目次
第1章

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

1.1

研究背景 ..................................................................................................................... 1

1.2

研究目的 ..................................................................................................................... 2

第2章

イオンスラスタ ....................................................................................................... 3

2.1

イオンエンジンの作動原理 ...................................................................................... 32.2

電子サイクロトロン共鳴 .......................................................................................... 8

2.3

推進剤の選定............................................................................................................ 10

2.4

可視化イオン源の概要 ............................................................................................ 11第3章

実験装置及び実験方法 ......................................................................................... 14

3.1

真空排気系 ............................................................................................................... 143.2マイクロ波伝送系 .................................................................................................... 15

3.3

光学系 ....................................................................................................................... 15

3.4

実験手順 ................................................................................................................... 16第4章

実験結果及び考察 ................................................................................................. 204.1

流量依存性 ............................................................................................................... 20

4.2

投入電力依存性 ........................................................................................................ 26

4.3

磁場強度依存性 ........................................................................................................ 28

4.4

マイクロ波周波数依存性 ........................................................................................ 29

4.5

アンテナ径依存性 .................................................................................................... 32

4.6

ヨーク間距離依存性 ................................................................................................ 34

4.7

パラメータ依存性のまとめ .................................................................................... 37

第5章

スラスタの設計指針 ............................................................................................. 40

5.1

2 ㎝級イオンスラスタ ............................................................................................. 40

5.2

5 ㎝級イオンスラスタ ............................................................................................. 45

第6章

結論 ........................................................................................................................ 50

参考文献 ................................................................................................................................ 51

第1章

序論

1.1 研究背景
今から約 50 年前の 1957 年 10 月に当時のソビエト連邦によって、世界初の人工衛星
スプートニク 1 号が打ち上げられ、日本では 1970 年に人工衛星「おおすみ」が打ち上げられた。その後現在に至るまで 5000 個以上もの人工衛星が打ち上げられており、人工衛星は情報通信や気象観測、地球環境の観測など様々な目的で運用されており、私たちの生活において、必要不可欠なものになっている (1)。その人工衛星において、
現在、小型化への取り組みが行われている(2)。人工衛星の小型化するメリットとしては，開発期間の短縮や製作・打ち上げコストの低減が挙げられる(3)．しかしながら，
小型人工衛星ではそのサイズのため，搭載できる推進機のサイズや燃料量が制限されてしまう．
人工衛星に挙げられる宇宙推進機関は、推進剤にエネルギーを注入し速度を与えて一方向に噴射し、その反動で加速する。そのエネルギー源に化学燃焼を利用するもの
を化学推進と呼ぶが、単位質量あたりの化学エネルギー量は化学物質に固有の値なので、化学推進では推進剤によりその性能には上限がある (4)。これに対して電機推進では、作動ガスの排出速度は電磁気的に決まるため、電機推進は化学推進に比べて一般的に作動ガスの排出速度が大きい。その電機推進機には、アークジェットや PPT(pulsed
plasma thruster)、ホールスラスタ、イオンエンジンなどがあり、ミッションにより使い分けられている。その中でもイオンエンジンは比推力が高く、長期間の人工衛星の姿
勢制御や惑星探査に適している(5)。比推力とは、
比推力 

ロケットエンジンが発生する推力（単位は秒）
単位時間当り消費する推進剤の重量で与えられる。これがロケットエンジンの燃費を表す指標であり、この秒数が大きいほどロケットエンジンは燃費性能に優れているといえる。このように、燃費性能が高いイオンエンジンを小型化して、小型衛星に搭載できれば従来の小型衛星では不可能であった長期の地球観測やフォーメーションフライング、衛星の自己廃棄などが可能となる(6)。

1

1.2 研究目的
本研究グループでは，小型人工衛星への搭載を目標にマイクロ波放電式イオンエン
ジンの小型化に関する研究を行っており，これまで高い推進性能を達成してきた(7)．
更なる性能向上を図るためには，スラスタ内部のプラズマ状態を詳しく知る必要がある(8)．その手段としてプローブ法での計測は試みられているが(9)，スラスタが小型の場合，その放電室径は大変小さく，プローブを挿入すると内部プラズマが乱れてしまい、計測できなかった．
そこで本研究では，放電室内のアルゴンのプラズマに影響を与えずに計測するために，放電室壁を石英ガラスで構成した可視化イオン源を用いた．それにより，イオン源の放電室内のプラズマに擾乱を与えずに，発光強度分布を計測した．
発光分光計測では，発光強度と電子励起温度の相対的分布が求まる．この分布を求めることで，イオンエンジンの放電室内のどこでプラズマが生成・損失しているかを定性的に評価し，何がプラズマの生成効率に寄与しているかを判断するのに役立つ．
また，シミュレーションと比較検討することで，イオン源内のプラズマ生成・損失過程の物理モデル構築にも繋がる．
本研究の目的は大きく二つあり、一つはイオン源内の発光強度と電子励起温度の相対的分布に対する推進剤流量、磁場強度、マイクロ波周波数、ヨーク間距離などのパ
ラメータ依存性をプラズマに擾乱を与えることなく発光分光計測により調査することである．もう一つは、それで得られた知見を生かし、様々なサイズのイオンスラスタに適用可能な性能向上への設計指針を立てることである。

2

第2章

イオンスラスタ

2.1 イオンエンジンの作動原理(10)イオンエンジンの概念図を図 2-1 に示す．イオンエンジンはアーク放電やマイクロ波などで推進剤を加熱・電離させてプラズマを生成し，2 枚ないし 3 枚からなる多孔状の電極に 1000 V 程度の高電圧を印加させてイオンを加速するという静電加速型の推進装置である．イオンエンジンは主に 3 つの領域から構成されている．
① 推進剤を電離するイオン生成部（Ionization）② 生成されたイオンを静電的に加速して推力を得る加速部③ 放出されたイオンビームを電気的に中和する中和部（Acceleration）（Neutralization）

これらの各過程はそれぞれイオン源，加速電極，中和器によって行われる．

図 2-1

イオンエンジンの概念図

3ここで，生成されたプラズマ及びそのビーム引出しについて考えてみる．
プラズマは正イオンと電子の密度が等しく，正と負の空間電荷量が釣り合った電位
的に安定な状態にある．プラズマの空間電位に対して負の電位を持つ電極が存在すると，空間電荷のバランスが崩れ電子は反発されて正イオンの空間電荷だけが存在する
シースが形成される．プラズマ中の電子はイオンに比べて移動度が大きく，エネルギ
ー分布を持っているため，イオンがプラズマから取り出されるときにはイオンは
図.2-2 に示すような遷移領域を経てからイオンシース領域において加速される．このとき，プラズマから取り出されるイオン電流量のことをイオン飽和電流と呼ぶ．イオ
ン飽和電流密度 Jpi はイオンシースが安定に存在する条件 (Bohm の条件) から求めることができ，以下の式で表される。
1

 kT  2
 1
J pi  enp  e  exp    2 mi 

(2-1)

