終わった衛星も，ともに搭載した燃料が尽きるまでが運用期間となっている．そのためさらなる長期間のミッションを行う
ためにはさらなる推進剤を搭載する必要があるが，それは衛星自体の重量増，大型化につながり残存大気からより大きい抗力を受けさらなる推力が必要になり，より多くの推進剤を使用する必要になるというスパイラルに陥ってしまう可能性がある(1)．
しかし，それを解決しさらなる長期ミッションを可能とするために残存大気を推進剤として利用する大気吸い込み式の電気推進機が検討されている．高層大気は密度が希薄
ではあるものの図 1.5，1.6 に示すように推進剤として利用可能な成分が多く残っている．
そのような低密度の残存大気を衛星前方に取り付けられたコレクターを介して収集と圧縮を行い，それを電気推進機の推進剤として利用するのが大気吸い込み式電気推進機の概要である(9)(10)．これが可能となれば，あらかじめ衛星に推進剤を搭載する必要がな
くなり（あるいはその量が少しで足りる）衛星の寿命が推進機の推進剤量に制限されることがなくなり，より長期間のミッションを可能にすることが考えられる．大気吸い込み式のイオンエンジンを搭載した衛星の概念図を図 1.7 に示す．
高度が 250 km を超える軌道でのミッションは従来の電気推進機に必要な推進剤の量が非常に少なく大気吸い込み式のシステムを採用する必要はないが，それ以下の軌道
100～250 km の高度では一般的な電気推進機と比較し非常に有用である(2)．

-5-図 1.5

図 1.6

高層大気の構成成分(2)

PPT における推進剤の違いによる推力電力比の変化(11)図 1.7

大気吸い込み式電気推進機の概念図(1)-6-大気吸い込み式電気推進機の概念は古くから議論されており，様々な電気推進機の使用を検討されてきた．残存大気による抗力を大気吸い込み式電気推進機によって完全補償するための条件は先に述べたとおりであるが，それに加えて現在研究されてるインテークの性能は推進機の推進剤導入口で約 1 mPa ほどが見込まれている(2)．さらに，大気吸い込み式電気推進では比推力よりも限られた電力の中でどれだけ推力を出せるかを表す推力/電力比が重要となる．その理由は大気吸い込み式電気推進機において推進剤は豊富であり，また推進剤貯蔵が必要ではないので推進機重量の大きな割合となるのが電源システムとなるためである．これらの条件で一般的な電気推進機であるイオンエンジ
ン，ホールスラスタとパルスプラズマスラスタを比較した場合(2)(8)，イオンスラスタ：低い推進剤の質量流量十分な推力を生むためには搭載できる電源能力を上回ってしまいシステム重量が増加してしまう．また低電力でも可能なように残存大気を圧縮する機構を搭載した場合も同様にシステムの質量増加，複雑化につながり，実用的ではない．
ホールスラスタ：十分な推力を発生させるためには推進剤質量流量が小さすぎるため，イオンスラス
タ同様に圧縮機能を搭載する必要や，あらかじめ推進剤の一部を搭載しておく必要があり，それらはシステムの質量増加，複雑化につながり，実用的ではない．
というような問題点がある．一方電磁加速型電気推進機の 1 種であるパルスプラズマ
スラスタはそのような問題が少ない(12)(13)．そのため，大気吸い込み式電気推進機の中で電磁加速型電気推進機がその実現可能性が高い推進機であると考える．

1.1.3 問題点
大気吸い込み式電磁加速器に関してもいくつか問題が存在している．電磁加速型電気推進機には，パルスで駆動されるパルスプラズマスラスタ（Pulsed Plasma Thruster）と定常で駆動する MPD スラスタ（Magneto-Plasma-Dynamic:MPD）が存在する．大気吸込み式電気推進機では取り込んだ大気を推進剤として定常的にスラスタへ供給することができるので，定常的に電磁加速による推力を発生させることができる MPD スラスタの利用が適している．しかし電磁加速型電気推進機では有効な推力を発生させるためには
kA オーダーの大電流が必要となる．パルスプラズマスラスタでは 1 パルスごとに大電流が必要になるが時間平均すると必要となってくる電力は小さい．一方 MPD スラスタ
は定常的に大電流を流し続けて駆動するため大きな電源設備を衛星に搭載することが-7-

必要になり超低軌道ではより大きな大気抗力を受けてしまうことになる．そのため電力問題を解決することは大気吸い込み式電気推進機を実現するために必要とされている．
また，長期間ミッションにおける問題点は推進剤のほかに電極損耗が考えられる(14)(15)．
電離した推進剤のイオンが電極間で加速され，電極と衝突することが電極損耗の主な原因の一つである．大電流で動作する電磁加速型電気推進機ではとくにこの損耗が大きく，衛星の寿命がスラスタの寿命に拠ってしまう極低軌道において，大気吸い込みで搭載推
進剤量にその寿命が制限されずとも電極の損耗によってスラスタが寿命を迎えてしまう．そのため，極低軌道衛星における長期ミッションのためにはこの解決が必要とされている．
電磁加速型電気推進機における電極損耗の主な原因は，図 1.8 に示すような放電で発生したイオンが電極に衝突して起こるスパッタリング損耗である．スパッタリング現象とは固体表面の原子間結合エネルギーを上回る運動エネルギーをもった粒子が固体表面に衝突した際，固体原子の結合が失われ，格子点からその原子がたたき出されることをいう．イオン 1 個が衝突した時の放出粒子数をスパッタリング率という．
S

ns
ni

(1.5)

ここで，ns:スパッタされた粒子数，ni:入射したイオンの個数である．スパッタリング
率は被衝突材料，衝突粒子，入射エネルギーなどに依存している．
電磁加速型電気推進機において特に陰極に損耗が発生しその結果，放電波形の乱れなどが確認されている．これが進むと放電の不安定化，推力の低下が起き，推進機の性能が著しく低下し衛星の寿命となってしまう(15)．

⊕ ⊕
⊕ ⊕
⊕

図 1.8

1.2

電極損耗の概念図

研究目的

背景で述べたように，省電力で超低軌道における大気抗力を補うに十分な推力を発生させる電磁加速器が求められている．しかし，自己誘起磁場よる加速でそれを達成する
ことは小型衛星のまかなえる電力の面から困難である(16)(17)．そこで本研究では外部磁場を設置することで磁場を強化することとした．実際に外部磁場印加方式にすることで性能向上することは報告されている(18)(19)(20)．同軸型においても外部から磁場を印加する手-8-

