マイクロ波放電を用いた二段加速式
ホールスラスタに関する実験的研究

桑

野

寛

久

目次

第１章

序論．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．1
１−１ 研究背景．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．1．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．4
１−２ ホールスラスタの基本原理．
．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．5
１−３ ホールスラスタの特徴および作動方式による分類．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．5
１−３−１ チャネル形状による分類．
．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．6
１−３−２ 作動方式による分類．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．8
１−３−３ 放電電流振動現象．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．9
１−４ 各国の研究開発現状．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．10
１−５ 本研究の目的．

第２章

マイクロ波放電式ホールスラスタに関する実験技術．．．．．．．．．．．．．．11
２−１ はじめに．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．11．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．11
２−２ ホールスラスタの基本設計．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．13
２−３ 効率の定義．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．15
２−４ 実験装置と測定方法．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．15
２−４−１ 真空系．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．18
２−４−２ 推進剤供給系．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．19
２−４−３ 電源系．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．22
２−４−４ マイクロ波電源．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．22
２−４−４−１ 2.45GHz マイクロ波電源．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．23
２−４−４−２ 5.8GHz マイクロ波電源．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．24
２−４−５ 記録系．
２−４−６

．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．26
フィラメントカソード．

．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．27．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．30
２−４−８ イオンコレクタ．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．32
２−４−９ シングルプローブ．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．35
２−４−１０ エネルギーアナライザ．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．37
２−４−１１ 推力測定装置．
．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．42
２−４−１２ X-Y トラバース装置．
２−４−７

第３章

ホローカソード

マイクロ波放電式ホールスラスタの基礎実験．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．43
３−１ はじめに．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．43

３−２

基礎実験用マイクロ波放電式ホールスラスタ．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．44

３−２−１．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．44
2.45GHz 用空洞共振器．

３−２−２

．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．45
プラズマ生成部およびイオン加速部．

３−３．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．49
2.45GHz マイクロ波プラズマ源単体の性能評価．

３−３−１．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．49
実験方法．

３−３−２

．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．49
実験結果と考察．

３−４．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．55
ホールスラスタ作動時のチャネル内プラズマ状態．

３−４−１．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．55
実験方法．

３−４−２

．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．55
実験結果と考察．

３−５．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．60
基礎実験用ホールスラスタの性能評価．

３−５−１．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．60
実験方法．

３−５−２

．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．60
実験結果と考察．

３−６

．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．70
まとめ．

第４章

加速チャネル形状の改良．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．71．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．71
４−１ はじめに．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．72
４−２ チャネル長と効率の関係．
．．
．．．．．．．．．．．．．72
４−２−１ チャネル長可変マイクロ波放電式ホールスラスタ．
．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．73
４−２−２ 実験方法．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．74
４−２−３ 実験結果と考察．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．80
４−３ チャネル内半径方向磁場分布と効率の関係．
．．．
．．．．．．．．．．．．．80
４−３−１ 磁場形状可変マイクロ波放電式ホールスラスタ．
．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．82
４−３−２ 実験方法．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．82
４−３−３ 実験結果と考察．
．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．88
４−４ まとめ．

第５章

プラズマ生成部の改良．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．89．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．89
５−１ はじめに．
．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．89
５−２ 5.8GHz マイクロ波プラズマ源．
．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．89
５−２−１ 5.8GHz 用空洞共振器．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．91
５−２−２ プラズマ生成部．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．92
５−３ 5.8GHz マイクロ波プラズマ源単体の性能評価．
．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．92
５−３−１ 実験方法．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．92
５−３−２ 実験結果と考察．
．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．97
５−４ まとめ．

第６章

改良型ホールスラスタの性能評価．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．98．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．98
６−１ はじめに．
．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．98
６−２ 改良型マイクロ波放電式ホールスラスタ．
．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．102
６−３ ホローカソード単体の作動実験．
．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．102
６−３−１ 実験方法．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．103
６−３−２ 実験結果と考察．
．．．．．
．．．．．．．．．．．．105
６−４ 改良型マイクロ波放電式ホールスラスタの性能評価．
．．．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．105
６−４−１ 実験方法．
．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．105
６−４−２ 実験結果と考察．
．．．．．
．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．119
６−５ まとめ．

第７章

結論．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．120

謝辞．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．122
参考文献．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．123

第１章

序論

１−１

研究背景

1957 年にロシア（旧ソ連）が世界初の人工衛星「スプートニク１号」を打ち上げてから，まもなく 50 年が経過する．この間に宇宙を取り巻く状況は劇的な変化を遂げてきた．初期の宇宙開発は米ソを中心とした軍事技術への転用や国際的イメージ戦略の色濃いものであった．しかし 70 年代に入ると欧州と日本が宇宙開発に本格的に加わり，冷戦終了後は国際協力の下で宇宙開発が進められるようになった．近年では人工衛星を利用した通信システ
ムや宇宙旅行への民間企業参入も進み，国際的な競争が激化している．そのような流れの中で宇宙開発にも大幅なコスト削減が求められている．
宇宙利用が本格化し，官民問わず様々なミッションが提案され経済性が重視される近年の状況を予測して宇宙開発初期から研究開発が進められてきたものが電気推進機である．
電気推進機とは電気エネルギーを用いて推進剤をプラズマ化した後，様々な方法で推進剤を加速し，その反作用で推力を得る宇宙用推進機の総称である．特徴として化学エネルギ
ーを推進力に変換する化学推進機に比べて推力密度は小さいが，比推力（燃費の良さ）は１桁以上も高い．そのため電気推進機は長期間，長時間の運用が求められる人工衛星の姿
勢制御や惑星間航行の主推進機として期待されている．特に近年では宇宙ステーションや
太陽発電衛星に代表されるような大型宇宙構造物を用いたミッションや 10 年単位の長期ミッションなど様々なものが計画されるようになってきており，各国で独自基準を満たすべく推進機の高効率化，高比推力化，大推力化が進められている[1~5]．
電気推進機は推進剤の加速方式によって電熱加速型，電磁加速型，静電加速型の 3 種に大別される．表１−１に電気推進機の分類，第１−１図に主な推進機の推力密度と比推力の領域を示す[6]

表 1−１
名称

電気推進機の分類

加速方法

被加速粒子

特徴

ノズルによるプラズマ

低比推力

アークジェット

空力加速

中性粒子

大推力

レジストジェット

電磁加速型

ローレンツ力プラズマ

高比推力

MPD スラスタ

静電加速型

電界による静電加速

イオン

電熱加速型

（*）大電力使用時は電磁加速型ともみなせる-1-

大推力・大電力
高比推力
低推力・高効率

例

PPT
イオンエンジンホールスラスタ（＊）

電熱加速型は推進剤をジュール加熱して高エンタルピーガスを生成する．高エンタルピ
ーガスはノズルを介して空気力学的に加速され推力を発生する．このタイプにはアークジ
ェットやレジストジェットがある．電磁加速型はプラズマ化した推進剤を直交する電磁界によって発生するローレンツ力で加速して推力を発生する．このタイプには MPD スラスタがある．電熱加速型，電磁加速型は後述する静電加速型に比べて高い推力密度が得られる．
しかし比推力とエネルギー変換効率（推進効率）が低く，特に作動に kA オーダーの大電流が必要となる MPD スラスタにおいては電力事情の厳しい宇宙環境において定常作動は難しい．また両者に共通して電極の損耗などの課題があげられる．
静電加速型はプラズマ化した推進剤中のイオンを推力方向に印加された電界により静電加速することによって推力を得る．このタイプには本研究で扱うホールスラスタの他にイオンスラスタがある．イオンスラスタは２枚もしくは３枚のグリッド間に高電圧を印加してイオンを加速する．電気推進機の中では最も高い比推力が得られるが，グリッド間隔と印加電圧から決定する空間電荷制限電流則によって推力密度の上限が制限される．そのため大推力化のためには大型化しか方法がない．しかし大型化に際してはプラズマ生成の均一化や引き出しグリッドの熱変形に対する対策など，困難な問題が存在する．
ホールスラスタはイオンスラスタと同じ静電加速型であることに加え，作動原理上グリッドを必要とせず加速領域が準中性に保たれる．そのため空間電荷制限による引き出しイ
オン電流の制限を受けず，理論的には高い推進効率と推力密度が得られる．また少ない電源で作動するため信頼性も高く軽量・コンパクトである．このような理由から人工衛星の軌道保持や姿勢制御用としてロシアや欧米の多くのミッションで既に用いられ，電気推進機の主流になりつつある．しかしながらプラズマ生成加速領域の物理的機構の詳細は解明されていない．また，ホールスラスタ特有の現象として放電電流の振動現象が確認されている．この現象が推進効率や耐久性の低下や作動不安定性の原因の一つと考えられており，その抑制技術の開発が求められている．更には今後のミッションの長距離，長期間化に向けて更なる大推力化，高比推力化，高推進効率が求められている．

-2-

第１−１図各推進機の推力密度と比推力

-3-

１−２

ホールスラスタの基本原理

第１−２図に一般的なホールスラスタの概略図を示す．ホールスラスタは同軸円環状のチャネルと呼ばれる領域と磁場発生装置およびその磁気回路，チャネル上流の陽極（アノード），スラスタ外部の陰極（カソード）から構成されている．スラスタ作動時にはチャネ
ル上流側の陽極に数百 V の電圧とチャネル半径方向に磁場が印加される．またスラスタ外部の陰極からは電子が放出され，加速噴出されたイオンビームの中和に利用される．また放出された電子の一部はチャネル内の陽極に向かい拡散する．チャネルの長さはイオンのサイクロトロン半径よりも短く，電子のサイクロトロン半径よりも長くなるように設計されている．これによりイオンはチャネル外部へ静電的に加速される一方で電子のみがチャネル内の磁場にトラップされて E×B ドリフトによって円周方向にドリフト運動する．このドリフト運動を行う電子による円周方向の電流をホール電流と呼び，ホールスラスタの由来となっている．プラズマはチャネル内へ拡散する電子とチャネル上流から供給される推進剤の衝突電離によって生成される．チャネル内をドリフト運動する電子の流れを流体として考えると，ホール電流と半径方向の磁場によってローレンツ力が発生し，電子の軸方向への流れが妨げられることにより軸方向に強い電界が発生すると考えられる．これによりプラズマ中のイオンは静電的にスラスタ外部へ加速噴出される．イオンの加速領域には電子が存在し準中性が保たれている．そのため空間電荷制限電流則を受けず高い電流密度が得られる．これは高い推力密度が得られることに等しい．

第１−２図

ホールスラスタの作動原理

-4-

１−３

ホールスラスタの特徴および作動方式による分類

実用レベルに達したホールスラスタは比較的低比推力の領域（1000〜2000 秒）から 50％以上の高い推進効率が得られる．また推力密度も高く，イオンエンジンのようなグリッドも必要とせず少ない電源で作動する．そのため信頼性が高く軽量コンパクトな電気推進機
として人工衛星の軌道保持や姿勢制御，軌道間遷移といった地球近傍ミッションに既に多くのスラスタが搭載・運用されている．近年では更なる大推力化，高比推力化が進み惑星探査衛星の主推進機としての運用も提案されている[7]．
ホールスラスタはチャネル形状や作動方式の違いによっていくつかの種類に分類することができる．ここではそれらの概要を述べる．
１−３−１

チャネル形状による分類

ホールスラスタはチャネル形状の違いから第１−３図に示すようなマグネティックレイ
ヤー型（リニア型）とアノードレイヤー型（シース型）の 2 種類に分けられる[8]．マグネティックレイヤー型は 1960 年代に旧ソ連の Morozov らによって開発された SPT（Stationary
Plasma Thruster）シリーズに代表される．電位形状がチャネル内を緩やかに降下していくことに由来して「リニア型」と呼ぶこともある．このタイプは加速チャネルの長さが加速チャネルの幅よりも十分に長く，チャネル壁面はボロンナイトライド（BN）などのセラミックスで覆われている．チャネル長が長いため安定してプラズマを生成できるが，壁面へのプラズマの損失は無視できない．しかしアノードレイヤー型に比べて安定作動領域が広いので現在のホールスラスタの主流となっている．
アノードレイヤー型もマグネティックレイヤー型とほぼ同時期に旧ソ連の Zharinov らによって開発されたもので TAL（Thruster with Anode Layer）シリーズなどが代表的である．
このタイプはチャネル壁面が導体になっておりカソード電位に保たれている．またチャネルの長さはチャネル幅より短くなっている．そのため電界はチャネル出口付近のアノー
ド・カソード間の非常に薄い領域に集中しており，プラズマの生成とイオンの加速はこの領域で行われていると考えられている．この領域をアノードレイヤーと呼び，その長さは電子のサイクロトロン半径のオーダーまで短くすることが可能とされている．チャネル長が短いためプラズマの壁面損失も少なく壁面のエロージョンも少ない．そのためマグネティックレイヤー型よりも高い推進効率と長寿命が達成できると期待されている．またチャ
ネル壁面との電子衝突によるエネルギー損失もないため電子温度は高く保たれ[9]，様々な推進剤での作動が可能となる．しかしプラズマ生成領域が狭いためプラズマ生成は不安定になり易く，一般的に安定して作動する範囲はマグネティックレイヤー型よりも狭い．そのため宇宙での作動実績はアノードレイヤー型に比べ少ない．このような欠点を克服するた
めに陽極形状の改良や後述するようなプラズマ生成機構をチャネル内に別に設けた二段加速式ホールスラスタの研究が進められている[10,11]．

-5-

第１−３図１−３−２

チャネル形状によるスラスタの分類

作動方式による分類

一般的なホールスラスタはマグネティックレイヤー型，アノードレイヤー型に関係なくプラズマの生成と加速を一組の陽極・陰極間のアーク放電によって行っている．このようなホールスラスタを一段加速式ホールスラスタと呼んでおり，少ない電源数でスラスタを作動できるため，システムは軽量・コンパクトとなり信頼性も高い．しかしプラズマの生成と加速を同じ放電で行うとプラズマを維持するためにチャネル内に逆流する電子が多くなり，加速効率（推進効率を構成する内部効率の一つ）は 65%程度と低い．また陽極・陰極間電圧を上げていくとアーク放電が不安定になり，スラスタを安定に作動させることは困難になる．さらに推進剤を電離する際に多価イオンが多く発生して推力低下を引き起こしたり，スラスタの寿命が短くなったりするなどの問題も報告されている．このような理由から一段加速式でのこれ以上の推進効率改善や高比推力化は難しいとされている[12]．そのような状況でこれらの問題点を克服するために二段加速式と呼ばれる新しい作動方式が開発された．第１−４図に一段加速式と二段加速式の概念図を示す．二段加速式はチャネ-6-

ル内にプラズマ生成機構を新たに設け，プラズマ生成とイオン加速を分離して行う．ロシアの開発初期の二段加速式ホールスラスタ D-80 に関する論文で，二段加速方式のプラズマ生成領域は下流側の加速領域と分離されているため，加速領域の影響を受けず高比推力運転時も効率的に安定したプラズマ生成が可能になると報告されている．プラズマ生成方法
は直流放電や RF 放電など様々な方法が提案されており，実機による性能評価とシミュレー
ションによる検証が行われている[13~18]．ホールスラスタの高比推力化では一定の効果が確認されているが，推進効率改善においてはプラズマ生成領域と加速領域のカップリングが難しく目立った成果は報告されていない．

第１−４図

作動方式によるスラスタの分類-7-

１−３−３放電電流振動現象

ホールスラスタの作動時において「放電電流振動」と呼ばれる現象が確認されている．
この現象はチャネル内の電子伝導度や異常拡散に影響する恐れがあり，推進効率の低下やスラスタ耐久性の低下を招き，最悪の場合スラスタの故障に至る[19,20]．そのため実際の運用では放電電流振動が大きくなる領域（低電圧領域と高電圧領域の 2 箇所がある）を避けてスラスタを作動させている．信頼性と耐久性はもちろんのこと，汎用性も求められる今後の宇宙ミッションに適用させていくためには，放電電流振動現象の物理機構を知り，適切な抑制手段を見つけることが重要である．
放電電流振動現象についてはこれまでにロシアをはじめとして各国の研究機関で原因解明とその対策が検討されてきた．しかしどの研究機関も十分な解明ができていないのが現状である．これまでにいくつかのモデルが提案されているがその中で最も有力とされている説では放電電流振動は振動帯域によって以下の５つに分類されている[21]．
①．Ionization Oscillation

104~105 Hz②．Transit‐time Oscillation

105~106 Hz③．Electron‐drift Oscillation

106~107 Hz④．Electron‐cyclotron Oscillation

109 Hz⑤．Langmuir Oscillation

108~1010 Hz①の振動はチャネル内の中性粒子密度とプラズマ密度の擾乱に起因する電離不安定性によるものと考えられている．この電離不安定性のメカニズムについては現在次のように考えられている．

第１−５図

電離不安定性の発生メカニズム-8-

②の振動はイオンが加速されてチャネル内を通過するのにかかる周期によって発生するものと考えられている[22]．この振動は磁場強度に依存しており放電電圧や推進剤流量との関連性は低いといわれている．③の振動はチャネル内の密度勾配に起因する電子のドリフト
不安定性によるものと考えられている．④の振動は電子のサイクロトロン運動によるものと考えられている．⑤の振動はプラズマ振動によるものと考えられている．①〜③の種類の振動現象はチャネル内に軸方向電界と半径方向磁界を有するホールスラスタ特有の現象と考えられている．④，⑤の振動はプラズマ固有のものであるため抑制の方法はない．ここに示した５つの振動の中では①の電離不安定性による振幅が最も大きく，スラスタの作
動不安定性に最も影響を与えることが知られている．また大きな振幅は電源に掛かる負荷を大きくし，故障につながる可能性もある．そのため電離不安定性を抑制する手段としてチャネル形状や陽極形状の改良，二段加速式の適用など様々な対策が行われている．