ここで，e は素電荷，np はプラズマ密度，k は Boltzman 定数 1.3807×10-23 J・K-1，Teは電子温度，mi はイオンの質量である．

図 2-2

イオンシース領域への遷移

4このようにプラズマからのイオン放出能力はプラズマ密度の 1 乗と電子温度の平方根に比例する．ただしプラズマからイオンを引出す場合，イオン自らがもつ正の空間電荷により電界が変化し，その電界がイオンビーム電流量を制限する．図 2-3 に引出されるイオンビーム量における，イオン引出し系の空間電荷とプラズマ源でのイオン放出能力の関係を示す．この空間電荷に制限された電流値のことを空間電荷制限電流値といい，イオンシース領域において，電流密度 J0 と電極間の印加電圧 V0 を用いて以下のような関係式がある．
1

3

4  2q  2 V0 2
J 0  0  
9  mi  d 2(2-2)

ここで，0 は真空の誘電率，q は荷電粒子の電荷量，d は引出し電極間隙，は空間電荷制限緩和係数 (イオン引出し領域に電子による空間電荷中和がある場合に空間電荷
制限電流が緩和されるときの係数で， 1 以上の値をもつ) である．この式はChaild-Langmuir の式と呼ばれ，荷電粒子ビームの加速進行方向に対して輸送する場合の最大電流密度を表す．

11 1 2 1
I pi  a 2     Te 2  n p
 mi 

図 2-3

3
 2a   1  2
I 0        V 2   d   mi 
2

イオン源とイオンビーム引出し

5単孔から引出し得る最大イオンビーム電流は，理想的には引き出し電圧の 3/2 乗に比例して増加する．しかし，イオンは質量が大きいために速度が遅く，空間電荷効果の制限を受けやすい．また，与えられた電極間隙に対して絶縁破壊電圧が存在することなどから，その上限値が存在する．そのため多量にイオンビームを得たい場合は，引出す孔の数を増やせばよい．2 次元的に孔数を増やす方法が多孔電極引出しであり，孔の数倍だけ電流を増すことができる．
イオンエンジンにおいて，イオンビームの引出しはプラズマ生成部で発生した正イ
オンを静電界によって加速することによって行われる．引出し部はプラズマに接する
スクリーン電極と 1 mm 程度の短い間隙で平行に置かれる加速電極および減速電極で構成される．場合によっては，減速電極を用いない 2 枚電極システムで構成されることもある．各電極には内径 1-3 mm 程度の孔が多数あけられ，その開口率 (孔の総面積が占める割合) は，スクリーン電極で約 70%，加速電極で約 25%，減速電極で 50-70%程度である．図 2-4 に 2 枚電極の場合での，1 組の孔から引出されるイオンビームを示す．また，軸方向の電位分布の概略を図 2-5 に示す．イオンビームの下流領域には中和器から放出された電子やイオンとスラスタから漏出した中性粒子との電離反応で生じた電子が存在し，ビームプラズマと呼ばれるイオンビームと，それを取り囲むよ
うにプラズマが存在した状態が形成されている．これらの電子が引出し部を通ってプ
ラズマの生成部へ逆流しないように，図 2-5 に示されるように負の電位領域を形成している．この役割をするのが加速電極である．

6

図 2-4

単孔から抽出されるイオンビーム

図 2-5

イオンビーム引出し軸方向電位分布72.2 電子サイクロトロン共鳴(11)ECR の原理と概念図を図 2-6 と図 2-7 にそれぞれ示す．真空中に存在する荷電粒子
は磁場中でローレンツ力を受ける．この向心力のため磁力線に巻きつくようなサイク
ロトロン運動と呼ばれる回転運動が現れる．磁界における電子の運動方程式は次式で
表される．

m

dv
 ev  B
dt(2-3)

ここで m は電子の質量，v は速度ベクトル，e は電荷量，B は磁束密度である．このときの円軌道の半径 rL はラーマ半径と呼ばれ

rL 

mv 
eB

(2-4)

で与えられる．ここで v⊥は電子の B に対する垂直な速度成分の大きさである．
プラズマを構成している荷電粒子は全て反磁性体である．そのためサイクロトロン
運動の回転の方向は，外部磁場の向きに対して荷電粒子の回転によってできる磁場が常に逆を向く方向である．つまり，電子は磁場に対して右回りの回転運動を行う．この回転運動の角周波数はサイクロトロン角周波数と呼ばれ

c 

eB
m

(2-5)

で与えられる．電子は電場と逆向きに加速されるため，磁場中の電子の回転方向と逆向きに，回転する速さが等しい電場をかけると電子は連続的に加速され，電場から効率的にエネルギーを受けとることができる．これが電子サイクロトロン共鳴現象であ
る．

8

E
Electron

E

B

B
ElectronElectron
B

E
B
Electron

図 2-6

ECR の原理

図 2-7

ECR の概念図

9E

ECR プラズマ発生装置では，導波管を通して角周波数 rf のマイクロ波を入射し，プ
ラズマを生成する．生成されたプラズマ中の電子は，サイクロトロン角周波数 ce に従って磁力線方向に向かって右回りの旋回運動を行う．一方，強磁場側から入射したマ
イクロ波はプラズマ中を浸透し，電子サイクロトロン波と呼ばれる右回りの円偏波を励起する．この波は弱磁場側へ伝播し，角周波数が電子サイクロトロン角周波数と一致する層で急速に減尐してマイクロ波から電子にエネルギーが吸収される．つまり，

ce ＝ rf の関係が成り立つときに ECR が生じる．
また逆に，ECR を起こすときに必要な磁束密度の大きさを Bres とすれば (2-4)，(2-5)
式よりBres 

m rf
q

(2-6)

となる．ECR によってエネルギーを増大させた電子は，磁力線に拘束されながら次々と効率よく周辺の中性粒子と衝突電離を繰り返す．このようにして生成されたプラズ
マが ECR プラズマである．
第 3 章でも述べるが，本研究では使用マイクロ波周波数が 2.45 GHz である．このとき，ECR 層となる磁場強度は式(2-6)より 87.5 mT となる．

2.3 推進剤の選定(12)(13)
特定の化学物質しか利用できない化学推進とは大きく異なり、電気推進は様々な物
質を利用できる特徴がある。しかし、現状においては複数の理由から、DC アークジ
ェットではヒドラジン、イオンエンジンやホールスラスタではキセノンを推進剤として用いる。DC アークジェットなどでは空気力学的加速を推進機構の主要素としているので、原子量の小さな水素やヘリウムが推進効率の向上に有利である。しかし水素やヘリウムは常温においては気体状態であるため、推進剤として高密度の保管に適さない。打上げロケットでは冷凍状態の液体水素を用いるが、長期の宇宙運用には適応不可である。そこで、化学結合の状態で水素原子を多量に含むアンモニアやヒドラジンを推進剤として用いる。これらの化学種は常温常圧において液体であり、高密度保管が可能で貯蔵性がよい。特に後者は化学推進の燃料と共有できるため、システム構
成上たいへん有利である。DC アークジェットには、ヒドラジンを触媒によって窒素、水素に分解した上で気体状態にて供給する。イオンエンジンやホールスラスタが推進剤にキセノンを用いるのは、以下の要件に根拠する。
10