法も研究されており，推進剤流入側から磁場を印加し放電室内部での磁場生成すること
で，推力向上のみならず電極上の電流集中を緩和する効果が期待される．しかし内部構
造及び磁場形状が複雑になり大型の MPD スラスタを対象とした研究が主となっている．
そのため本研究では外部磁場を設置し推力を強化した小型省電力の電磁加速器を設計製作することとした．そして，電磁加速器で問題となる電極損耗の問題を解決するために，電磁加速器を交流で駆動することを検討した．電極損耗低減のために交流駆動が有効であるとする理由は電磁加速器を交流で駆動すると，加速されたイオンが電極に到達する前に電場が反転することで運動エネルギーを下げ，電極との衝突で生じる損耗を低減できることにある．
以上より，外部磁場を設置した交流駆動の電磁加速器を設計し，その動作特性を調べることを本研究の目的とした．

-9-

第2章
2.1

電磁加速器

概要と動作原理(3)電磁加速型推進機には MPD スラスタ（Magneto-Plasma-Dynamic:MPD）やパルスプラ
ズマスラスタ Pulsed Plasma Thruster）といった推進機が存在するが厳密に区別されていない．一般的には MPD スラスタが大電流で定常的に動作する推進機，パルスプラズマ
スラスタが固体推進剤を用いてパルス電流で動作する推進機となっている．電磁加速型推進機の推力密度は電子と陽イオンがともに加速され排出されるためイオンスラスタと比べて大きい．しかし有用な推力は発生する磁場が誘起される電流は数 kA オーダー
であり，このような大電流をプラズマに流すことで，放電電流による電極の損耗や，ジュール熱による電力の損失が問題となっている．
一般的に電磁加速器の構成は推力を発生させるスラスタヘッド，スラスタヘッドで放電を行うための主放電用電源，放電開始時に使用するイグナイターとそこへ電力供給するイグニッション電源からなる，簡素なものである．
電磁加速型推進機のスラスタヘッドには大きく分けて平行平板型と同軸型 2 種類存在す
る．平行平板型の構造は図 2.1 にあるように陽極と陰極の平板が平行に配置されている．
その形式の電磁加速型電気推進機の推力発生過程は次項のとおりである．

推進剤供給口
陰極

陽極

放電用電源
図 2.1

平行平板型電磁加速器の概略図- 10 -

①推進剤流入電極の間に推進剤供給口があり，そこから推進剤を流入させる②電圧印加
平板電極間に電圧がかかると電離している電子が加速され，推進剤分子と衝突電離を繰り返し，電子なだれが生じる③絶縁破壊
このことにより，平板電極間で絶縁破壊が起こり，短絡する④主放電
電極間に大電流が流れ，放電し推進剤がプラズマ化され，放電室内に広がる⑤プラズマ排出放電により生じる主放電電流 J と自己誘起磁場 B との相互作用によって発生する
ローレンツ力 J×B による電磁力学的加速により，プラズマ化された推進剤が推進機外部へ放出され推進力が発生する- 11 -

同軸型の構造は図 2.2 に示すように，陰極棒の周りを陽極が囲んでいる．推力の発生
は平行平板型と同様に，図中左側から流入した推進剤を陽極と陰極間の放電によりプラズマ化させ，陰極中を流れる電流が自己誘起する周方向磁場と放電電流によるローレン
ツ力で図中右側にプラズマを加速・排出する．

図 2.2

同軸型電磁加速器の推力発生概念図

基本的に平行平板型は J×B がプラズマの排出方向を向いており電磁石や永久磁石によって磁場を印加しやすい形状であるため電磁力学的加速が支配的であるのに対し，同軸型は推進剤をプラズマ化する際の気体力学的加速を受けやすいように，陽極がノズルのような形状となっていることが多い．そのため体力学的加速が支配的である．

2.2

基本特性(3)(21)(22)

一般的に電磁加速型推進機の主放電回路は図 2.3 に示すように等価的に LCR 回路で表される．

図 2.3 パルスプラズマスラスタの等価 LCR 回路
回路はキャパシタ，電装線路・電極，プラズマ領域が直列で接続された構成をしている．添え字 C，L，P でその部分での値を表すとすると，回路全体のキャパシタンス C とレ
- 12 -

ジスタンス R とインダクタンス L は，
C  CCR  R C  RL  RP

(2.1)

L  LC  LL  LPと表せる．
これを用いて自己誘起磁場の電磁加速による推力を求める
anodepropellant
B

J

h
F

z
y
cathodexd

図 2.4 パルスプラズマスラスタの電磁加速
放電電流が J とすると，磁場エネルギーは

Um 

1 2
LJ
2

(2.2)

である．ここでキャパシタンスに蓄えられたエネルギーがすべて電磁加速に使われたと仮定すると，回路のエネルギー保存式はdU m  Jd  Fdx(2.3)

で表される．ここでΦは磁束，F は推力である．
さらにインダクタンスの定義より

  LJ(2.4)

 U 
F   m  x  (2.5)

であるので，コイルの受ける力は，であるので，これを代入すると- 13 -  2
22

2 L    L  J LF  

2 x
2 L2 x x 



(2.6)

となる．
ここで，電流ループに囲まれた領域での磁束密度は，無限ソレノイドコイルで近似す
ると以下の式で表される．

B

J
d

(2.7)

ここで，μは真空透磁率，d は電極幅である．
この式と次の磁束の式

  Bhx

(2.8)

h
x
d

(2.9)

から，次式が得られる．

L

ここで h は電極間距離である．これを式～に代入すると，

F

h 2
J
2d

(2.10)となり，これが自己誘起磁場による推力である．
また，この推力を補うために電磁石や永久磁石等を用いて外部磁場を設置し，磁場を強化する場合がある．その時の外部磁場強度を Be すると，単位体積当たりに働く理想的なローレンツ力 f はf  j  Be

(2.11)

ここで，j は電流密度である．よって，外部磁場によって発生する理想的な電磁推力 Fe
は，式～を放電室全域にわたり積分することで次式のように表される．
Fe   ( j  Be )dV  JdBe
V

(2.12)

なお，このローレンツ力は直接排気方向に向いている．

2.3

放電の維持(23)(24)

本研究で使用する電磁加速器はパルスなどではなく直流あるいは交流で放電を維持させ，推力を生む必要がある．そして放電の維持には条件が存在する．放電の維持の前にまず電極間での絶縁破壊前の減少を見ていく．平行平板間距離を d とおき，電圧 V をかけた場合，平板電極間に存在する気体中の電子が電場 E(=V/d)によって加速され，ほかの中性粒子との衝突を繰り返し起こしながら陽極へと進んでいく．その衝突の際に電- 14 -

子の運動エネルギーが中性粒子の電離エネルギーeφi より大きかった場合中性粒子は電離され新しく電子が発生する．その電子も同様に衝突を繰り返し電子数が陽極に近づく
につれ倍増し続ける（電子なだれ）．電子が単位距離を進む間にα倍に増えたとし（α効
果：αは衝突電離係数という），陰極面の初期電子数を N0 とすると，陽極での電子数は𝑁 = 𝑁0 𝑒𝑥𝑝(𝛼𝑑)(2.13)となる．したがって，陽極に流れ込む電子電流 j は以下の式のようになる．
𝑗 = 𝑒𝑁0 𝑒𝑥𝑝(𝛼𝑑)(2.14)