１−４

各国の研究開発状況

ホールスラスタの原型は 1950 年代にロシア（旧ソ連）のクルチャトフ原子力エネルギー研究所（IAE）においてイオンマグネトロンの原理を応用して考案された [23] ．その後Morozov らによってマグネティックレイヤー型，Zharinov らによってアノードレイヤー型のホールスラスタが開発された．さらに，米国においても 1960 年代より本格的にホールス
ラスタの研究が始まった．ロシアのホールスラスタは 1960 年代後半までには推進効率が50%に達したといわれている．1972 年にはロシアがマグネティックレイヤー型ホールスラ
スタ（SPT60）を人工衛星（Meteor シリーズ）に搭載して初の宇宙空間での作動実験を行った．その後現在に至るまで 100 以上のマグネティックレイヤー型ホールスラスタが人工衛星に搭載されている．アノードレイヤー型ホールスラスタ（TAL）の宇宙作動実績は少なく，最近ではロシアと米国で共同開発された STEX 衛星に搭載された RHETT2/EPDM
において 600W で 10 分間の繰り返し作動が行われた程度である[24]．ロシアの SPT シリー
ズや TAL シリーズは既に製品として販売されておりロシアの電気推進機の代名詞となっている．
一方米国ではイオンスラスタなどの他の電気推進機と比較してあまり大きな進展が得られなかった．そのため 1970 頃から開発が中止され，その当時高効率化が進んでいたイオン
スラスタが研究のメインとなった．しかし 1980 年代に入るとロシアの優れたホールスラス
タの研究報告が公開されはじめ，またホールスラスタのもつ高い推力密度やグリッドを必要としない高信頼性といった特徴から米国でも開発が再開された．現在では Boeing 社，
Loral 社などで商用化が行われている．
ヨーロッパでもフランス，イスラエル，イタリアなどを中心にホールスラスタの商用化が積極的に進められている．特にヨーロッパでは科学衛星ミッションにもホールスラスタ-9-を用いており，2003 年 9 月に欧州宇宙機関（ESA）により打ち上げられた月探査機は主推進気として SNECMA 社の PPS-1350 ホールスラスタを搭載し，約 1 年かけて月軌道に到着した．その後 2006 年 9 月に月面に探査機を衝突させるまでの約 2 年間も問題なく作動し十分な実績を残している[25]．
日本においては電気推進機を用いた宇宙ミッション自体が少なく，これまでにホールスラスタを搭載した宇宙ミッションは行われていない．しかし 2008 年打ち上げ予定の準天頂
衛星の姿勢制御用推進機として三菱電機が 5kW，200mN クラスのホールスラスタの開発を進めている[26]．
最近では次世代衛星の大電力，大型化と深宇宙探査などの長期ミッションを想定して様々なホールスラスタが開発されている．NASA は PRIMEX 社と共同してマルチモードのホールスラスタを開発中である．マルチモードとは軌道変更時には大推力を発生し，軌道保持時には高比推力運転を行うものである．その他にも大推力化，高比推力化が各国で進められており，数十 kW，数 N オーダーのホールスラスタが開発中である[27,28]．

１−５

本研究の目的

ホールスラスタ研究開発は成熟段階に入ったという人もおり，現在のホールスラスタ研
究の関心は放電電流振動現象の抑制・効率改善・高比推力化に絞られてきている．そこで
本研究では次のように目的を設定した．
・ 加速領域に依存しないマイクロ波放電をプラズマ生成に応用した従来のものと異なる二段加速式ホールスラスタの開発を行なう．
・ 推進効率の改善と安定作動領域の拡大を達成する．
・ マイクロ波放電式ホールスラスタの最適条件を見つけ，設計指針を立てる．
二段加速式ホールスラスタに関してはこれまでに多くの研究機関が行ってきたが，いまだに大きな成果は挙げられていない．またマイクロ波放電を二段加速式に利用する試みは世界的にも未だ報告されていない．よって本研究で得られる成果は今後の二段加速式ホールスラスタの性能改善と高比推力化に貢献できるものと考えられる．またひいては今後の宇宙活動の高度化につながり，我々の日常をより豊かなものにすると期待される．

- 10 -

第２章

マイクロ波放電式ホールスラスタに関する実験技術

２−１

はじめに

本章ではマイクロ波放電式ホールスラスタの設計に必要な各パラメータの概要を説明す
る．次にホールスラスタの性能評価に必要な効率の定義について述べる．さらに本研究で使用した実験装置と測定装置の概要および測定原理について述べる．

２−２

ホールスラスタの基本設計

ホールスラスタは同軸円環状のチャネル内に軸方向の電場と半径方向の磁場を印加してそれらの相互作用によってプラズマの生成とイオンの加速を行っている（第１−２図参照）．
その際イオンはチャネル内でドリフト運動することなく速やかにチャネル外部へ加速され，電子はチャネル内の磁場にトラップされてドリフト運動しなければならない．このような条件を満たしてスラスタを作動させるためには以下に示す３点を考慮しなければならい[28]．
（１）イオンのラーマー半径 ri と電子のラーマー半径 re の条件
チャネル内でイオンは磁場の影響を受けず，電子のみが磁場にトラップされてホール電流を誘起するためにはチャネルの代表長さ L がイオンのラーマー半径 ri と電子のラーマー
半径 re に対して以下の条件をみたしていなければならない．

re  L < ri

（２−１）

ここでイオンと電子のラーマー半径は次式によって計算される．

ri =

mi vi
eB

， re =

me ve
eB

（２−２）

ここで mi と me はそれぞれイオンと電子の質量を表す．e は電気素量を表す．イオンの熱速度が電界による速度に比べて無視できるほど小さいと仮定すると，イオンのドリフト速度

vi は次式のように計算される．

- 11 -

vi =

2eVm
mi

（２−３）

ここで Vm はイオンの平均加速電圧である．またチャネル内にて電子はボルツマン分布をしていると仮定すると電子のドリフト速度 ve は次式のように計算される．

ve =2k BTem（２−４）

よって（２−１）は次のように書き換えられる．

2me k BTemVi m LB <ee（２−５）

本研究では推進剤に比較的電離電圧が低くてかつ分子量の大きいキセノンを使用する．
（２−５）にマイクロ波放電式ホールスラスタの代表的なパラメータを代入すると，チャネル長と磁場の条件は以下のように求まる．
キセノンイオン質量
平均加速電圧

mi＝2.2×10-25 [kg],Vm=250 [V],−5

1.31× 10  LB < 1.85 ×10

−2

電子質量

me＝9.1×10-31 [kg],電子温度 Te=15 [eV][T・m]（２）チャネル内で生成されたイオンが無衝突で加速される条件
チャネル内で生成されたイオンはチャネル内で衝突することなくチャネル外に加速噴出されなければならない．そのためにイオンの平均自由行程λi とチャネル長 L は以下の条件を満たさなければならない．

L  λi（２−６）（３）電子が十分にドリフト運動するための条件
スラスタのローレンツ力による推力発生や電界の維持には電子の周方向のドリフト運動
が十分に行われなければならない．そのためには電子が次式の条件を満たす必要がある．

ωeτ e =

eB
τe 1
me

（２−７）

- 12 -

ここで ωe は電子のサイクロトロン周波数，τ e は電子の実効衝突時間を表す．また ωeτ e はホールパラメータと呼ばれる無次元量で，電子が 1 回衝突を起こすまでにどれだけ旋回運動をするかを表している．
本研究で使用したマイクロ波放電式ホールスラスタは（２−５）〜（２−７）を満たす
条件下において設計を行った．

２−３

効率の定義

電気推進機の推進性能は推進効率ηt と比推力 Isp で表すことができる．推進効率とは電気推進機に投入した電力 P がどの程度推力発生の運動エネルギーに変換できたかを表し，次式で示される．

1m ex v 2
F2
ηt = 2
=

P
2mP

（２−８）

 ex は実際に推力として寄与した推進剤の単位時間当りの質量流量[kg/sec]， v は推
ここで m
進剤の平均排気速度である．カソードなどで消費される電力は一般的に主放電で消費される電力に対して小さいのでここでは考慮しない．F はスラスタの発生推力[N]である．
一段加速式ホールスラスタの場合，プラズマの生成とイオンの加速は一組の陽陰極の放電によって行われる．従って投入電力は陽極に流れる放電電流 Id と陽極の加速電圧 Vd の積（第１−２図参照）となり，推進効率は次式で表せる．

F2
ηt = d Id2mV（２−９）

また放電電流 Id はスラスタ外部に加速噴出されたイオン流の総和 Ii（イオンビーム電流）とチャネル内に入り陽極に向かって拡散する逆流電子電流 Ie の総和となる．

I d = Ii + Ie

（２−１０）

二段加速式ホールスラスタの場合は一段加速式と違ってチャネル内にイオン加速部とは独立したプラズマ生成機構を備えている．そのためスラスタで消費される全投入電力 P はプラズマ生成部で消費される電力 Pd とイオン加速で消費される電力 Pi に明確に分離して考慮しなければならない．従って（２−９）は次式のように書き直される．

- 13 -

F2
F2
F2
F2
ηt =
=
=
=

2mP
2m ( Pd + Pi ) 2m ( Pd + I dVd ) 2m ( I d C p + I dVd )（２−１１）

マイクロ波放電式ホールスラスタの場合，プラズマ生成に消費する電力 Pd=IdCp はマイクロ波電源からスラスタに投入された電力となる．Cp はプラズマ生成コストと呼ばれるもので単位は V となる．
また推進効率はスラスタの内部効率の積で表すこともできる．何らかの理由で発生推力の直接測定が難しい場合は各内部効率から推進効率の算出を行う．以下に各内部効率の定義とその導出方法について述べる．
ホールスラスタの推力 F は次式のように表せる．

F = η divηmulti m ex v = ηdivηmulti

I i mi 2 Em⋅emi

（２−１２）

ここでηdiv はビームの発散，ηmulti は多価イオンに依存する効率を示す．Ii はスラスタ外部に加速噴出されるイオンビーム電流，Em は加速噴出されたイオンビームの平均イオンエネ
ルギーを表し Em=eVm となる．よって（２−１１）に（２−１２）代入して整理すると次式が得られる．

I I miEm⋅ e(C p + Vd )I d meηt = ηdiv 2ηmulti 2 ⋅ i ⋅ i（２−１３）（２−１３）において加速効率ηa，推進剤利用効率ηu，電圧利用効率ηv を次のように定
義する．

ηa =

Ii
Ii
=
I d Ii + Ie

ηu =

 Ae
Ii
mN
， I m =
I m
X

ηv =

Em
e(C p + Vd )（２−１４），NA：アボガドロ数，X：推進剤原子量

但し一段加速式の場合は

ηv =

Em
eVd

（２−１５）（２−１６）

加速効率ηa はイオンビーム電流 Ii と放電電流 Id の比で定義され，静電加速型スラスタの作動状態を示す重要なパラメータである．よく設計されたホールスラスタの場合，推進剤- 14 -

の大部分がイオンになり推力に寄与する．そのため加速効率を改善するためには分母の逆流電子電流 Ie を低減させる必要がある．ホールスラスタの内部効率の中では加速効率が最も悪く 60~70％程度である[30]．マイクロ波放電を用いた二段加速式ホールスラスタでは理
想的にはプラズマ生成に要する逆流電子が必要ないため，加速効率の改善が期待できる．
推進剤利用効率ηu はイオンビーム電流 Ii と１価イオンに電流換算した投入推進剤流量

I m の比で定義される．イオンビーム電流の測定にはイオンコレクタやファラデーカップなどが用いられる．
電圧利用効率ηv はイオンが放電電圧に相当する電位をどの程度加速に利用したかを示す
ものである．一般的にイオンビームの平均エネルギーはチャネル上流の陽極近傍でプラズマを生成する方が高く，効率がよくなる．
以上に示した内部効率を用いて推進効率は次式のように表される．

ηt = ηdiv 2ηmulti 2ηaηuηv（２−１７）

次に比推力 Isp の定義を示す．比推力は比推力 =I sp =

推進機が発生する推力
単位時間当たり消費する推進剤の重量Fmg（２−１８）と定義する．ここで g は海面での重力加速度[9.8m/s2]であり，比推力の単位は[秒]となる．
この指標は推進機の燃費を表すもので，値が高いほど燃費の良いスラスタといえる．

２−４

実験装置と測定方法

２−４−１

真空系

マイクロ波放電式ホールスラスタの基礎実験は第２−１図の直径 1.5m，長さ 2.8m の円筒型ステンレス製真空容器で行った．この真空容器は２台の油拡散ポンプ（２２インチ）と１台のメカニカルブースターポンプ，３台のロータリーポンプによって排気される．真空度の測定にはメカニカルブースターポンプ作動までの低真空度領域（大気圧〜0.1Pa）ではピラニ真空計を使用し，油拡散ポンプを使用する高真空領域では電離真空計を使用した．
推進剤を供給しない状態での到達真空度は 1.0×10-3Pa 程度である．推進剤をキセノンの電流換算値で 1.43A（1.95mg/s，20sccm）相当流したときの真空度は 3.7×10-2Pa（2.8×- 15 -

10-4Torr）程度である．このときの真空容器の真空度を中性粒子密度に換算すると 9×
1018/m3 程度となる．それに対してチャネル内の温度を 550K と仮定するとチャネル内部の中性粒子密度は 1020/m3 オーダーとなり外部の中性粒子密度より１桁程度高くなる．よって真空容器内の中性粒子がチャネル内のプラズマ状態に与える影響は少ないと考えられる．

第２−１図

基礎実験で使用した真空容器- 16 -

改良型ホールスラスタの推力測定および性能評価試験は第２−２図に示す真空容器を用いて行った．真空容器は直径 2m，長さ 5m の円筒型の主真空容器と直径 0.8m，長さ 1.0mの副真空容器から構成されている．主真空容器はロータリーポンプ，メカニカルブースターポンプ，ターボ分子ポンプで粗引きされた後，４台のクライオポンプ（排気速度 28,000ℓ/s，対窒素）で排気される．ホールスラスタその他の測定装置は副真空容器の内部に配置
し，実験開始時にはゲートバルブを開放して副真空容器と主真空容器を接続する．主真空
容器と副真空容器を接続し，推進剤を流さないときの到達真空度は 2×10-4Pa 程度である．
推進剤をキセノンの電流換算値で２A（2.73mg/s，28sccm）相当流したときの真空度は 8.2
×10-3Pa（6.1×10-5Torr）程度である．同様に作動時のチャネル内中性粒子密度は外部の中性粒子密度より一桁以上高くなるので，真空容器内の中性粒子がチャネル内のプラズマ状態に与える影響は少ないと考えられる．

図２−２

推力測定用真空容器- 17 -

２−４−２

推進剤供給系

本研究では推進剤にはキセノン，実験終了後のホローカソード冷却にはアルゴンを使用した．高圧ボンベに貯蔵されたガスは調圧バルブによって 2~3 気圧に減圧された後，主放電室とホローカソード用の２系統に分岐し，それぞれ電圧制御式マスフローコントローラ
を介して必要な流量に調整して供給される．使用したマスフローコントローラを第２−３
図，スペックを表２−１に示す．マスフローコントローラはガスが移動する際に生じる温度差を計測し設定値と比較することによって流量を調整している．ガスの熱容量は温度や圧力にほとんど依存しないので高精度の流量調整が可能となる．主放電室用マスフローコ
ントローラの応答速度はフルスケール設定時の±2%到達で３秒以内，精度はフルスケールの±1%となっている．流量制御範囲はキセノンの電流換算値で 0〜4.83A，精度は±0.05Aに相当する．ホローカソード用マスフローコントローラの応答速度は１秒以内，精度はフルスケールの±1%となっている．流量制御範囲はキセノンの電流換算値で 0〜0.71A，精度は±0.007A に相当する．

第２−３図

表２−１

マスフローコントローラ

マスフローコントローラのスペック

用途

社名

型番

主放電室用

HORIBA STECMODEL 5850E

ホローカソード用

BROOKS

SEC-4400RC- 18 -

流量制御範囲0~69sccm（0~4.83A）
0~10sccm（0~0.71A）

２−４−３電源系

マイクロ波放電式ホールスラスタの電気回路を第２−４図に示す．宇宙環境を模擬する
ためにはスラスタおよび電源系を電気的に浮かせる必要があるが，安全のため本研究では全てグランド電位を基準とした．放電電流 Id はスラスタの主放電用電源の間に 0.1Ωのセメ
ント抵抗を挿入しその電位差を用いて測定した．放電電流振動現象を測定する際は電流プ
ローブを用いて直接測定した．測定機器の内部抵抗は１MΩでホールスラスタの抵抗に対して非常に大きい．よって測定機器がホールスラスタの作動に影響を与えることは少ないと考えられる．電源系とホールスラスタの接続，測定装置の配線，および X-Y トラバース装置の制御のための配線は真空フランジに取り付けられた導入端子を用いて行った．
本研究で使用した直流安定化電源のスペックを表２−２，電源装置一式を第２−５図に示す．主放電用電源の出力電圧安定度は設定値または負荷の全変動に対して 0.005%+3mV以下（低電圧モード時），リップルは 1mV 以下となっており，スラスタの作動にはほとん
ど問題はないと考えられる．マイクロ波電源の詳細については次節で述べる．

表２−２

使用した電源のスペック

用途

社名

型番

定格

主放電用

昭和エレクトロニクス

CVC350-3

350V/3A

主放電用

高砂製作所

GP0500-5R

500V/5A

フィラメントカソード用

菊水電子工業

PAD55-35L

55V/35A

ホローカソードヒーター用

高砂製作所

GP0110-10

110V/10A

ホローカソードキーパー用

Metronix

419-630

600V/500mA

イオンビームコレクター用

菊水電子工業POW 70-2±70V/2A

シングルプローブ測定用

高砂製作所

BPS120-5±150V/±2.5A

エネルギーアナライザ用

高砂製作所

GP0110-10

110V/10A

エネルギーアナライザ用

高砂製作所

GP0650-2R

650V/2A

エネルギーアナライザ用

菊水電子工業POW 70-2±70V/2A- 19 -

第２−４図マイクロ波放電式ホールスラスタの電気回路- 20 -

第２−５図ホールスラスタ電源ラック- 21 -

２−４−４マイクロ波電源

２−４−４−１

2.45GHz マイクロ波電源

基礎実験用のマイクロ波放電式ホールスラスタにはマイクロ波発振器に日本高周波株式会社の MKN-103-3S-20/22 を使用した．主な仕様を以下に示す．
型番：

MKN-103-3S-20/22

周波数：2.45GHz

出力：100W~1kW （CW 方式）

出力可変方式：

マグネトロン電圧の直流制御方式

リップル

：

±5%

周波数は 2.45GHz である．出力のリップルはパルス的なものであるので実験にはほとん
ど影響はない．市販の CW 方式電源は全波整流方式のものが多いが，この方式ではマグネトロンに全波整流電圧をかけてその平均電圧をトランスの一時側でサイリスタ制御するものであるため，マイクロ波の出力にもこの全波整流波形が乗ってしまう．電子レンジのよ
うに単純にマイクロ波加熱に用いる場合は問題ないが，本研究のようにマイクロ波をプラズマ生成に利用して内部診断を行う場合は適当でない．このような理由で本研究では直流制御方式のマイクロ波電源を使用している．
第２−６図にマイクロ波電源から空洞共振器までのマイクロ波伝送回路図を示す．マグネトロンより発振されたマイクロ波は矩形導波管（日本高周波株式会社製，WFI−22）を通って空洞共振器に至る．スタブチューナを用いて整合パラメータを適当に調整すること
により大部分のマイクロ波は空洞共振器に投入されるが，一部は空洞共振器の入口で反射してマイクロ波電源側に帰ってくる．この反射電力はアイソレータを用いて分岐しダミー
ロードで熱に変換することで電源を保護している．マイクロ波の電力は方向性結合器を用いて入射波と反射波に分離してそれぞれ別々に測定している．なお空洞共振器はマイクロ波放電式イオンエンジンの研究で使用されたものを使用した[31,32]．

