目次
第1章

序論................................................................................................................ 4

1.1 研究背景.............................................................................................................. 4
1.2 研究目的 ........................................................................................................... 5
第2章

原理................................................................................................................ 7

2.1 RF スラスタ ........................................................................................................ 7
2.1.1 推進原理....................................................................................................... 7
2.1.2 誘導結合プラズマ ........................................................................................ 8
2.1.3 アンテナ形状 ............................................................................................... 9
2.2 推進原理(気体力学的加速理論) ....................................................................... 10
2.2.1 等エントロピー流 ...................................................................................... 10
2.3 測定原理............................................................................................................ 122.3.1 レーザー吸収分光法................................................................................... 122.3.2 レーザー吸収分光法(LAS) ......................................................................... 13
2.3.5 プロファイルの広がりと並進温度.............................................................. 14
2.3.6 ドップラー広がり ....................................................................................... 15
2.3.7 自然広がり ................................................................................................. 16
2.3.8 衝突広がり ................................................................................................. 16
2.3.9 シュタルク広がり ...................................................................................... 17
2.3.10 Power 広がり............................................................................................ 17
2.3.11 Transit-time 広がり ................................................................................. 17
2.3.12 ゼーマン効果 ........................................................................................... 18
2.3.13 吸収シフトと流速 .................................................................................... 20
2.4 マルチパス吸収分光法...................................................................................... 211

2.4.1 Integrated cavity output spectroscopy (ICOS).......................................... 21
2.4.2 その他の高感度吸収分光法 ........................................................................ 22
2.5 比投入エンタルピー変換効率 ......................................................................... 24
2.6 発光分光強度法............................................................................................... 25
2.6.1 電子励起温度測定 ...................................................................................... 25
2.6.2 分光計測系の感度較正.............................................................................. 26
第3章

実験装置....................................................................................................... 28

3.1 高周波放電スラスタ .......................................................................................... 28
3.1.1 RF スラスタ本体 ........................................................................................ 28
3.1.2 流量制御..................................................................................................... 28
3.1.3 高周波電源.................................................................................................. 29
3.1.4 インピーダンスマッチング ......................................................................... 29
3.1.5 真空系......................................................................................................... 31
3.2 光学系 .............................................................................................................. 33
3.2.1 半導体レーザー .......................................................................................... 35
3.2.2 アイソレーター........................................................................................... 36
3.2.3 エタロン..................................................................................................... 36
3.2.4 ディテクター ............................................................................................. 37
3.2.5 分光器 ........................................................................................................ 37
3.2.6 その他の光学機器 ...................................................................................... 37
3.2.7 参照セル..................................................................................................... 38
3.2.8 光学キャビティー ...................................................................................... 38
第4章

実験結果....................................................................................................... 40

4.1 RF スラスタの最適化 ..................................................................................... 40
4.1.1 放電モード依存性..................................................................................... 452

4.1.2 高周波周波数数依存性.............................................................................. 46
4.1.3 アンテナ依存性 .......................................................................................... 47
4.1.4 放電管径依存性 ........................................................................................ 49
4.1.5 アンテナ径依存性..................................................................................... 50
4.2 水素のエンタルピー計測 .................................................................................. 51
4.2.1 アルゴン水素を用いたエンタルピー計測 ................................................... 51
4.2.2 水の吸収プロファイル ............................................................................... 54
第5章

結論.............................................................................................................. 56

3

第1章

序論

1.1 研究背景
現在,宇宙の商業利用は活発となっている.天気予報,カーナビなど,様々な分野
で人工衛星が利用されている.現在までに打ち上げられている人工衛星の 6000基ほどで,現在稼動している人工衛星はおよそ 3000 基といわれている.その中でこれまでの大型プロジェクトとは別に,民間・大学レベルでも参入可能な小型衛星プロジェクトへの取組みが活発化してきた[1][2].小型衛星とは,明確な定義はないが一般的に質量が数百 kg のものを指す.この小型衛星のメリットとして,開発期間の短縮や開発コストの削減が挙げられる.大型衛星では,開発期間が 5 ~10
年以上,打ち上げコストが数百億~ 数千億であったが,小型衛星では開発期間 3年,コスト数億~ 数十億が可能である.開発サイクルの短縮により,近年の急速な民生技術開発に対応でき,その時の社会情勢にあった宇宙開発が可能である.また,開発にかかる費用が安価なため,斬新なプロジェクトにチャレンジすることも可能である.また小型衛星を用いることで,情報関連など商業的利用価値の高いプロジェクトにはその優位性が発揮できる.このような魅力的な小型衛星の開発は,現在様々な研究機関で行われている.しかしながら,小型衛星は小型である故に搭載できる燃料が限られ,様々なミッションに対応しようとする燃費が良い
スラスタが必要不可欠である.そこで,近年注目を集めているのが電気推進機の小型衛星への応用である[3][4].
従来の化学推進ロケットは燃料と酸化剤を燃やして得た単位時間当たりのエンタルピー上昇を推進パワーに変換する.これと異なり,電気推進ロケットは太陽電池等からの電気エネルギーを推進剤に与えることで反力を得ようとするもので,比投入エンタルピーを任意に与えることができるため高性能なロケットエンジンとなる.また,電気推進ロケットは比推力が従来の化学推進に比べて大きいため,推進剤の消費量を低減でき,ペイロード重量の増加や化学推進では達成できないような宇宙ミッションが可能となる[5].しかし,電気推進ロケットでは加速度は低いものしか得られないため,地上からの発射のように高重力場に打ち勝つ必要がある場合には適当でない.このシステムが最もよく機能を発揮するのは,宇宙空間など非常に低い重力場においてである.電気推進システムを使った飛行計画はすべて宇宙空間で始まる.
電気推進ロケットには推力を得るために様々な方法が用いられている.電気的加熱を利用して高温ガスを製造し,空気力学的加速を行う電熱加速や,粒子を電離したうえで電磁力を直接作用させる電磁加速,静電力を作用させる静電加速と呼4ばれるものである.このような推進原理の違いにより,排気速度,比推力も異なってくる.それぞれの代表的電気推進ロケットの比推力と推力密度の関係を Fig.1.3に示す.静電加速に代表されるイオンエンジンは推力密度こそ大きくないが,比推力が大きいため長時間利用可能な人工衛星の南北姿勢制御用として用いられる.また,軌道変更時などの短時間に大きな推力を必要としたときに用いられるものが,本研究の対象である RF(Radio Frequency)スラスタである[6]-[10].
RF スラスタとはアンテナであるコイルに高周波を流すことにより,渦電流を誘起し,推進剤をプラズマ化させる.それにより,エンタルピーを上昇させ,ノズルを用いて運動エネルギーに変化させ推力を得るシステムである.RF スラスタの利点として,アンテナを放電室の外に設置しているためイオンによる損傷が少な
く寿命が長いことが挙げられる.また ECR やヘリコンで必要となる DC 磁界が不要であり,構造が他のスラスタと比較して簡易的であるために人工衛星への搭載が容易であり,さらに投入電力に対して推力が大きい点が挙げられる.
また,エンジンを搭載する上で最大の障壁となりうるサイズの制約を解決する手段として,本研究では推進剤に水素等ではなく,水を用いる.主な理由を 3 つ挙
げると,一つ目は,水は常温で液体であるので,イオンエンジンの推進剤に使われる Ar や Xe のような希ガスより密度が大きいのでエンジンシステムの容量を減らすことができる.二つ目は,我々に身近な物質であり安価で入手し易い.三つ目として,ヒドラジン(N2H4)のように人体に有害でなく扱い易いことが挙げられる.

1.2 研究目的
本研究グループでは小型人工衛星用ロケットエンジンとして RF スラスタの研究,開発を行ってきた[11].しかし,推進効率は 5%と低く実現化はほど遠かった.
そこで,RF スラスタの性能向上を目指すために RF スラスタのエネルギー収支の解明を目指してきた.以前の研究において,得られたエネルギー収支を Fig.1-1 に示す.回路損失および推力に変換されたエネルギーは算出できたが,熱損失は測定精度の問題により算出できず,その他の損失として細別できていなかった[12].
そこでプラズマ中の加熱流れの諸特性を測定し,熱損失の詳細を解明する必要がある.しかしながら,従来のプローブ計測では擾乱を伴い,また研究対象の加熱流れは非平衡の反応を伴い密度も低いため諸特性を正確に把握するのは現状の計測技術では不十分な点が多い.そこで,測定精度のよい非接触型光学測定法のひとつであるレーザー吸収分光法を用いて計測を行い,温度を測定し熱損失の解明を図る.また,アンテナなどのパラメーターを変化させ,エネルギー効率を算出し,最適なスラスタの設計指針を得ることを目指す.

5

Circuit loss 25 W
Heat loss ? W

Input
power

Plasma100 W

absorption
75 W

Thrust5W

Fig.1-1 投入電力 100 W におけるエネルギー収支

6

第2章

原理

2.1 RF スラスタ
2.1.1 推進原理
RF スラスタは電気推進システムの一つであり,推進剤を高周波により加熱しプラズマ化させ,得られたエネルギーをノズルにより高速の排気ガスを噴射させて推力を得る推進機である.このスラスタの概念図を Fig.2-1 に示す.RF スラスタ
本体は主に放電管,コイル,ノズルの 3 つで構成されており,以下の過程を経て推力を得ている.
① 推進剤を放電室に投入する.
② 高周波を用いて推進剤を電離する③ 渦電流が発生しジュール加熱によって粒子が加熱される④ 熱エネルギーを気体力学的に加速して推力を得る
上の各過程はそれぞれ放電室,ノズルにおいて行われる.