すなわちこの過程で増加した電子数は
𝑁0 𝑒𝑥𝑝(𝛼𝑑) − 𝑁0 = 𝑁0 {𝑒𝑥𝑝(𝛼𝑑) − 1}

(2.15)となる．次に上記の電離で生じたイオンの効果を考える．発生したイオンの数は増倍した電子の数と等しい．これらのイオンが陰極の表面をたたくことで，その表面からイオン 1 個当たりの衝突でγ個の電子を衝突する（γ効果：γを 2 次電子放出係数という）．
そのため，次の段階で陰極にγN0exp[αd]個の 2 次電子が放出されることになる．そしてこれらの電子が再び陽極に到達するまでに中性粒子との衝突を繰り返し，倍増される．
という一連の流れを繰り返していくこととなる．陽極に流れ込む電子電流は
𝑗 = 𝑒𝑁0𝑒𝑥𝑝(𝛼𝑑)1 − 𝛾{𝑒𝑥𝑝(𝛼𝑑) − 1}

(2.16)となる．放電が持続する条件は N0 の供給が他からなくても，j が有限となる場合である．
なのでそのための条件は
𝛾{𝑒𝑥𝑝(𝛼𝑑) − 1} = 1(2.17)となる．この式は持続放電確立の条件またはシューマンの式という．
本実験で使用するような電磁加速型電気推進機の場合，その放電は大電流を流すアーク放電である．アーク放電ではイオンによる陰極面での 2 次電子放出以外のほかの 2次電子放出機構が重要となる．電子放出機構は電極の材質によって異なる．タングス
テンや炭素といった高融点材料でできた電極の場合，陰極材料の温度上昇に伴う熱電子放出が主な電子の供給方法でありこれを熱電子アークという．一方，銅やアルミ二ウム，水銀といった融点の高くない材料の電極の場合，熱電子放出が十分に行われる
ほど電極温度が高くなれないため，電界放出や金属蒸気の熱電離などの機構により電子を供給する．これを冷陰極アークという．これらの電子供給が十分に行われた場合
アーク放電が維持される．

- 15 -

第3章
3.1

機器設計

推進機設計

本実験を行うにあたり，電磁加速型電気推進機の設計製作を行った．
目標推力は図 3.1 で示されているように VLEO での小型衛星の抗力補償には数百μN～数 mN 程度が必要である．そのため今回は推力 1 mN を設計の目標とした．

図 3.1
3.1.1

衛星高度に対する大気の抗力(2)スラスタヘッド

スラスタヘッドの設計に際して，小型の電磁加速型電気推進機の 1 種であるパルスプ
ラズマスラスタの形状を参考とし，設計を行った．
パルスプラズマスラスタの利点としては，以下のものがあげられる(22)．
(1) 構成が簡素であることから，高い信頼性，低コスト，開発の短期化が可能(2) 所要電力が数 W～数百 W とすくなく，衛星の発電能力に対して負担にならない(3) ウォームアップ時間及び待機電力が必要ない(4) 基本的に推力と比推力は投入されたエネルギーに比例するので，性能要求に対しての対応が容易である(5) 構造が堅固であるため，長期間の保管後も即時の運用が可能
本研究では外部磁場による作動特性や推力特性を調べる必要があるため，電磁加速による特性の理解が容易である平行平板型を採用した．そして，通常テフロンなどの固体を推進剤とするパルスプラズマスラスタをガス推進剤用へ変更するために，電極，電極- 16 -

ホルダー，推進剤供給口，チューブフィッティングで構成されるスラスタヘッドとした．
今回，電極には加工性の高さと比較的高い融点から銅を採用し，プラズマにさらされる
ため絶縁性と耐熱性が必要とされる電極ホルダーと推進剤供給口の材質はアルミナ（Al2O3)とした．設計したスラスタヘッドの概観を図 3.2 に，パラメーターを表 3.1 に示
す．

図 3.2

スラスタヘッドの概略図

表 3.1

スラスタヘッドの諸元

パラメーター

実験条件

放電室長さ

10 [mm]

電極間距離5 [mm]

電極幅

10 [mm]電極材料

銅

このスラスタヘッドにより発生する推力は式 2.10 から計算できる．本研究室の電源で可能な電流 18A を放電電流とし自己誘起磁場により発生する推力を計算すると，0.102
mN であった．これは目標としていた推力 1 mN からは大きく離れている．そのため，目標から不足している推力を補うように外部磁場の設計を行うこととした．
3.1.2

外部磁場

設計製作したスラスタヘッド用に外部磁場を設計製作した．図 3.3 はその概略図である．
スラスタヘッドの両側にコイルを設置し，そこにコアを通した構造とした．発生磁場は放電電流と排出方向に対して垂直であり，放電周期と同期させて磁場を発生させると誘起磁場と同方向に印加できる．

- 17 -

コア

スラスタ台

コイル
図 3.3

外部磁場の概略図

電磁石として通常使われる鉄などを材料とするコアは，高い周波数では磁場エネルギ
ーの一部がコア内での発熱となって奪われ磁気が損失してしまうコアロス（コア損失）が起きてしまう．そのため本研究ではコアは高周波域においても比透磁率の高いファインメットを使用した(25)．外部磁場 B による推力は式 2.12 で表せられる．
外部磁場用電源の最大電圧，電流が 120 V，18 A，コアの透磁率が 100 kHz 近傍から大きく減少するため最大周波数は 100 kHz という条件下で最大の磁場強度を発生させるために発生磁場と磁場エネルギーをシミュレーションと計算により求めた．シミュレー
ションには Field Precision LLC の 3 次元磁場解析ソフト Magnum を用いた．本ソフトはGeometer，MetaMesh，MagWinder，Magnum，MagView の 5 つのコンポーネントにより構成される．Geometer は 3 次元モデル作成及び環境設定，MetaMesh は 3 次元モデルのメッシュ分割，MagWinder は 3 次元のコイルモデル作成，Magnum は与えられた条件の磁場計算を行い，MagView により解析結果を確認することができる．今回行ったシミュ
レーションの流れは以下のとおりである．
設定条件から外部磁場の磁場エネルギーUm をシミュレーションから得る．
その値からインダクタンスを以下の式で求める．

2U m
I2

(3.1)

V  IL(3.2)

L
するとインピータンスの関係から

この式を変形することで可能な周波数が得られる．

V  IL- 18 -

(3.3)



V
IL

(3.4)