第２−６図

マイクロ波伝送回路図- 22 -

２−４−４−２

5.8GHz マイクロ波電源

改良型マイクロ波放電式ホールスラスタにはマイクロ波発振器にマイクロ電子株式会社の MMG-607V を使用した．主な仕様を以下に示す．
型番：

MMG-607V

周波数：5.8GHz

出力：

0W~750W

出力可変方式：

マグネトロン電圧の直流制御方式

リップル

：

±5%

（CW 方式）

周波数は 5.8GHz である．出力可変方式は 2.45GHz マイクロ波電源と同じく直流制御方式である．出力のリップルも小さく実験にはほとんど影響はない．第２−７図に 5.8GHz
マイクロ波電源および伝送路の写真を示す．この写真ではマイクロホールスラスタを模擬したダミーロードを接続している．マグネトロンより発振されたマイクロ波は矩形導波管（マイクロ電子株式会社製，WRJ−6）を通って空洞共振器に至る．高周波化に伴い導波管
断面は 20×40mm とコンパクトになっている．2.45GHz マイクロ波源ではスタブチューナと空洞共振器を用いていたが，5.8GHz マイクロ波源では空洞共振器のみで整合をとった．
反射電力はアイソレータを用いて分岐しダミーロードで熱に変換することで電源を保護している．マイクロ波の電力は方向性結合器を用いて入射波と反射波に分離してそれぞれ別々に測定している．
5.8GHz 用空洞共振器は周波数，導波管形状の変更に伴い新たに設計製作した．詳細は４章で述べる．

第２−７図

5.8GHz マイクロ波電伝送系- 23 -

２−４−５記録系

イオンビーム電流，放電電流，変位計出力などの信号の測定には 16CH デジタルマルチ
メータ（第 2−8 図，NEC 三栄，RA2300）を使用した．放電電流振動現象などの高速現象を測定する場合は４CH デジタルオシロスコープ（第２−９図，YOKOGAWA，DL7200）を使用した．以下に主なスペックを示す．

表２−３

各記録装置の主要スペック

オムニエースⅢ (RA2300)

Signal Explorer (DL7200) with

with 2ch高速DCアンプ(AP11-103) 50MHz帯域電流プローブ(700937)
入力チャンネル数

16CH

4CH

最大入力電圧

500V

400V

最高サンプルレート

1MS/s

2GS/s

A/D変換分解能

16bit

8bit

入力インピーダンス

1MΩ±１％

1MΩ±１％

第２−８図- 24 -

RA2300第２−９図- 25 -

DL7200２−４−６

フィラメントカソード

基礎実験用のマイクロ波放電式ホールスラスタはカソードにフィラメントを使用した．
フィラメントは加熱することにより熱電子を放出する．金属表面から単位面積，単位時間当りに放出される電子の数（熱電子放出電流密度）J は金属の温度 T[K]と電子が開放されるエネルギーを表す仕事関数 Vφに依存しており，次式に示す Richardson-Dushman の式で表される．

⎛ eV ⎞J = AT 2 exp ⎜ − φ ⎟⎝ k BT ⎠（２−１９）

A = 4π mek 2 / h 2 = 1.20 ×106 [ A ⋅ m −2 Κ −2 ]（２−２０）

熱電子放出は温度にも依存するため，必ずしも仕事関数の低い金属が良い陰極材料になるとは限らない．表２−４に代表的な陰極材料の仕事関数と融点を示す．
表２−４

代表的な陰極材料と仕事関数

陰極材料 Vφ，eV

仕事関数Vφ， eV

融点，K

Cs

1.81

299

Ba

2.11

1123

Ca

2.24

1083

Th

3.38

2118

Ta

4.19

3123

Mo

4.37

2893

W

4.52

3643

Ni

4.61

2028

Pt

5.32

1725

本研究ではタングステンに仕事関数の低い酸化トリウム（ThO2）を 2%混合したトリエー
テッドタングステン（φ0.27×300mm）をフィラメント材料に選び，８A の電流を流して熱電子放出を行った．第２−１０図にフィラメントを使用したときのホールスラスタ作動の様子を示す．フィラメントカソードは簡単に電子電流を得ることができるがイオン衝撃による耐久性が低く，また熱による劣化も発生する．そのため実験毎に新しいものに取り替えて測定を行った．なおホールスラスタのカソードには通常は次節で述べるホローカソードが使用される．

- 26 -

第２−１０図

２−４−７

フィラメントカソードを用いたホールスラスタ作動の様子

ホローカソード

改良型ホールスラスタのカソードにはホローカソードを使用した．一般的にホールスラ
スタの電子源にはホローカソードを用いる．ホローカソードは適正な環境で使用すれば1000 時間以上の作動が可能である．またフィラメントカソードのように材料によるコンタ
ミネーションもなく，消費電力も数 W 程度と小さいことからホールスラスタのカソード（電子源）以外に直流放電型イオンエンジンの電子源としても広く利用されている[33,34]．本研
究では Ion Tech 社の 07HC-252-011 を使用した．以下にホローカソードの作動原理を述べる．
第２−１１図にホローカソード本体の外形，図２−１２にプラズマ生成部の模式図を示す．ホローカソードは同軸構造になっており中心部は空洞になっている．ホローカソード
内部には仕事関数の低く熱電子を放出しやすい酸化物を含浸させたインサートと呼ばれる酸化物陰極が入っている．このインサートをヒーターによって約 1000℃まで加熱すると熱電子が放出される．この熱電子と作動ガスが衝突することでホローカソード内部にプラズマが生成される．プラズマ中の電子はキーパー電位によって外部に放出される．イオンはカソード出口のダブルシースによってカソード外部に出ることはできず，インサート内壁面に衝突し再結合する．ホローカソードの出口はオリフィス形状になっており，内部の中性粒子密度を高め，低ガス流量でも比較的高いプラズマ密度が得られる環境になっている．
プラズマ点火後はイオンがインサート内壁に衝突する際に発生する熱エネルギーとジュー- 27 -

ル熱によってカソードは高温に保たれるため，必ずしもヒーターによる加熱は必要ないが，本研究では予備として作動中もヒーター加熱を行った．
ホローカソードは酸化物陰極を使用しているため作動ガスには純度の高い希ガスをもちいなければならない．また電荷交換イオンスパッタによる損耗やスラスタ本体との異常放電を避けるためにも高真空状態での使用が望ましい．
本研究では作動ガスに高純度のキセノン（希ガス）を使用した．また実験終了後はアルゴンを流し９０分間冷却したのち大気開放を行った．大気開放中もアルゴンガスを流し続けて酸化物陰極の大気暴露を避けた．

第２−１１図（a）ホローカソード本体

第２−１１図（b）ホローカソード断面図- 28 -

第２−１１図

第２−１２図（ｃ）ホローカソード外形

ホローカソードプラズマ生成部- 29 -

２−４−８

イオンコレクタ

ホールスラスタから加速噴出された総イオンビーム電流の測定には 350×350mm 銅製の
イオンコレクタを使用した．測定概念を第２−１３図に示す．このイオンコレクタはホールスラスタ出口から 200mm の位置に設置した．イオンコレクタはビームの正面に位置する面のみでイオンを捕集し，反対側ではイオンを補修しないように加工してある．またイオンのみを捕集するためにグランド電位に対して−30V の負電圧を印加した．高エネルギー
イオンがイオンコレクタに衝突すると表面から２次電子が放出され，実際のイオン電流よりも大きな値を得ることが考えられる．しかし，キセノンイオンに対する銅の２次電子放出係数は本研究の作動範囲では非常に小さく無視できる．またホールスラスタから加速噴射されたイオンビームの一部は背景ガスと電荷交換衝突を起こす．電荷交換衝突とは高速
イオンが低速の中性粒子に衝突し，電荷のみを交換し，高速中性粒子と低速イオンになる反応のことである．以下に考え得る電荷交換衝突を示す．

Xe + fast + Xeslow → Xefast + Xe+ slow
Xe ++ fast + Xeslow → Xe+ fast + Xe+slow

電荷交換衝突によって生成された低速イオンはもともと熱速度程度で運動する中性粒子であったため，電場の存在しないホールスラスタ外部では等方散乱する．そのためイオンコ
レクタで得られるイオンビーム電流は実際に加速噴出されたイオンビームよりも小さくなってしまう．そこで電荷交換衝突によるイオンビームの減衰を考慮して測定結果に対して補正を行った．

- 30 -

第２−１３図

イオンビーム電流測定概念図- 31 -

２−４−９

シングルプローブ[35]マイクロ波放電式ホールスラスタのチャネル内部のプラズマ状態を測定することによってスラスタの作動状態を予測することができる．プラズマの状態を示すプラズマパラメー
タと呼ばれるものには主にプラズマ空間電位，プラズマ密度，電子温度の３つが挙げられる．プラズマパラメータを調べる方法は大きく２種類にわけられる，１つはプラズマ中に直接電極等を挿入してプラズマから電流を抽出し，それを解析することによってプラズマパラメータを知る方法で探針法と呼ばれている．もう１つはマイクロ波やレーザをプラズ
マ中に入射し，それらの相互作用の結果から，あるいはプラズマから放射される光を分光で直接検知することによって，プラズマパラメータを知る方法で電磁波法と呼ばれている．
探針法はプラズマ中に直接電極を挿入するので空間的分解能に優れるが，比較的低温，低密度の測定に限定される．またプラズマに擾乱を与えることを留意しなければならない．
電磁波法はプラズマ断面の平均値を測定するので空間的分解能は劣るがプラズマに与える
擾乱は少なく，比較的高温，高密度プラズマの測定に適している．
本研究ではチャネル内の詳細なプラズマパラメータを測定することから空間的分解能を優先して探針法を用いる．探針法にもいくつかの方法があるが構造が簡単で小型なシング
ルプローブ法を用いた．以下にシングルプローブ法の測定原理を述べる．
第２−１４図にシングルプローブ法の測定概念図を示す．プローブは支柱先端にあるプ
ローブ本体のみをプラズマ中に露出して，支柱はアルミナ管などで被覆絶縁する．プラズ
マ中に挿入されたプローブの電圧 Vp の掃引電圧を印加すると第２−１５図のような電流−
電圧波形が得られる．この電流−電圧波形はプローブに入り込む電子とイオンの粒子量の違いによって３つの領域にわけられる．プローブがプラズマ空間電位 Vs にあるときは，周囲のプラズマと等電位にあるため，プローブにはプラズマ粒子の熱運動による熱拡散電流が流入する．流入する電子電流 Ie0 とイオン電流 Ii0 には以下の関係式が成り立つ．
12⎛ 8k T ⎞1
1
I e 0 = ne eve S = ne e ⎜ B e ⎟ S
44⎝ π me ⎠（２−２１）

12

1
1 ⎛ 8k T ⎞I i 0 = ni evi S = ni e ⎜ B e ⎟ S
44 ⎝ π mi ⎠（２−２２）

ここで ve は電子の平均熱速度， vi はイオンの平均熱速度，S はプローブ表面積である．プ
ローブに Vs のよりも正の電圧を印加するとイオンは排斥され電子が引き寄せられるため，
プローブ表面に電子シースが形成される．これが（１）の電子電流飽和領域である．逆にプローブに Vs より負の電圧を印加していくと，電子は追い返されてイオンは引き寄せられ始める．しかし電子電流 Ie はイオン電流 Ii に比べて非常に大きいので，プロー分は依然として電子電流が流れ続ける．これが（２）の減速電界領域である．さらに負電圧を印加す
ると電子電流は減少し，プローブには正のイオン電流が流れ，（３）の領域で飽和する．こ- 32 -

の領域をイオン飽和電流領域とよぶ．このように得られた電流−電圧特性からプラズマパ
ラメータを導出する．以下にその方法を述べる．
（１） 電子温度 Te の導出方法
減速電界領域において，電子温度 Te と電子電流 Ie の間には次式の関係が成り立つ．

d ln I e (V p )
dV

=−

e
Te

（２−２３）

よって得られた電流−電圧波形を電圧 Vp に対して対数プロットに直して，その傾きから電子温度が求まる．但し実際に測定されるプローブ電流には電子電流のみでなく，イオン電流も含まれているのでイオン電流に外挿補正を行い，電子電流を推定する．プローブ電位が十分に負である領域では電子電流は入らないので，プローブ電流はほぼイオン電流に等しくなる．そこでイオン飽和電流領域に接線を引き，その値をイオン電流とみなして補正する．プローブ電流とイオン電流の差から電子電流を求める．このように補正して求めた
電子電流を対数縦軸でプロットする．この傾きを（２−２３）に代入して電子温度 Te を求める．
（２） プラズマ空間電位 Vs の導出方法
空間電位 Vs は電子温度の導出に用いたグラフの減速電界領域と電子電流飽和領域に接線を引き，その交点の電位とする．
（３） 電子密度 ne の導出方法
電子密度 ne の導出方法には電子飽和電流を用いる方法とイオン飽和電流を用いる方法がある．本研究では磁場の存在するチャネル内のプラズマ状態を計測する．磁場中では電子は磁力線に巻きつきサイクロトロン運動をするため正確な値が得られない．よって磁場の影響を受けにくいイオン飽和電流から電子密度を求める．導出には次式を用いる．

12⎛k T ⎞
I is = κ ne e ⎜ B e ⎟ S⎝ mi ⎠（２−２４）

上式のκは Ti/Te の関数であり，Ti/Te→0 のとき，κ=0.61 となる．大抵のプラズマでは

Te>>Ti であるので，本研究でもκ=0.61 とした．

- 33 -

第２−１４図

第２−１５図シングルプローブ測定概念図

シングルプローブ電流−電圧特性- 34 -

２−４−１０

エネルギーアナライザ[36~38]

ホールスラスタから加速噴出されたイオンビームのイオンエネルギー分布を測定するために電界反射型エネルギーアナライザ（RPA，Retarding Potential Analyzer）を製作した．
第２−１６図にイオンエネルギー分布測定概念図，第２−１７図に製作したエネルギーア
ナライザを示す．エネルギーアナライザは３枚のグリッドとイオンを捕集するコレクタから構成されている．基本原理はグリッド（IRG）に正電位を印加して，そのエネルギーに満たない低エネルギーイオンを排斥することによってグリッドに印加した電位以上のエネル
ギーをもつイオンのみを選択して捕集するものである．各グリッドの詳細は以下のようになっている．
（１）FG （Floating Grid）
FG はプラズマに対して電気的に浮かせている．これによって RPA 内部にかけられている電界がプラズマ中に浸透することを防ぎ，プラズマへの擾乱を与えない．グリッドには
200mesh/inch のステンレス製メッシュを使用した．
（２）ERG （Electron Retarding Grid）
ERG は電子の RPA 内部への侵入を防ぐためのグリッドである．そのためにグランド電位に対して−30V の負電圧が印加されている．適切に電子の侵入を防ぐためにはグリッドメッシュ間隔がデバイ長より短い必要がある．このことを考慮してグリッドには
200mesh/inch のステンレス製メッシュを使用した．
（３）IRG（Ion Retarding Grid）
IRG は RPA 内部に侵入してきたイオンにフィルタをかける挿引電圧を印加するグリッド
である．全てのイオンにフィルタをかけるためにホールスラスタの放電電圧以上の電圧まで挿引する．メッシュ間隔が広いとメッシュの隙間に挿引電圧よりも低い領域ができてしまう．よって 400mesh/inch の細かいステンレス製メッシュを使用した．
（４）Collector
コレクタは IRG の挿引電圧によるフィルタを透過したイオンを捕集する．イオンコレク
タの捕集能力を高めるために−50V の負電圧を印加した．
イオンビームエネルギー分布関数 f(E)は RPA のコレクタで捕集されたイオン電流 Ic とグ
リッド挿引電圧 Esw=eVsw を用いて次式で示される．

f (E) = −1 dI cI c 0 dEsw

（２−２５）- 35 -

ここで，Ic0 はグリッド印加電圧が 0V のときにコレクタで捕集されるイオン電流である．
ホールスラスタの内部効率の１つである電圧利用効率ηv を求めるためにはイオンビームの平均エネルギーEm が必要になる．この導出には（２−２５）で得られたイオンエネルギー分布関数 f(E)を用いて次式から求める．

ηV =

Em
eVd

， Em ={∫ f ( E ) E dE}

第２−１６図2（２−２６）

sw

エネルギーアナライザ測定概念図- 36 -

第２−１７図２−４−１１

X-Y トラバース装置とエネルギーアナライザ

推力測定装置ホールスラスタを含めた電気推進機の推力レベルは 1nN~1N まで広範囲である．そのため推力測定にはイオンビーム特性から解析的に求める方法（２−１２参照）やスラスタを懸下して直接測定する方法など，様々な方法が考案されている[39~42]．
基礎実験用のマイクロ波放電式ホールスラスタは重量，形状の制約から推力の直接測定は困難であったため解析による概算を行った．改良型マイクロ波放電式ホールスラスタは大幅な小型軽量化に成功したので推力の直接測定を行った．
本研究では重力を復元力とする振り子式スラストスタンドを製作して直接推力測定を行った．第２−１８図に推力測定装置の概念図を示す．マイクロ波電力は振り子アームの役割を兼ねた導波管でスラスタに供給される．以下に振り子可動部のフランジ設計と推力検出方法を述べる．
（１） 振り子可動部のフランジ設計
第２−１９図に振り子可動部の写真を示す．振り子可動部に求められる要素は以下の３
点である．
１．

振り子支点の摩擦が小さい

２．

真空フランジの役割

３．

導波管の役割- 37 -

１を満たすためにスラストスタンドは肉薄（厚さ 0.15mm）の真空ベローズとベアリングで支持した．大気側のマイクロ波伝送部には振り子運動を妨げないように柔軟なフレキシブ
ル導波管を用いた．またベアリングへの摩擦が最小となるようにスラストスタンドと大気圧による鉛直下向きの力と真空ベローズの鉛直上向きの復元力がつり合う位置にベアリン
グの高さを固定した．２の真空フランジの役割を果たす真空窓の素材として石英ガラスを採用した．石英ガラスは熱的，機械的強度が高く，またマイクロ波に対する誘電損失も少ない．真空止めには一般的にはゴム製の O リングを使用するがここではマイクロ波による誘電損失を考慮してステンレス製コイルスプリングをアルミ被覆した金属製 O リングを使用した．３の導波管の役割を果たすという条件を満たすために石英ガラス部分と導波管線路（WRJ-6）のインピーダンスマッチングを考慮した設計を行った．ここでは設計の要点を述べる．
導波管線路のインピーダンスを Z0，半径 a，厚さ t の石英ガラスで出来た円形導波管のイ
ンピーダンスを Z0´とする．このとき発振器側からみたインピーダンス Z は窓の表面からの反射と裏面からの反射を考えると次式で表せる．