(1) 高比推力推進では粒子質量が重いほど高い推力電力比が得られる。
(2) 一般に重い粒子ほど電離電圧が低い。
(3) 重い粒子は速度が遅いため、中性気体の閉込め効率が高い。
(4) キセノンは貯蔵タンクへの充填効率が高い。
(5) 漏えいしたキセノンは気体状態で宇宙機に付着せず、汚染する事がない。
(6) 毒性がない。
特に近地球における電気推進の応用では、使用時間が限られるために高比推力よりも大推力が求められる。同時に使用電力も制限されるため、高い推力電力比が必要とされ、重い推進剤粒子が常用される。重い粒子の電離電圧は降下する傾向にあり、イオン化に有利である。また同一温度でも中性粒子の熱運動速度が遅くなるため、放電室内に滞在する時間が長くなり、それだけ電離確率が上昇する点も挙げられる。イオンエンジンの研究開発歴史では、初期においては接触電離によるセシウム、続いて直流放電による水銀、さらにはキセノンと変遷してきた。今後は、木星航行ミッションのような大規模輸送や人工衛星の長期運転、各国の宇宙開発状況を考えると、キセノ
ンより安価で生産量が多いアルゴンのような推進剤に移行していくと予想できる。ただし、推進剤にアルゴンを用いたイオンエンジンの研究は、キセノンを用いたものに比べて尐ないのが現状である。表 2-1 にキセノン及びアルゴンの生産量と価格を記載する。そこで、本研究では推進剤にアルゴンを使用することにした。
表 2-1

キセノン及びアルゴンの生産量と価格

年間生産量[トン/年]

年間生産可能量[トン/年]

単価[円/kg]

Xe

32

160

120,000

Ar

3×106

5×106

500

2.4 可視化イオン源の概要
これまで本研究グループでは，イオンエンジン内の発光の様子やレーザートムソン
散乱を利用し，放電室内の数箇所の電子密度，電子温度を求めてきた(14)．図 2-8 に磁気ミラー間領域での磁場依存性をレーザートムソン散乱法で求めたデータを示す (15)。
横軸が磁石個数で、縦軸が電子密度、電子温度を表す。このグラフより、磁石数が 12個から 13 個に変わる時、電子温度・電子密度が上昇していることが分かる。これより、スラスタの磁場形状が変化することで、電子温度・電子密度といった放電室の内部状11

態が変化することが確認できる。 このように、磁場形状の変化により、イオン源内部のプラズマ状態は変化する。
しかし，バックヨークとフロントヨークの間のヨーク間距離や磁場強度などのある
一つのパラメータの依存性を調査したくても，これまでのスラスタの場合，他のパラメータも同時に変わってしまう問題があった．例えば図 2-9 に示す図のように、バッ
クヨークの長さを変えると，磁場形状も同時に変化してしまい，どのパラメータが性能向上に寄与しているのかが、これまで分からなかった．そこで、その図 2-9 の可視化イオン源を用い，ヨーク間距離や磁場強度，ヨーク径などのパラメータ依存性を調査した．
実際に用いた可視化イオン源の写真を図 2-10 に示す。この可視化イオン源のサイズ
は 50 mm×50 mm×44 mm で，放電室壁にパイレックス板で構成している．放電室の上下には，4×4×32 mm の長手方向磁化のサマリウムコバルト(Sm-Co)永久磁石を配置しており、その個数を変更することで磁場強度を変更できる構造となっている． アンテ
ナには星型アンテナを使用した。このアンテナで高い性能が得られることは，これまでの研究で明らかになっている(16）。

図 2-8

磁気ミラー間領域での磁場依存性(15)12図 2-9可視化イオン源の断面図

図 2-10可視化イオン源の外観図

13

第3章

実験装置及び実験方法

本研究の実験装置の概略図を図 3-1 に示す．実験装置は主に真空排気系，マイクロ波伝送系，イオンエンジン本体から構成されている．以下，それぞれの系統について説明する．

3.1 真空排気系
真空容器は SUS 製で，内径 60 cm，長さ 100 cm の円筒型である．真空容器には大小合わせて 11 箇所の穴が設けられ，それぞれスラスタ設置用，真空排気用，プローブ
差込用，観察用となっている．また，この真空容器は全実験を通して電気的にアースされ，基準電位となっている．以下に使用した真空排気装置を示す．
1. Rotary pump

900 l / min: 1 台

2. Turbo molecular pump520l / sec

3. Cryo pump

2000 l / sec at air, 800 l/sec at xenon

Rotary pump は粗排気用，Turbo molecular pump と Cryo pump は高真空用に使用した．
到達圧力は 1.6×10-6 Torr で，推進剤 Xe ガス 0.2 sccm 流入時の背圧は 1.0×10-5 Torr であった。

Chevron target

Acceleration grid
DC power supply
Screen grid

Vacuum chamber

DC power supply
DC block60 cmMicrowave
generator

Coaxial cableThruster
Mass flow controller
100 cmVacuum pump
Propellant gas (Xe)

図 3-1

実験装置概略図
14

3.2 マイクロ波伝送系
本研究で使用したマイクロ波の周波数は、0.9 GHz,2.45 GHz,4.2 GHz である。本研究では固体発振器により発振されたマイクロ波をアンプにより増幅する方法をとった。
0.9 GHz の信号源は Anritsu 社製 MG 3660A、マイクロ波増幅器は R&K 社 製
A1000-1050S-R である。2.45 GHz の信号源はサムウェイ社製の T161-48DDA、マイク
ロ波増幅器はサムウェイ社製 T161-48DDA である。4.2GHz のマイクロ波高電力増幅器
としてスペーテック社製 SP5040-40 を使用している。

3.3 光学系
図 3-3 に測定装置の概略図を示す．図 3-3 より，光学系はレンズ 2 枚と 100 μm のピンホール，2 つのバンドパスフィルタで構成されている．レンズは可視化イオン源側に直径 50.8 mm，焦点距離 200.0 mm のアクロマティック複レンズ，カメラ側に直径25.4 mm，焦点距離 30.0 mm のアクロマティック複レンズが配置されており，口径 100μm のピンホールは 2 枚のレンズの焦点距離が重なる位置に設置されている．バンド
パスフィルタは，中心波長 488 nm（半値全幅 1 nm），中心波長 700 nm（半値全幅 10 nn）の 2 つを使用した．このバンドパスフィルタにより，イオン源から出てくるアルゴン
プラズマの光のうち，波長 488.8 nm，696.5 nm のスペクトルを取り出せる．この光学系により，イオン源から出てくる平行光のみをカメラに通し，光源のサイズをカメラの読み取る大きさに調整することができる．カメラには，電子冷却型 CCD カメラ（QImaging, Retiga2000R）を用いた．