周波数が 100 kHz 以上である場合の中で最も磁場の強度が大きい条件を算出した．
コイルが各 10,12,14,16 巻きでシミュレーションを行った結果，表 3.2 に示すように，各コイル 12 巻きの条件で放電室中心での磁場強度が 32 mT であり，それが周波数 120
Hz まで発生できることが分かった．また磁場強度分布の解析結果として磁束密度のカ
ラーマップを 3.4 に磁場印加方向の磁束密度分布を図 3.5 に，排出方向の磁束密度分布を図 3.6 示す．カラーマップ及び各方向の磁束密度分布よりコアのギャップに一様な磁場が形成されていることがわかる．
表 3.2

磁場シミュレーション解析結果
各 10 巻き各 12 巻き各 14 巻き各 16 巻き磁場エネルギー[mJ]

5.71

8.82

12.05

15.97

インダクタンス[μH]

35.23

54.47

74.37

98.55

可能な周波数[kHz]186.74120.79

88.47

66.76

磁束密度[mT]

27.10

31.93

36.91

41.65

コア

電極
図 3.4

解析結果‐磁束密度のカラーマップ- 19 -

図 3.5

図 3.6

解析結果‐磁場印加方向の磁束密度分布

解析結果‐排出方向，電界方向の磁束密度分布

この条件から，外部磁場により生じる磁場を計算すると，式 2.12 より，最大値 2.98 mNの正弦波となる．また，この推力と自己誘起磁場による推力のトータルは最大 3.01 ｍNとなる．この制限的に変化する推力から実効値をとると，2.11 mN となる．これは目標推力を上回っている．そのためこのスラスタヘッドと外部磁場を用いて推力を計測し計算値と実効値の比較を行うこととした．

- 20 -

3.1.3

イグナイター(24)(26)(27)

作動原理で述べた絶縁破壊を起こす電圧は絶縁破壊電圧と呼ばれ，その値は放電室内でのガス圧と電極間距離の積の関数となる．
その式は 2.3 の式 2.16 とαの電界 E と p に対する以下の表現式
𝛼−𝐵= 𝐴𝑒𝑥𝑝 (
)
𝐸
𝑝
𝑝

(3.5)

これらを用いて得られる式が式 3.6 であり，これより得られる曲線をパッシェン曲線と
いう．

VS 

Bpd




Apd 
ln 
  1  ln1      (3.6)

ここで，p はガス圧，d は電極間距離，γは 2 次電子放出係数，A と B は気体固有の定数である．
今回使用する推進剤はアルゴン，電極は銅であるので，
表 3.3 より，本実験におけるパッシェン曲線は図 3.7 のようにある一定の pd の値で最小
絶縁破壊電圧となる曲線となる．
表 3.3

パッシェンの法則における定数 A,B の値(24)

気体

A

B

[1/Torr・cm]

適用範囲
E/p [V/cm・Torr]

空気

14.6

365

150～600

N2

12.4

342

150～600

H2

5.0

130

150～400

CO2

20.0

466

500～1000

H2O

12.9

289

150～1000

Ar

13.6

235

100～600

He

2.8

34

20～150- 21 -

図 3.7

パッシェンカーブ

ここで絶縁破壊電圧の最小値とその時のガス圧と電極間距離の積(pd)min の値は，式～をpd で微分したものを 0 と置けば求められるので，( pd ) min e  1
ln1    7.6
A   (3.7)

なので，これを Vs の式に代入すると VSmin は 233[V]となる．
パッシェンの式から放電電圧を求めるためにはガス圧を求める必要がある．そこで放電室のコンダクタンスから放電室のガス供給口近傍のガス圧 Pchamber を求めた．
コンダクタンスとは管やオリフィスの中を気体が流れるときに生じる排気抵抗の逆数であり，気体の流れやすさを表す．放電室のコンダクタンス：C は今回の放電室のような長い角形の場合，補正係数を K とすると，

ｂ
l

a

図 3.8
表 3.4

放電室形状

コンダクタンス計算の補正係数(27)

b/a

1

2/3

1/2

1/3

1/5

1/8

1/10

K

1.115

1.127

1.149

1.199

1.290

1.398

1.456

- 22 -

C

309Ka 2 b 2( a  B )l(3.8)

気体放出速度：Q [Pa m3/s]は，推進剤流量を QV [sccm]とすると，
Q  QV  1.68875  10 3(3.9)

真空チャンバーの平衡圧力 Pback は，真空チャンバーの到達圧力を P0，ポンプの排気速度
を S とすると，

Pback Q
 P0
S

(3.10)となる．
気体の流量は，放電室の両端の圧力差とコンダクタンスから以下の式で表される．

Q  C  P

(3.11)

なので，ガス圧は次の式から得ることができる．

Q  C ( Pchanmber  Pback )Pchamber Q PbackC(3.12)

以上の計算から，電磁加速器を点火させるとき（絶縁破壊発生時）には高電圧が必要となることが分かる．しかしながら点火した後は高電圧を維持する必要がない．そのた
め今回はイグナイターを放電室内に設置し，点火時に電極に印加する電圧とは別にイグナイターに高電圧をかけ絶縁破壊を起こし，プラズマを発生させるようにした．
今回使用したイグナイターは図 3.9 に示すように，イグナイター用電源からの導線とタングステン電極を，スリーブを用いて連結している．タングステン電極はスラスタ電極を貫通してしているので絶縁のためにアルミナ(Al2O3)の中を通るようになっている．
放電室内ではより細いタングステン電極が出ており，これを曲げることで任意の電極間距離に設定できるようになっている．

図 3.9 イグナイターの概略図- 23 -

今回の実験ではイグナイター用電源を 2 種類作成し実験を行った．1 つはチャッカマ
ンの点火に使用される圧電素子を用いたものである．この圧電素子により発生する電圧
は 600～700 V であった．実験で使用した圧電素子による電源を図 3.10 に示す．

図 3.10圧電素子電源の概観図

もう一つのイグナイター用電源は，60 Hz の交流電源を，トランスを用いて昇圧させる方法である．製作した回路を図 3.11 に示す．交流電源がトランスの 1 次側にありイグ
ナイター電極がトランスの 2 次側に接続されている．今回使用したトランスは 2 次側で60 倍昇圧できるものを使用し，交流電源はスライダックによって任意の電圧に設定できるため，イグナイター電極間の電圧も任意に決めることができる．また，イグナイター
への電圧印加時間を制御するために，信号発生器とソリッドステートリレーを用いたス
イッチングを行った．その原理は信号発生器により 5 V のパルス電圧を出力するとソリッドステートリレーの入力回路に電流が流れ，フォトカプラが動作し，出力側の回路に電気信号が伝えられる．すると出力回路の開閉素子がオンになり入力回路で電流が流れている間だけ出力回路がオンになる．この回路により任意の電圧印加時間に設定することができる．使用した回路を図 3.12 に示す．
パルス信号
TRANS