Z + iZ 0′ tan θ
Z = Z 0′ 0Z 0′ + iZ 0 tan θ（２−２７）

θ = 2π t λg

（２−２８）

ここでλg は円形導波管内での管内波長である．Z=Z0 のとき境界での反射がなくなるので，その条件は次式となる．

t = M λg 2

（M=1,2,3・・・）（２−２９）

通常，矩形導波管内では TE10 モードのみが伝搬できる状態になっている．しかし矩形導波管から円筒導波管に変換された場合，主に TE11 モードが励起される[43]．よって管内波長は
TE11 モードを用いる．このときの管内波長は次式で示される．

λg =λκ e − ( λ λc )（２−３０）2

ここでλはマイクロ波の波長で周波数 5.8GHz の場合λ=51.72mm となる． κ e は比誘電率で石英ガラスの場合 κ e =3.8 となる．λc は遮断波長で円形導波管の場合は次式で表される[44]．

λc = 3.412a（２−３１）

使用したスラストスタンドは a=50.5mm としたので t=13.4M となる．強度的には M=1 で十分なので，石英ガラスの厚さｔは 13.4mm とした．

- 38 -

（２） 推力検出方法
第２−２０図に推力検出部の写真を示す．推力が発生するとその大きさに比例してスタンドが傾く．その変位の検出にはキーエンス社製の非接触微小変位計を用いた．主要スペックを表２−５に示す．推力の校正は数種類の既知重量おもり（5mN,10mN,20mN 相当）を用意し，それらにかかる鉛直方向重力を滑車により水平方向に変換してスラスタにかけたときに得られる変位出力と荷重の近似直線の傾きから行った．この作業は真空中で実験開始直前と実験終了直後に行った．第２−２１図に較正結果を示す．実際の測定ではスラ
スタ作動時に発生する熱でアームが徐々に変形する．そのため実験開始前と実験開始後では基準位置がわずかにずれている．しかし荷重に対する直線性は保たれており，その傾きはほぼ等しい．そこで本研究ではスラスタ作動時とスラスタを停止した直後の変位出力の差分を較正直線の傾きから推力値に換算することにした．また推力によって得られる変位計の出力値は非常に小さく，真空ポンプ作動時の振動や周囲の振動はノイズとなるので測定には好ましくない．そこでオイルダンパを用いて外部からの振動は出来る限り低減させた．このスラストスタンドで得られる推力の誤差は±2ｍN 以下である．

表２−５

非接触 LED 変位計の主要スペック

センサ部

PA-1810

コントローラ部

PA-1800

型番方式

赤色LED反射式

基準距離13mm±0.2mm

測定範囲

±1mm

スポット径

φ2mm以下

出力部
アナログ

出力電圧

±1V（1mV/1μm）

分解能

1μm

精度

±5μ±1% of 測定値

応答性

250Hz

- 39 -

第２−１８図

推力測定概念図- 40 -

第２−１９図スラストスタンド可動部

第２−２０図スラストスタンド測定部- 41 -

0.3

Sensor output, V

Before experiment
After experiment
0.2

0.1

0

0

10

20

30

40

50

60

70

Weight, mN
第２−２１図２−４−１２

推力校正近似曲線の一例

X−Y トラバース装置

プローブ測定でチャネル内に挿入する際は発生する熱によってプローブを破壊する恐れがある．よってプローブ測定は出来るだけ短時間で行わなければならない．そこでステッ
ピングモータ（山洋電気製，型番 103H7126-0140，0.167mm/pulse）駆動の X-Y トラバー
ス装置を用いてプローブの位置制御を行い，実験時間を短縮化した．

- 42 -

第３章
３−１

マイクロ波放電式ホールスラスタの基礎実験
はじめに一段加速式ホールスラスタは一組の陽陰極間放電を利用してプラズマの生成と加速を行っている．この作動方式は重量・体積が小さく信頼性が高い反面，プラズマの生成とイオンの加速を同じ領域（放電）で行うため，多くの逆流電子（イオン生成に消費される電子）と十分な放電室領域（チャネル長さ）が必要となる．そのため生成されたイオンの壁面損失が無視できず，またチャネル内電場による効率的なイオン加速も妨げられ，これが一段加速式の性能低下の大きな原因となっている．さらに加速電圧を上げて高比推力運転を行うと，推進剤を電離する際に多価イオンが多く発生して推力低下を引き起こしたり，スラ
スタの寿命が短くなったりするなどの問題も報告されている．
このような一段加速式の問題点を克服するためにプラズマ生成とイオン加速を独立して行う二段加速式ホールスラスタが考案された．二段加速式ホールスラスタの設計で重要となるのは次の２点である．１点目はプラズマ生成部において出来るだけ低い消費電力で高密度プラズマ（1018/m3 オーダー）を生成し，高い推進剤利用効率を得ることである．２点
目はイオン加速部において高電圧作動を行い，電子の周方向ドリフト運動を大きくし，軸方向の移動度を抑えて放電電流の増加を抑える．それにより高い加速効率と電圧利用効率を得ることである．このようなコンセプトで作られる二段加速式ホールスラスタの中で最も一般的なものは，プラズマ生成部に直流放電を利用する比較的一段加速式ホールスラス
タに近いタイプである（第１−４図参照）．具体的にはチャネル中程に電極を新たに設け，この電極がチャネル上流の陽極に対しては陰極の役割を担い陽極と電極間にプラズマを生成し，チャネル外部の陰極（電子源）に対しては陽極となり，電極と陰極間にできる電場
によってイオンを加速噴出する．プラズマ生成領域では低電圧・高電流でプラズマ生成を行い，イオン加速部では高電圧・低電流で作動させることで推進効率を上げ，また高比推
力運転を達成しようとしている[46]．
本研究では二段加速式ホールスラスタのプラズマ生成部にマイクロ波放電を利用することにした．マイクロ波放電を利用した二段加速式ホールスラスタは世界的にまだ例がない
が，直流放電を利用した二段加速式に対して次のようなメリットがあると考えられる．
・ プラズマ生成に電位差を必要としないので低い加速電圧から高い加速電圧までの広い作動範囲が得られ，推力・比推力の制御（スロットリング）が可能となる．そのため短時間で大きな推力が必要となる軌道変更や，大きな推力は必要としないが高比推力が求められる姿勢制御や深宇宙探査など様々なミッションに適用できる．
・ 理想的には陰極からの逆流電子なしでプラズマ生成が可能なので，さらなる加速効率の- 43 -

改善が期待できる．
・ プラズマ生成のために新たな電極を設ける必要がないので，チャネル内が簡素化される．
・ 高周波放電により電離不安定性が改善される．
・ マイクロ波放電を用いたプラズマ生成の方法を工夫することにより，直流放電ほどプラ
ズマ生成領域を設ける必要がなくなり，チャネル長を短くすることが可能となる．それにより壁面損失が減少し，長寿命と効率改善が期待できる．

３−２

基礎実験用マイクロ波放電式ホールスラスタ

マイクロ波放電をプラズマ生成部に利用した二段加速式ホールスラスタのチャネル内部
プラズマ状態と作動特性を取得するため，基礎実験用マイクロ波放電式ホールスラスタを設計製作した．スラスタはマイクロ波をチャネル内に最適な状態で投入するための空洞共振器部とプラズマ生成およびイオン加速を行うチャネル部から構成されている．以下に各部の概要を述べる．
３−２−１

2.45GHz 用空洞共振器

ホールスラスタはチャネル内に軸方向電界と半径方向磁場を印加することにより，その相互作用を利用してイオン加速を行う．そのためチャネル内部の磁場形状が推進性能に大きく影響することが知られている．よってプラズマ生成に際しては磁場を必要としないことが望ましい．そこで本研究ではプラズマ生成に磁場を必要としないエバネッセント波を使用した．エバネッセント波は遮蔽あるいはプラズマ密度がカットオフ以上になったときに滲み出すもので，一般的に数百ワットの投入電力でカットオフ密度以上のプラズマを生成することができる[49,50]．マイクロ波発振器には現在最も一般的な周波数 2.45GHz，マグ
ネトロンタイプを使用した．第３−１図に基礎実験用マイクロ波放電式ホールスラスタの概略図を示す．マイクロ波発振された波は矩形導波管を介して内径 208mm，長さ 200mmのステンレス製空洞共振器内に投入される．投入されたマイクロ波はプランジャー位置を調節することによって共振器内部にいくつかの定在波をたたせることができる．推進機としてはチャネル内部の周方向に出来るだけ均一にプラズマを生成すること望ましい．そこ
で共振器内部の定在波モードの計算を行い（使用ソフト：Waveguides & Cavities ver.2,
Dept. of Electrical Engineering The Univ. of Mississippi ），周方向に均一となる TM011
モードが励起されるようなプランジャー長さを用いた．第３−２図に TM011 モードにおける計算結果を示す．実際の作動では推進剤流量，プラズマ密度によって，反射電力が微妙に変わるため，その都度プランジャー位置を調整する必要があったが，その誤差は±2mm程度で非常に小さいものであった．空洞共振器とスラスタ本体の間には石英ガラスが取り付けられており，定在波の一部は石英ガラスを透過してチャネル側の石英ガラス表面付近- 44 -

に高密度のプラズマを生成する．
３−２−２

プラズマ生成部およびイオン加速部

チャネル形状の基本設計は現在の主流となっているマグネティックレイヤー型ホールス
ラスタを参考に行った[51,52]．内径は 52mm，外形は 74mm，チャネルの長さは 24mm となっている．マグネティックレイヤー型においてチャネル壁面材質はスラスタ性能に大きく影響することが知られている．そこで本研究では壁面材料として最も一般的なボロンナイ
トライド（BN）というセラミックスを使用した．陽極はチャネル内へのマイクロ波投入を妨げないようにチャネル最上流の外周部にリング形状で取り付けられている．推進剤はス
ラスタの側面２箇所から流し，ディストリビュータで周方向に均一化された後，陽極に均等にあけられたφ1mm×24 個の穴からチャネル内に投入される．半径方向磁場はポールピース内部とチャネル外周部のヨークの上に取り付けたサマリウムコバルト永久磁石によって形成した．チャネル内部の磁場強度分布の計算結果とガウスメーターによる半径方向磁場強度の実測結果を第３−３図に示す．チャネル内の半径方向磁場はヨーク形状によって出口周辺で最も大きくなるような分布になっている．これによりチャネル内へ流入した逆流電子の陽極方向への移動を抑え，出口周辺で強い軸方向電界が発生するようになっている．また出口付近の半径方向磁場強度は 150Gauss 程度でこのときホールスラスタの作動条件（第２章１節参照）を満たしている．チャネル内逆流電子および噴射イオンビームの中和のための陰極にはフィラメントカソード（2%トリエーテッドタングステン線，φ0.27mm）を使用した．

- 45 -

- 46 -

- 47 -

（a） 計算結果

r=5mm
150

100

50

0

0

Channel exit

Anode position

Radial magnetic field strength, Gauss

200

5

10
15
20
25
Axial distance, z[mm]3035（b） 実測結果
第３−３図

基礎実験用ホールスラスタのチャネル内磁場強度分布- 48 -

３−３

2.45GHz マイクロ波プラズマ源単体の性能評価

３−３−１

実験方法

二段加速式としてスラスタを作動させるためにはプラズマ生成部に十分なプラズマ生成能力が必要となる．そこで 2.45GHz マイクロ波プラズマ源単体のプラズマ生成能力を調査した．プラズマ生成能力の評価はチャネル内のプラズマ密度分布，電子温度分布，イオン
飽和電流分布から行った．各パラメータはシングルプローブをチャネル内に直接挿入して測定した．第３−４図に測定概略図を示す．プローブはφ0.4mm で先端をプラズマ中に1.0mm 露出させたものを使用した．マイクロ波の投入電力はパワーメータ上の入射電力から反射電力を引いた値で 400W とした．推進剤はキセノンを使用し，流量は 1.95mg/s（20sccm，1.43Aeq）とした．チャネル内への電場と磁場の印加は行わなかった．チャネル外部の陰極も取り外し，電子供給を行わなかった．

第３−４図
３−３−２

マイクロ波プラズマ源単体によるプラズマ生成能力測定

実験結果と考察

チャネル内プラズマ状態の二次元分布について述べる．第３−５図にマイクロ波周波数
2.45GHz におけるチャネル内のプラズマ密度，イオン飽和電流，電子温度の分布を示す．
はじめにプラズマ密度分布とイオン飽和電流分布をみてみる．プラズマ密度はチャネル上
流の石英ガラス表面からわずかに下流に移動した z=7mm の中央付近で 2.8×1018/m3 程度と最も高い値を示し，そこから下流に移ると徐々に低下して出口面の中央では 1.2×1018/m3程度となった．このことからプラズマ生成は石英ガラス表面付近の非常に狭い領域で生成されていることがわかる．またイオン飽和電流とプラズマ密度には比例関係がある．よって二段加速式作動ではチャネル上流側に多く存在するイオンを効率よく加速噴出すること- 49 -

が推進効率を改善するために重要となる．
次に電子温度分布をみてみる．チャネル内の電子温度はプラズマが盛んに生成されている領域が最も低く 4eV 程度，プラズマ密度の低い出口周辺では 7eV 程度となっている．これはプラズマ密度の高い領域では電離エネルギー以上のエネルギーをもつ電子の多くがそのエネルギーの大部分をプラズマ生成に消費してエネルギーを失う．そのため高密度プラ
ズマ領域の温度が出口周辺よりも低くなったと考えられる．
チャネル内では広い領域でカットオフ密度を超える高密度プラズマが分布している．このプラズマが生成される過程を考えてみる．第３−６図に石英ガラスとプラズマ境界面の波の様子を示す．まず空洞共振器で励起された定在波の一部は石英ガラスを介してチャネル内に入射する．その定在波の高周波電界によって石英ガラス表面付近の電子にエネルギーが伝わり放電が開始され徐々にプラズマ密度が増加する．その後カットオフ密度（ここでは 7.45×1016/m3）を超えるとマイクロ波の振幅は指数関数的に小さくなる．カットオフ
密度を超えるプラズマに波が入れる長さは，マイクロ波周波数ωとプラズマ周波数ωp をパ
ラメータとする次式で与えられる．

δ=

c

（３−１）

(ω − ω )
2

2 12

p

（３−１）の計算結果を図３−７に示す．石英ガラスより 1mm 下流に移動した z=1mm，
r=5mm におけるプラズマ密度は 7.5×1017/m3 程度なので，この値を用いればマイクロ波は
石英ガラス表面から 6.5mm 程度までしか入り込めないことになる．それを証明するようにこの値はプラズマ密度の最も高い領域の軸方向距離ｚとほぼ一致している．とはいえ実際には半径方向 r に密度の偏りがあるので一部の波は z=6.5mm よりも下流に入り込み，電子を加熱していると考えられる．またこの表皮層では表面波による共鳴も起きていると考えられる．ここで表面波の共鳴が起こる条件を導くためにプラズマ中でのマイクロ波の位相速度を考える．一般に比誘電率εs の誘電体中を電磁波が伝わるときの位相速度はマクスウ
ェル方程式を用いて求めると次式のような関係式が得られる．

ω
k

=

c

（３−２）

εs

ここで，k は波数である．プラズマを誘電体とみなして等価誘電率εp が分かればその値を（３−２）に代入することでプラズマ中でのマイクロ波の位相速度が求まる．一般にプラズマの等価誘電率は次式で示される[53]．

ω p2
ε p = 1− 2
ω

（３−３）

- 50 -

よってプラズマ中の位相速度は次式で示される．

ω
k

=

c

（３−４）

1 − ωp2 ω 2

第３−６図のように波数 k を境界面に沿う成分 kx と垂直な成分 kz で表して（３−４）を書き直すと次式が得られる．

k 2 = kx2 + kz 2

（３−５）

k x 2 + k z 2 = (ω c ) (1 − ω p 2 ω 2 )
2

（３−６）

チャネル内はωp>ωの高密度プラズマなので（３−６）の右辺は負となる．そこでｘ方向に伝わる波（表面波，kx2>0）を考えると kz2 は kx2 に対して十分に負であればよい．そこで次式のように kz を考える．

k z = iα（３−７）

eikz = e −α z

（３−８）

よって第３−６図のように波の振幅はｚ方向に指数関数的に減衰する場合を考えればよい．
簡単のために石英ガラスとプラズマは十分に厚く，ｚ方向の波はｚ＝±∞で減衰すると考える．ｚ＝0 で Ex と kx が連続であるという境界条件からプラズマと石英ガラスの間に立つ
表面波の電界 Ez の解を次式のように置く．

プラズマ内（ｚ＞０）

Ez = Ae −α z sin k x x

石英ガラス内（ｚ＜０） Ez = Beβz

sin k x x（３−９）
（３−１０）

ここで A，B は定数，石英ガラス内では kz=iβとおいている．石英ガラス内で満たさなけ
ればならない条件は（３−２）よりεs=εd とおいて次式となる．

(

2

)

kx2 − β 2 = ω 2 c ε d（３−１１）- 51 -

さらに y 方向の磁界 Hy が境界面で連続であるという条件から次式の関係が成り立つ．

α εp
=
β εd

（３−１２）

以上の関係式を（３−６）に代入して整理するとｘ方向に伝わる表面波の関係式が得られる[54,55]．

ε d (ω p 2 − ω 2 )kx =c ω p 2 − (1 + ε d )ω 2
ω

（３−１３）

上式で右辺の分母がゼロのとき kx→∞となり表面波の共鳴が起こる．よってそのときの条件は次式となる．

ω = ωp1+ εd（３−１４）

この条件式に値を代入するとプラズマ密度は 3.57×1017/m3 となり，この密度より高い領域
で表面波共鳴が起こることになる．このことを踏まえて第３−５図をみてみると石英ガラス付近のプラズマ密度は表面波共鳴を起こす条件を満たしていることがわかる．よってカットオフを超える高密度プラズマは表面波によって生成されたものと考えられる．

- 52 -

- 53 -

第３−６図石英ガラス表面付近の波の伝搬

35

Skin depth δ, mm

30

Skin depth 2.45GHz

25
20
15
δ≒ 6.5 mm

10
5
0
17
10

第３−７図

18

10

19

20

10
10
3
Plasma density, /m

2110

マイクロ波周波数 2.45GHz における表皮深さのプラズマ密度依存- 54 -

３−４

ホールスラスタ作動時のチャネル内プラズマ状態

３−４−１

実験方法

マイクロ波放電式ホールスラスタを一段加速式と二段加速式の２つの作動方式で作動させ，そのときのチャネル内部のプラズマ状態（空間電位，プラズマ密度，電子温度）の変化を調査した．第３−８図に測定概略図を示す．プローブにはφ0.1mm，先端をプラズマ中に 1.0mm 露出させたものを使用した．スラスタ作動時は非加速時と違い，発生する熱によってプローブを熔解または破壊する恐れがある．そこで測定位置をチャネル中央（r=5.5mm），チャネル上流側の石英ガラス面を基準面 z=0 として 3，7，11，15，19，23，
27mm の７点のみとした．二段加速式として作動させた際のマイクロ波投入電力はパワー
メータ上の入射電力から反射電力を引いた値で 100W，300W の２ケースとした．一段加速式，二段加速式ともに放電電圧 Vd は 200V，推進剤はキセノン，流量は 1.75mg/s（18sccm，
1.29Aeq）とした．陰極にはフィラメントカソードを使用し，8A の電流を流して熱電子放出を行った．