図 3-2

発光分光計測の概念図

153.4 実験手順
ここでは、マイクロ波周波数 2.45 GHz、ヨーク間距離 12 mm、アルゴンの推進剤流量 0.2 sccm、投入電力 6 W の実験結果を例に実験手順を説明する。まず、前述の光学系により、放電室内の発光写真を撮影する。図 3-4 に 488 nm のバンドパスフィルタを通して観測した発光写真を示す。この発光写真から、y 軸方向に発光強度 I(y)を数値化
して取り出す。この写真から得られる発光強度 I(y)は図 3-5 に示すように、積分値になる。そこで、半径方向の発光強度分布 k(r)を得るために、アーベル変換を行う必要がある。アーベル変換は(3-1)式のように表される。

k (r ) 1dI ( y) r dy1Ry2  r 2

dy(3-1)

フィッティングには，以下の(3-2)式の 16 次の偶関数近似を使用した(17)．
8I ( y )   ak y 2 k
k 0

(3-2)

(3-2)式を(3-1)式に代入して解くことができ、その解を表 3-1 に示す。
図 3-6 で得られた 16 次の偶関数をアーベル変換することで、図 3-7 のような半径方向の発光強度分布を得ることができる(18)(19)。
3.3 節の光学系で説明したように、今回の実験では 488 nm と 700 nm の二つのバン
ドパスフィルタを利用して発光強度分布を計測した。その両者のスペクトルの比を用いて，放電室内の電子励起温度の分布を計算した．これには，局所的熱平衡を仮定して(3-3)式で与えられるスペクトル線の放出係数ε21 の相対値と電子励起温度 T の関係
式を利用する(20)．(3-3)式中のλ21 はスペクトルの波長，A21 はアイシュタイン係数，g2
は重度，E2 は励起エネルギーを表す．今回の実験で対象とするスペクトルの諸係数を
表 3-2 に示す(21)．

ln 2121A21 g 2E2
 ln K
kT

16

(3-3)

図 3-3放電室内の発光写真

図 3-4

アーベル積分17表 3-1

Integrand

Result2y y r2

2dy

2 y2  r 2

dy

1 
2
4 y2  r 2  r 2  y2 
3 
3

4 y3
y2  r 2
6 y5

 y  r dy
2

2

8 y7

 y  r dy
22

10 y 9 y  r dy2

アーベル積分の計算

2

12 y11y2  r 2

dy

4
1 
8
6 y2  r 2  r 4  r 2 y2  y4 
15
5 
 15
8
6
1 
 16
8 y2  r 2  r 6  r 4 y2  r 2 y4  y6 
35
35
7 
 35
 128 8 64 6 2 16 4 4 8 2 6 1 8 
10 y 2  r 2 
r 
r y 
r y  r y  y 
315
105
63
9 
 315

 256 10 128 8 2 32 6 4 80 4 6 
r 
r y 
r y 
r y 

693
231
693
2
2  693
12 y  r
 10 2 8 1 10 r y  y

11
 99


 y  r dy

 1024 12 512 10 2 128 8 4 320 6 6 
r 
r y 
r y 
r y 

3003
1001
3003
2
2  3003

14 y  r
 40 4 8 12 2 10 1 12


r
y

r
y

y


143
13
 429


16 y15

 2048 14 1024 12 2 256 10 4 128 8 6 
r 
r y 
r y 
r y 

6435
2145
1287
2
2  6435
16 y  r
 112 6 8 56 4 10 14 2 12 1 14


r
y

r
y

r
y

y


715
195
15
 1287

14 y132

2

 y  r dy
2

2

18

Emission intensity, a.u.

50000

Measurement
Fitting

40000

30000

20000

10000

0
0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

Normalized length of radius
図 3-6

測定した発光強度分布の 16 次偶関数近似

Emission intensity, a.u.