+5V

1:60
Anode

CathodeSolid State Relay

図 3.11 交流昇圧型電源の回路図- 24 -

ソリッドステートリレー

図 3.12
表 3.5

トランス

実験で使用した回路

ソリッドステートリレーの諸元，表 3.6

表 3.7

図 3.13

スライダック- 25 -

トランスの諸元

スライダックの諸元

3.2

スラストスタンド設計(28)(29)(30)(31)

推力を計測するために水平振り子式ねじりばねを用いたターゲット式スラストスタ
ンドを使用した．構造を図 3.14 に示す．この形式のスラストスタンドの原理は推進機の推力によりアームがねじりばねを中心として回転し，ねじりばねの復元力と推力×アー
ム長が釣り合ったときの変位量を変位計によって計測することで推力を算出することができるというものである．また，スラストスタンドの振動の減衰時間を短くするためにダンパーを設置している．
3.2.1

スラストターゲット

今回使用したスラストターゲットは以前本研究室で開発した可変推力イオンエンジ
ン用スラストスタンドを今回設計した電磁加速器用に変更したものである．変更点は，
以前までは推進機をアームに直接搭載し推力を計測していたところを，使用する電磁加速器は配線などが多く推進機ごと動かす計測方法では難があるため，新たに製作したターゲットをスラストスタンドのアームに搭載しそこに推進機の排気プルームを当てることで推力を計測するようにしたことである．

図 3.14

スラストスタンドの構成

今回製作したターゲットは図 3.15 のような形状である．この形状のメリットはターゲ
ットの受ける力積をそのまま推進機の発生させた力積とすることができることにある．
1 枚板のようなターゲットでは排気プルームに含まれる粒子がターゲットと弾性衝突することでターゲットがスラスタの発生した力積の 2 倍の力積を受けてしまうこと跳ね返った粒子との衝突などが生じ正確な推力測定が難しい．しかし今回製作した形状では円筒入り口から軸方向に入った排気プルームがターゲット底面にある円錐状のコーン部分と多層平板間で衝突を繰り返しながら半径方向へ方向を変え，側面スリットから出ていくためプルームとターゲットとの反射を低減でき，正確な推力測定が可能となる．
- 26 -

Exhausted Plume

図 3.15

スラストターゲットの構造- 27 -

第4章
4.1

動作試験

放電試験

外部磁場を発生させるコイルとコアを除いたスラスタヘッドを用いて，設計製作したスラスタが電磁加速型電気推進機として動作するか確認するとともに放電を行うのに適した条件を調べるため，電流の上限と電圧及び推進剤流量を変更しながら放電の状態とその時の電流電圧波形を計測した．
4.1.1

実験体系

スラスタヘッドとイグナイターを真空チャンバー内に設置し，電極間に推進剤としてアルゴンを供給し，電源より電極間に電圧をかける．その条件の下でイグナイターにより絶縁破壊を発生させプラズマが発生するかを確認する．
本実験で推進剤にアルゴンを使用した理由は放電をしやすく，最初の動作試験及び設計したスラスタヘッドの特性の確認が容易であるためである．
電源は，最初に最大電圧と最大電流を設定する．そして CV（constant voltage）制御に設定し電極間に電圧を印加する．イグナイター点火後，電極間が短絡し初期設定の電圧により設定していた電流以上の電流を流そうとするため，電源の制御が CC（constantcurrent）へ移行し，設定電流でプラズマを維持するようになる．そしてプラズマが発生した時の推進剤流量および電流・電圧波形を記録する．印加電圧は最初直流で行うが，その後交流とする．
実験パラメーターは，直流駆動の時，電流，電圧，推進剤流量とし，交流駆動の時はそれらに加えて周波数をパラメーターとして実験を行った．また，真空チャンバーの使用上，電流に上限があったため設計値よりも小さい値での試験となった．実験条件を表
4.1 に，実験の概略図を図 4.1 に示す．
以上の実験を製作した 2 種類のイグナイターを用いて行いその比較も行った．

- 28 -

図 4.1 放電実験の構成
表 4.1

放電試験の実験条件

パラメーター

実験条件

放電電流

1,2,3,4,4.5 A

電圧50,100,150,200,240 V

推進剤

アルゴン

推進剤流量

1～100 sccm

周波数（交流駆動の場合）

100,1000,100000,1000000 Hz

放電室内で放電を起こすためには真空チャンバーへの配線入力端子の許容電圧を超える電圧を印加する必要があったため，交流昇圧型のイグナイターへの電圧印加時間は極力短くする必要があった．そのため，60 Hz の交流電源を半周期入れる必要があった．
回路に組み込まれたソリッドステートリレーは 1 次側のスイッチがオンになってから最初に電圧がゼロになるところから 2 次側がオンになり 1 次側のスイッチが切れると同時にオフになる．そのため確実にイグナイターへ交流電源の半波長を入れるためにスイッ
チオンの時間は 60 Hz の 1 周期分（約 16.7 msec）とした．これは圧電素子を用いた場合の電圧印加時間より十分長い．

- 29 -

4.1.2

実験機器

真空容器
本研究で用いた真空チャンバーの概観図を図 4.2 に示す．排気システムには粗排気用にロータリーポンプ(排気速度 5.2 l/sec)，
高真空用にターボ分子ポンプ(排気速度 520 l/sec)
を用いており，真空度の計測は気体分子が固体から奪う熱量から求めるピラニ真空計と気体分子を電離し生成したイオンの数から圧力を求める電離真空計で行っている．このチャンバーの到達真空度は 2.0×10-5Pa 程度である．
また，のちの推力測定の際にこの真空チャンバーでスラスタからの排出ガスと真空チ
ャンバー内の残留空気との衝突により正確な推力測定の妨げることにならないか，排出ガスの平均自由行程を計算することで検証した．実験中における平均自由行程λは次式より求めることができる．



v
ve



1
D 2 n0(4.1)

ここで，<v>:粒子の平均速度，ve:衝突周波数，D:粒子の直径，n0:密度=P/kT0
本研究における各パラメーターは，D  3.64  1010 m、k  1.38  1023 J / K、P  1.3  103 Pa、T0  300K、n 0  3.14  1017 m3であるので，その時の残留空気に対する平均自由行程を求めると，およそ 7.65m となり，排出したガスと残留空気との衝突は無視することが可能であることが言える．