アンテナ
プラズマ

推進剤

直径は1 mm
渦電流

高速排気ガス
Fig.2-1 高周波放電エンジンの概念図
7

2.1.2 誘導結合プラズマ
本研究ではプラズマ生成に ICP（Inductively Coupled Plasma）放電を利用している[13].ICP の原理と概念図を Fig.2-2 に示す.ICP においてプラズマが生成される過程を考えると,以下のようになる.高周波電流が誘導コイルの中を流れると磁力線は放電管内に楕円形の閉回路を形成して,放電管内に軸方向の高周波磁界が形成される.電磁誘導のため,この高周波磁界の時間変化に比例した電界が放電管周方向に発生する.電子はこの電界によって加速されると同時にガス分子との衝突を繰り返し,さらにその一部を電離する.単位時間内における電子の発生量が消滅量より多くなると電子密度が急増し,放電管内にプラズマを形成する.
この衝突性の電力消費により,電力は電界からプラズマ表面近くの表皮深さ層内のプラズマ中の電子に伝達され,電子は衝突によりこの電力をガスに伝達する.
このプラズマのガス流速や電力を適当に調節するとドーナツ型のプラズマが形成される.プラズマがドーナツになる現象は高周波電流の表皮効果によるものである.表皮効果(skin effect)は導体断面中の高周波電流密度が一様に分布せず,導体内部よりむしろ表面層に集中する現象である.この表皮層の厚さ(表皮深さ) は,
1
(2-1)
f
で示される.ここで f は周波数, は透磁率, は伝導度である.すなわち,表皮深さ
は周波数の平方根の逆数に比例するので,周波数が大きいほど表皮深さは小さくなり,電流は表面付近で流れやすくなる.このことは,中心部のドーナツ形状の穴が周波数とともに大きくなることを示している.その結果,電流によるプラズマの加熱が周辺部で生じ,プラズマ中心部は,周辺部からの熱伝導や輻射で加熱される.表皮厚さの増加によりプラズマ内のエネルギー輸送の効率化をもたらすが,同時に ICP トーチのカップリング効率にも影響を及ぼす.一般的にカップリングの最適な条件はプラズマ半径が表皮深さの 1.5 倍のときであるといわれている.
カップリング効率は表皮深さに対するプラズマ半径の比で表される関数である.
このカップリング効率はプラズマ半径と誘導コイル半径の比に依存する.この値
が 1.0 にできるだけ近いことが望ましい.つまり,カップリング効率を改善するための方法の一つとしてプラズマを大きくすることが挙げられる.しかし,プラズ
マ半径の増加は作動周波数の減少と投入エネルギーの増加を伴ってしまう.以上のように,コイルに印加した誘導電流に起因する誘導電界を利用したプラズマ生成方式を誘導結合型プラズマ(ICP : Inductively Coupled Plasmas)と呼ぶ.
一般的に ICP 放電がスタートするときの絶縁破壊は誘導電界で起こるのではなく,ほとんどの場合,アンテナの両端の電位差が作る静電界 E によって起こる.
そして放電開始後の低パワー,低電子密度の状態のプラズマは容量性結合プラズ
8

マ(capacitive coupling plasma)であることが多い.ICP は磁界 H の時間変化で維持される放電(H モード放電(H-mode discharge)) であるのに対し,容量性結合プラズ
マは電極間の静電界 E を主体とする放電(E モード(E- mode discharge))といえる.
この E モードからさらに放電パワーあげていくと H モード放電に突然ジャンプ
し,強い発光を伴う高電子密度の ICP の状態に移る.
2.1.3 アンテナ形状
アンテナコイルに高周波電流をながして ICP を生成するのに,様々なタイプのアンテナが用いられている.円筒の周りにらせん状に巻いたループアンテナ,平面型のスパイラルアンテナ,誘電体チューブに巻きつけるヘリカルアンテナ,ア
ンテナインピーダンスを低減させるためにいくつかのスパイラルアンテナを並列接続したマルチスパイラルアンテナなどもあるが,大別すると ICP 用のアンテ
ナは真空容器の外に置く外部アンテナ方式と,容器内部に設置する内部アンテナ方式に分けることができる.今回の実験においては,外部アンテナ方式であるループアンテナを用いた.

磁力線

プラズマ
誘導コイル
誘導電流
高周波電源

Fig.2-2

誘導結合プラズマ(ICP)の概念図

92.2 推進原理(気体力学的加速理論)
推進剤ガスはジュール加熱により熱せられるとともに,分子振動励起,解離/電離が進行する.生成された高エンタルピー気体はノズルを通って膨張する.この時推進剤ガスが得た熱エネルギーは運動エネルギーに変換されて加速を受け,ノズル出口において高速流となる.このようにしてノズル出口で得られた高い速度が推力を生み出す[5].
2.2.1 等エントロピー流

m& を推進剤ガス流量, Ae をノズル出口面積, u e 及び pe をそれぞれノズル出口における推進剤ガス速度及び圧力, p を噴射ジェット周囲圧力とすれば,推力 F は,F

m& u eAe ( p e

p )

(2-2)

で与えられる.ノズル出口速度 u e が高ければ,高い推力を生み出すことがわかる.
この高い速度を得るために,推進剤ガスを高周波放電により加熱し,その熱エネ
ルギーを運動エネルギーに変換することが望まれる.推進剤ガスが高周波放電に
より温度 Tc まで加熱され,そのときの速度を u c とする.ノズルを通って膨張する
とき,ノズル壁からの熱損失がない,すなわち等エントロピー流とみなせば,加熱後の状態（添え字 c）とノズル出口の状態（添え字 e）との間にエネルギー保存が成り立つので, h をエンタルピーとすれば,
1 2
1 2
hc
u c heue(2-3)
22と表現できる.ノズルを通って気体力学的に加速されると,加熱後のエンタルピー hc が運動エネルギーに変換され,ノズル出口で推進剤ガスは高い速度 u e をも
つようになる.
式(2-2)と(2-3)より
F m& 2(hc he ) uc2 Ae ( pe p )
(2-4)
を得る.
通常,推力への圧力寄与（上式の右辺第 2 項）は小さいので,これを省略して,F

m& 2c p (hche ) uc2(2-5)と書く.ノズル断面は通常円であるので,軸対称流の取り扱いが必要であるが,まず,断面積が変化するノズル内の流れを一次元流として取り扱う.
推進剤ガスがノズル内を膨張するとき,もっているエネルギーがノズル壁を10

通して外へ逃げないとする断熱的な流れでは,推進剤ガスを熱量的完全気体（比熱一定）と仮定し,加熱後の推進剤ガスの運動エネルギーはエンタルピーに比べて十分小さい,すなわち,uc2/2 ≪ hc とすると,ノズル出口運動エネルギーは(2-3)
式より次式で表される.
ue
2

2

hc

(2-6)

he

気体が熱量的完全気体（比熱一定の気体）であれば, hc p T （ c p :定圧比熱, T :温度）と書けるから,
2

ue
2

ue
2

T
T0

c p (T , )dT ,

2

cp T

(2-7)

と変形できる.これより,推力 F は次式より求められる.
F

m& u e.

m 2c p T

(2-8)

Fto
m& g

(2-9)

また比推力を表す I sp は,I sp

で表せる.ここで g は重力加速度である.

11

2.3 測定原理
2.3.1 レーザー吸収分光法
本研究では,RF プラズマの並進温度を求めるためレーザー吸収分光法を用いた[14].量子力学によると,古典的なメカニズムによって得られる原子核のまわりの無限の電子軌道のうち,実際に使われるのは特定の軌道に限られる.電子のある二準位のエネルギー差と等しいエネルギーをもったレーザー光を当てた場合,レーザーは吸収され,その準位間で電子の遷移が起こる.その吸収は後に述べるいくつかの理由からレーザーのエネルギー,つまり波長によってある程度広がりをもったものとなる,周波数によってレーザーの吸収率が変化する様子をグラフにしたものは Fig. 2-3 のようになり,このような吸収プロファイルから,レーザーを吸収した準位原子の密度，並進温度,流速といった情報を得ることが出来る.

FWHM

0.30

Absorption Ratio

0.25

Temperature

0.20

Integrated
absorption
coefficient

0.15
0.10

Numberdensity

0.05
0.00
-5

-4

-3

-2

-1

0

1

2

Frequency, GHz
Fig. 2-3吸収プロファイル

12

3

4

5

2.3.2 レーザー吸収分光法(LAS)
吸収分光法のうち最も代表的な方法であり,幅広い用途に用いられ,容易に導入できる方法である.半導体レーザーより照射されたレーザー光がその波長を吸収する媒体に吸収されたエネルギーを計測することにより,吸収プロファイルを得る方法である.その方法よりシングルパス LAS と呼称されることもある.レーザー光を吸収する媒体を通過する光の強度 I の変化は以下の式で表せる.
(2.10)

ここで,i,j はそれぞれ,上位,下位のエネルギー準位を表しており,Ni , Nj は数密度,gi , gj は統計重率, il は吸収断面積を表す.それぞれ Ei , Ej のエネルギー準位をもつ数密度 Ni,Nj が放射場との相互作用によってあまり変化しないと考えれる場
合，Ni, Nj は一定とみなすことが出来る．そのとき吸収強度はレーザー強度に比例する．すなわち，Liner Absorption となる．(2-10)を x で積分すると，以下のよ
うに Liner Absorption についての Beer の法則が得られる[15]．

(2.11)

ここで,k は吸収係数である.
レーザー強度変化が吸収と誘導放出からなるとすると,全体での吸収は,以下の式で表すことができる.
kv dv

hv
( Bij dN ic

B ji dN j )(2.12)

ここで,Bij,Bji はアインシュタインの B 係数であり,A 係数と以下の関係を満たしている.
8 hv 3 g i
A ji
Bijc3 g j(2.13)
8 hv 3B jic3
以上より,積分吸収係数についての以下の式が得られる.

13

K

k vdv
c2 g jgi N jA ji N i 1
2
8 v gig j Ni(2.14)

Ni, Nj との間にボルツマン平衡が成り立っていると仮定すると以下の式が成り立つ.

(2.15)

ここで, Eij は i,j 準位間でのエネルギー差であり,k はポルツマン定数,Tex は電子励起温度を表す.式(2-14),(2-15)より,次の関係式が得られる.