第３−８図

３−４−２

スラスタ作動時のチャネル内プラズマ状態の測定

実験結果と考察一段加速式と二段加速式の２種類の作動方式でホールスラスタを作動させ，そのときのチャネル内プラズマ状態を測定した．第３−９，１０図に空間電位分布と半径方向磁場分
布，第３−１１，１２にプラズマ密度分布，第３−１３，１４図に電子温度の測定結果を示す．はじめに空間電位をみてみる．作動方式の違いに関係なく，半径方向磁場の小さな- 55 -

z=10mm 付近までは放電電圧の 200V とほぼ同じ電位が保たれ，磁場が大きくなる出口付
近で急激に電位降下が始まり，強い電界を発生している．これは出口周辺の強い磁場によって電子の軸方向の運動が妨げられるためと考えられる．この傾向は一般的なマグネティ
ックレイヤー型ホールスラスタでも確認されている[56,57]．
次にプラズマ密度分布をみてみる．作動方式によって大きな違いがみられる．まず一段加速式の結果を見てみると最も電界が強い z=15~20mm 付近の密度が一番高く，1018/m3 オーダーのプラズマが生成されており，チャネル上流側ではあまりプラズマは生成されていない．これは陰極から放出された電子がチャネル内を逆流する際に出口付近の強電界から得るエネルギーを用いてプラズマ生成を行っているためと考えられる．そのため上流側に移動する頃には推進剤を電離させるほどのエネルギーが電子になく，結果としてプラズマの生成量が減少したと考えられる．二段加速式の結果をみてみると一段加速式と同様に電界が強くなり始めるとプラズマ密度が増加している．このことから二段加速式においても一段加速式と同じ機構で直流放電によるプラズマ生成が行われていると考えられる．但し，二段加速式はチャネル上流側で最も多くプラズマを生成しているところが一段加速式と大きく異なる．このチャネル上流側のプラズマは３−３節で述べたようにマイクロ波によって生成されたプラズマであると考えられる．また，生成されるプラズマの量はマイクロ波の投入エネルギーが大きくなるとそれに伴って増加している．
最後に電子温度をみてみる．これもプラズマ密度と同様に作動方式によって大きな違いが確認できる．一段加速式はｚ＝15~20mm 付近で最も高い値を示している．これは陰極から放出された電子がチャネルを逆流する際に電界からエネルギーをもらうことによって温度が上昇し，その温度上昇に伴って推進剤と激しく衝突しプラズマを生成する．このとき消費するエネルギーと電界からもらうエネルギーのバランスによって形成されたものと考えられる．したがってチャネル上流側では電界が小さく得られるエネルギーが小さいので電子温度も減少している．二段加速式では z=10~15mm 付近の電子温度が最も高く，上流側に行くに従って温度が下がっている．しかし一段加速式ほどの温度の低下はみられない．
これはチャネル上流側からマイクロ波によって電子がエネルギーを受け取っているからと考えられる．

- 56 -

Single stage mode

r=5mm
200

250

150
100
50
0

0

100

Channel exit

Anode position

Plasma potential, V

150

5

10

15

20

25

50

30

35

Radial magnetic field strength, Gauss

200

0

Axial distance, mm
第３−９図

一段加速式作動時における空間電位の軸方向分布

Double stage mode_100W
Double stage mode_300W

r=5mm
200

250

150
100
50
0

0

100

Channel exit

Anode position

Plasma potential, V

150

5

10

15

20

25

50

30

0
35

Axial distance, mm
第３−１０図二段加速式作動時における空間電位の軸方向分布- 57 -

Radial magnetic field strength, Gauss

200

Single stage mode

10

5

0

Channel exit

15
Anode position

Plasma density, ×1017/m3

20

0

5

10

15

20

25

30

Axial distance, mm
第３−１１図一段加速式作動時におけるプラズマ密度の軸方向分布

Double stage mode_100W
Double stage mode_300W

10

5

0

Channel exit

15

Anode position

Plasma density, ×1017/m3

20

0

5

10

15

20

25

30

Axial distance, mm
第３−１２図二段加速式作動時におけるプラズマ密度の軸方向分布- 58 -

Single stage mode

10

Channel exit

Anode position

Electron temperature, eV

15

5

0

0

5

10

15

20

25

30

Axial distance, mm
第３−１３図一段加速式作動時における電子温度の軸方向分布

Double stage mode_100W
Double stage mode_300W

Channel exit

10

Anode position

Electron temperature, eV

15

5

0

0

5

10

15

20

25

30

Axial distance, mm
第３−１４図二段加速式作動時における電子温度の軸方向分布- 59 -

３−５

基礎実験用ホールスラスタの性能評価

３−５−１

実験方法

マイクロ波放電式ホールスラスタを一段加速式と二段加速式の２つの作動方式で作動させ，放電電圧 Vd を可変パラメータとしたときの放電電流 Id と噴射イオンビーム電流 Ii を測定した．噴射イオンビーム電流はスラスタ出口から 200mm の位置に金属コレクタを設置して測定した（第２−１３図参照）．二段加速式として作動させた際のマイクロ波投入電力はパワーメータ上の入射電力から反射電力を引いた値で 300W とした．推進剤はキセノンを使用し，流量は 1.36，1.56，1.75，1.95mg/s[14，16，18，20sccm(1，1.15，1.29，1.43Aeq)]の４ケースとした．陰極にはフィラメントカソードを使用し，8A の電流を流して熱電子放出を行った．
３−５−２

実験結果と考察一段加速式と二段加速式の２種類の作動方式でホールスラスタを作動させ，放電電圧を変化させながら放電電流とイオンビーム電流を測定し，得られた結果から加速効率と推進
剤利用効率の比較を行った．第３−１５図から第３−１８図に放電電流の測定結果を示す．
第３−１９図から第３−２２図にイオンビーム電流の測定結果を示す．第３−２３図から第３−２６図に加速効率の計算結果を示す．第３−２７図から第３−３０図に推進剤利用
効率の計算結果を示す．
はじめに放電電流をみてみる．作動方式に関係なく，放電電圧を上昇させると急激に電流が増加する低電圧の領域と電流増加が緩やかになる高電圧の領域がみられる．ここでは低電圧領域の作動を低電圧モード，高電圧領域の作動を高電圧モードと呼ぶ．このように放電電流に２つのモードが現れる理由は推進剤の電離度を考えることで説明できる．放電
電流は外部に加速噴出されるイオンビーム電流とチャネル内でプラズマ生成とイオン加速を維持するために必要な逆流電子の和で表される（2-2 節参照）．但し，二段加速式の場合は理想的にはプラズマ生成に要する電子は必要ない．イオン加速に必要な電界を維持する
ための逆流電子の数は放電電圧にあまり依存しない．よって放電電流の増加は主にイオンビーム電流の増加量に依存していると考えられる．このことに留意してみると低電圧モードから高電圧モードに移行した直後の放電電流は各推進剤流量の電流換算値に近い値を示している．よって低電圧モードは電離度が低いため放電電圧の上昇に伴い急激に電離度が上がる領域，高電圧モードは電離度が十分に高くなり電離による電荷の増加が少なくなる領域といえる．作動方式ごとに比較してみると低電圧モードでは一段加速式の場合，ある放電電圧を下回ると突然放電電流が得られなくなりスラスタの作動が停止してしまう．一方，二段加速式では放電電圧がゼロになるまで放電電流が得られている．これは一段加速式ではマイクロ波投入を行っていないのでプラズマ生成は直流放電のみで行っているのに対し，二段加速式はマイクロ波によるプラズマ生成が行われているためと考えられる．二- 60 -

段加速式のマイクロ波放電は放電電圧に関係なくプラズマを生成することができる．よって二段加速式は一段加速式よりも低電圧の領域からスラスタを作動することができる．また高電圧モードでは作動方式による違いがほとんど見られなかった．本来ならば推進剤流量と放電電圧を等しくすれば二段加速式はプラズマ生成に要する電子が必要ないので放電
電流が少なくなるはずである．予想に反して高電圧モードで差が見られなかった原因はス
ラスタ形状がマグネティックレイヤー型の作動に最適な形状となっているため，一段加速式とほとんど変わらない作動となったからと考えられる．
次にイオンビーム電流をみてみる．こちらも放電電流と同様に低電圧モードと高電圧モードがみられる．特徴的な違いは低電圧モードにみられる．一段加速式では低電圧になるとスラスタの作動が停止してイオンビームも得られなくなっているが，二段加速式では 0Vになるまでスラスタが作動し，イオンビームが得られている．このことから二段加速式では低電圧でもスラスタから推力が得られるということが確認された．
次に加速効率をみてみる．一段加速式の加速効率は高電圧モードの 250V 付近が最も高く
55~60％程度となった，放電電圧が下がるとそれに伴って下がり，スラスタが作動停止した
ところで 0%となっている．それに対して二段加速式の場合は高電圧モードの加速効率は一段加速式と大きく変わらないが，低電圧モードでは加速効率が上がっている．この低電圧領域では直流放電によるプラズマ生成はほとんど行われず，大部分をマイクロ波放電で生成するため逆流電子が必要なく，それに伴い放電電流が小さくなり加速効率が上がったと考えられる．
最後に推進剤利用効率をみてみる．作動方式に関わらず低電圧モードではイオンビーム
電流の増加に伴い推進剤利用効率が急激に上がっている．高電圧モードに移行すると推進剤効率の上昇は緩やかになり 80~90%程度となっている．実用レベルのホールスラスタでは推進剤利用効率はほぼ 100%を達成している．よってまだ改善の余地がみられる．また二段加速式では低電圧モードでも作動しているが推進剤利用効率は著しく小さくなる．これはマイクロ波によるプラズマ生成領域がチャネル上流側にあるため，生成されたイオンが加速領域にまで届かずに損失となってしまったためと考えられる．今後は二段加速式に適したチャネル形状を検討しなければならない．

- 61 -

Id_Single stage mode
Id_Double stage mode

Discharge current Id, A

2

1.5

1

0.5

0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−１５図放電電流

流量 1.36mg/s（14sccm[1Aeq]）

Id_Single stage mode
Id_Double stage mode

1.5

dDischarge current I , A

2

1

0.5

0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−１６図放電電流

流量 1.56mg/s（16sccm- 62 -[1.15Aeq]）

Id_Single stage mode
Id_Double stage mode
2.5

dDischarge current I , A

2
1.5
1
0.5
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−１７図放電電流

流量 1.75mg/s（18sccm[1.29Aeq]）

Id_Single stage mode
Id_Double stage mode2dDischarge current I , A

2.5

1.5
1
0.5
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−１８図放電電流

流量 1.95mg/s（20sccm- 63 -[1.43Aeq]）

Ii_Single stage mode
Ii_Double stage mode
1i

Ion beam current I , A

0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−１９図イオンビーム電流

流量 1.36mg/s（14sccm[1Aeq]）

Ii_Single stage mode
Ii_Double stage mode
1.2

Ion beam current Ii, A

1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２０図イオンビーム電流

流量 1.56mg/s（16sccm- 64 -[1.15Aeq]）

Ii_Single stage mode
Ii_Double stage mode
1.4

Ion beam current I , A

1.2
i

1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２１図流量 1.75mg/s（18sccm

イオンビーム電流[1.29Aeq]）

Ii_Single stage mode
Ii_Double stage mode
1.4

1

i

Ion beam current I , A

1.2

0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２２図イオンビーム電流

流量 1.95mg/s（20sccm- 65 -[1.43Aeq]）

ηa
ƒÅa_Single
stage modeηƒÅa_Double
stage modeaAcceleration efficiency ηa

0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２３図加速効率

流量 1.36mg/s（14sccm[1Aeq]）

ηa
ƒÅa_Single
stage mode
ηaƒÅa_Double
stage mode

Acceleration efficiency ηa

0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２４図加速効率

流量 1.56mg/s（16sccm- 66 -[1.15Aeq]）

ηa
ƒÅa_Single
stage modeηƒÅa_Double
stage modeaAcceleration efficiency ηa

0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２５図流量 1.75mg/s（18sccm[1.29Aeq]）

ηaƒÅa_Single
stage mode
ηaƒÅa_Double
stage mode

0.7
Acceleration efficiency ηa

加速効率

0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２６図加速効率

流量 1.95mg/s（20sccm- 67 -[1.43Aeq]）ηu
ƒÅu_Single
stage modeηuƒÅu_Double
stage mode

Propellant utilization efficiency ηu

1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２７図

推進剤利用効率流量 1.36mg/s（14sccm[1Aeq]）

ηu
ƒÅu_Single
stage modeηƒÅu_Double
stage modeu
Propellant utilization efficiency ηu

1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２８図

推進剤利用効率

流量 1.56mg/s（16sccm- 68 -[1.15Aeq]）ηu
ƒÅu_Single
stage modeηuƒÅu_Double
stage mode

Propellant utilization efficiency ηu

1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage V , Vd

第３−２９図

推進剤利用効率[1.29Aeq]）

ηu
ƒÅu_Single
stage modeηuƒÅu_Double
stage mode

1
Propellant utilization efficiency ηu

流量 1.75mg/s（18sccm

0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage Vd, V
第３−３０図

推進剤利用効率

流量 1.95mg/s（20sccm- 69 -[1.43Aeq]）

３−６

まとめ

基礎実験用マイクロ波放電式ホールスラスタを設計製作し，性能の評価を行った．その結果次のようなことが分かった
・ 2.45GHz マイクロ波電源を用いてチャネル内に 1018/m3 オーダーの高密度プラズマを生成することができた．チャネル長さが 24mm あるのに対して高密度プラズマはチャネ
ル上流側から出口側に向かって 6mm 程度下った領域で盛んに生成されていた．
・ マイクロ波放電式ホールスラスタを作動させ，チャネル内のプラズマ状態を測定した．
一段加速運転では一般的なマグネティックレイヤー型と同様のプラズマ状態となっていた．二段加速運転ではチャネル上流側に高密度のプラズマが生成されていることが確認された．陽極に近いほどイオンは高エネルギーを電界から得ることが出来るので，マ
イクロ波によって生成されたイオンを有効に加速に利用することが出来れば電圧利用効率が改善され，推進効率の改善が期待される．
・ スラスタ作動時の放電電圧，放電電流，イオンビーム電流を測定し，加速効率と推進剤
利用効率を求めた．高電圧モードでは一段加速運転，二段加速運転ともに加速効率が55~60%程度，推進剤利用効率が 80~90%程度となった．低電圧モードでは一段加速運
転ではすぐに作動停止しまうのに対し，二段加速運転ではマイクロ波放電によってスラスタの作動が維持された．
今後は二段加速運転に最適なチャネル形状と磁場形状の検討，マイクロ波放電部のプラズマ生成能力の改善が必要となる．

- 70 -

第４章

加速チャネル形状の改良

４−１

はじめに

マイクロ波プラズマ源の作動試験と基礎実験用マイクロ波放電式ホールスラスタの作動試験からいくつかの知見が得られた．以下に列挙する．
・

二段加速運転では一段加速運転よりも上流側の陽極近傍で高密度プラズマが生成されていた．陽極近傍でプラズマが生成されるということはチャネル内の軸方向電界をイオン加速に有効に利用することにつながる．よって二段加速運転を行うことによって電圧利用効率の改善が期待できる．

・

低電圧モードではプラズマ生成を直流放電に頼る一段加速運転に対して，マイクロ波放電を行う二段加速運転の性能面（加速効率，推進剤利用効率）での優位性が確認された．

・

高電圧モードでは一段加速運転と二段加速運転の性能差がほとんど現れなかった．
以上よりマイクロ波放電式ホールスラスタで本研究の目的である推進効率の改善と安定作動領域の拡大を目指すためには高電圧モードでの二段加速運転の優位性がより顕著に現れるようにすることが重要である．この優位性が得られるようにするには 2 つの方策が考えられる．1 点目は加速チャネル形状の見直しである．基礎実験用マイクロ波放電式ホール
スラスタは，マイクロ波によるプラズマ生成の確認と作動方式の違いがチャネル内部のプラズマ状態に及ぼす影響を見極めることを目的として設計した．そのためどちらの作動方式でも作動できるように，十分な長さのチャネル長と出口付近に電界が集中する磁場形状を設定した．しかし実際の二段加速運転ではチャネル上流の石英ガラス表面付近で高密度のマイクロ波放電プラズマが生成されるので，チャネル長が長いとイオンが加速領域に至る前にチャネル壁面に衝突する確率が増加する．これはチャネル内温度の低下とイオンビーム電流の減少を意味する．よって二段加速運転に適したチャネル長と磁場形状が分かれば高電圧モードでの効率の向上が期待できる．2 点目はマイクロ波プラズマ源のプラズマ生成の見直しである．マイクロ波によるプラズマ生成能力の向上やプラズマ生成コストの減
少はスラスタの推進効率改善に直接的に寄与する．
本章では 1 点目にあげたチャネル形状の改良について述べる．

- 71 -

４−２

チャネル長と効率の関係

４−２−１

チャネル長可変マイクロ波放電式ホールスラスタ

二段加速運転に最適なチャネル長を調べるため，マイクロ波放電式ホールスラスタのチャネル長を変更できるようにした．第４−１図に使用したホールスラスタの断面図を示す．
ベースとなるホールスラスタ本体は基礎実験で使用したものと同じである．チャネル長Ｌの変更は三種類のリング状の板（板の厚さ＝5，10，15mm）をチャネル内に挿入することで行った．材質はマイクロ波の透過損失が少ないボロンナイトライド（ＢＮ）とした．陽極から投入された推進剤は BN リング板の外周に彫ったφ3mm×24 個の半円状の溝を通ってチャネル内へ流入する．第４−２図に陽極とＢＮリングを組み合わせたときの正面図を示す．ＢＮリングを挿入することによってチャネル長は，24（BN 板挿入なし）,19,14,9mmの 4 種類となる．

第４−１図

チャネル長調節用マイクロ波放電式ホールスラスタ- 72 -

第４−２図４−２−２

ＢＮ板の挿入実験方法

チャネル長が作動特性に及ぼす影響を調べるためにホールスラスタを一段加速運転と二段加速運転の 2 種類の作動方式で作動させ，そのときの放電電流 Id，加速噴射されたイオ
ンビーム電流 Ii，イオンビームエネルギー分布の 3 つを測定した．放電電流は陽極と電源の間に 0.1Ωのセメント抵抗を挿入しその電位差を用いて測定した．イオンビーム電流はイオ
ンコレクタを用いて測定した（第２−１３図参照）．イオンビームエネルギー分布は電界反射型エネルギーアナライザ（RPA，２−４−１０節参照）による測定結果と（２−２５），（２−２６）の関係式から求めた．二段加速運転時のマイクロ波投入電力は効率の観点から出来るだけ小さくすることが望ましい．基礎実験用ホールスラスタの作動実験ではマイ
クロ波投入電力 300W でチャネル上流側にマイクロ波起源と考えられるプラズマが 1018/m3
オーダー程度得られていた．この密度は一般的な一段加速式ホールスラスタのチャネル内
プラズマ密度と同程度である．よって今回の測定でもマイクロ波の投入電力はパワーメー
タ上の入射電力から反射電力を引いた値で 300W とした．今回の測定では上流側に BN 板を挿入しているので，そこでのマイクロ波の透過損失が考えられるが，100W のマイクロ波
投入電力でも十分なプラズマ密度が得られていたので，二段加速運転を行う上での問題は
ほ と ん ど な い と 考 え ら れ る ． 推 進 剤 は キ セ ノ ン を 使 用 し ， 流 量 は 1.75mg/s[18sccm(1.29Aeq)]とした．放電電圧は 200V とした．チャネル内逆流電子および噴射イオンビーム- 73 -