図 4.2

真空チャンバーの概観図- 30 -

測定機器
本研究で使用した測定機器は以下のとおりである．
電圧プローブ
図 4.3

電圧プローブ

表 4.2

電圧プローブの諸元メーカー，型式

横河計測，700924

周波数DC～100 MHz

立ち上がり時間

3.5 ns

減衰比100:1,1000:1

入力抵抗/容量

4 MΩ/10 pF

電流プローブ

図 4.4 電流プローブ
表 4.3

電流プローブの諸元メーカー，型式

Tektronix，TCPA300 型と TCP303 型

帯域幅

DC～15 MHz立ち上がり時間

23 ns 以下

最小測定電流5 mA
レンジ 50 A/V

最大電流定格DC150 A,RMS150 A
ピーク 500 A- 31 -

計測機

図 4.5

PC ベース計測機

WE500

推進剤供給機器
流量計

図 4.6

Flow Controller

Tylan,FC-770AC(左) Anelva,CMS-205(右)
電源装置
表 4.4

図 4.7

直流安定化電源- 32 -

電源の諸元

メーカー,型式

菊水電機，PAD 250-4.5L

電圧0～250 V

電流

0～4.5 A

4.1.3

結果と考察計測された電流波形はイグナイター点火後電極間が短絡し瞬間的に大電流が流れる
ため急上昇する．電圧は放電電流を設定値に収めるため急降下する．この際瞬間的に電圧が大きく負に振れているのは瞬間的な電流値の急上昇に対して回路が持つインダク
タンスによって誘起起電力が発生したためと考えられる．その後，電流は設定電流で維持され，電圧も電流を維持するために必要な値で維持される．その後放電電流が下がり
プラズマが消えると，電圧は最初の設定値へと戻っていくことが確認された．
圧電素子を電源に用いたイグナイターにおいて，推進剤流量は流量計の関係で 10 sccm
以下及び Full Open(80 sccm 相当)でガスを流せるものを使用していたが，10 sccm 以下ではイグナイターが点火せず放電が起きなかったため，Full Open で実験を行った．その結果，実験を行ったパラメーターでは最大 3 ms 程度しかプラズマを維持することができなかった．その時の電流電圧波形を図 4.8 に示す．維持できていた間での消費電力は百W 程度であった．また，放電電流が 1 A,2 A の時はプラズマの維持ができず 3 A 以上が必要であることが分かった．また，プラズマ維持時間は電極への印加電圧によらなかった．
今回の実験でごく短時間でしかプラズマを維持できず途中で消えてしまったのは最初のイグナイターの点火によって供給される初期電子で放電室にプラズマが発生する
ものの，それ以降の電極からの電子供給が不足しておりプラズマの維持ができていな
かったものと考えられる．
また，直流での放電の維持ができなかったため，交流駆動試験は行わなかった．

プラズマ維持図 4.8電流電圧波形- 33 -

一方，交流電源を昇圧させる形式のイグナイターでの実験ではイグナイターへの印
加電圧を 1.5 kV から始め 0.3 kV ずつ上げながら放電実験を行った．
途中イグナイター配線で使用されていたギボシ端子で異常放電が確認されたため，極力ギボシ端子を使用しない配線にし，ギボシ端子使用箇所などの接続部はカプトンテ
ープを巻くなどして絶縁処理を行った．加えてイグナイター配線自体をより高電圧用に変更した．この際イグナイター電極を同形状のまま新しくした．
絶縁処理を行った後再びイグナイターへの印加電圧を 1.5 kV から上げてゆき最終的に真空チャンバーのチャンネル端子で異常放電が起き始めた 3.6 kV まで上げて実験を行った．イグナイターへの印加電圧を上げるにつれてより明るい放電の発光が観測されたが，プラズマが発生し電極間に電流が流れているのはイグナイター作動時間だけであった．つまり，イグナイターへの電圧印加がオフになった瞬間に放電が消え，プ
ラズマを維持することができなかった．電極間に印加した以上の高電圧，高電流が計測されたことから，イグナイターへの電極と比較し非常に高い電圧を比較的長く印加したために，イグナイター電極を介した放電が形成されたことが分かる．そしてイグナイターへの電力供給を止めるとその放電が消失し，電極間での放電も消えプラズマを維持することができなかったことが考えられる．そのため，より瞬間的に放電を起こし初期プラズマを生成できるイグナイターと電源が必要であることが分かった．そのため，以降の実験では圧電素子を用いたイグナイター電源を使用し実験を行うこと
とした．

図 4.9

図 4.10電流波形- 34 -

電圧波形

4.2

磁場印加放電試験

外部磁場なしでの放電試験では，直流電源を用いて数 msec だが維持できることが確認されたため，外部磁場を設置しての放電試験を行った．
交流駆動電磁加速器のための外部磁場としてコイルとコアを用いた電磁石によって磁場を発生させるように設計とその磁場強度を計測したが，放電試験でプラズマ生成が直流電源でしか行えなかったため，電磁石の代わりにより強い磁場を生成できるネオジ
ム磁石を外部磁場として使用した．そして外部磁場を設置し放電を行った際の放電波形，
放電状態の変化を調べた．また，この実験の前に比較対象として磁場を印加していない状態での放電波形も記録した．
4.2.1

実験体系

実験体系は外部磁場なしの放電試験に加えて，放電状態を撮影するために真空チャン
バーの正面と側面の窓にカメラを設置した．
今回用いたネオジム磁石外部磁場の設置図を図 4.11 に示す．放電試験前にガウスメー
ターを用いて磁場による放電室中心での磁場を計測した．その結果，ネオジム磁石の磁場強度は 281mT であった．実験のパラメーターは表 4.5 に示す．
また，外部磁場によって発生するローレンツ力の方向と自己誘起磁場によるプラズマ排出方向と同方向である磁場を加速磁場，それと反対方向である磁場を反転磁場と称することとし，この加速磁場，反転磁場の両方で実験を行った．本実験では加速磁場を発生させるよう設置し，反転磁場で実験する際は電極へ印加する電圧を反対にして放電電流を反転させて行った．

図 4.11

磁場ありスラスタのチャンバー設置図- 35 -

表 4.54.2.2

外部磁場印加放電試験の実験条件

パラメーター

実験条件

電流

4A

電圧

50,100,150,200 V

推進剤流量20,40,60,80,100 sccm

磁場強度0,281 mT

結果と考察

最初に比較対象として実験を行った磁場なしでの放電電流・電圧波形を図 4.12 に示す．この時の条件は 4 A，200 V，100 sccm である．先の放電試験で見られたようなイグ
ナイター由来の放電と初期印加電圧により起こった放電の後で設定電流値での数 msecのプラズマの維持が確認できなかった．
確認のため放電試験同様に印加電圧を 50～200 V，推進剤流量を 20～100 sccm まで変化させながら放電波形の計測を行なったが，同様の結果となり，プラズマの維持が確認できなかった．波形の比較として図 4.13,4.14 に同条件（4 A，200 V，80 sccm）での波形とプラズマの維持ができた放電試験での波形を示す．同条件にかかわらず放電試験で見られたようなプラズマの維持ができなくなった原因は本研究では解明することができなかった．