(2.16)

ここで,積分吸収係数は近似的に以下のように表すことができる.
(2.17)
よって,吸収プロファイルから積分吸収係数を求めることで下準位における原子数密度を計測することができる.
2.3.5 プロファイルの広がりと並進温度
吸収分光法において,レーザーの光子を気体が吸収する際エネルギー準位 Ei から Ej の 2 準位間遷移であるのでそのエネルギー分にあたるレーザーの単一波長を吸収するはずである.しかし,実際の吸収プロファイルは様々な原因によってある程度の広がりを持つことになる[16].その原因には,励起した原子の励起準位にいることのできる寿命の長さであったり,励起原子の中性粒子や電子との衝突であったり,励起原子の熱運動などがある.これらの広がりは 2 つのタイプに分けられ,1 つ目は均一広がりと呼ばれるローレンツ型の広がり,2 つ目は不均一広がりと呼ばれるガウス型の広がりである.ここで,均一広がりと不均一広がりについての説明を加えておく.均一広がりとは,幅のある吸収帯の中のどの周波数帯においても全ての原子が等しい確率でその光を吸収するとき,その吸収線は均一
広がりを持つという.一方,不均一広がりとは,ある一部の原子のみがその周波数の光を吸収でき他の異なる原子は異なる周波数の光を吸収するときに吸収線がもつ広がりのことをいう.
14

これらの 2 つのタイプに分けられる広がりであるが実際にはこれら 2 つの広がりが混在したプロファイルになる.
2.3.6 ドップラー広がり
これは,レーザー中の光子を吸収する気体が熱運動しているために,ドップラ
ー効果によって吸収する周波数がずれるために起こる広がりである.ある励起原子が静止状態である場合の吸収周波数を ν0 とする.その原子が速度 v で熱運動しているとすると,この原子が吸収する周波数 νv は ν0 から ν だけずれ,次のようになる.

(2-18)
ここで,c は光速である.原子の速度分布がマクスウェル分布に従うとすると,ある
速度 v を持つ原子の確率密度関数は(2-19)となる.ただし,MA は原子 1 個の質量,k はボルツマン定数,T は絶対温度である.また,吸収プロファイルがガウス型を持つ場合,そのプロファイルは次のようになる.

(2-20)
ここで,ΔνD はドップラー広がりと呼ばれる.式(2-20)の νv―ν0 の部分に式(2-18)を代入し,式(2-19)と式(2-20)が相似形であることを考慮すると,並進温度と次のような関係式が得られる[17].

(2-21)

15

2.3.7 自然広がり
自然広がりとは原子が準位間遷移する場合に有限の時間がかかることによって生じる広がりのことである.量子力学における不確定原理によればエネルギーΔ
E と遷移時間Δt の間には次のような不確定性の関係がある.

(2-22)

ここで,h はプランク定数である.励起準位の寿命はΔt =1/A であるため,励起準位の不確定性は次のようになる.

(2-23)

このΔνN が自然広がりである. 本研究で使用した吸収線の遷移について考慮す
ると数 MHz 程度であるのでドップラー広がりに比べかなり小さい.また,この自然広がりをあらわすプロファイルはローレンツ型であり,一般的には A 係数は107~108 s-1 である.
2.3.8 衝突広がり
原子がその周りのガスとの衝突によって原子状態が乱されることが原因で生じるスペクトル線の広がりを衝突広がりと呼ぶ.原子準位間のエネルギー差が衝突する原子の持つ運動エネルギーと比べてそれほど大きくはないとき衝突によ16

り原子間の遷移が誘発されることによって生じる.衝突広がりは以下の式で表される.
(2-24)
ここで, L は衝突有効断面積,P はガス圧力,M1 吸収原子の原子量,M2 は周辺ガスの原子量である.0.1 torr の圧力領域において,10 MHz の拡がりである.
2.3.9 シュタルク広がり
シュタルク広がりは外部電場の影響によって縮退が解けることによって生じる広がりである.シュタルク広がりはローレンツ型をしており,その広がりは以下の式で表すことができる.

(2-25)
ここで,w は電子衝突径数, はイオン広がり係数 ne は電子密度,Te は電子温度を表す.ne = 1020 [m-3]において,50 MHz 程度である.

2.3.10 Power 広がり
レーザーの強度が強くなる時,2.1.1.で述べた線形性が適用できなくなり,線幅が広がることから生じる.これはローレンツ型であり,広がりは以下の式で表せる.

(2-26)-2

ここで, は衝突周波数 x は Rabi 周波数である.レーザー強度 10 mW/cm 程度で10 MHz 程度の拡がりとなる.
2.3.11 Transit-time 広がり
この広がりは,レーザー光を粒子が通過することによって生じる.このプロフ
ァイルはローレンツ型であり,広がりは以下の式で表すことができる.

17

(2-27)
ここで は原子の速度であり a はレーザーのビームの直径である.a= 1 mm で 1
KHz 程度の拡がりである.
2.3.12 ゼーマン効果
ゼーマン効果は原子から放出される電磁波のスペクトルにおいて,磁場が無い
ときには単一波長であったスペクトル線が,原子を磁場中においた場合には複数のスペクトル線に分裂する現象である.ゼーマン効果は原子が磁気双極子を持っていることにより生じる.外部磁場中における軌道電子のハミルトニアンは以下の式で表される.
(2-28)
ここで,H0 は非摂動ハミルトニアン,HB は磁場による相互作用のハミルトニアン
であり,以下の式で定義される.

(2-29)

ここで, は原子の全磁気モーメントであり,(2-30)
はボーア磁子で,(2-31)
は全角運動量,g はランデの g 因子と呼ばれる. はプランク定数である.
電子の磁気モーメントは軌道角運動量 L,とスピン角運動量 S とそれぞれの磁気回転比をかけあわせたものである.全磁気モーメントは以下の式で表される.
18

(2-32)

ここで,であり,それぞれ,電子軌道,電子スピンの g,因子である.よって,の相互作用エネルギーはであることを考慮し,原子の全磁気モーメントと磁場(2-32)
で表すことができる.ここで,は磁気量子数である.また,ランデの g 因子は以下のように計算される.
(2-33)
相互作用エネルギーは周波数 と波長 を用いて 以下のように表せる(2-34)
よって ゼーマン効果による波長シフトは 以下の式で表される(2-35)
本実験条件下においては,B = 00.1 [T] 程度であるので, = 2.5×10-17 [m]程度である.よって,今回の計測においては考慮していない.
以上のように,プロファイルの拡がりには様々な要因が挙げられるが,本実験条件において,ドップラー拡がりが支配的であるためにガウス関数によりフィッ
19

ティングを行い,並進温度の算出を行った[18].
2.3.13 吸収シフトと流速原子がある方向に運動している場合,吸収波長はドップラー効果によって変化する．それゆえ，気流の流速はその波長シフト量と，原子の運動の方向とレーザーが作る角から次の式より求められる.
(2-36)
ここで，V は流速，Δν はシフト量， 0 は原子が静止状態での吸収波長，θ は流れとレーザー光が作る角度である.

20

2.4 マルチパス吸収分光法
2.4.1 Integrated cavity output spectroscopy (ICOS)LAS を発展させた計測方法として,Integrated cavity output spectroscopy (ICOS)がある.ICOS は 2 枚の高反射ミラーを用いた高感度吸収分光法のうちの一つである[19].測定対象の両端に 2 枚の高反射ミラーを平行に設置して,光学キャビティーを形成する.その概念図を Fig.2-4 に示す.ICOS の場合,レーザーの軸をずらすことにより入射された光は多重反射セルに光を入射した際と類似した光路反射をする.しかし,多重光路反射セルとは異なり,入射された光は光学キャビティーの外へと抜け出ることなく,光学キャビティー内を反射し続ける.光学キャビティ
ーの間をレーザーが何度も往復することにより,吸収光路長が大幅に稼げることになる.それにより検出精度は LAS よりも格段に向上する.ICOS における吸光度
は,LAS での吸収係数 k 有効光路長 d0 の関数であり,次式で表される[20].

ここで,R は高反射ミラーの反射率である.kd0 << 1 の場合,(2-37)式は次式のように近似できる.
(2.38)
また,吸光度がさらに小さく Rkd0/(1-R) << 1 の場合には,さらに近似でき,(2.39)となる.一般的に高反射ミラーの反射率は 0.999 %程度であるため,LAS と比較して,原子密度が 3 桁程度低い領域においても計測が可能となる.
また,エラー! 参照元が見つかりません。,エラー! 参照元が見つかりません。から測定する原子の下順位の数密度 Ni は(2.40)
8 g i k ( v)dv
1
Ni
2
gj
A ji
d ICOS
82

gi K 1 R
g j A ji Rd 0で得られる.
21

ICOS はその特徴により,高感度吸収分光法では一番の肝となるキャビティー
間のアライメントをそれほど気にすることなくプロファイルが得られるという利点がある.今回,本研究における水素のプロファイルの測定には ICOS を採用した.

Fig.2-4

ICOS 概念図

2.4.2 その他の高感度吸収分光法
高反射ミラーを用いた光学キャビティーを形成することにより,高感度な吸収分 光 法 の そ の 他 の 代 表 的 な 例 と し て , キ ャ ビ テ ィ エ ン ハ ン ス ト 吸 収 分 光法
(CEAS)[21],キャビティリングダウン分光法(CRDS)などが挙げられる[22].CEAS
はキャビティー内において,レーザーを同軌道上での往復を繰り返させ共振させることにより計測を行う.その計測方法より ICOS と比較して,前者は on-axis,後者
は off-axis と呼ばれる.CEAS においては共振した透過光信号は一定間隔を持った櫛型の信号が観測され,その間隔 FSR(Free Spectral Range)は,共振器長に依存する.
解析を行う際,CEAS 櫛型の最大値を正確に捉える必要があるため,データサンプ
リング数を従来の方法にくらべ 2 桁程度大きくする必要がある.
CRDS は従来の吸収法と同様に被検出物質が存在する時と存在しないときの透過光強度の変化を用いて吸光度の決定を行うのではなく,光学キャビティー内に閉じ込められた光の強度減衰を観測することで,キャビティー内にある物質の吸収を測定する吸収分光法である.光学キャビティーの一方のミラーからレーザー光を注入すると,少しずつその強度を減衰させながら往復を繰り返す.光がミラーにより反射される際,その光の一部はミラーの外に漏れ出し,その漏れ光の強度は,時間とともに単純な指数関数減衰を示す.吸収する媒体の有無による,減22

衰時間の違いによって評価する.CRDS は光学キャビティー内の検出光の減衰寿
命の測定をしていることにより,レーザー光のショットごとの強度変動があっても計測は原理的には影響を受けない.この点は,検出光強度の変動によって強く影響を受ける他のマルチパス吸収分光法に比べて大きな利点である.しかし減衰時間を計測するという特徴により,連続光(cw)レーザーを用いた場合,光音響素子（AOM）を用いて数 ns の時間分解能で光入力を切る必要がある.
光学キャビティーを用いた高感度吸収分光法の欠点は,試料ガスなどがミラーへの沈着を起こすために,測定中にミラーの反射率の減少が起こることがある.
高感度吸収分光法においてミラーの反射率の減少は測定感度の減少につながってしまうため,頻繁にミラーの洗浄を行う必要がある.