中和のための陰極にはフィラメントカソード（2%トリエーテッドタングステン線，φ0.27mm）を使用した．
４−２−３

実験結果と考察[58]第４−３図にチャネル長を変化させたときの放電電流の測定結果を示す．一段加速運転，二段加速運転ともにチャネル長を変化させても放電電流に大きな変化は見られず，ほぼ一定の値となった．また一段加速運転よりも二段加速運転での放電電流が低くなっている．
これはチャネル内に逆流する電子の量を考えることで説明できる．一段加速運転におけるプラズマ生成は陰極から供給される逆流電子と推進剤の衝突電離（直流放電）によって行われている．それに対して二段加速運転では直流放電とマイクロ波放電の２つの機構でプラズマ生成を行っている（マイクロ波放電式ホールスラスタとしては全ての推進剤の電離をマイクロ波放電で行い，直流放電によるプラズマ生成を出来るだけ少なくすることが効率的観点で望ましい）．よって二段加速運転ではマイクロ波でプラズマを生成する分だけ直流放電の負担が減り，逆流電子の量が一段加速運転よりも少なくなっていると考えられる．
放電電流はイオンビーム電流と逆流電子の和となるので，イオンビームが増加すればそれに伴い放電電流も当然増加する．しかし，今回の場合ではイオンビームの増加分以上に逆流電子の減少分が多かったため，放電電流が低くなったと考えられる．
第４−４図にチャネル長を変化させたときのイオンビーム電流量の測定結果を示す．チャネル長 24mm では一段加速，二段加速に大きな違いは見られない．これは基礎実験で得られた結果と変わらない．しかしチャネル長を短くしていくと作動方式の違いが大きく現れてくる．一段加速運転においてはチャネル長が短くなるとそれに伴い，得られるイオン
ビーム電流量が減少している．これはチャネル長が短くなってしまったことによりプラズ
マ生成領域が狭くなり，チャネル内で十分に推進剤を電離できなくなってしまったためと考えられる．二段加速運転においてはチャネル長が 19mm に短くなると一段加速運転と同様にイオンビーム量が少なくなっているが，14，9mm と更に短くしてもイオンビーム電流量の変化はほとんど見られない．これはチャネル下流の直流放電起源のプラズマ生成量が減少し加速噴射されるイオンが減少する一方で，マイクロ波起源のプラズマ中から加速噴射されるイオンの壁面損失割合は減少し，有効に加速噴射されるイオンが増加したためと考えられる．
以上の結果より求めた加速効率（イオンビーム電流／放電電流）を第４−５図に示す．
チャネル長が短くなると一段加速運転では加速効率が最大で 5%程度下がるのに対して二段加速運転では 2%程度の低下に抑えられた．このことからマイクロ波放電式ホールスラス
タでの二段加速運転の効果は直流放電が難しくなるチャネル長が短いケースで顕著になる
ことがわかった．
第４−６図から第４−９図にそれぞれのチャネル長Ｌにおけるイオンビームエネルギー分布を示す．一段加速運転，二段加速運転ともに 10〜40eV 付近に小さなピークがみられる．

- 74 -

このエネルギー領域のイオンはチャネル内部で生成されたものではなく，チャネル外部のバックグラウンド電位で中性粒子と加速噴射された高エネルギーイオンが電荷交換衝突することにより生じたイオンであると考えられる．作動方式別にイオンビームエネルギー分
布をみてみる．一段加速運転の結果をみるとどのチャネル長においても 120eV 付近に大きなピークが現れている．このイオンエネルギー領域を第 3−９図の空間電位，第３−１１図のプラズマ密度分布と比較すると，一段加速運転で最もプラズマ密度の高い領域の空間電位にほぼ一致している．よってこの領域のイオンの大部分はホール運動する逆流電子と推進剤の衝突電離によって生成されたプラズマ中から加速噴射されたイオンであると考えられる．次に二段加速運転におけるイオンエネルギー分布をみてみる．いずれのチャネル長のケースにおいても 120eV 付近の最も大きなピークの他に更に高エネルギー領域においてもう一つ別の小さなピークがみられる．プラズマ密度分布の考察で述べたがマイクロ波を投入した二段加速運転ではチャネル上流側（マイクロ波放電起源）とチャネル下流側（直流放電起源）の二つの領域でプラズマ生成が行われている．よって 120eV 付近のイオンエ
ネルギーをもつイオンはチャネル下流で直流放電によって生成されたもの，120eV 以上の高エネルギー側にあるイオンはマイクロ波によってチャネル上流の石英ガラス付近で生成されたものと考えられる．
第４−１０図にチャネル長を変化させたときの各作動方式での電圧利用効率（（２−１６）参照）を示す．一段加速運転，二段加速運転ともにチャネル長が短くなると電圧利用効率が改善され，全体的に二段加速運転の方が一段加速運転よりも高い効率となった．効率改善の差はチャネル長が短くなるに伴い顕著になり，チャネル長 9mm になると二段加速運転の方が一段加速運転よりも 12％程度高くなっている．これはチャネル上流側の石英ガラス面が下流側に接近することにより，マイクロ波によって陽極近傍に生成されるプラズ
マからイオンが有効に加速噴射されるようになったためと考えられる．
最後にホールスラスタの作動状態について述べる．一段加速運転ではチャネル長が14mm より短くなると作動が不安定になることが多くなった．これは既に述べたとおり，
プラズマ生成領域が狭くなることで推進剤と電子が十分に衝突することが難しくなり，安定したプラズマ生成が難しくなったためと考えられる．一方，二段加速運転では 14mm でも安定に作動した．これは上流側でマイクロ波放電を行うことにより，一段加速運転よりも安定したプラズマ生成が可能になったためと考えられえる．しかし二段加速運転を行った場合でも，チャネル長が 9mm になるとやや作動が不安定になった．このときチャネル上
流側のマイクロ波放電によるプラズマ生成領域と下流側のイオン加速領域は大きく重なっていると考えられる．そうするとプラズマ生成領域から加速噴出されるイオンの割合が大きくなり過ぎて電離度が低下し，プラズマ生成が不安定になる．それがスラスタの作動不安定性に影響したと考えられる．よって作動の安定性を考慮してマイクロ波放電式ホール
スラスタのチャネル長は少なくとも 9mm 以上確保すべきと思われる．

- 75 -

Discharge current Id, A

2.4
Single stage mode
Double stage mode
2.2

2

1.8

5

10

15

20

25

Channel length L, mm
第４−３図

チャネル長と放電電流の関係

Ion beam current Ii, A

1.1
Single stage mode
Double stage mode
1

0.9

0.8

5

10

15

20

Channel length L, mm
第４−４図

チャネル長とイオンビーム電流の関係- 76 -

25

Acceleration efficiency ηa0.5Single stage mode
Double stage mode

0.48
0.46
0.44
0.42
0.4

5

10

15

20

Channel length L, mm
第４−５図

チャネル長と加速効率の関係- 77 -

25

f(E) Single stage L=24mm
f(E) Double stage L=24mm

Ion beam energy distribution, f(E)

0.016

0.012

0.008

0.004

0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV
第４−６図

イオンビームエネルギー分布（チャネル長Ｌ=24mm）

f(E) Single stage L=19mm
f(E) Double stage L=19mm

Ion beam energy distribution, f(E)

0.016

0.012

0.008

0.004

0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV
第４−７図

イオンビームエネルギー分布（チャネル長Ｌ=19mm）- 78 -

f(E) Single stage L=14mm
f(E) Double stage L=14mm

Ion beam energy distribution, f(E)

0.016

0.012

0.008

0.004

0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV
第４−８図

イオンビームエネルギー分布（チャネル長Ｌ=14mm）

f(E) Single stage L= 9mm
f(E) Double stage L= 9mm

Ion beam energy distribution, f(E)

0.016

0.012

0.008

0.004

0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV
第４−９図

イオンビームエネルギー分布（チャネル長Ｌ=9mm）- 79 -

Voltage utilization efficiency ηv

0.7Single stage mode
Double stage mode
0.6

0.5

0.4

5

10

15

20

Channel length, mm
第４−１０図チャネル長と電圧利用効率の関係- 80 -

25

４−３

チャネル内半径方向磁場分布と効率の関係

４−３−１

磁場形状可変マイクロ波放電式ホールスラスタ

一般的にホールスラスタの推力はプラズマ化した推進剤からチャネル内の軸方向電界を利用してイオンを静電的に加速噴射することによって得ている．そのためチャネル内に最適な電界形状を与え，イオンに出来るだけ大きなエネルギーを与えることが推進効率の改善につながる．チャネル内の電界形状はチャネル内半径方向磁場分布に大きく依存する．
そこでマイクロ波放電式ホールスラスタの二段加速運転時に最適な磁場形状を調べるために半径方向磁場のピーク位置を軸方向に調節できるホールスラスタを製作した．第４−１１
図にベースとなるホールスラスタの断面図を示す．チャネル長を変更した作動試験では，チャネル長が 9mm のときに一段加速運転に対する二段加速運転の優位性が顕著となった．
しかしチャネル長を短くし過ぎると放電電圧の変化に対しては不安定になることがわかった．そこで一段加速運転に対する優位性と作動安定性を考慮してチャネル長が 11mm となるようにチャネル上流にボロンナイトライド板を挿入した．また推進剤をボロンナイトラ
イド板外周の溝からチャネル内に導入した際に，溝内でのプラズマ生成が確認された．そこで今回の設計では陽極兼推進剤投入口の位置を挿入したボロンナイトライド板表面より2.5mm 下流まで延長した．これにより推進剤はチャネル内に直接投入される．半径方向磁
場ピーク位置の軸方向調節は 3 種類のヨークを使い分けることで行った．第４−１２図に
チャネル内半径方向磁場の軸方向分布を示す．半径方向磁場のピークは上流側の陽極に最も近いものから Type A，Type B，Type C，とし，ピーク位置の z 方向間隔は約 2.7mm である．

第４−１１図半径方向磁場ピーク位置調節用マイクロ波放電式ホールスラスタ- 81 -

Type A

Type B

Type C

Radial magnetic field strength, Gauss

250
Anode position

Channel exit

200
150
100
50
0

0

2

4

6

8

10

12

14

Axial distance, mm
第４−１２図４−３−２

チャネル内半径方向磁場の軸方向分布

実験方法

半径方向磁場ピーク位置を変えた 3 種類の形状でホールスラスタを作動させ，それぞれのイオンビーム中にＲＰＡを挿入しイオンビーム電流−電圧特性を取得した．測定された結果と（２−２５），（２−２６）の関係式からイオンビームエネルギー分布と電圧利用効率を求めた．マイクロ波の投入電力はパワーメータ上の入射電力から反射電力を引いた値
で 300W とした．推進剤はキセノンを使用し，流量は 0.97mg/s[10sccm (0.71Aeq)]とした．
放電電圧は 150，200V とした．チャネル内逆流電子および噴射イオンビーム中和のための陰極にはフィラメントカソード（2%トリエーテッドタングステン線，φ0.27mm）を使用
した．
４−３−３

実験結果と考察[59]第４−１３図から第４−１８図に各磁場分布におけるイオンエネルギー分布を示す．第４−１９図と第４−２０図に電圧利用効率の結果を示す．加速噴射されたイオンビーム電流量を作動方式ごとに比較するため，イオンエネルギー分布の正規化（コレクタ印加電圧
0V のときに得られる総イオンビーム電流量 Ii0 で f(E)を割ること）は行っていない．
第４−１０図に示した電圧利用効率のうち，チャネル長 9mm の結果と第４−１９，２０
図の電圧利用効率を比較すると，ほぼ同じチャネル長であるのに後者の結果の方が 5~10%- 82 -

程度高い．このように効率が大きく異なった原因を考えてみる．まず第４−１０図の測定で使用したホールスラスタは陽極の位置が挿入したＢＮリングよりも上流の位置にあり（第４−１図参照），推進剤は長さ 15mm のＢＮ外周部の溝を通ってチャネル内に投入される．このとき溝内部でプラズマの生成が確認されており，この領域で生成されたイオンの大部分が壁面に衝突し，イオンビームには寄与していないと考えられる．一方，第４−１ ９，２０図の測定で使用したホールスラスタでは推進剤は上流のＢＮリング面より 2mm 下流まで延長された陽極から直接チャネル内に投入される（第４−１１図参照）．そのためチャネル上流の高エネルギーイオンの損失は少ないと考えられる．よってチャネル上流に挿入したＢＮリングと陽極の形状の違いが電圧利用効率の違いに現れたものと考えられる．
次に半径方向磁場分布が効率に及ぼす影響を考察する．まずＲＰＡのコレクタで得られる総イオンビーム電流はそれぞれのイオンエネルギー分布の積分値（面積）に等しい．このことを踏まえて第４−１３図から第４−１８図の各イオンエネルギー分布を比較してみる．すると半径方向磁場分布のピーク位置がチャネル上流に移動するのに伴って二段加速運転の方が一段加速運転より総イオンビーム電流（積分値）が大きくなっていることがわ
かる．また第４−１９，２０図の電圧利用効率をみてみると，一段加速運転，二段加速運
転ともに半径方向磁場形状と電圧利用効率の間に明らかな特徴はみられない．しかし，どの磁場分布でも二段加速運転の方が高い効率が得られた．また一段加速運転では磁場ピー
クがチャネル上流側に移動するとイオンビームが振動し，その振幅は大きくなった．そのため電圧利用効率のバラつきも大きくなっている．二段加速運転でもイオンビームの振動は見られたがその振幅は小さく磁場形状に対する変化は小さいため，効率のバラつきは小さい．これは一段加速運転のプラズマ生成領域が出口側のイオン加速部に近い領域にあるのに対し，二段加速運転のプラズマ生成領域はマイクロ波放電をおこなうため一段加速運
転よりも上流にあり，下流のイオン加速部の影響をあまり受けないためと考えられる．
以上より，マイクロ波放電を利用した二段加速運転では半径方向磁場分布が効率に及ぼす影響は少ないと考えられる．しかしチャネル上流側に半径方向磁場ピークを置くと，イオンの加速が開始する領域がチャネル上流側に移動するため，加速された高エネルギーイ
オンがチャネル外に出て行く前にチャネル側壁に衝突し，ホースラスタの耐久性を低下させたり，性能を悪化させたりすることが考えられる．よって半径方向磁場ピークはマグネ
ティックレイヤー型と同じようにチャネル出口付近に来るようにした方がよいと思われる．

- 83 -

-6

Ion Beam Energy Distribution, ×10 dI/dV

Type A_Single stage mode× Type A_Double stage mode

1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV-6

Ion Beam Energy Distribution, ×10 dI/dV

第４−１３図イオンエネルギー分布（Type A, 放電電圧 150V，正規化無し）

Type A_Single stage mode× Type A_Double stage mode

1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV
第４−１４図イオンエネルギー分布（Type A, 放電電圧 200V，正規化無し）- 84 -

-6

Ion Beam Energy Distribution, ×10 dI/dV

Type B_Single stage mode× Type B_Double stage mode

1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV-6

Ion Beam Energy Distribution, ×10 dI/dV

第４−１５図イオンエネルギー分布（Type B, 放電電圧 150V，正規化無し）

Type B_Single stage mode
RPA29̲B(元C)
stage mode× Type B_Double

1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV
第４−１６図イオンエネルギー分布（Type B, 放電電圧 200V，正規化無し）- 85 -

-6

Ion Beam Energy Distribution, ×10 dI/dV

Type C_Single stage mode× Type C_Double stage mode

1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV-6

Ion Beam Energy Distribution, ×10 dI/dV

第４−１７図イオンエネルギー分布（Type C, 放電電圧 150V，正規化無し）

Type C_Single stage mode× Type C_Double stage mode

1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

0

50

100

150

200

250

Ion energy, eV
第４−１８図イオンエネルギー分布（Type C, 放電電圧 200V，正規化無し）- 86 -

Voltage utilization efficiency ηv

0.8○ Single stage mode× Double stage mode

0.7

0.6

0.5

0.4

Type A

第４−１９図

Voltage utilization efficiency ηv

0.8

○
×

Type B

Type C

電圧利用効率（放電電圧 150V）

Single stage mode
Double stage mode

0.7

0.6

0.5

0.4
Type A
第４−２０図Type B

Type C

電圧利用効率（放電電圧 200V）- 87 -

４−４

まとめチャネル長と半径方向磁場分布を変化させてスラスタを作動させて得られた測定結果よりマイクロ波放電式ホールスラスタの二段加速運転に最適なチャネル形状，磁場分布の検討を行った．その結果以下のようなことが分かった．
・ 一段加速運転，二段加速運転ともに放電電流のチャネル長依存は小さく，ほぼ一定の値となった．また一段加速運転よりも二段加速運転での放電電流が小さい．これは二段加速運転ではプラズマ生成の一部をマイクロ波放電で行っており，チャネル下流側の直流放電によって生成されるプラズマ量が一段加速運転のときよりも少なくなり，逆流電子の量が少なったためと考えられる．
・ チャネル長を短くしていくと一段加速運転ではイオンビーム電流量が小さくなるが，二段加速運転ではほとんど変化しない．これは一段加速運転ではチャネル体積が小さくな
り電離が不十分になるのに対して，二段加速運転では直流放電によるプラズマ生成の減少分をマイクロ波放電によって補っているからと考えられる．
・ マイクロ波放電式ホールスラスタの二段加速運転時のチャネル長は一段加速運転に対する優位性と作動安定性を考慮して 9~14mm 程度がよいと考えられる．
・ 二段加速運転を行うとチャネル上流側で高密度のプラズマが生成され，一段加速運転を行ったときよりも電圧利用効率，推進剤利用効率が改善される．
・ 半径方向磁場分布のピーク位置をチャネル出口側からチャネル上流側に近づけていくと一段加速運転ではイオンビーム電流の振幅が次第に大きくなった．二段加速運転ではほとんど変化がなかった．これは二段加速運転のマイクロ波放電領域がイオン加速領域
よりも上流側にあり，下流側のイオン加速領域からの影響をあまり受けないためと考えられる．
・ 二段加速運転では磁場分布が作動に及ぼす影響は少ないが，加速イオンのチャネル壁面
衝突によるホールスラスタ耐久性の劣化と効率の低下を防ぐために，マグネティックレ
イヤー型と同じように出口付近に半径方向磁場のピークが来るようにした方がよいと考えられる．