図 4.12放電波形（4 A，200 V，100 sccm，磁場なし）- 36 -

図 4.13

図 4.14放電試験での放電波形（4 A，200 V，80 sccm，磁場なし）

放電試験(4.1)での放電波形（4 A，200 V，Full Open:about 80 sccm，磁場なし）- 37 -

次に，磁場印加時の放電波形を 4 条件それぞれ図 4.15~4.18 に示す．グラフの縦軸は左（系列 1）が電流[A]，右（系列 2）電圧[V]，横軸は時間[msec]を示している．放電
電流はすべて 4 A に設定している．

図 4.15 波形(200 V,100 sccm,加速磁場)

図 4.16波形(100 V,100 sccm,加速磁場)

図 4.17 波形(200 V,80 sccm,加速磁場)

図 4.18波形(200 V,100 sccm,反転磁場)

また，各条件での電流のピーク値を比較する．今回各条件で 3 回波形を記録したのでその値と平均を表 4.6 に示す．
表 4.6

電流ピーク値の比較

200V.100sccm

200V.100sccm

100V.100sccm

200V.80sccm

200V.100sccm

磁場なし

加速磁場

加速磁場

加速磁場

反転磁場

1 回目

415.2

264.5

58.4

264.8

301.2

2 回目

402.7

275.8

72.5

257.6

289.2

3 回目

414.6

268.9

58.5

257.8

289.2

平均

410.8 A

269.7 A

63.1 A

260.0 A

293.2 A

- 38 -

磁場の有無による違いは，図 4.12 と図 4.15 及び表 4.6 より磁場を印加した場合の放電では電流のピーク値が減少したことが分かる．これは磁場により放電室内で生成された瞬間からローレンツ力により加速され，加速磁場では放電室の外に，反転磁場では放電室内の壁面に衝突することでプラズマの一部が消失し，電極間でのプラズマ密度が減少することで流れる電流のピーク値が減少したと考えられる．一方放電終了前
では磁場印加時のほうが高い電流値を示している．これは磁場を印加した場合は，放電中の電圧波形が磁場なしの時に比べて下がってないためであるが，電磁加速器において同じ電流値で制御する場合外部磁場の磁束密度を大きくするほど放電に要する電圧が高くなることは報告されている(19)．
次にスラスタ電極への印加電圧との関係であるが図 4.15 と図 4.16 及び表 4.6 より，電流のピーク値が 200 V の時と比較し非常に小さくなっている．これは電極間が短絡した時の印加電圧が低いため，必然的に回路に流れる電流も小さくなったと考えられる．また放電電流が小さいことでイグナイター由来の放電の時間が 30 μsec と非常に短い．これはイグナイターにより発生した初期電子を用いた放電でエネルギー投入量が少ないことや，初期電子の加速が不十分で荷電粒子の増殖が足りず，初期電子使用
後すぐに放電が終了してしまったと考えられる．
次に推進剤流量との関係であるが，図 4.15 と図 4.17 及び表 4.6 より，電流のピーク
値は 100 sccm の時よりわずかに低く，放電波形も形状はほとんど同じであったが全体的にわずかに放電電流が低いことが分かった．これは放電室に投入される推進剤が少ないことで放電の際の粒子同士の衝突が減少し電離する推進剤粒子数が減少したためであると考えられる．そして粒子同士の衝突が減り荷電粒子数が減少することでプラズマ密度が低くなったためであると考えられる．
最後に，磁場を反転させた場合だが，図 4.15 と図 4.18 及び表 4.6 より，電流のピー
ク値は加速磁場の場合とほとんど同じである．絶縁破壊直後はまだ生成されたプラズ
マがほとんど加速されておらず排出されることも壁面にあたることもなく電流を流す
ため，加速磁場でも反転磁場でもほとんど電流ピーク値に違いがなかったと考えられる．一方放電波形は，電流のピーク値以降全体的に加速磁場と比較して低くなっている．これは加速磁場の場合に生成されたプラズマが放電室から排出されたのと同じよ
うに反転磁場によって排出方向とは反対方向に加速され放電室壁面と衝突しプラズマが消滅しプラズマ密度が下がったこと，また推進剤流入方向と反対方向にプラズマが加速されているため，粒子同士の衝突などが起こりイグナイター由来の放電を維持するのが困難になってしまったことなどが原因として考えられる．
- 39 -

次に真空チャンバーの正面と側面に設置したカメラで撮影した放電の様子を見ていく．図 4.19,4.20 に真空チャンバー内に設置されたスラスタの様子を示す．今回撮影した放電の条件は加速磁場での 200 V_100 sccm,100 V_100 sccm_200 V_40 sccm，反転磁場での 200 V_100 sccm の 4 条件である．またシャッタースピードは側面，正面ともに 3 秒，絞り値は側面の時 13 とし部屋を暗くし撮影を行い，正面の時は電極間の発光が非常に強かったため部屋を薄暗くし 14 とし撮影を行った．

図 4.19

図 4.20

スラスタ（側面）スラスタ（正面）

最初に，加速磁場_200 V_100 sccm での放電の様子を図 4.21,4.22 に示す．プラズマの発光がスラスタのプラズマ排出方向及びスラスタ上部で起きていることが分かる．
これはスラスタの放電室で発生したプラズマがローレンツ力によりスラスタの排出方
向に出てくるものの，外部磁場の磁力線にトラップされ，それに沿ってプラズマが移動したためにプラズマがスラスタ上部でも観測されたと考えられる．

図 4.21

放電_200 V_100 sccm

（側面）

図 4.22- 40 -

放電_200 V_100 sccm

（正面）

次に，スラスタ電極への印加電圧を下げた時の放電の様子を確認する．電圧を加速
磁場_50 V_100 sccm ではイグナイターの点火に対する放電開始確立が非常に低かったため 100 V の時の放電の様子を図 4.23,4.24 に示す．画像から見て取れるように 200 Vの時と比較し，プラズマの発光が弱い．プラズマの発光はイグナイターを点火させた際に発生する荷電粒子がスラスタ電極への印加電圧で加速され電子なだれが発生し電極間が短絡し電流が流れ放電しプラズマが放電室内で広がることで観測されるが，今回の条件で印加電圧を 100 V としたことで電極間が短絡した際，瞬間的に流れる電流
が 200 V の時に対して小さかったために発光が弱かったと考えられる．

図 4.23

放電_100 V_100 sccm

（側面）

図 4.24

放電_100 V_100 sccm

（正面）

次に，推進剤流量を絞った場合の放電の様子を確認する．加速磁場_200 V_20 sccm
ではイグナイターが点火せず放電が起きなかったため，40 sccm の時の放電の様子を
図 4.25,4.26 に示す．画像から分かるように 100 sccm の問いと比較しややプラズマ発
光が弱いことが見て取れる．これは推進剤流量を絞ったことで，放電室内へ流入してくる中性粒子数が減少し，それがプラズマ化されて発生する荷電粒子量も減少するため，プラズマの密度が低くなり発光がやや暗く観測されたと考えられる．