50000

40000

30000

20000

10000

0
0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

Normalized length of radius
図 3-7
表 3-2

半径方向の発光強度分布

ターゲットラインの遷移データ(21)Wavelength, nm

Aki, s-1

Ek, eVgk

ArⅡ

487.99

8.23×107

19.68

6

ArⅠ

696.54

6.39×106

13.32

3

19

第4章

実験結果及び考察

4.1 流量依存性
この節では、マイクロ波周波数 2.45 GHz、可視化イオン源のヨーク間距離 12 mm、サマリウムコバルト磁石 19 列、マイクロ波投入電力 6 W における推進剤流量依存性について主に述べる。図 4-1 に、この条件での磁場計算結果を載せる。磁場計算には，3 次元有限要素法磁場解析ソフト（AMaze, Advanced Science Laboratory Inc.）を用いた。
図 4-2 に推進剤流量を 0.1 sccm、0.2 sccm、0.3sccm と変更したときのアルゴンプラ
ズマの発光強度分布を示す。このとき、バンドパスフィルタには中心波長 488 nm のものを用いた。赤の曲線が磁力線、白の曲線が 2.45 GHz の ECR 層（87.5 mT）、黄色の実線がバックヨーク、フロントヨーク、アンテナを表している。図 4-2 の(a)と(b)より、推進剤流量が 0.1 sccm から 0.2 sccm に増加したとき、発光強度分布のピーク値と分布形状の両方が大きく変化したことが分かる。このとき同時に、マイクロ波の反射
電力が減尐し、ほぼゼロとなった。それぞれの流量のピーク値を比べると、0.2 sccmの発光強度は 0.1 sccm に比べて約 7 倍上昇している。分布形状に関しては、0.1 sccmの場合、発光の強い部分はアンテナ近傍の ECR 層を通る磁力線に沿っているが、0.2
sccm の場合、アンテナ端の前で発光が強くなっている。推進剤流量 0.3 sccm に増加す
ると、アンテナ端の前での発光がさらに強くなっていることが分かる。
以上のことより、放電室内にある一定量の推進剤流量を流すと、発光強度が大きく変化することが分かった。またその時、図 4-2 のように発光強度分布の形状も大きく変化することを確認した。これは、推進剤流量が 0.1 sccm のときは ECR 加熱によるプラズマ生成が主に行われていたが、推進剤流量が 0.2 sccm に上昇することで、ECR 加
熱によるプラズマ生成だけでなく、アンテナ端近傍の強電場によるプラズマ生成も盛んになったため、発光強度が図 4-2 のように大きく上昇し、発光の強い領域が変化したと考えられる。
図 4-3 に推進剤流量を 0.1 sccm、0.2 sccm、0.3sccm と変更したときの放電室内の電子励起温度の分布を示す。電子励起温度分布の最大値は 0~12 eV の範囲で表示している。図 4-3 より、推進剤流量が 0.1 sccm、0.2 sccm、0.3 sccm と増加したとき、電子励
起温度分布が全体的に低下した。特に、推進剤流量が 0.1 sccm から 0.2 sccm に増加したとき、電子励起温度の分布が変化した。推進剤流量 0.1 sccm のとき、電子励起温度
分布の高い領域がヨーク径より外側部分に存在しているが、0.2 sccm、0.3 sccm に流量が増加すると、電子励起温度の高い部分がアンテナ端の前に移行していることが分か20る。
図 4-4 のマイクロ波周波数 2.45 GHz のほかにも、マイクロ波周波数を 800 MHz に設定し、同様に投入電力 6 W で推進剤流量を 0.1，0.2，0.3 sccm と変更したときの発光強度分布の測定結果を図 4-3 に示す。この図より、推進剤流量 0.1 sccm の条件では、発光がアンテナ上方の ECR 層を通過する磁力線に沿ったところに主に表れたが、流量が 0.2 sccm に増加すると発光の分布及びピークが大きく変化した。しかし、さらに流量が 0.3 sccm に増加すると、発光強度が逆に低下してしまうという結果が得られた。
このときの 0.2 sccm と 0.3 sccm の電子励起温度分布の比較を図 4-5 に示す。この図より、電子励起温度が低下したことが分かる。このときのヨーク間中央における平均電子励起温度はそれぞれ、0.1 sccm で 4.7 eV、0.2 sccm で 3.89 eV、0.3sccm で 3.48 eV となった。推進剤流量が増加し、放電室内の推進剤密度が増加することで、放電室内の電子励起温度が低下することは、図 4-6 に示すレーザートムソン散乱による計測からも確認できる(15)。
前述の推進剤流量に最適値が存在することに関して、プラズマパラメータの放電室
内圧力依存性より説明する。その説明の前に、各放電室内圧力に対する中性粒子密度、
平均自由行程ℓ[m]、平均獲得エネルギーEa[eV]を計算し、表 4-1 に示す。以下に平均
自由行程と平均獲得エネルギーの式を示す。
1
n

(4-1)

l  E ECR
L

(4-2)

l

Ea 

ここで、n は中性粒子密度[m-3]、  [m2]は衝突断面積、L[m]は磁気ミラー間の長さ、EECR[eV]は電子が ECR 層を 1 回通過するときに得るエネルギーである。数値計算から投入電力 24 W の条件では、電子が ECR 層を 1 回通過するごとに 0.5 eV のエネルギーが得ると見積もられている(22)。投入電力と E 電子が ECR 層を 1 回通過するのに得るエネルギーの間に線形の関係があると仮定すると、EECR は以下の式で与えられる。
EECR  0.5 

P
24

[eV]

(4-3)

ここで、P はマイクロ波投入電力とする。アルゴンの衝突断面積は図 5-10 を用い（23）、
磁気ミラー間の長さ L は、磁力線がたわんでいるのも考慮して、ヨーク間距離 12 mm
では 15 mm とした。以上の計算より、推進剤流量 0.1 sccm、0.2 sccm、0.3 sccm の 3
つの条件で、放電室内の圧力・中性粒子密度、平均自由行程、平均獲得エネルギーを計算したものを表 4-1 に示す。電子はエネルギーを得るためには、ヨーク間を往復運
動し、ECR 層を何度も通過しないといけない(参考文献 13)。表より放電室内圧力が 0.06
21

Pa から 0.13 Pa まで圧力が上がると、平均自由行程が 0.47 m から 0.16 m に短くなり、それによって電子の平均獲得エネルギーは 3.9 eV から 1.4 eV と低くなっている。このことより電子励起温度が減尐したと考えられる。
発光強度分布では、0.06 Pa から 0.13 Pa までは上昇している。これは電子の中性粒
子との電離衝突確率が上昇したのが原因だと考えられる。図 4-4 から 0.19 Pa では推進剤が増加しているが、プラズマの発光強度が低下している。これは平均自由行程がさらに短くなり、平均獲得エネルギーは下がったためだと考えられる。平均獲得エネル
ギーが下がると、中性粒子を電離させるほどのエネルギーをもつ電子が減尐し、電離に寄与しない衝突が増え、電子密度が下がったと考えられる。これより放電室内圧力依存性において、発光強度あるいは電子密度にはピークが存在することが分かる。

図 4-1

ヨーク間距離 12 mm における磁場計算結果

22

(a)

(b)

(c)

図 4-2 マイクロ波周波数 2.45 GHz、投入電力 6 W における発光強度分布の流量依存性(a)0.1 sccm (b)0.2 sccm (c)0.3sccm

(a)

(b)

(c)

図 4-3 投入電力 6 W における電子励起温度分布の流量依存性(a)0.1 sccm (b)0.2 sccm (c)23

0.3sccm(a)(c)
図 4-4 マイクロ波周波数 800 MHz、投入電力 6 W における発光強度分布の流量依存性(a)0.1 sccm (b)0.2 sccm (c)(a)

0.3sccm(b)

図 4-4 マイクロ波周波数 800 MHz、投入電力 6 W での電子励起温度分布の流量依存性(a)0.2 sccm (b)24

0.3sccm

(a)

(b)

(c)

図 4-5 投入電力 6 W における電子励起温度分布の流量依存性
(a)

図 4-6

0.1 sccm (b)0.2 sccm (c)0.3sccm

磁気ミラー間上の点における放電室内圧力依存性（出典：鶴哲平,“マイクロ波放電式中和器の性能向上に関する研究”,九州大学修士論文）
25表 4-1

平均自由行程と平均獲得エネルギーの流量依存性（800 MHz）

推進剤流量

[sccm]

0.1

0.2

0.3

放電室内圧力

[Pa]

0.06

0.13

0.19

中性粒子密度[m-3]

平均自由行程[m]

1.6×1019
0.47

3.1×1019
0.16

4.7×1019
0.09

3.9

1.4

0.8

平均獲得エネルギー

図 4-7

[eV]

クリプトン、キセノン、アルゴンの衝突断面積(22)（出典：V.E.ゴラント・A.P.ジリンスキー・L.E.サハロン, “プラズマ物理学の基礎”）

4.2 投入電力依存性
この節では、マイクロ波周波数 2.45 GHz、可視化イオン源のヨーク間距離 12 mm、サマリウムコバルト磁石 19 列、推進剤流量 0.2 sccm における投入電力依存性について述べる。
図 4-6 に推進剤流量を 0.2 sccm で固定し、投入電力を 4，6，8 W と変更したときのアルゴンプラズマの発光強度分布を示す。4.1 節と同様、バンドパスフィルタには中心
波長 488 nm のものを用いた。赤の曲線が磁力線、白の曲線が ECR 層（87.5 mT）、黄26