23

2.5 比投入エンタルピー変換効率
エンタルピー変換効率とは,高周波電源からの投入電力が推進剤ガスのエンタ
ルピー上昇にどの程度寄与しているかを見るための指標である.求めた並進温度
より比投入エンタルピー変換効率が算出できる.この変換効率 h を以下のように定義する.電子温度よりこのエンタルピー変換効率を求める.
m& H(2.41)
h
P
放電管内のガスを理想気体とみなすと,エンタルピーは定圧比熱と絶対温度の積で与えられるので,比エンタルピー上昇 H は

H

T
T0

c p (T , )dT ,で表される.ここで,H : 単位質量流量当たりのエンタルピー上昇 [J/Kg]: 投入電力 [W]Pm&: 質量流量 [Kg/s]T: 絶対温度 [K]cp: 定圧比熱 [J/Kg･K]

である.これにより,変換効率が求まる.

24(2.42)

2.6 発光分光強度法
2.6.1 電子励起温度測定
熱平衡プラズマにおいては,ボルツマン分布が成り立つ.スペクトル線強度は,ボルツマン分布から定まる励起状態の原子濃度（またはイオン濃度）に比例するので,強度を測定することにより原子（またはイオン）の励起温度が求められ
る.準位 n から準位 m への遷移で振動数 のスペクトル線が発光する場合,そのス
ペクトル線強 Inm は一般に

I nm

h

gn
Anm N exp( E n kT )Z (T )(2-43)

で表される.ここで,gn ：励起準位 n の統計的重価
En ：励起準位 n の励起エネルギー
Anm ：n から m への遷移に対する遷移確率
N ：原子の総数
Z(T)：温度 T におけるその原子の分配関数(2-43)式を を用いて変形すると,次式が得られる.

I nm nmAnm g nexp(

En hc0 N)
kT Z (T )K exp(

En)
kT(2-44)

ここで定数 K は,同一温度で,同一原子のスペクトル線について共通の定数である.(2-44)式の対数をとると,次式を得る.

ln

I nm nmAnm g nEn
kT

(2-45)

ln K

同一原子の複数スペクトル線について,(2-45)式の左辺の量を縦軸に,横軸に Enをとると,直線が得られ,その傾斜は−1/kT に比例する.その傾きを a とすると,電子温度 T を次式より求めることができる.

T

k
a

1
11600
a

(2-46)

25

直線にならないときは,熱平衡が成立していないか,あるいはスペクトル線の自己吸収,妨害線の影響,遷移確率の不正確など様々な要因が考えられる.この方法を用いるには,A 係数が既知の複数本のスペクトル線が必要である.ただし,A係数の絶対値は必ずしも必要ではなく,複数のスペクトル線の A 係数の相対値がわかればよい.
2.6.2 分光計測系の感度較正
カメラの感度は,波長依存性があり,また,プラズマからの放射はレンズにより測定し,出力されるまでの過程に含まれる系の多くは波長の関数となる減光率を持っている.このため,較正は任意の波長ごとに行われる必要がある.相対的な感度の較正の場合,光源の波長に対する相対的なエネルギーが分かればよい.Fig.2.5に標準光源の波長に対する実測値と既知の発光強度の値を示す.Fig.2.5 より,長波長側で感度が減少していることが分かる.この場合,測定のときに長波長のときの発光強度は見かけ上,小さく見えることになる.この図から波長に対する補正係数が求まる.補正係数を c とすると,これは系に入射する Iinput と最終的な信号
出力 Ioutput の比で表される.すなわち,I input ( )c ( ) I output ( )(2-47)

c を得るためには Iinput が既知でなければならないが,Ioutput (測定値) が,c は標準光源を測定したものと等しいので,c( )I input ( )I lamp ( )I output ( )I lamp measured ( )(2-48)

すなはち,Fig.2.5 のそれぞれの信号の比をとればよい.それにより得られた較正
曲線を Fig.2.6 に示す.

26

4000

0.20

Known deta
Experimental deta

3500

0.18
0.16

Emission intensity

3000

0.14

2500

0.12

2000

0.10
1500

0.08

1000

0.06

500

0.04

0

0.02

-500

0.00
200

300

400

500

600

700

800

900

Wavemeter, nm

Fig.2-5 既知光源の発光強度と計測による発光強度

0.0008compensation coefficient

0.00070.00060.00050.00040.00030.00020.00010.0000-0.0001
200

300

400

500

600

700

Wavemeter, nm

Fig.2-6 発光較正曲線

27

800

900

第3章

実験装置

3.1 高周波放電スラスタ
今回実験で用いた高周波放電スラスタの装置を以下で説明する.
3.1.1 RF スラスタ本体
実験に用いた RF スラスタを Fig.3-1 に示す.RF スラスタは放電管,タンク,バルブ,熱交換器,アンテナによって構成されている.放電管部分には外径 18 mm,内径15 mm,長さ 150 mm, 外径 30 mm, 内径 27 mm, 長さ 250 mm の 2 つの石英管(耐熱温度約 1000 K)を用いた.アンテナは径 1 mm,ポリイミドオーバーコートセラミ
ックニッケルメッキ銅線を用いた.それぞれの実験に用いたアンテナ形状は第 4章で示す.アンテナ形状には放電管に巻きつけるよう円筒型のループアンテナを作成した.Fig.3-2 にアンテナ写真を示す.このアンテナから高周波電力を投入しプラズマ生成を図った.
熱交換器は円筒型ポーラス状カーボンでできており,推進剤投入部と放電管の間に設置され推進剤が放電管内に過剰に流入することを防いでいる.放電管内の圧力を調整するため,小型チャンバとの間にオリフィス取り付けた.オリフィス
は銅製で中心部に直径 1 mm の穴が開けてあるものを用いた.この穴をノズル部分のスロートと想定した.

Propellant

Antenna

18 mm

Fig.3-1

RF スラスタとプルーム写真

3.1.2 流量制御
水の推進剤流量調整には,ソレノイドバルブを用いた.ソレノイドバルブは印
加電圧 12 V,オリフィス径 1.5 mm のものを用いた.また,水の蒸気圧の温度依存性に着目し,推進剤タンクに巻き付けたヒーターを使用して推進剤タンクの温度を調整することにより流量調節を行った.推進剤投入機構としては,ヒーターによ28

りタンクの水を気化させた状態で放電管へ投入した.タンクの形状は水が液体のまま放電管に流入しないようサイフォン型を採用した.ヒーター電力と流量との関係を示したグラフを Fig.3-2 に示す.ヒーター電力と流量との間に一定の相関関係があることがわかる.ヒーター電力を投入していないとき,流量は 1.1 mg/s であった.ヒーター電力 30 W 投入時には,3.8 mg/s に増加した.このように,ヒーターに供給する電力を制御することにより,放電室へ供給する水の流量を制御することができた.アルゴンの推進剤流量調整には,マスフローを用いて調整した.0~200
sccm の範囲で流量調整を行った.

Mass flow rare, mg/s

5
4
3
2
1
0
-5

0

5

10

15

20

25

30

35

Heater power, W
Fig.3-2

流量のヒーター電力依存性

3.1.3 高周波電源
本研究で用いた高周波信号発生装置としてエヌエフ回路設計ブロック社製のWF1946 を用いた.周波数範囲：10nHz〜15MHz の信号を発生させることができ,
今回の実験で用いた周波数帯は 3 MHz である.高周波は BNC ケーブルを介して高周波増幅器へ投入される.増幅器はサムウェイ社製の T145-6024B を用いた.投入
電力はパワーモニタにより表示された入射波と反射波の差より算出される.アン
テナとの整合は高周波電源とアンテナの間に入れた整合器内の可変コンデンサ
ーを調整して行なった.
3.1.4 インピーダンスマッチング29

本実験で用いた高周波電源の出力インピーダンスは 50 Ωであり,電源から RF
スラスタ本体のアンテナ(高周波コイル)までの接続に用いる伝送ケーブルの特性インピーダンスはすべて 50 Ωのものを用いた.
プラズマ自身も 0.5~1.5 Ωと小さいながらもインピーダンスをもっているので,高周波電力を効率よくプラズマに伝播するには,電源とプラズマの間のインピーダンスマッチングを取る必要がある.実験では,プラズマ点火を行う前に予めアンテナと高周波電源との整合を整合器内の可変コンデンサーを調整して行なった.本実験で用いたインピーダンス整合回路を以下 Fig.3-3 に示す.

Fig.3-3

本実験で用いたインピーダンス整合回路

図中の C1 及び C2 の可変コンデンサーの容量を調整してマッチングさせる.高周波電源には進行波電力計と反射波電力計の 2 つのメーターが取り付けてある.
プラズマの点火時には,所定の高周波出力(進行波電力計の読み)に対して反射波出力が最小になるように,C1 と C2 の容量を調節する必要がある.一般に,2kW 以下の高周波出力では反射波は 10W 以下にできる.
ここで,本実験の体系でのインピーダンスマッチングの条件を考えてみたい.
使用したアンテナ(Cu 製),コイル直径 1.9cm,巻回数 24 ターン,コイル長さ 3.0cm
を例に,以下に示す計算式を用いてコイルのインダクタンス L [ H] を算出してみる.
2L

D2 N 2K
10 3[ H]
l
30

(3-1)

ただし, l : コイルの長さ [cm] , D : コイルの直径 [cm] , N : 巻回数,また長岡係数 K は以下の式で表される.
2.25

K

2.25

よって, La

(3-2)

D
l

5.79[ H ] と計算できる.また, R a

3.4 10 2 [ ] , f

3.0[ MHz ] であることを考慮してインピーダンスマッチングの条件を計算する.Fig.3-3 の回路図におけるインピーダンス Z は以下の式で表される.