図 4.25放電_200 V_40 sccm

（側面）

図 4.26- 41 -

放電_200 V_40 sccm

（正面）

最後に，磁場方向を反転させた場合の放電の様子を確認する．反転磁場_200 V_100
sccm での放電の様子を図 4.27,4.28 に示す．画像から見て取れるように，加速磁場の場合と比較しプラズマの発光がやや暗く正面から見た時のプラズマの広がりが小さいことと，側面からはスラスタのプラズマ排出とは反対の方向でプラズマの発光が観測された．

図 4.27 放電_200 V_100 sccm_反転磁場

図 4.28(正面)

放電_200 V_100 sccm_反転磁場(側面)

磁場印加時と比較をするために，磁場なしで撮影した写真を図 4.29 に示す．磁場印加時の撮影法が異なるため写り方が違うが，プラズマの発光が放電室のプラズマ排出方向だけに広がっていることがわかる．そのため磁場印加時の放電で見られたプラズマ排出方向以外でのプラズマの発光は磁場によるものであるといえる．

図 4.29放電_200 V_100 sccm_磁場なし- 42 -

第5章

まとめと今後の展望

本研究では，超低軌道に存在する希薄な大気を収集し推進剤として利用する大気吸込
み式電気推進機に応用できる推進機として電磁加速型電気推進機に注目した．しかし電磁加速型電気推進機を大気吸込み式電気推進機への応用の問題として電極の損耗の問題が存在した．それに対して電磁加速器を駆動する電源を交流とすることで損耗の低減が可能になることを予想した．そのため交流で駆動する電磁加速器を設計製作しその作
動特性を調べた．
超低軌道での大気抗力を補償できるように，スラスタヘッド及び外部磁場を設計した．
外部磁場の設計に際しては磁場解析を行うことで交流駆動を行うために高周波での運用が可能な外部磁場を設計し，その際の磁束密度とそれにより発生できるスラスタの推力を予想した．その結果目標の推力が達成できることが分かった．また，それ以外に電磁加速器の点火に使用するイグナイターや推力を実測するためにスラスタターゲットの設計製作を行った．
放電試験ではアルゴンを使用し，直流で放電電流，印加電圧，イグニッション時間などをパラメーターとし作動条件を調べた．その結果，実験を行ったパラメーターでのプラズマ維持時間は数 msec 程度であった．これはアーク放電で重要な電子供給が不足していたためであると考えられる．また，プラズマを維持するためにはより大きな電流を流す必要があること，そしてイグニッション時間は短くする必要があることが分かった．
加速磁場を設置した場合，磁場を設置していないとき同様にイグナイターからの初期電子供給がある間しかプラズマが維持されずその放電時間も変化がなかった．そのため，同様にイグナイターの放電終了後の電子供給が十分でないことが分かる．
スラスタへの印加電圧を下げてしまうと初期電子の電場による加速が不十分となり，瞬間的かつ比較的低い電流値であり，放電の様子も暗かった．そのため初期印加
電圧は一定値以上必要であることが分かった．実際，電圧を下げるほどプラズマの点
火率は減少した．
推進剤流量を絞った場合は粒子同士の衝突減ることで，増幅される荷電粒子量も減りわずかに暗い放電であったが，放電時間に変化はなくある程度流量を絞ってもプラズマの維持自体にはあまり関係していないものと考えられる．しかし，20 sccm 以下ではイグナイターが点火できなくなったため確認できていない．
反転磁場を設置した場合，プラズマの排出方向が反転するため，プラズマが放電室
内にとどまりやすくなり放電時間が延びるかと思われたが，放電時間は変わらず，電流値も加速磁場と比較し不安定なものとなった．

- 43 -

今後の展望としては，アーク放電を維持するためには電子供給が不足していたことが考えられるため，放電電流値を大きくする必要がある可能性が考えられる．本研究で使用した真空チャンバーでは電流値に上限があったため確認できなかったが，チャンネル
端子を高電流用に変更し試験を行う必要がある．また，電源のコンデンサー能力が不足していたためイグニッション時の放電で充電されていたエネルギーがすべて消費されてしまっていた可能性も考えられるため，電源を変更して実験を行う必要もあると思われる．プラズマの維持が可能になれば，交流を印加して作動特性を調べること，電極損耗の確認，そして推力特性を実測する必要がある．また，本研究でアルゴンを使用し実験を行ったが他のガス推進剤や，大気と同成分のガスなどでの試験を行っていく必要がある．

- 44 -

謝辞
本研究の遂行ならびに本論文の執筆にあたって，日頃の研究活動など様々なご指導を頂きました山本直嗣教授に心より感謝いたします．実験などにおいて数多くの助言を授けて頂いた森田太智助教授に深く感謝いたします． 3D プリンタによる実験装置の製作にご協力いただきました渡辺研究室の金政浩准教授，博士前期課程 2 年の佐々木瞭氏，
学部 4 年小森智博氏に深く感謝いたします．スラスタ設計に関しての助言や実験装置の製作していただきましたエネルギー量子工学の蓮尾斉彦氏，安全衛生学生支援室の牟田諒太氏，そして工学部技術部の方々に深く感謝いたします．
また，書類の処理など，訪問の際にはいつも親切に接して頂いた馬渡隆子秘書，大内田映子秘書に深く感謝いたします．
本研究の遂行にあたり，本論文の添削や研究資料の調査，実験装置の製作，実験および実験に関連する知識等数多くの助言を授けて頂きました，共同研究者である博士前期課程 2 年の福本湧氏に心より感謝いたします．
真空チャンバーを使用した実験の協力および実験に関連する知識等数多くの助言を授けて頂きました，博士後期課程 2 年の牛尾康一氏に心より感謝いたします．
研究のみならず公私様々な面で数多くのことを学ばせて頂いた博士後期過程 3 年の齋
藤直哉氏，博士後期課程 1 年の江川雄亮氏，枝本雅史氏，Ali Yousefian 氏,博士前期過
程 2 年の板谷佑太朗氏，岩本政隆氏，川原友太郎氏，小山智樹氏，淵上太貴氏,博士前期過程 1 年の池田凌氏，大坪正和氏，児島富彦氏，竹末一平氏，長野公勇氏，Chen Wen 氏，に心から感謝いたします．
また，研究室での充実した時間をともに過ごしました，同期の学部 4 年の黒江雄貴氏，
高木麻理子氏，長島圭祐氏に深く感謝いたします．
最後になりましたが学生生活を支えてくれた両親をはじめとする家族の皆に心より感謝し，本研究で学んだことを将来活かしていくことができるよう日々邁進していきた
いと思います．本研究はここに氏名を書き記していない方々も含めて，著者を取り巻く多くの方々の温かいご支援･ご協力により完成に至ることができました．他ならぬ全ての方々にこの場を借りて心より感謝の意を表し，謝辞とさせていただきます．

- 45 -

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集録 STEP-2013-017，2014- 47 -