- 88 -

第５章

プラズマ生成部の改良

５−１

はじめに

マイクロ波放電式ホールスラスタの推進効率改善と安定作動領域の拡大のために２つの方策を示した．１つはチャネル形状の最適化，もう１つは二段加速運転で最も重要なプラ
ズマ生成部の改良である．チャネル形状の最適化についてはチャネル長と半径方向磁場分
布形状の検討を行い，その結果は 4 章で述べた．本章ではプラズマ生成部の改良について
述べる．

５−２

5.8GHz マイクロ波プラズマ源

５−２−１

5.8GHz 用空洞共振器

３章，４章の実験で使用したマイクロ波放電式ホールスラスタのマイクロ波プラズマ生
成部は 2.45GHz マグネトロンであった．その主な理由は以下の 2 点である．
・

2.45GHz マグネトロンは工業用の加熱，乾燥，プラズマ発生装置として広く普及して
おり，ホールスラスタの作動の十分なプラズマ密度が得られることが保証されている．

・

比較的安価で入手しやすい．

しかし周波数が低いと伝送路や共鳴器の重量，体積が大きくなってしまうため，人工衛星搭載用推進機としてはデメリットとなる．そこでプラズマ生成部の小型軽量化を目的として 5.8GHz マグネトロンを用いたプラズマ生成部を設計製作し，その性能を評価することにした．これまでマイクロ波プラズマ源といえば 2.45GHz マグネトロンを用いたものが一般的であるが，高周波化が進めばそれに伴ってプラズマプロセスへの応用範囲も広がり，有用性の高いプラズマ生成が可能となる．ところが高周波化を進めるには特殊な発振管やアンプが必要であったため，2.45GHz 以上の高周波プラズマ源の研究も応用範囲も限定的であった．5.8GHz マグネトロンの応用例としては宇宙太陽発電衛星（ＳＰＳ）の無線電力伝送システム用位相制御マグネトロンアレイがあげられる程度である[60~62]．よって世界に先駆けて 5.8GHz マグネトロンを用いた高周波プラズマ生成を行う本研究の取り組みは新規性が高く，今後のこの分野の更なる発展につながると考えられる．
第５−１図に 5.8GHz 用に再設計した空洞共振器とプラズマ生成部の断面図を示す．第５−２図に 2.45GHz 用空洞共振器と 5.8GHz 用空洞共振器を並べた写真を示す．形状はほぼ同じだが，高周波化によって体積にして約 35%小型化されている．共振器へのマイクロ波- 89 -

の投入は内径 40×10mm の規格外矩形導波管で行う．また共振器の内径は 128mm，プラ
ンジャー可動部の長さは 127mm となっている．空洞共振器内の定在波モードの計算結果ではプランジャーと石英ガラス面の距離が 30.23mm のときに TM011 モードが励起される結果となった．この結果を参考に空洞共振器の長さを決定した．

- 90 -

（左）2.45GHz 用空洞共振器
第５−２図

５−２−２

（右）5.8GHz 用空洞共振器
空洞共振器のサイズ比較

プラズマ生成部

第５−３図にプラズマ生成部の拡大図を示す．チャネル部分の形状は基礎実験用ホール
スラスタと同じだが，空洞共振器の変更に伴い空洞共振器とプラズマ生成部の接続部分が変更されている．これまでの実験ではチャネル長の変更にボロンナイトライド（ＢＮ）のリング板を使用していたので，それによるマイクロ波の透過損失とプラズマ生成量を比較するために厚さ 13mm のＢＮ板を挿入するケースも用意した．推進剤はディストリビュー
タで周方向に均一化された後，側壁のφ1mm×24 個の穴から石英ガラスもしくはＢＮ板の表面付近に投入される．

- 91 -

（a）ＢＮ板無し
第５−３図

５−３

（b）ＢＮ板有り
プラズマ生成部の形状

5.8GHz マイクロ波プラズマ源単体の性能評価

５−３−１

実験方法

5.8GHz マイクロ波プラズマ源単体のプラズマ生成能力を調査し，2.45GHz マイクロ波
プラズマ源で測定した結果と比較した．プラズマ生成能力の評価はチャネル内のプラズマ
密度分布，電子温度分布，イオン飽和電流分布から行った．各パラメータはシングルプローブをチャネル内に直接挿入して測定した（第３−４図参照）．プローブはφ0.4mm で先端をプラズマ中に 1.0mm 露出させたものを使用した．マイクロ波の投入電力はパワーメータ
上の入射電力から反射電力を引いた値で 400W とした．推進剤はキセノンを使用し，流量は 1.95mg/s（20sccm，1.43Aeq）とした．マイクロ波のみでプラズマ生成を行うために陽極への電圧の印加，磁場の印加，陰極からの電子供給は行わなかった．
５−３−２

実験結果と考察第５−４図に 5.8GHz マイクロ波でプラズマを生成したときの様子を示す．表面波プラズ
マの特徴である大口径プラズマが生成されるか確認するためにプラズマ生成部に取り付けられたポールピースを取り除いて上流面を石英ガラスのみにしてみた（第５−４図（右））が，その場合もプラズマ密度の半径方向の偏りはなく，石英ガラス表面付近では 1018/m3
オーダーの高密度プラズマが生成されていた．
第５−５図に[5.8GHz，ＢＮ板なし]のチャネル形状，第５−６図に[5.8GHz，ＢＮ板有り]のチャネル形状におけるプラズマ密度，イオン飽和電流，電子温度の分布を示す．はじめ- 92 -

に[5.8GHz，ＢＮ板なし]の結果と 2.45GHz でプラズマを生成したときの結果（第３−５図参照）で比較してみる．5.8GHz でも 2.45GHz のときと同じようにカットオフ密度（4.17×1017/m3）を超える高密度プラズマの生成が確認された．またイオン飽和電流，電子温度の値も 2.45GHz のときと同程度となった．しかしプラズマ生成領域に関しては 5.8GHz の方が 2.45GHz よりも小さく，チャネル上流の狭い領域で生成されている．分かりやすい例
として第５−７図に r=5mm における，それぞれの z 方向プラズマ密度分布を示す．このようにプラズマ生成領域が異なる理由はマイクロ波の表皮深さと表面波共鳴の起こる条件を考えることで説明できる．第５−８図にプラズマ密度に対する 5.8GHz マイクロ波の表皮深さの計算結果を示す．石英ガラスに最も近い z=1mm でのプラズマ密度は 1.8×1018/m3 程
度なので表皮深さは約 4.5mm となる．2.45GHz のときの表皮深さは約 6.5mm であった（３−３−２節参照）のでそれよりも 2mm 程短い．よって 5.8GHz の場合は 2.45GHz よりも狭い領域でマイクロ波の吸収が行われることになる．また（３−１４）から 5.8GHz での表面波共鳴が起こるプラズマ密度を計算すると 2.0×1018/m3 以上必要となる．5.8GHz の場合
はマイクロ波の浸み込める領域が狭く，また表面波共鳴の起こる密度も高いため，下流ではプラズマの生成が行われず，プラズマ密度は拡散によって急激に下がったと考えられる．
次に第５−５図[5.8GHz，BN 板なし]と第５−６図[BN 板有り]を比較してみる．第５−９図に r=5mm におけるそれぞれのｚ軸方向プラズマ密度分布を示す．図中の z=0mm は石
英ガラス表面もしくはＢＮ板表面とする．ＢＮ板を挿入すると予想通り透過損失が大きくなりチャネル内のプラズマ密度は最も高い領域で 1.3×1018/m3 程度となったが（ＢＮ板無しケースの約 50%のプラズマ密度），チャネル内のほぼ全ての領域でカットオフ密度以上のプラズマは得られている．一般的なホールスラスタのチャネル内プラズマ密度が 1018/m3
オーダーなので，スラスタの作動には問題ないと考えられる．しかし出来るだけ少ない投入電力で高密度プラズマを生成する方が推進効率を上げることにつながるので，プラズマ生成部の設計を見直して BN 板厚さをより薄くしなければならない．

（左）ポールピース有り
第５−４図（右）ポールピース無し，ＢＮ板無し

5.8GHz マイクロ波によるプラズマ生成の様子- 93 -

- 94 -

- 95 -

2.45GHz
5.8GHz Without BN
Channel exit

318

Plsasma density ,×10 /m

3

2.5
2
1.5
1
0.5
0

0

5

10

15

20

25

Axial distance, mm
第５−７図

r=5mm におけるプラズマ密度の軸方向分布87Skin depth 5.80GHz

Skin depth, mm6
δ≒4.5mm
5
4
3
2
1
0 18
10

第 5−8 図

19

20

10
10
18
3
Plasma density, ×10 /m

1021

マイクロ波周波数 5.8GHz における表皮深さのプラズマ密度依存- 96 -

5.8GHz Without BN
5.8GHz With BN

2.5

18

Plsasma density ,×10 /m

3

3

2
1.5
1
0.5
0

BN plate surface orquartz glass surface
0

5

10

15

20
18

25

3

Plsasma density ,×10 /m
第５−９図

５−４

ＢＮ板挿入のプラズマ密度への影響

まとめ

マイクロ波放電式ホールスラスタのマイクロ波プラズマ生成部の小型軽量化を目的として，世界に先駆けて 5.8GHz マグネトロンを用いたプラズマ生成実験を行った．その結果以下のようなことが分かった．
・ 5.8GHz マグネトロンを用いて 2.45GHz と同程度のカットオフ密度以上の表面波プラ
ズマを生成することが出来た．
・ 5.8GHz のマイクロ波は 2.45GHz より波長が短いので表皮深さが浅く，プラズマ中まで入り込むことができない．また表面波共鳴が伝わるプラズマ密度も 2×1018/m3 以上と高い．そのためプラズマは 2.45GHz のときよりも狭い領域で生成される．
・ 実際のホールスラスタの作動を想定してチャネル内に厚さ 13mm のＢＮ板を挿入した状態でプラズマ生成を行った．その結果ホールスラスタの作動に支障のない 1018/m3 以
上のプラズマ密度が得られた．しかしＢＮ板の挿入による電力損失が大きいので，改良型ホールスラスタではＢＮ板厚さを薄く出来るように設計しなければならない．

- 97 -

第６章

改良型マイクロ波放電式ホールスラスタの性能評価

６−１

はじめに

これまで行ってきたチャネル形状の最適化と 5.8GHz マイクロ波プラズマ源単体試験の結果をもとに改良型マイクロ放電式ホールスラスタを設計製作し，その性能を評価した．
これまでの性能評価では推進剤利用効率，加速効率，電圧利用効率といった内部効率を用いて評価してきたが，ここで開発したスラスタからは小型軽量化に伴い推力の直接測定が可能となったので，実際に推力を測定してホールスラスタの総合的な効率である推進効率を算出し，一段加速運転と二段加速運転の性能の比較を行った．マイクロ波放電を利用する電気推進機はイオンエンジンやマイクロスラスタなど各国で開発されているが，それらの推力が直接測定された例は Micci らによる同軸ケーブルでマイクロ波を投入する
Microwave arcjet のみである[63~71]．これはマイクロ波電力をスラスタに伝送するために必
要なケーブルが負荷となり，推力の直接測定が困難なためである．ホールスラスタにおいては平均イオンビームエネルギーから推力を概算することは可能であるが，イオンビーム
エネルギーにはバラつきがあるため，推力測定装置を用いて直接測定するのが一般的である．そこで本研究ではマイクロ波伝送路として使用する矩形導波管を振り子式推力測定装
置のアームとして利用することにより，直接推力測定を可能にした．

６−２

改良型マイクロ波放電式ホールスラスタ

第６−１図に改良型ホールスラスタの作動時の様子，第６−２図にその断面図を示す．
プラズマ生成部では 5.8GHz 用空洞共振器を用いて TM011 モードの定在波を発生させチャ
ネル内にマイクロ波電力が投入される．チャネル長の調整にはこれまで通りボロンナイト
ライド（ＢＮ）板を挿入しているが，推進剤導入口の改良を行うことによって BN 板の厚さ 9mm とし，これまでのスラスタよりマイクロ波の損失を抑えることができるようになった．推進剤は挿入した BN 板表面に沿って外周を囲む陽極から投入される．チャネル長Ｌ
は 4 章の実験結果を参考にして 13mm と 8mm の二種類を用意した．半径方向磁場はこれまでと同様にサマリウムコバルト永久磁石を用いて印加した．第６−３図と第６−４図にそれぞれの半径方向磁場強度の軸方向分布の実測結果を示す．
マイクロ波放電式ホールスラスタの空洞共振器に取り付けられたマイクロ波伝送用の矩形導波管は振り子式推力測定装置のアームの役割も兼ねている．そのためスラスタの作動は第２−１８図のように真空容器内に設置され行われる．また，これまでは陰極にトリエーテッドタングステンのフィラメントを使用してきたが，熱によるフィラメント蒸発など- 98 -

により，性能が変化することがあるので，今回からホローカソードを使用することにした．
ホローカソードはホールスラスタやイオンエンジンの陰極に一般的に用いられる実用的な陰極である（２−４−７節参照）．よってホローカソードを用いることによって，より実用に近い状態での性能評価を行うことができる．

第６−１図

改良型マイクロ波放電式ホールスラスタの作動時の様子- 99 -

- 100 -

250
200
150
100
50
0

0

Channel exit

Anode position

Radial magnetic field strength, Gauss

300

5

10

15

20

Axial distance, mm
第６−３図

チャネル長Ｌ＝13mm のときの半径方向磁場強度分布

250
200
150
100
50
0

0

Channel exit

Anode position

Radial magnetic field strength, Gauss

300

5

10

15

Axial distance, mm
第６−４図

チャネル長Ｌ＝8mm のときの半径方向磁場強度分布- 101 -

20

６−３

ホローカソード単体の作動試験

６−３−１

実験方法

これまで本研究ではホールスラスタの陰極（電子供給源）にトリエーテッドタングステ
ンを線材としたフィラメントカソードを使用してきた．フィラメントカソードは簡単に電子電流を得ることができる取り扱いの簡便な陰極であるが，イオン衝撃による耐久性が低
く熱により劣化する．また長時間使用すると線材の損耗により放出電子量も減少するので，
イオンビーム中和や逆電子供給量が不足して，ホールスラスタ性能低下を引き起こすことがある．そこで改良型マイクロ波放電式ホールスラスタの作動にはホローカソードを利用した（２−４−７節参照）．ホローカソードは酸化物陰極を使用しているのでその取り扱いには注意を要するが，フィラメントカソードのように材料によるコンタミネーションもな
く，数Ｗ程度の消費電力で大きな電子電流を得ることが出来る．
ホローカソードの電子放出能力を調査するために，ホローカソード単体で作動実験を行った．第６−５図に実験概念図を示す．実験は以下の手順で行った．
１．ホローカソードを真空容器内に取り付け，ホローカソード前面 80mm の位置にホール
スラスタの陽極を模擬した 100×100mm の銅製模擬陽極を配置する．
２．ホローカソードに作動ガス（キセノン）を流しながら，インサートからの熱電子放出を促すためにヒーターで加熱する．
３．ホローカソードが十分に加熱されるとホローカソード・キーパー電極間で放電が起こ
る．
４．模擬陽極に 50V の正電圧を印加して，ホローカソード・模擬陽極間で放電を起こす．
５．作動ガス流量とキーパー電流を変化させて模擬陽極に流れる電子電流を測定する．

- 102 -

第６−５図６−３−２

ホローカソード単体作動実験の概念図

実験結果と考察第６−６図にホローカソード作動実験のときの写真を示す．ホローカソード本体はインサートからの熱電子放出を促すためのヒーター加熱により赤熱している．ホローカソード
からは前面の模擬陽極に向かう電子ビームが確認できる．第６−７図に作動ガス流量とキーパー電流を変化させたときの模擬陽極に流れる電子電流の測定結果を示す．ホローカソ
ードはキーパー電極とプラズマ間に電流ループを形成することによって放電が維持される．
そのためホローカソード内のプラズマ密度が比較的低い 0.75sccm までの領域では引き出される電子電流量がキーパー電流（キーパー電圧）に大きく依存する結果となった．しかし作動ガス流量が 0.125sccm を超えた辺りから，電子電流のキーパー電流依存は小さくなり，
作動ガス流量の増加に伴って得られる電子電流量も増加し，0.2sccm 付近で飽和した．ホールスラスタの作動にはイオンビームの中和と逆流電子の供給のために，放電電流以上の電子電流をホローカソードから供給できなければならない．これまでの実験ではマイクロ波
放電式ホールスラスタの加速効率（イオンビーム電流／放電電流）は 50%程度であったので，仮にイオンビーム電流が２Ａ流れた場合の電子電流は４Ａ以上必要となる．よって今後のホローカソードを用いたホールスラスタの作動では，作動ガス流量を0.29mg/s[3sccm(0.21Aeq)]，キーパー電流を 0.3A とする．またこのときのキーパー電源で- 103 -

の消費電力は約 6W（0.3A×20V）で，スラスタの主放電に消費される電力（数百Ｗ）に対して無視できるほど小さいので，推進効率を算出する際には陰極の消費電力は考慮しない．

第６−６図

ホローカソード単体試験の写真

6

Electron current, A

5
4
3
2

Keeper current = 0.1A
Keeper current = 0.2A
Keeper current = 0.3A
Keeper current = 0.4A

1
0

0

0.05

0.1

0.15

0.2

Mass flow rate, Aeq
第６−７図

ホローカソード単体試験結果- 104 -

0.25

0.3

６−４

改良型マイクロ波放電式ホールスラスタの性能評価

６−４−１

実験方法

マイクロ波放電式ホールスラスタを振り子式スラストスタンドに取り付け，一段加速運
転と二段加速運転の２つの作動方式で作動させ，そのとき発生した推力を測定した（２−４−１１節参照）．推進剤にはキセノンを使用した．推進剤流量は 1.36mg/s，2.05mg/s，2.73mg/s[14sccm(1Aeq)，21sccm(1.5Aeq)，28sccm(2Aeq)]の 3 ケースとした．放電電圧は200V，250V，300V の 3 ケースとした．二段加速運転させた際のマイクロ波投入電力はパワーメータ上の入射電力から反射電力を引いた値で 200W とした．また同時にイオンコレ
クタを用いてイオンビーム電流の測定も行った．
６−４−２