(3-3)
ここで,A,B,C,D それぞれ(3-4)
で表すことができ,また,Rz = 50[
最終的に,

C1

Xz =0 であるので,12.7[ pF ]
(3-5)

C2

473[ pF ]と求められる.

3.1.5 真空系
真空チャンバ
小型チャンバに放電管を直接接続し,真空状態にした.今回の実験での真空引きは放電管に生成するプラズマ気体の組成を一定に保つのが目的であり,10-2
torr 以下まで排気してからプラズマの点火を行なった.
31

以下に,本実験で使用したポンプの特徴について簡潔に説明する.
①ロータリーポンプ
ロータリーポンプ （Rotary Pump）は,回転する内部の板が気体をかき出すよ
うに排気する真空ポンプの一種である.超高真空を必要とするチャンバの粗挽きや,背圧を維持するための補助ポンプとして使われる.到達真空度は 10−1 Pa （10−3Torr） 程度である．
②メカニカルブースターポンプ
メカニカルブースターポンプは,ケーシング内にある２個のマユ型ロータが,その軸端の駆動ギアにより互いに反対方向に同期回転するようになっている.
メカニカルブースターポンプは,粗引ポンプと組み合わせて使用することにより粗引ポンプの排気速度の落ち込む領域を大幅にアップさせることができる.
大気から排気するポンプではなく後段（大気側）に油回転ポンプを設けて使用される.中,低真空領域(1Pa〜1000Pa）でガス負荷の大きな雰囲気形成に主に使用される.
今回用いたポンプは EDWARDS 社製のロータリーポンプ EH250 (733 L/min,到達
圧力 10−1 Pa,メカニカルブースターポンプ E2M40（設計排気速度 375 m3/h）の二つのポンプを組み合わせたもので,同時に起働させ大気圧から排気が可能となる.

32

3.2 光学系
アルゴン原子の並進温度には LAS を用いて測定を行った.水素原子の並進温度
測定は LAS で行ったところ吸収が見られなかったため,高感度な吸収分光法である ICOS を採用した.
レーザー吸収分光法の実験に用いた光学装置の写真を Fig.3-4 に示す.また,レーザー吸収分光法を用いた場合の概観図を Fig.3-5 に示す.半導体レーザーの周波数は電流変調によって,掃引周波数 0.5 Hz,変調幅 30 GHz で掃引した.レーザー波
長は分光器を用いて検出した.レーザーはビームスプリッタを用いて 4 つに分けられ,1 つ目は,測定対象プラズマのターゲット吸収波長を調べるため,参照セルを通過させ,フォトディテクタによって検出した.2 つ目は,Free spectral range (FSR)
が 1.15 GHz の融解石英製のソリッドエタロンに投入し,相対周波数の算出に用いた.2 つ目は,分光器へ投入され,波長計の代替品として用いた.3 つ目は,RF プラ
ズマを通過してフォトディテクタによって検出される.プラズマ発光や部屋の照明によるノイズを防ぐためにバンドパスフィルタを用いた.全てのシグナルは
PC ベース計測器(WE7000; Yokogawa Co.) を用いて保存した.ターゲット波長はアルゴン原子のスペクトルは準安定順位からの遷移である 826.45nm のラインを用いた.

.
Fig. 3-4

光学系装置写真33

Fig.3-5

光学系概観図次に ICOS で用いた光学系装置の概観図を Fig.3-6 に示す.ICOS の場合,半導体
レーザーは掃引周波数 0.5 Hz,変調幅 60 GHz で掃引した.また,レーザー光をモデュレートさせるために,ファンクションジェネレータにより周波数 1 MHz,波長の振幅 0.7 pm 程度のサイン波を重ね合わせ発振させた.レーザー光はビームスプリ
ッタにより 3 つに分けられ,1 つ目はエタロン,2 つ目は分光器に投入される.3 つ目は,真空チャンバーの両端に設置された 2 枚の高反射ミラーによって形成された光学キャビティーに投入され,アバランシェフォトダイオードによって検出される.キャビティー長は 822 mm であり,FSR は 183MHz である.LAS の場合と同様にプラズマ発光や部屋の照明によるノイズを防ぐためにバンドパスフィルタを用い,全てのシグナルは PC ベース計測器(WE7000; Yokogawa Co.) を用いて保存した.656.27 nm 帯に存在する H-α のラインをターゲットとした.

34

Fig.3-6

ICOS による光学系装置概観図

3.2.1 半導体レーザー
半導体レーザー（Laser diode, LD）は,①ダイオードに小電流を流すだけで動作し効率が高いこと,②小型で使いやすく信頼性が高いこと,③速い速度の電流変調ができること,④安価に大量生産ができること,などの優れた性質をもつことが利点として挙げられる.
今回実験で用いたレーザーは半導体レーザーであり,半導体レーザーのチッ
プにかかっている電流および温度を変調することにより波長を変化させることができる.波長変化の仕組みは電流,温度変調によって屈折率が変わり,共振器長も変化する.共振器長が変わると共振波長が変化するので,発振するレーザー光の波長を変化させることが可能となる.ただし,この方法では外部共振器の場合と異なり共振器長をそれほど大きく変化させることができないため発振する波
長もそれほど大きくは変化させることができなくなる.また,吸収分光法では線幅というのがクリティカルに効いてくるため,外部共振器の場合と異なりレーザ
ーチップ自体が縦シングルモードのものでなければならないという制約が生じる.さらに,温度を変化させ波長を掃引させる際に,モードホップしてしまうことがあるために測定ターゲット領域でモードホップしないようなレーザーチップ
35の選定が重要となる.以上のような理由により,本研究でのターゲット波長はアルゴン原子の場合準安定準位からの遷移である 826.45 nm で,半導体素子はオプ
ネクスト社製の HL8325G(波長帯 830 nm)を用いた.水素原子の場合は,656.27 nm
帯に存在する H-α のラインをターゲットとし,半導体素子は HL6512MG(波長帯658 nm)を用いた.
本研究で用いた電流変調型半導体レーザーの温度変調,電流変調には,THORLABS 製の TED200,LDC202C をそれぞれ用いた.半導体レーザーより照射されたレーザーはコリメートレンズにより平行光として各光学測定装置に入射させた.
3.2.2 アイソレーター
レーザーヘッドから出力された光が光学系の中のどこかで反射して再び共振器に戻り,ノイズの源となるのを防ぐためアイソレーターを使用した.順方向ではレーザー光は入力ポラライザを透過すると,偏光,非偏光に関わらず全て 0°直線偏光になる.次にファラデーローテータロッドで偏光面が 45°回転される.最後に光学軸 45°に設定された出力ポラライザを透過する.逆方行においてはフィー
ドバック光は再度アイソレーターに入り,出力ポラライザにより 45°でポラライ
ズされる.次にローテータロッドを透過し,さらに 45°回転する. すなわちフォワ
ードモード時と合わせて 90°回転された光が,入力ポラライザへ入るため,入力ポラライザで消光され,レーザシステムへの戻り光を防ぐことができる.
今回の実験ではレーザー光の中心波長が 660 nm 用の ISOWAVE 社製のI-67T-5M,また 850 nm を中心波長とする THORLABS 社製の IO-3-850-HP の２つのアイソレーターを用いた.
3.2.3 エタロン
吸収分光測定において，得られた時系列データを周波数に変換する際に，周波数の基準となるのがエタロンより得られた信号である.ここでいう周波数というのはレーザー光の周波数である.エタロンは 2 枚の平面鏡を平行に配置し共振器を形成させたものである.今回の実験では光学ガラスを精度良く平行平面に研磨し,その両面に反射膜をコートした EKSPLA 社製の融解石英製のソリッドエタ
ロンを用いた.片方よりレーザー光を入射し,その波長がエタロンの共振器長の整数倍になったとき,光が透過し,反対側のディテクターで受光されるようになっている.波長掃引を行うと,フリンジ状の信号が観測され,その間隔 FSR(FreeSpectral Range)は,共振器長に依存する.今回用いたエタロンは FSR が 1.15GHz のものを用いた.

36

3.2.4 ディテクター
本実験では,レーザー光強度の測定のために,フォトディテクタ(PD)とアバラ
ンシェフォトダイオード(APD)を用いた.フォトディテクタには THORLABS 社
製の DET36A を用いた.作動原理として,半導体のバンドギャプより大きいエネル
ギーの光子が pn 接合部の空乏層で吸収されると,ここで電子・正孔対が生成される.この電子と正孔は,空乏層の電位の傾きにより,電子は n 型基板へ,正孔は p 型
基板へ移動する.その結果,外部から電圧を印加しなくても,電力が発生する.この
光起電力効果を利用して光を検出するのがフォトダイオードである.
アバランシェフォトダイオードは逆バイアスを印加することによりアヴァラ
ンシェ・ブレークダウンと呼ばれる現象を発生させる.これは,自由電子が電界で加速され衝突電離を引き起こす過程が,繰り返し発生することで,大電流が流れる現象ある.これにより光電流が増倍される高速・高感度のフォトダイオードがアバランシェフォトダイオードである.アバランシェフォトダイオードは浜松ホトニクス社製の S6045-03 を用いた.アバランシェフォトダイオードの感度を向上させるためおよびノイズを軽減させるためペルチェを用いて冷却を行った.ペル
チェには THORLABS 社製の TEC1.4-6 を用いた.本実験においては,逆バイアス電圧を 240 V 以上印加した場合に信号が得られた.
3.2.5 分光器
ファイバー入力の小型分光器で Stellarnet 社製の EPP2000 を用いた.2048 素子
リニア CCD が内臓され,分光出力を USB2 経由にて PC にマルチチャンネル出力
した.収差補正凹面グレーティング,1024 アレイ InGaAs 素子の搭載など小型分光器分野の先端製品を搭載している.
3.2.6 その他の光学機器
光学機器としてミラー,ビームスプリッタ,コリメータ,光ファイバ,バンドパス
フィルタを用いた.これらの仕様を表 3-1 に示す.
表 3-1