色の実線がバックヨーク、フロントヨーク、アンテナを表している。
図 4-6 をみると、投入電力が 4 W から 6 W に増加したとき、発光強度の分布形状とピークの値が大きく変化していることが分かる。それぞれの発光の強い領域を比較す
ると、6 W の発光強度は 4 W に比べて 6~7 倍程度増加している。またこのとき同時に反射電力が大きく減尐し、ほぼゼロとなった。さらに投入電力が 6 W から 8 W に増加
すると、反射電力はほぼゼロのままで、図 4-6 の(c)のようにアンテナ前方の発光が局所的に大きく増加した。以上のことを整理すると、投入電力 4 W では ECR 層に沿った磁力線でしかプラズマが生成できないが、投入電力が 6 W に増加すると、アンテナ
端前方におけるプラズマ密度も上昇することでプラズマと電場のカップリングが良くなり、マイクロ波の反射電力が減尐してプラズマ生成が盛んになった。投入電力がさらに増加して 8 W になると、ECR 層でのプラズマ生成よりも電場によるプラズマ生成が割合的に増加し、アンテナ前方で発光のピークが表れたと推察できる。
4.1 節と合わせて考えると、推進剤流量とマイクロ波投入電力とプラズマ生成の間には、マイクロ波の反射電力が減尐し、マイクロ波の投入電力が効率的にプラズマに投入され、プラズマ密度が大幅に上昇する閾値が存在する。

図 4-6
(a)

(a)

(b)

(c)

(d)

推進剤流量 0.2 sccm における発光強度分布の投入電力依存性
4 W (b)4 W(グラフの最大値変更)
27(c)

6 W (d)8W

4.3 磁場強度依存性
この節では、可視化イオン源のヨーク間距離 12 mm、マイクロ波周波数 900 MHz、
推進剤流量 0.2 sccm、マイクロ波投入電力 6 W の条件で、磁場強度を変更したときの依存性について述べる。
図 4-7 に磁石数を 5，6，7，8 列と変化させたときの磁場計算結果を示す。この図において、灰色の部分がヨーク及び放電室壁、白線は磁力線、黒の曲線は ECR 層(32.1 mT)を表し、磁場強度は 0 T から 0.21 T までを 15 階調で表示している。
図 4-8 に磁石数を変更したときの発光強度分布の依存性を示す。その図を見ると、
磁石 8 列が最も発光が強いのが分かる。またヨーク間中央における発光総量を磁石 5列の値を 1 として比較すると、磁石 6 列で 1.03、磁石 7 列で 1.07、磁石 8 列で 1.22 という結果となった。これより、磁場強度を上げるほど発光強度は上昇すると言える。
これは磁場強度が上昇することで、プラズマの閉じ込め効率が上昇したことが考えら
れる。

図 4-7

マイクロ波周波数 900 MHz、ヨーク間距離 12 mm での磁場計算結果(a)

磁石 5 列(b)

磁石 6 列(c)28

磁石 7 列(d)

磁石 8 列図 4-8

(a)

(b)

(c)

(d)

マイクロ波周波数 800 MHz 発光強度分布の磁場強度依存性(a) 磁石 5 列(b) 磁石 6 列(c) 磁石 7 列(d) 磁石 8 列

4.4 マイクロ波周波数依存性
この節では、可視化イオン源のヨーク間距離 12 mm、サマリウムコバルト磁石 5 列と 5 列、推進剤流量 0.2 sccm、マイクロ波投入電力 6 W の条件におけるマイクロ波周
波数依存性について説明する。
図 4-9 に磁石 5 列でマイクロ波周波数を 600、700、800、900 MHz と変更したときのアルゴンプラズマの発光強度分布を示す。図 4-9 において ECR 層が移動しているが、これはマイクロ波周波数を変えた時、それぞれの ECR 層が 21.4 mT(600 MHz)、25.0mT(700 MHz)、28.6 mT(800 MHz)、32.1 mT(900 MHz)と変わるためである。図 4-10 に同条件における電子励起温度の分布を提示する。図 4-9 の(a)~(d)を比較すると、分布形状の変化はあまり見られなかった。ヨーク間中央における発光総量を比較すると、600 MHz の総量を 1 とすると、700 MHz で 1.12、800 MHz で 1.39、900 MHz で 1.54となった。また図 4-10 を見ると、マイクロ波周波数の増加に伴い、アンテナ前方における電子励起温度が電子励起温度が増加しているのが分かる。ヨーク間中央における平均電子励起温度は、600 MHz で 3.88 eV、700 MHz で 3.94eV、800 MHz で 4.05 eV、900 MHz で 4.08 eV であった。
29

磁石数 6 列、7 列、8 列と変更して同様に実験を行ったところ、発光強度分布については、マイクロ波周波数の増加に伴い発光強度総量は増加した。電子励起温度分布については、磁石の増加に伴い依存性が変化した。図 4-11 に磁石 8 列における電子励起
温度分布のマイクロ波周波数依存性を提示する。ヨーク間中央におけるそれぞれの電子励起温度を比較すると、600 MHz で 4.02 eV、700 MHz で 4.00 eV、800 MHz で 3.75 eV、900 MHz で 3.64 eV という結果になった。
マイクロ波周波数によって、発光強度分布及び電子励起温度がこのように変化することに関して、現在本研究グループでは原因を把握しておらず、数値シミュレーショ
ンの結果などからこの考察を行う予定である。

図 4-9

(a)

(b)

(c)

(d)

磁石 5 列での発光強度分布のマイクロ波周波数依存性(a) 600 MHz(b) 700 MHz(c) 800 MHz30(d) 900 MHz

図 4-10

(a)

(b)

(c)

(d)

磁石 5 列での電子励起温度分布のマイクロ波周波数依存性(a) 600 MHz(b) 700 MHz(c) 800 MHz(d) 900 MHz

(a)

(b)

(c)

(d)

図 4-11 磁石 8 列での電子励起温度分布のマイクロ波周波数依存性(a) 600 MHz(b) 700 MHz(c) 800 MHz (d) 900 MHz
31