実験結果と考察第６−８図に放電電圧−イオンビーム電流特性を示す．放電電圧の上昇に伴いチャネル
内の電離度が増加し，イオンビーム電流の増加が確認された．また放電電圧 250V 付近で二段加速運転の推進剤利用効率はほぼ 100%となった．さらに測定した全放電電圧領域において二段加速運転時に得られるイオンビーム電流の方が一段加速運転時よりも大きく，特に低放電電圧領域ではその差がはっきりと現れた．一般に直流放電を用いた二段加速式ホールスラスタでは低放電電圧領域での推進性能は一段加速式と同程度もしくはそれ以下であり，高電圧作動を行ったときにはじめて二段加速式の効果が発揮される．それに対して本スラスタは一段加速運転で作動できない領域でもイオンビーム電流が得られ，作動領域を広げることができた．これは直流放電に頼らずマイクロ波放電によってプラズマ生成を行う本スラスタの大きなメリットといえる．
推進剤流量 2.73mg/s，放電電圧 300V，チャネル長 8mm での一段加速運転と二段加速運
転の放電電流振動の一例をそれぞれ第６−９図と第６−１０図に示す．それぞれ比較してみるとどちらも 25kHz 程度の放電電流振動が確認された．しかしその振幅の大きさは二段
加速運転の方が一段加速運転のときよりも小さく，約 0.5 倍に抑えられている．第６−９図と第６−１０図はチャネル形状，磁場形状，推進剤流量，放電電圧は全て等しく，唯一異なることはマイクロ波投入の有無のみである．よって振幅が小さくなる原因はマイクロ波にあると考えられる．放電電流振動に関しては諸説あるが現在最も有力な説ではこの周波数領域の振動は電離不安定性によるものといわれている．その説によれば，電離不安定性が発生する原因はチャネル内に生成されるプラズマ中から外部に加速噴出されるイオン速度の方が推進剤の拡散速度よりもはるかに速いためプラズマ生成と推進剤供給に時間差が生じそれがチャネル内電離度の増減を引き起こし，結果的に放電電流の振動につながるとされている[76]．このように推進剤の拡散速度が電離度に影響する原因はホールスラスタのプラズマ生成領域が下流側の磁場が集中する領域にあるのに対し，推進剤は上流側の陽極近傍から投入されるため，推進剤がプラズマ生成領域まで拡散するのに時間がかかるから- 105 -

と考えられる．よって電離不安定性に起因した放電電流振動を抑えるために効果的な対策としてはプラズマ拡散をより大きくして，チャネル内の密度不均一を減らすことが考えられる．事実，アノードレイヤー型ホールスラスタではチャネル内にホローアノードと呼ばれる円環状の陽極が用いられており，それによりホローアノード内部までイオン生成領域が広がり，安定性が増したと報告されている．以上のことを考慮すると，マイクロ波を用いた二段加速運転ではチャネル内に推進剤が供給されるとすぐにマイクロ波放電によってプラズマ生成が開始する．そのため一段加速運転よりもチャネル上流側から下流側までのプラズマ密度が均一化し，放電電流振動が抑えられたと考えられる（第３−１１図，第３−１２図参照）．
第６−１１図から第６−１６図に作動方式で比較した推力測定結果と比推力の結果を示す．推力は一段加速運転，二段加速運転ともに推進剤流量と放電電圧が大きくなるに従って大きくなる結果となった．これは推進剤の増加によりチャネル内のプラズマ密度が増加
し，更に放電電圧を上げることにより推力に寄与するイオンの速度（エネルギー）が上昇
したためと考えられる．また作動方式で推力を比較してみるとすべての結果において，二段加速運転を行った方が一段加速運転よりも大きな推力を得ることができた．これは二段加速運転を行った方がマイクロ波放電によって，一段加速運転よりもチャネル内に生成されるプラズマの密度が高く，かつチャネル上流側でプラズマが生成されるため，加速効率と推進剤利用効率が改善された結果と思われる．一段加速運転と二段加速運転の推力差はチャネル長が短く，推進剤流量が少なく，放電電圧が低いときに大きく現れる傾向があり，最も推力差が大きくなったのはチャネル長 8mm，推進剤流量 14sccm，放電電圧 200V のときであった．そのとき一段加速運転の推力は 10.8mN，二段加速運転の推力は 15.2mNで，二段加速運転の方が約 1.4 倍の推力が得られた．このことからイオンビーム電流の結果でも述べたように一段加速式ホールスラスタでの作動が難しいとされる低比推力領域でのマイクロ波放電式ホールスラスタの優位性が示された．
次に第６−１７図から第６−２２図にチャネル長で比較した各作動方式の推力測定結果を示す．一段加速運転ではチャネル長 13mm よりもチャネル長 8mm のケースの方が推力は小さくなっている．また推進剤流量が少ない程その差は大きい．これは一段加速運転のプラズマ生成はチャネル内での直流放電によって行われるものであり，チャネル体積とチ
ャネル内圧力に大きく依存するためと考えられる．それに対して二段加速運転ではチャネ
ル長が変化しても推力に大きな変化は現れていない．これは二段加速運転では推進剤がチャネル内に投入されると下流側のドリフト運動する電子よりも先に上流側のマイクロ波によって加熱された電子と衝突を開始し，プラズマ状態に移行するためと考えられる．
第６−２３図から第６−２８図に推進効率（２−３節参照）の結果を示す．作動方式で比較してみると少ない推進剤流量，低い放電電圧のときに二段加速運転による効率改善の効果が明確に現れており，特に推進剤流量 1.36mg/s，2.05mg/s の放電電圧 200V の条件では二段加速運転の方が一段加速運転よりも高い結果となった．また放電電圧 250V になると- 106 -

一段加速運転のほうが二段加速運転よりも高い推進効率となっているが，放電電圧 300V になると，作動方式による推進効率の差は小さくなっている．小推進剤流量かつ低放電電圧の条件で二段加速運転の推進効率が一段加速運転よりも高くなった理由は，二段加速運転の方が放電電圧に関係なくマイクロ波を用いてプラズマを生成できるため，直流放電のみの一段加速運転より推進剤利用効率や電流効率といった内部効率が高くなったためと考えられる．放電電圧 250V の条件で一段加速運転の方が二段加速運転よりも高い推進効率となったのは，放電電圧の上昇により直流放電のみで推進剤がほぼ完全電離に近い状態になり，マイクロ波電力（200W）を投入しても内部効率の改善があまり進まなかったためと考えられる．放電電圧 300V の条件で一段加速運転と二段加速運転の推進効率の差が小さくなった
理由は次のように考えられる．まず一段加速運転では放電電圧が上昇するに従ってイオン生成コスト（1 つの電子が 1 つのイオンを生成するのに消費するエネルギー）も増加するた
め電圧利用効率は次第に低下する．また高電圧で放電を行うことにより多価イオンが生成されるため推力も低下する．それに対し二段加速運転ではマイクロ波でプラズマ生成を行っているためプラズマ生成コストは高電圧化しても変化せず，多価イオンの生成も抑えることができる．そのため一段加速運転に近い推進効率が得られたと考えられる．表６−１に同じ電力レベルで作動させたときのマイクロ波放電式ホールスラスタ（チャネル長 8mm，
二段加速運転時）と他の代表的なホールスラスタの推進性能を示す．同じ電力レベルの一段加速式ホールスラスタと比較するとほぼ同等の性能が得られた．同じ二段加速式ホール
スラスタでプラズマ生成部に直流放電を採用した SPT-MAG と比較するとやや劣る結果となった．しかし直流放電での作動が難しい低電圧作動領域や多価イオンによるエネルギー
ロスの大きくなる高電圧作動領域で比較すればマイクロ波放電のメリットが十分に活かさ
れ，SPT-MAG よりも高い性能が得られると期待される．

表６−１

代表的なホールスラスタの推進性能

Two stage
Microwav
SPTdischarge D-80[15] BHT-1500[28] BHT-1000[73] TALT-2[74]Hall thruster
MAG[75]
Input power, W
1000
900
1055
980
1100
1000
Thrust, mN
48
54
50
50
58
60
Specific impulse, sec
1785
1750
2051
2050
1960
2400
Thrust efficiency, %
46
37
47
53
54
61

- 107 -

2.5
Single stage
modeA
Collector
current,
Double stagemode
Collector
current,
A

Ion beam current, A

2
1.5
1
0.5
0

0

50

100

150

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−８図

放電電圧−イオンビーム電流特性（チャネル長 8mm，推進剤流量 2.73mg/s）- 108 -

- 109 -Channel length 13mm
25

1875

Thrust, mN

20

1500

15

1125

10

200

250

300

Specific impulse, sec

Single_14sccm
Double_14sccm

750

Discharge voltage, V
第６−１１図

推力測定結果（作動方式による違い，チャネル長Ｌ＝13mm）

Channel length 8mm
25

1875

20

1500

15

1125

10

200

250

300

Specific impulse, sec

Thrust, mN

Single_14sccm
Double_14sccm

750

Discharge voltage, V
第６−１２図

推力測定結果（作動方式による違い，チャネル長Ｌ＝8mm）- 110 -

Channel length 13mm
1750

35

30

1500

25

1250

20

1000

15

Specific impulse, sec

Thrust, mN

Single_21sccm
Double_21sccm

750
200

250

300

Discharge voltage, V
第６−１３図

推力測定結果（作動方式による違い，チャネル長Ｌ＝13mm）

Channel length 8mm
1750

35

Thrust, mN

30

1500

25

1250

20

1000

15

750
200

250

Specific impulse, sec

Single_21sccm
Double_21sccm

300

Discharge voltage, V
第６−１４図

推力測定結果（作動方式による違い，チャネル長Ｌ＝8mm）- 111 -

Channel length 13mm

Single_28sccm
Double_28sccm

1870

40

1495

30

1120

200

250

Specific impulse, sec

Thrust, mN

50

300

Discharge voltage, V
第６−１５図

推力測定結果（作動方式による違い，チャネル長Ｌ＝13mm）

Channel length 8mm

Single_28sccm
Double_28sccm

1870

40

1495

30

1120

200

250

Specific impulse, sec

Thrust, mN

50

300

Discharge voltage, V
第６−１６図

推力測定結果（作動方式による違い，チャネル長Ｌ＝8mm）- 112 -

25

1875

20

1500

15

1125

10

200

250

300

Specific impulse, sec

Thrust, mN

Single_14sccm_L=8mm
Single_14sccm_L=13mm

750

Discharge voltage, V
第６−１７図

推力測定結果（チャネル長Ｌの影響）

25

1875

20

1500

15

1125

10

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−１８図

推力測定結果（チャネル長Ｌの影響）- 113 -

750

Specific impulse, sec

Thrust, mN

Double_14sccm_L=8mm
Double_14sccm_L=13mm

1750

35

30

1500

25

1250

20

1000

15

Specific impulse, sec

Thrust, mN

Single_21sccm_L=8mm
Single_21sccm_L=13mm

750
200

250

300

Discharge voltage, V
第６−１９図

推力測定結果（チャネル長Ｌの影響）

1750

35

30

1500

25

1250

20

1000

15

750
200

250

300

Discharge voltage, V
第６−２０図

推力測定結果（チャネル長Ｌの影響）- 114 -

Specific impulse, sec

Thrust, mN

Double_21sccm_L=8mm
Double_21sccm_L=13mm

Single_28sccm_L=8mm
Single_28sccm_L=13mm

1870

40

1495

30

1120

200

250

Specific impulse, sec

Thrust, mN

50

300

Discharge voltage, V
第６−２１図

Double_28sccm_L=8mm
Double_28sccm_L=13mm

50

1870

40

1495

30

1120

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−２２図

推力測定結果（チャネル長Ｌの影響）- 115 -

Specific impulse, sec

Thrust, mN

推力測定結果（チャネル長Ｌの影響）

Channel length 13mm
50
Single_14sccm
Double_14sccm

Thrust efficiency, ηt

45
40
35
30
25
20
15

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−２３図推進効率（作動方式による違い）

Channel length 8mm
50Single_14sccm
Double_14sccm

Thrust efficiency, ηt

45
40
35
30
25
20
15

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−２４図推進効率（作動方式による違い）- 116 -

Channel length 13mm
50
Single_21sccm
Double_21sccm

Thrust efficiency, ηt

45
40
35
30
25
20
15

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−２５図推進効率（作動方式による違い）

Channel length 8mm
50Single_21sccm
Double_21sccm

Thrust efficiency, ηt

45
40
35
30
25
20
15

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−２６図推進効率（作動方式による違い）- 117 -

Channel length 13mm
50

Thrust efficiency, ηt

45
40
35
30

Single_28sccm
Double_28sccm

25
20
15

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−２７図推進効率（作動方式による違い）

Channel length 8mm
50

Thrust efficiency, ηt

45
40
35
30
Single_28sccm
Double_28sccm

25
20
15

200

250

300

Discharge voltage, V
第６−２８図推進効率（作動方式による違い）- 118 -

６−５

まとめ

これまでのマイクロ波放電式ホールスラスタ最適化に関する実験で得られた指針をもとにして 5.8GHz マグネトロンを用いた改良型マイクロ波放電式ホールスラスタの設計製作を行った．そしてその推進効率を評価するためにマイクロ波を用いた電気推進機としては世界で始めて推力の直接測定を行った．その結果以下のようなことが分かった．
・ マイクロ波放電式ホールスラスタではマイクロ波放電を行うことにより，これまでのホールスラスタでは作動することが難しかった超低電圧領域での作動を可能にした．
・ マイクロ波放電でチャネル内プラズマ密度を均一化することにより電離不安定性に起因した放電電流振動現象を抑制することができた．
・ マイクロ波放電式ホールスラスタで二段加速運転を行うと低放電電圧領域の推進効率が一段加速運転のときよりも改善された．また，高電圧領域においても二段加速運転による効率改善の兆候がみられ，更に高電圧領域で作動させることにより，一段加速運転よりも効率的な作動が期待できる．

- 119 -

第７章

結論

ホールスラスタの推進効率の改善と安定作動領域の拡大を目的として，これまでの二段加速式ホールスラスタの形式にとらわれない，マイクロ波放電を利用したマイクロ波放電
式ホールスラスタの研究を行った．その結果以下の結論が得られた．
・ ホールスラスタの上流側にマイクロ波を投入できる石英窓を設け，プラズマ生成とイオン加速を独立して行うことにより，これまでの二段加速ホールスラスタにないマイクロ波放電式ホールスラスタを製作した．一段加速運転と二段加速運転におけるチャネル内
プラズマ状態を調査した結果，一段加速運転では半径方向磁場のピークが現れる下流出口付近で高密度プラズマが生成されるのに対し，二段加速運転ではチャネル上流側から
高密度のプラズマが生成されることが確認された．またそれにより一段加速運転よりもチャネル内のプラズマ密度が均一化され放電電流振動の抑制につながった．
・

マイクロ波放電を行うことによりプラズマ生成能力が向上し，推進剤利用効率が改善された．またプラズマ生成領域が陽極近傍に移動したことによりイオンの平均エネル
ギーが増加した．

・ マイクロ波放電式ホールスラスタに最適なチャネル形状を検討するために実際にチャネル長と磁場分布を変化させて作動特性を取得した．チャネル長をマイクロ波の表皮深さの 2 倍程度の長さにしたときにイオンが効率的に加速に寄与し，一段加速運転に対す
る二段加速運転の優位性が大きくなった．二段加速運転において磁場分布が性能に及ぼす影響は少なかった．
・ マイクロ波放電式ホールスラスタの小型軽量化を行うために世界に先駆けて 5.8GHz マ
グネトロンを用いたマイクロ波放電を行った．その結果これまでの 2.45GHz マグネト
ロンとほぼ同等のプラズマ密度が得られた．
・ 改良型マイクロ波放電式ホールスラスタの推進効率を評価するために推力の直接測定を行った．マイクロ波放電を用いた電気推進機の推力を直接測定した例は非常に少なく，新しい実験技術の提案という面でも大きな意味があるといえる．推進効率に関しては二段加速運転を行うことで低放電電圧領域の推進効率が改善された．また，高電圧領域においても効率改善の傾向が現れ，更に高電圧領域で作動させることにより，一段加速運
転よりも効率的な作動が期待できる．

- 120 -

今後の研究課題を以下にあげる．
・

マイクロ波放電式ホールスラスタの低電圧領域での一段加速式に対する性能面での優位性は明らかになった．しかし高電圧領域に関しては印加電圧が 300V までだったので，その兆候をみるに留まった．よって一段加速式で運転している高電圧（〜1000V）の範囲[76]まで作動範囲を広げ，性能比較を行う必要がある．

・

本研究で開発したマイクロ波放電式ホールスラスタはマイクロ波放電用の空洞共振器
をチャネル上流部に取り付け，上流面からマイクロ波投入を行う方式を採用した．この方式は工業用プラズマ装置に多く利用されているため，プラズマ生成に関しては信頼性が高く，実際に十分な性能が確認された．しかしながらその構造上，チャネル内
磁場形成に磁気コイルを使用することが出来ず，スラスタ作動中に磁場強度を連続的に変化させることは出来なかった．磁場強度はビーム発散角や放電電流に大きく影響を与える．また，ホールスラスタを長時間運用するとその内部温度は数百度に達する
ため，温度制限のある永久磁石の使用は現実的ではない．よって将来的にはマイクロ波の投入方法を変更して磁気コイルによる磁場形成を行うことが望ましい．

・ 本研究では宇宙実績の高いマグネティックレイヤー型ホールスラスタを参考にマイク
ロ波放電式ホールスラスタを開発した．そして性能評価を行った結果，チャネル長を短くした方が，二段加速運転の利点を発揮できるという結論に至った．そこでスラスタの耐久性改善を考慮してチャネル壁面はアノードレイヤー型のような導体とし，安定作動領域が狭いというアノードレイヤー型の欠点をマイクロ波放電で補うといったスラス
タも考えられる．

- 121 -

謝辞
本研究を行うにあたり，長年に渡って熱心にご指導して下さった中島秀紀教授に深く感謝の意を表します．また副査として貴重なご意見を頂きました中村一男教授，麻生茂教授に深く感謝の意を表します．研究はもちろんのこと，その他の様々な面で相談にのっていただいた渡辺幸信助教授，梶村好宏講師，山本直嗣助手に深く感謝いたします．また研究場所が神奈川にある特殊な状況で常に連絡を絶やさず，研究に集中できる環境を作ってくださった岡安悦子秘書，市川裕子元秘書に深く感謝いたします．研究の都合上，九大にいない時期が多かったにも関わらず，暖かく支えてくれた中島研究室の学生の皆さんにも心から感謝いたします．
独創的かつ非常に取り組み甲斐のある研究テーマと素晴らしい研究の場を与えていただ
いた宇宙航空研究開発機構 宇宙科学研究本部の國中均教授に深く感謝の意を表します．フットワークも軽やかに実験室，国内外を問わずあらゆる場所で精力的に研究活動を行なう
先生の姿から，工学者のあるべき姿を学ばせていただきました．また研究やその他様々な場面でアドバイスや手助けをしていただいた西山和孝助教授，清水幸夫技官，船田美和子
秘書，ペドロ氏に深く感謝いたします．４年間という長い間一緒に生活をしてきた國中研究室の学生の皆さんにも深く感謝いたします．皆さんと作った沢山の思い出は一生の宝物です．
最後になりましたが２７年間，親身になって僕を支えてくれた両親，祖母，兄弟に心から感謝します．

- 122 -

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