その他の光学機器

Make

Serial number

Mirror

THORLABS

PF10-03-P01

Beam splitter
Collimator & modulate lens

THORLABS
THORLABS
THORLABS
THORLABS

BP133
C230TM-B
M25L02
FB670-10,FB830-10

Optical fiberBand pass filter

373.2.7 参照セル
アルゴン原子の吸収スペクトルがどの波長帯に存在するのかを参照プラズマ源として,参照セルを用いた.プラズマの生成方法として RF プラズマを用いた.作動周波数 10 MHz を用い,アンテナの巻数は 7 巻,全長は 16 mm であった.放電管は内径 15 mm,長さ 200 mm のパイレックス管を用いた.RF スラスタと同様に可変コンデンサーを用いてインピーダンスマッチングを行った.放電管内を真空にするためにロータリーポンプを用いた.参照セルの両端に窓を用い,レーザーを通過させ光路長を長くとることにより吸収が容易に見られるようにした.
3.2.8 光学キャビティー
光学キャビティーを固定すると,共振条件を満たすレーザー光のみが光学キャ
ビティーを透過する.この原理を光学キャビティーの概念図を用い説明する.Fig.
3-7 に光学キャビティーの概念図を載せる.これは A 点から入ってきたレーザー
光が B 点で反射され,さらに C 点でも反射されているという図である.ここでは簡単のためにレーザー光が垂直に入射している場合を考える.鏡と鏡の間隔である共振器長を t とすると入射光と反射光が強めあう条件は次のようになる.
2tp( 3-6 )となる.ここで p は整数(次数),λはレーザー光の波長である.要するに共振器長がレーザー光の波長の整数倍であればよい.レーザー光の波長を少しずつ変えていった場合,次に共振を起こすのは次のような場合である.
2t

p 1( 3-7 )

上の二つの式を連立すると次の関係式が出てくる.
1
2t

2

const

( 3-8 )

なおここで,2t >>λの条件を用いた.一方,光の速度と光の波長,周波数の関係式は次のとおりである.
cf( 3-9 )
ここで,c は光の速度,f は光の周波数である.レーザー光の波長がΔλ変化したとき,レーザー光の周波数がΔf 変化したとすると,式(3-9)は次のようになる.
c

(f

f )(

)

( 3-10 )式( 3-9 )と式( 3-10 )を連立すると以下のような関係が得られる.
f2c( 3-11 )式( 3-8 )より式( 3-11 )の左辺は一定値を取ることがわかる.つまり, 光学キャビ38

ティーは一定周波数ごとに共振を起こし,信号を出力することになる. その間隔
は FSR(Free Spectral Range)として定義されている.
本実験では 2 枚の高反射ミラー(OptiSource/反射率 0.9993,中心波長 660 nm,曲率半径 1 m) を用い光学キャビティーを形成した.キャビティー長は 822 mm であり,FSR は 183MHz である.本実験で用いた光学キャビティーの写真を Fig.3-8 に示す.

Fig.3-7共振器の概念図High reflective mirror
822 mm

Fig.3-8

光学キャビティー概観

39

第4章

4.1

実験結果

RF スラスタの最適化

RF スラスタにおける作動パラメーターとして,アンテナ形状,高周波周波数,ス
ラスタ形状,推進剤投入方法,磁場印加などが挙げられる.本研究では,アンテナ形
状,高周波周波数をターゲットとして依存性を調査した.測定方法としてシング
ルパス LAS,推進剤にアルゴンを用いた.それぞれのパラメーターを変化させた
ときにおけるアルゴン原子の並進温度を測定した.これは原子の並進温度を電力の推進剤へのエンタルピー上昇に寄与したものとして評価した.アルゴンを用いた理由として,水と比較して安定的にプラズマの点火が可能であること.また水を用いた場合,現在の推進剤流入システムでは推進剤タンクに少量しか貯蔵できないため,長時間の作動実験が難しいこと.アルゴン原子の準安定準位の計測はシングルパス LAS システムでも吸収計測が可能であることが挙げられる.
実験方法として,アンテナに高周波を投入しマッチングを合わせたのち,推進剤を投入しプラズマを点火させる.プラズマの生成に伴いマッチングが変化する
ので常に可変コンデンサーを用いてマッチング合わせる必要がある.この時点ではプラズマは容量性結合プラズマ(E モード)である.投入電力を上げていくことによりプラズマは誘導性結合プラズマ(H モード)へとジャンプする.このとき,マッチングが大きく変わるとともに,プラズマの発光輝度が大きく増す.E モードとH モードのプラズマ発光を比較した写真を Fig.4-1 に示す.写真からわかるように
E モードの場合,左側にある熱交換器であるカーボンと容量性結合してしまって
おり,放電管全体でプラズマが生成されているが,H モードの場合は,アンテナ付
近のみでプラズマが生成されており輝度も増加していることがわかる.

Flow

Flow

40

Fig.4-1
RF プラズマ発光 (上：E モード,下：H モード)
H モードにおけるアルゴンの発光分光スペクトルを Fig.4-2 に示す.この発光分
光スペクトルより,発光分光強度法を用いてアルゴンの電子温度依存性を求めた.
発光分光強度法に用いたアルゴン原子のスペクトルデータを表 4-1 に示す[23].
放電管中心より 1 mm ずつ測定範囲を移動させることにより,プラズマ半径方向の電子励起温度分布の変化を Fig.4-3 に示す.グラフより放電管中心付近での電子励起温度が高いことが分かる.一般的には表皮深さの領域において,渦電流による加熱が行われる.そのためにプラズマの周辺部,放電管壁面付近において温度が高くなる.しかしながら,今回の結果では放電管壁面付近において電子温度が低くなっている.これは,放電管壁面において輻射熱損失が増加したためと考えられる.この結果より,レーザー吸収分光法を用いた計測の際には,プラズマの中
心をレーザー光が通るように設置した.
今回の実験に用いたアルゴン原子のスペクトルは準安定準位からの遷移である 826.45nm のラインを用いた.掃引周波数 0.5 Hz,変調幅 30 GHz で掃引した.実際に得られたアルゴン原子の吸収プロファイルとエタロンの信号を Fig.4-4 に示す.
また Fig.4-5 にスペクトルをガウス関数でフィティングしたグラフを示す.この吸収プロファイルの半値全幅よりそれぞれの条件での並進温度を求めた.

Emission intensity, arb. unit

0.4

0.3

0.2

0.1

0.0

600

700

800

Wavelength, nm

Fig.4-2 アルゴンの発光スペクトル

41

900

表 4-1
波長[nm]Ar 原子ターゲットスペクトルの遷移データ
準位

A[1/s]

Ei[eV]

Ej [eV]

555.9

1.4E+06

12.90715.14

3s23p5(2P3/2)4p - 3s23p5(2P3/2)5d

5

560.7

2.2E+06

12.90715.12

3s23p5(2P3/2)4p - 3s23p5(2P3/2)5d

3

641.6

1.2E+06

12.90714.84

3s23p5(2P3/2)4p - 3s23p5(2P3/2)6s

5

675.3

1.9E+06

12.90714.74

3s23p5(2P3/2)4p - 3s23p5(2P3/2)4d

5

696.5

6.4E+06

11.54813.33

3s23p5(2P3/2)4s - 3s23p5(2P1/2)4p

3

706.7
727.3

3.8E+06
1.8E+06

11.548
11.624

13.30

g

2

5 2

2

5 2

5

2

5 2

2

5 2

3

2

5 2

2

5 2

3s 3p ( P3/2)4s - 3s 3p ( P1/2)4p

13.33

3s 3p ( P3/2)4s - 3s 3p ( P1/2)4p738.4

8.5E+06

11.62413.30

3s 3p ( P3/2)4s - 3s 3p ( P1/2)4p

5

763.5

2.5E+07

11.54813.17

3s23p5(2P3/2)4s - 3s23p5(2P3/2)4p

5

794.8

1.9E+0711.72313.28

3s23p5(2P1/2)4s - 3s23p5(2P1/2)4p

3

826.5

1.5E+0711.82813.33

3s23p5(2P1/2)4s - 3s23p5(2P1/2)4p

3

840.8

2.2E+0711.82813.30

3s23p5(2P1/2)4s - 3s23p5(2P1/2)4p

5

842.5

2.2E+0711.62413.09

3s23p5(2P3/2)4s - 3s23p5(2P3/2)4p

5

852.1
866.8

1.4E+07
2.4E+06

11.82813.28

11.723

13.15

0

5

2

5 2

2

5 2

3

2

5 2

2

5 2

3

3s 3p ( P1/2)4s - 3s 3p ( P1/2)4p
3s 3p ( P1/2)4s - 3s 3p ( P3/2)4p

5000

Electron temperature, K

4800
4600
4400
4200
4000
3800
-5

10

Distance from center axis, mm

42

15

20

放電管中心からの電子温度依存性

Fig.4-3

1.5

PD signal, V

Absorption signal
Etalon

1.0

0.5

0.0
0

5

10

15

20

25

Relative frequency, GHz
Fig.4-4

LAS を用いたアルゴン原子の吸収曲線

2.0Experimental data
Gauss fit

Absprbance

1.5
1.0
0.5
0.0
-5

0
5
Relative frequency, GHz

43

Fig.4-5吸収プロファイルとガウスフィッティング曲線44

4.1.1 放電モード依存性
放電が E モードのときと H モードによるときの並進温度を比較するために,計測を行った.投入電力を増加してしまうと H モードへと変化してしまうため,流量を変化させて依存性を比較した.作動周波数は 10 MHz, 投入電力は 30 W,の条件下において計測を行った.得られた結果を Fig.4-6 に示す.全ての流量において H モードの場合が並進温度は高い.また,E モード,H モードそれぞれに 3 mg/s,
4.5 mg/s において並進温度がピーク値を示しており,最適な流量があると考えられる.一般的に,密度が低い領域において E モードの方がカップリングは良く,ある一定の密度を超えると H モードの方が効率は良くなる.おそらく今回の実験条件においては 3~4.5 mg/s の領域において密度ジャンプが起こっているものと考えられる.以下に示す実験において,プラズマ状態を H モードへ移行させたのち,マッチングを合わせプラズマ状態が安定してから計測を行った.

translational temperature, K

740

E-modeH-mode

720
700
680
660
1

2

3

4
5
Mass flow, mg/s

6

Fig.4-6 放電モード依存性

45

7

8

4.1.2 高周波周波数数依存性
RF プラズマの表皮深さは周波数の平方根の逆数に比例するので,周波数が大きいほど表皮深さは小さくなり,電流は表面付近で流れやすくなる.このことは,中心部のドーナツ形状の穴が周波数とともに大きくなることを示している.このように周波数は RF スラスタの性能を決める上での重要なパラメーターとなる.
そこでまず,RF スラスタに投入する高周波の周波数依存性を調査した.用いた高周波増幅器の性能の制限により,3 MHz までの高周波を用いることが可能である.
今回は,アンテナによる性能の違いがないように同じアンテナを用い,放電管径は 30 mm のものを用いて計測を行った.変化させた 3 つの周波数 2,2.5,3 MHZ における依存性を Fig.4-7 に示す.グラフより,測定精度の問題もあるが,この領域において周波数依存性は見られない.もう少し大きな範囲での周波数で調査してみれば依存性が見られるかもしれない.以下の実験において作動周波数は 3 MHz に固定して実験を行った.