4.5 アンテナ径依存性
この節では、磁場強度、マイクロ波周波数、マイクロ波投入電力、推進剤流量を一定にし、アンテナ径を変更したときの発光強度分布の変化について記述する。
図 4-12 に本実験で使用したアンテナ径 9 mm の星型アンテナを示す。図 4-13 に磁石を 6 列、マイクロ波周波数を 800 MHz、マイクロ波投入電力を 6 W、推進剤流量を 0.2
sccm の条件で、アンテナ径を 7 mm、9 mm、11 mm と変更したときの発光強度分布を示す。この図より、アンテナ径 7 mm では発光が軸付近に集中しているが、アンテナ
径が 9 mm、11 mm では発光の強い部分が軸から外側に移っている。すなわち、発光の強い部分がアンテナ端前方に見られた。次にアンテナ径 9 mm でのヨーク間中央における発光の総量を 1 としてそれぞれの発光総量を比較すると、アンテナ径 7 mm の発光総量は 0.63、11 mm の発光総量は 1.05 となった。このようにアンテナ径 7 mm で発光総量が小さくなった要因としては、7 mm では放電室径 20 mm に対してアンテナが小さく、プラズマ密度が高い部分が放電室の軸付近に集中してしまったためだと考えられる。
次に、図 4-14 にアンテナ径を 7 mm、9 mm、11 mm と変更したときの放電室内の電子励起温度の分布を示す。これよりアンテナ径 7 mm ではアンテナ前方の電子励起温度が高く、軸から離れた位置では電子励起温度が低くなっている。図 4-14 のように放電室全体の電子励起温度が高くならなかったため、ヨーク間中央における発光総量が小さくなったと考えられる。これより、アンテナは放電室径に合わせたサイズを選ぶ必要があると分かった。

図 4-12星型アンテナ（9 mm）

32

(a)

(b)
図 4-13(c)
発光強度分布のアンテナ径依存性(a) アンテナ径

7 mm (b) 9 mm (c) 11 mm

(a)

(b)
図 4-14(c)
電子励起温度分布のアンテナ径依存性(a) アンテナ径

7 mm (b) 9 mm (c) 11 mm
33

4.6 ヨーク間距離依存性
この節では、アルゴンの推進剤流量とマイクロ波投入電力を一定にし、ヨーク間距離を変更したときの発光強度分布の変化について記述する。
図 4-15 に、マイクロ波周波数を 2.45 GHz において、ヨーク間距離を 8 mm、12 mm、16 mm と変更したときの磁場計算結果を示す。それぞれのヨーク間距離での磁石列は、8 mm で 13 列、12 mm で 19 列、16 mm で 22 列である。図 4-15 の灰色の部分がヨー
ク及び放電室壁を，白線は磁力線を表しており、磁場強度は 0 T から 0.21 T までを 15
階調で表示している。なお ECR 層は黒色の曲線部分で、アンテナ近傍に形成されるよ
うに、それぞれのヨーク間距離で磁石列を調整している。
図 4-16 に、推進剤流量 0.2 sccm、マイクロ波投入電力 6 W で固定し、ヨーク間距離を変更したときの発光強度分布を提示する。赤の曲線が磁力線、白の曲線が ECR 層（87.5 mT）、黄色の実線がヨーク及びアンテナを表す。これより、ヨーク間距離 12 mmのとき発光強度が他のヨーク間に比べて極めて高くなっていることが分かる。それぞれの分布形状を見るために、グラフの最大値を変更して比較したものを図 4-17 に示す。
この図よりヨーク間距離 8 mm、16 mm の条件では、発光の強い部分がアンテナ上方の ECR 層を通過する磁力線に沿った位置に存在するが、ヨーク間距離 12 mm ではア
ンテナ端の前で発光が強くなっている。このような発光強度の分布形状の変化は 4.1
節、4.2 節でも確認された。ここで、4.1 節で説明した式(4-1)、(4-2)、(4-3)を用いて、
平均自由行程及び電子の平均獲得エネルギーを求めた。その結果を表 4-2 にまとめる。
表 4-2 より，ヨーク間距離 8 mm では平均獲得エネルギーは他の 2 つに比べて高い
ものの，ヨーク間距離に対して平均自由行程が長くて電子と中性粒子の衝突が起こりにくいため，プラズマ生成が起こりにくかったと考えられる．ヨーク間距離 16 mm では，ヨーク間距離の長さに対して平均獲得エネルギーが小さく，中性粒子をプラズマ化させるエネルギーをもつ電子が減尐したため，プラズマ生成が起こりにくかったと考えられる．一方，ヨーク間距離 12 mm では平均自由行程が表 1 の中で最も短く，電子と中性粒子が頻繁に衝突しているため，プラズマ密度が上昇したと考えられる．以上より，ヨーク間距離には最適値が存在し，今回の体系ではヨーク間距離 12 mm であった．一方、ヨーク間距離 16 mm でも推進剤流量及び投入電力を上昇させれば、モードが移行することを確認した。その例として、図 4-17 にヨーク間距離 16 mm、マイク
ロ波投入電力 8 W、推進剤流量 0.3 sccm における発光強度分布を提示する。

34

図 4-15

磁場強度のヨーク間距離依存性(a) ヨーク間距離 8 mm、(b) 12 mm、(c) 16 mm

(a)

(b)
図 4-16(c)

発光強度分布依存性のヨーク間距離依存性（発光強度比較）(a) ヨーク間距離 8 mm、(b) 12 mm、(c) 16 mm
35

(a)

(b)
図 4-17(c)

発光強度分布依存性のヨーク間距離依存性（分布形状比較）(a) ヨーク間距離 8 mm、(b) 12 mm、(c) 16 mm

図 4-18ヨーク間距離 16 mm におけるモード変化後の発光強度分布

表 4-2 ヨーク間距離に対する依存性評価
ヨーク間距離, mm
中性粒子密度, 1019 m-3
発光強度の総量比
平均電子励起温度, eV
平均自由行程, m
平均獲得エネルギー, eV

8 mm
3.1
1
4.9
0.25
3.1

36

12 mm
3.1
7.2
3.9
0.17
1.4

16 mm
3.1
0.24
4.2
0.20
1.4

4.7 パラメータ依存性のまとめ
これまで、マイクロ波投入電力、推進剤流量、磁場強度、マイクロ波周波数、アン
テナ径、ヨーク間距離の依存性を発光強度分布、電子励起温度分布で比較した。この
節では、前節までで個々に調査したパラメータ依存性をヨーク間中央における相対発
光強度総量と平均電子励起温度の値でまとめる。
まず、マイクロ波周波数 2.45 GHz についてまとめる。表 4-3 にヨーク間距離 8 mm、
表 4-4 にヨーク間距離 12 mm、表 4-5 にヨーク間距離 16 mm における発光強度総量と平均電子励起温度を整理する。ここで、表 4-3、表 4-4、表 4-5 における発光強度の相対値はヨーク間距離 12 mm、推進剤流量 0.2 sccm、マイクロ波投入電力 6 W における発光強度の積分値を 1 としている。
次に、マイクロ波周波数を 600 MHz から 900 MHz の間での実験についてまとめる。
表 4-6 にマイクロ波周波数と磁場強度を変化させたときの発光強度総量の相対値と平均電子励起温度をまとめる。表 4-7 にマイクロ波周波数とアンテナ径を変更したときの依存性をまとめる。表 4-8 にマイクロ波周波数 800 MHz、磁石 6 列での投入電力と推進剤流量の依存性をまとめる。表 4-6 から表 4-8 にかけて、マイクロ波周波数 800
MHz、アンテナ径 9 mm、推進剤流量 0.2 sccm、マイクロ波投入電力 6 W での発光強度総量を 1 としている。
これまでのバラメータ依存性での計測結果より以下のことが分かった。
・