Translational temperature, K

2500
2MHz
2.5MHz
3MHz

2000

1500

1000

500

100

150

200

Incident power, W
Fig.4-7 高周波周波数依存性
46250

4.1.3 アンテナ依存性
RF スラスタにおける重要なパラメーターの一つとして,高周波を投入するアンテナ形状が挙げられる.アンテナ長さ,巻き数,コイルのインダクタンス,3 つを変化させることによりアンテナパラメーターを決定した.ただし,コイルのインダクタンスは以下の式によって決定する.
2

La

D2N 2K
10 3 [ H ]
l

(3-1)

表 4−1 に今回用いたアンテナパラメーターを示す.
表 4-1 アンテナパラメーター
A

B

C

D

E

F

G

Diameter of loop[mm]

32

32

32

32

20

20

20

Turn number

11
41
2.5
1

13
41
3.5
1

14
41
4.0
1

16
41
4.9
1

24
33
5.2
1

24
45
4.3
1

24
52
3.5
1

Length [mm]Inductance [ H]
Diameter of coil[mm]

まず,始めに放電管径,長さを固定し,巻き数を変化させたときのアンテナ依存性の結果を Fig.4-8 に示す.グラフより,投入電力増加とともに並進温度が上昇しいていくことが分かる.また巻き数が少ない方が並進温度は高い傾向が見られた.
しかしこの領域においては計測誤差の範囲内ともいえ,顕著な巻き数依存性は見られなかった.
次に放電管径,巻き数を固定し,長さを変化させたときのアンテナ依存性の結果を Fig.4-9 に示す.巻き数依存性と同様に投入電力増加とともに並進温度が上昇しいていくことが分かる.また長さが長い方が並進温度は高い傾向が見られるが,測定誤差の範囲内であるともいえる.パラメーターの測定範囲を広げるとマッチ
ングボックスの範囲外となってしまうため,アンテナ依存性を計測するためには,マッチングにおけるコンデンサー容量を広い範囲で得られる工夫が今後必要となる.

47

Translational temperature,K

2000

11
13
14
16

1500

1000

500
50

100

150

200

250

Incident power,WTranslational temperature, K

Fig.4-81000

巻き数依存性

3.3cm
4.5cm
5.2cm

800

600
50

100

150

200

Incident power, W

Fig.4-9

長さ依存性

48

250

300

4.1.4 放電管径依存性放電管径の違いによる RF プラズマの並進温度の依存性を調査した.用いた放電管の外径はそれぞれ 30 mm, 18 mm のものである.アンテナのインダクタンス
は同じ 3.5 H のものを用いた.得られた結果を Fig.4-10 に示す.放電管径の違いに関わらず,投入電力の増加とともに並進温度も増加していく.また,放電管径が大
きい 30 mm において並進温度が高いことがわかる.これは,放電管径が増加した
ことにより,カップリングが改善されたためと考えられる.作動周波数 3 MHz における表皮深さは 9.2 mm 程度であり,一般的にカップリングの最適な条件はプラズマ半径が表皮深さの 1.5 倍のときであるといわれている.つまり,この条件下での最適なプラズマ半径は 1.4 mm である.カップリング効率は表皮深さに対するプラズマ半径の比で表される関数であり,このカップリング効率はプラズマ半径と誘導コイル半径の比に依存する.この値が 1.0 にできるだけ近いことが望ま
しく,カップリング効率を改善するための方法の一つとしてプラズマを大きくすることが挙げられる.

Translational temperature, K

1800
18 mm
30 mm

1600
1400
1200
1000
50

100
150
200
Incident power, W
Fig.4-10

放電管径依存性49250

4.1.5 アンテナ径依存性
アンテナ径を変化させたときの RF プラズマの並進温度の依存性を調査した.
アンテナ径は 1 mm, 1,5 mm のものを用いた.アンテナのインダクタンスは同じ
3.5 H のものを用いた.しかしながら,1 mm のアンテナはポリイミドオーバーコ
ートセラミックニッケルメッキされたものを用い,1,5 mm のものはむきだしの生の銅線を用いて計測を行った.得られた結果を Fig.4-11 に示す.アンテナ径の細い
1 mm が並進温度は高い.これはアンテナ径が増加したために,コイル径とプラズ
マ半径とのカップリング効率が悪くなってしまったためと考えられる.実際に放電管径 18 mm でアンテナ径が 30 mm のものを用いて実験した際,プラズマは生成されなかった.
30 mm の放電管を用い、投入電力 200W の場合に算出されるエンタルピー上
昇は 0.6 MJ/Kg、エンタルピー変換効率は 0.2 %と大変低い値となってしまった。
これは、投入電力が推進剤の温度上昇にほとんど寄与していないということである。アルゴンの電子励起温度は Fig.4-3 より 4500 K 程度と見積もられるため、電子から重粒子へのエネルギー伝達の仮定で熱損失が起きていると考えられる。

Translational temperature,K

2000

1 mm
1.5 mm

1500

1000
50

100

150

200

Incident power,W

Fig.4-11

アンテナ径依存性

50250

4.2 水素のエンタルピー計測
4.2.1 アルゴン水素を用いたエンタルピー計測
推進剤に水を用いた場合における並進温度測定のターゲットである水素原子のスペクトルを計測するために,まずアルゴン水素（アルゴン: 95 %, 水素: 5 %）を用いてアルゴンを用いたときの LAS のシステムをそのまま用いた.アルゴン水素を用いた理由は,アルゴンと同様の推進剤流入機構を用いることができ,またプラズマが安定した状態で生成できるためである.しかし,LAS を用いてアルゴ
ン水素での計測では測定波長付近において吸収が見られなかった.そこで,LAS
よりも高感度な吸収分光法である ICOS を測定方法に用いた.推進剤に水を用いた場合におけるターゲット波長は 656.27 nm の H-α のラインを用いた.このラインは１つのスペクトルである様に見えるが,実際には縮退しているスペクトルがゼーマン分裂しているために７つのスペクトルが近接している.それぞれのスペ
クトルにおける遷移データを表 4-2 に示す.

表 4-2 水素原子ターゲットスペクトルの遷移データ

波長[nm] A 係数 [s-1]656.27096
656.27247
656.27517
656.27714
656.28516
656.28672
656.29093

5.388e+07
2.245e+07
2.104e+06
2.245e+07
6.465e+07
1.078e+07
4.209e+06

Ei[eV]

Ej [eV]10.1988057

12.0875065

10.1988101

12.0875066

10.1988057

12.0874944

10.1988101

12.0874931

10.1988511

12.0875110

10.1988511

12.0875065

10.1988511

12.0874944

51

統計重率
gi

gk

2-4
2-4
2-2
2-2
4-6
4-4
4-2

遷移準位
2p - 3d2s - 3p
2p - 3s
2s - 3p
2p - 3d
2p - 3d
2p - 3sFig.4-12 に投入電力 100 W のときに得られた吸収プロファイルとガウスフィットを示す.プラズマは H モードではなく E モードのときに測定を行った.
ガウス関数におけるプロファイルのフィッティングには 7 つのピークを設定して行った.外部磁場におけるゼーマン効果は本実験条件下においては,微小であると考え考慮しなかった.グラフより LAS で得られなかった吸収信号が ICOS でははっきりと見られていることがわかる.ピークにおける吸収係数は 100 ppm 程度である.ここで,ppm (Parts-per-million )は 100 万分の 1 を表す単位である.つまり,吸収係数が 0.01 %程度のオーダーでプロファイルが得られたということを示
す.LAS における観測精度の限界が一般的に 1 %程度であるため,今回の実験条件
で LAS では吸収プロファイルが得られなかったと考えられる.
次に Fig.4-13 に投入電力 250 W,プラズマが H モードのときにおける,ICOS の
吸収プロファイルを示す.E モードのときと比較して吸収プロファイルにおけるノイズが小さくなっていることが分かる.これは H モードになったことで吸収係数が格段に向上し SN 比が改善されたためと考えられる.実際にプロファイルよ
り求められる数密度は E モードの場合,4.75×1011 m-3 であり,H モードにおける数
密度は 4.97×1012 m-3 と一桁数密度が違うことがわかる.このとき,プラズマ有効光
路長を 0.068 m,高反射ミラーの有効反射率を 0.9993 として算出した.
次に Fig.4-12 の場合と比較して,フィッティングがうまくいっていない.この理
由としては,吸収波長帯の相対周波数-20 GHz 付近において,レーザーがモードホップしてしまったために吸収プロファイルが緩やかな曲線ではなくなってしまったためと考えられる.また LAS と比較してフィッティング誤差が大きい理由として,フォトディテクタと比べアバランシェフォトダイオード(APD)の検出感度はその増倍率により 100-1000 倍の感度であるために,フォトディテクタでは検出していなかった室内灯の明かりなども検出してしまっていたことが挙げられる.SN 比向上のために,安定したレーザー素子の選定,暗室での実験が望ましいと考えられる.

52

120
Experimental data
Gauss fit

Absorption, ppm

100
80
60
40
20
0
-20

-10

0

Relative frequency to

10

20

30

(656.29093 nm), GHz

Fig.4-12 アルゴン水素の吸収プロファイルとガウスフィット(E-モード)

2000
Experimental data
Gauss fit
Absorption, ppm

1500

1000

500

0
-40

-20

0

20

40

Relative frequency, GHz

Fig.4-13 アルゴン水素の吸収プロファイルとガウスフィット(H-モード)

53

4.2.2 水の吸収プロファイル
推進剤に水を用いた場合に得られた水プラズマの発光スペクトルを Fig.4-14に示す.投入電力 200 W,流量 1.5 mg/s の H モードプラズマより得られたおける吸収信号とエタロン信号を Fig.4-15 に示す.Fig.4-16 にガウス関数でフィッティン
グした吸収プロファイルを示す.
プロファイルより半値幅は 8.7 GHz であり,水素の並進温度は 710 K と算出された.この温度では水は解離しておらず、モル分率比から 99%が H2O である。よって比エンタルピー上昇は、水素原子と水分子の温度は等しいという熱平衡を仮定して算出した。これより得られるエンタルピー上昇は 0.81 MJ/kg と見積もられ,エンタルピー変換効率は 0.61 %と算出された.このエンタルピーを算出する際に、http://rocketworkbench.sourceforge.net/equil.phtml を利用した。この結果より,投入電力が推進剤のエンタルピー上昇にはほとんど寄与しておらず,電子から重粒子へのエネルギー伝達が効率よく行われていないことがわかった.改善策
として,放電管内における電子と重粒子との衝突回数を増加させる必要がある.
そのために,スラスタ内部にシースガスを入れることで,熱損失を軽減させると同時に,放電管内を乱流にすることで衝突係数を増加させる方法などが考えられ
る.

2000

Emission intensity

1500

1000

500

0
400

600

800

Wave length, nm

Fig.4-14 水プラズマによる発光スペクトル

54

3

0.5

2

0.0

1

-0.5
0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

0
1.0

Relative time, s
Fig.4-15 レーザー強度とエタロン信号

1500

Absorption, ppm

Experimentl data
Gauss fit
1000

500

0
-20

0

20

40

60

Relative frequency to 0 (656.29093 nm), GHz
Fig.4-16 水素原子の吸収プロファイルとガウスフィット

55

Etalon signal, V

Transmitted laser intensity, V

1.0

第5章

結論

エネルギー収支における熱損失の解明のため,レーザー計測システムを用いた
RF スラスタのエンタルピー計測を目的として研究を行った.以下に本研究において得られた結論を示す.
・ レーザー吸収分光法を用いた光学システムを構築し,アルゴン原子の並進温度を測定しエンタルピーを算出した.
・ 放電モードを E モードと H モードで比較したとき,H モードの方が並進温度は高く,それぞれのモードで流量における最適値があることがわかった.
・ アンテナ形状を変化させたときの並進温度を測定し,性能パラメーターとして評価した.高周波周波数依存性,巻き数依存性,長さ依存性は本実験条件下においては顕著には見られなかった.
・ 放電管径を 18 mm,30 mm の場合において比較したとき,30 mm の放電管が並
進温度は高く,アンテナ径が 1 mm,1.5 mm のものを用いて計測を行った場合,1mm のアンテナが並進温度は高かった.これはカップリング効率が変化したためである.
・ 水を推進剤に用いた場合において,LAS では測定できなかった.そこで高感度な吸収分光法である Integrated cavity output spectroscopy(ICOS)によるシステ
ムを構築し、水素原子の吸収プロファイルが得ることに成功した.
・ 投入電力 200 W,流量 1.5 mg/s のとき,比エンタルピー上昇は 6.3 MJ/kg であり,エンタルピー変換効率は 4.7 %であった.
・ 熱損失として,電子から重粒子へのエネルギー伝達の効率が悪いことが判明した.熱損失改善のために,放電管内における電子と重粒子との衝突回数を増加させる必要がある.そのために,スラスタ内部にシースガスを入れることで,熱損失を軽減させると同時に,放電管内を乱流にすることで衝突係数を増加させる方法などが挙られる.

56

参考文献
[1] Kato, M., Takayama, S., Nakamura, U., Yoshihara, K. and Hashimoto, H.:
Road Map of Small Satellite in JAXA, 56th International Astronautics
Congress, 2005, pp.IAC-05.B5.6.B.01.
[2] Sahara, H., Nakasuka, S. and Kobayashi, C.: Propulsion System for Panel
ExTension SATellite (PETSAT), AIAA Proceedings of 41st Joint Propulsion
Conference and Exhibit, Tucson, Arizona, USA, July 10-13, (2005).
pp.2005-3956.
[3] Mueller, J.: Thruster Options for Microspacecraft: A Review and Evaluation ofState-of-the Art and Emerging Technologies, Progress in Astronautics andAeronautics, Vol.187, AIAA, Reston, 2000, pp.45–137.
[4] Mueller, J., Marrese, C., Polk, J., Yang, E., Green, A., White, V., Bame, D.,
Chadraborty, I. and Vargo, S.: An Overview of MEMS-Based Micropropulsion
Development at JPL, Acta Astronautica, Vol. 52, Nos. 9-12, 2003, pp.881-895.
[5] 栗木恭一,荒川義博 共著：電気推進ロケット入門,東京大学出版,(2003)[6] Mironer, A. and Hushfar, F.: Radio frequency heating of a dense moving
plasma AIAA, (1963) pp.1963-45.
[7] Thomas. S. R., Micheal. M. M. and Sven. G. B.:Design and Initial Tests of a
Low Power Radio-Frequency Electrothermal Thruster, AIAA J.,(2008),
pp.2008-4537.
[8] Pollard, J., E.Lichtin, D. and A.Cohen, R. B.: RF Discharge Electrothermal
Propulsion: Results from a Lab-Scale Thruster, AIAA J., 23 (1987),
pp.1987-2124.
[9] Olson, L.: Operation of a 50 watt RF Plasma Thruster, AIAA J, (2001)
pp.2001-3903.
[10] Brewer, L., Frind, G., Karras, T. and Holmes, D.G.: Results of a Preliminary,High Power RF Thruster Test, AIAA, (1989), pp. 1989-2382.
[11] Ogawa, S.: Master thesis, Kyushu University, Fukuoka, 2005. (in Japanese)[12] Oya, M., Ogawa, S., Yamamoto, N., Kajimura, Y. and Nakashima, H.: A Studyof Energy Balance in a Radio Frequency Thruster, Journal of IAPS, Vol.15-1
June, (2007), pp.3-8[13] 原口紘 著：ICP 発光分析の基礎と応用,講談社(1986)[14] Matsui, M. Satoshi, O., Komurasaki, K. and Arakawa, Y.: Influence of Laser
57

Intensity on Absorption Line Broadening in Laser Absorption Spectroscopy,
Journal of Applied Physics, Vol. 100 (2006), pp.063102.
[15] Baer,D.S., Nagali,V., Furlong,E.R,K, and New-field, M.E.: Scanned - andFixed – Wavelength Absorption Diagnostics for Combustion Measurements
Using Multipulexed Diode Laser, AIAA J.,34 (1996), pp.489-493.
[16] 山本学,村山精一 共著：プラズマの分光計測,学会出版センター(1995)[17] Matsui, M., Komurasaki, K., Gerorg H. and Monika, A-K.: Inductively HeatedPlasma Generator Flow by Laser Absorption Spectroscopy, AIAA Journal Vol.
43, No. 9 (2005) pp.2060-2064.
[18] Hanson, R. K.: Absorption Spectroscopy in Scooting Flames Using a Tunabke
Diode Laser, Appl. Opt., 19 (1980), pp.482-484.
[19] J.B.Paul., J.J.Scherer., and A.O’Keefe., L.Lapson, J.G.Anderson, C.Gmachl,
F.Capsso, and A.Y.cho.:Infrared cavity ringdown and integrared cavity outpit
spectroscopy for trace species monitoring, Proc. SPIE Vol. 4577, p. 1-11
[20] Matsui,M., Komurasaki, K. and Arakawa, Y.:Sensitivity enhancement of laser
absorption spectroscopy for atomic oxygen measurement in microwave air
plasma, Vaccum 83, (2009) pp21-14.
[21] 高柳大樹, 松井信, 小紫公也, 落水秀晃, 荒川義博,:キャビティエンハン
スト吸収分光法によるプラズマトーチ気流診断,日本航空宇宙学会論文集,Vol.55,No.642 ,(2007) pp.324-328.
[22] A.P.Yalin, L.Tao, N.Yamamoto, T.B.Smith, A.D.Gallimore,:Bron nitride
sputter erosion measurements by cavity ring-down spectroscopy[23] http://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/lines_form.html.

58謝辞
まず始めに,学部生の時からお世話になり宇宙開発という分野の研究に携る機会を与えて頂いた中島秀紀教授に感謝致します.常に論理的に考えることの必要性を教えていただいた渡辺幸信准教授に感謝致します.右も左もわからない未熟な私に,実験のことを一から丁寧に教えていただき,実験や論文の手直しなどいつも遅くまで付き合っていただいた山本直嗣助教に感謝致します.くだらない話に付き合っていただいた,研究室に咲く一輪の花,大神めぐみ秘書に感謝致します.文句一つ言わず,連日実験に付き合ってくれ多大に貢献してくれた下川床潤氏,矢野貴洋氏に感謝致します.同じ学年となっても敬意もって接してくれた,安部晋一郎氏,小谷優介氏,新谷將氏,内藤有紀氏,前野旭弘氏に感謝致します.温かく
いつも楽しい雰囲気を作ってくれた江﨑徹氏,栗田知明氏,西山貴章氏,花屋倫生
氏,平山嵩祐氏,杉田健策氏,安永将人氏に感謝致します.また,卒業された先輩方,
本研究を行うにあたりお世話になった大勢の方々に感謝致します.最後に,自分勝手に生きてきた私を,何一つ口を出すことなく暖かくいつも見守ってくれた両親と,生きとし生ける全てのものに心より感謝致します.

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