マイクロ波投入電力と推進剤流量にはある一定量を超えるとプラズマ生成が盛んになる閾値が存在する。
・

その閾値を超えるか超えないかで、放電室内のプラズマのつき方が変わることが分かった。閾値を超える前は、星型アンテナ近くの ECR 層を通過する磁力線に沿ったところにプラズマが多く存在するモードしていたが、閾値を超えると発光強度の高い部分がアンテナ端前方に移行し、発光強度が全体的に上昇する。
・閾値を超えると、マイクロ波の反射電力が大きく減尐し、放電室内に加わる実質的な投入電力が上昇する。
・

マイクロ波周波数が一定のとき、磁場強度が強いほどプラズマ密度は上昇する。

・ マイクロ波周波数 600 MHz～900 MHz では、マイクロ波周波数が高くなるほど放電室内のプラズマ発光強度は上昇する傾向がある。
・ 放電室径 20 mm に対して、アンテナ径 7 mm 以下ではプラズマが放電室全体に広がらず、放電室全体の平均プラズマ密度は低下する。
・ 磁気ミラー間距離には最適な値があり、今回実験を行った体系だと ECR 層を通過する磁力線がヨーク間でおよそ 14~16 mm であるとき、最適な条件となった。
37

表 4-3

ヨーク間距離 8 mm における発光総量の相対値と平均電子励起温度

4W
0.1 sccm
0.2 sccm
0.3 sccm

表 4-4

0.1 sccm
0.2 sccm
0.3 sccm

表 4-5

6W

8W

0.10

0.14

0.15

4.3 eV

4.9 eV

4.6 eV

0.10

0.13

0.11

4.1 eV

3.5 eV

4.1 eV

0.11
4.8 eV

ヨーク間距離 12 mm における発光総量の相対値と平均電子励起温度

4W

6W

8W

0.072

0.13

1.5

4.5 eV

4.7 eV

4.7 eV

0.068

1

1.4

4.2 eV

3.9 eV

4.0 eV

0.15

0.97

1.4

3.6 eV

3.5 eV

3.6 eV

ヨーク間距離 16 mm における発光総量の相対値と平均電子励起温度

4W

6W

8W

0.033

0.047

4.8 eV

4.8 eV

0.027

0.033

0.033

4.5 eV

4.2 eV

4.2 eV

0.039

0.030

0.52

4.2 eV

4.3 eV

3.5 eV

0.1 sccm
0.2 sccm
0.3 sccm38

表 4-6

磁石 6 列、周波数 800 MHz での発光総量の相対値と平均電子励起温度0.1 sccm
0.2 sccm
0.3 sccm

表 4-7

6W

8W

0.023

0.052

1.3

5.5 eV

7.6 eV

4.5 eV

0.74

1

1.2

3.8 eV

3.9 eV

4.0 eV

0.74

0.92

1.1

3.6 eV

3.6 eV

3.6 eV

流量 0.2 sccm、投入電力 6 W でのマイクロ波周波数・磁場強度依存性

磁石 5 列磁石 6 列磁石 7 列磁石 8 列表 4-8

4W

600 MHz

700 MHz

800 MHz

900 MHz

0.70

0.78

0.97

1.1

3.9 eV

3.9 eV

4.0 eV

4.1 eV

0.73

0.74

1

1.1

3.9 eV

3.8 eV

3.9 eV

3.8 eV

0.65

0.71

0.95

1.1

4.2 eV

3.9 eV

3.6 eV

3.8 eV

0.66

0.73

0.96

1.3

4.2 eV

4.0 eV

3.7 eV

3.6 eV

流量 0.2 sccm、投入電力 6 W でのマイクロ波周波数・アンテナ径依存性

7 mm
9 mm
11 mm

600 MHz

700 MHz

800 MHz

900 MHz

0.49

0.47

0.63

0.77

3.8 eV

3.7 eV

3.8 eV

3.9 eV

0.73

0.74

1

1.1

3.9 eV

3.8 eV

3.9 eV

3.8 eV

0.82

0.93

1.1

1.2

3.9 eV

3.9 eV

4.0 eV

4.0 eV

39

第5章
5.1

スラスタの設計指針

2 ㎝級イオンスラスタ

この節では放電室径が可視化イオン源と同じ2 ㎝のイオンスラスタにおいて、可視化イオン源で得られたことを活用し、性能向上を図る。
図5-1 にスラスタの写真を図5-2に構成図を示す。スラスタのサイズは35×35×17 mm
で、放電室壁には内径21 mm、長さ14 mmのアルミニウム製のものを使用した。Al製円筒放電室の周囲には、4×4×12 mmの長手方向磁化のサマリウムコバルト磁石を設置し，それを軟鉄製ヨークで挟み込むことで放電室内に磁気回路を形成している。その磁石の数を変更することで内部磁場強度を変更できる。アンテナには、可視化イオン源でも用いたモリブデン製の星型アンテナを使用した。イオンビームの引き出しには、カーボン製のスクリーングリッドとアクセルグリッドを用いた。その写真を図5-3にそのパラメータを表5-１に示す。マイクロ波周波数は900 MHzを使用した。その理由を以下で説明する。
現在、イオンスラスタに用いられるマイクロ波周波数は2.45 GHzや4.2 GHzという高周波数のものが用いられているが、これはカットオフ密度によるマイクロ波が反射されるのを防ぐためである。しかし、レーザートムソン散乱測定の結果から、アンテナを用いた本研究グループのイオンスラスタでは、そのカットオフ密度以上のプラズマが確認されている(15)。そのため、マイクロ波周波数が低い900 MHzでも2.45 GHzや4.2GHzと同様の性能を出せると考えられる。マイクロ波周波数の低い条件でイオンスラスタを作動させるメリットを以下に提示する。
・マイクロ波周波数が低い方がケーブル損失は小さくなり、システム全体の効率が上昇する。
・マイクロ波周波数が小さくなると、ECR層の磁場強度が下がるので、磁石個数を減らし、スラスタの質量を軽くできる。
・必要な磁場強度が下がり、選べる磁石の種類が増えるため、磁気回路の幅が広がる。
これまで、図5-1に示した2cm級イオンスラスタの作動実験では、マイクロ波反射電力やイオンビーム電流の増減、プローブ法やレーザートムソン散乱法で電子密度・電子
温度の増減を計測することで様々なパラメータ依存性を調査してきた。しかし、これらの計測では放電室内部のプラズマ状態を空間的に理解するのが難しく、モードの変化に対する理解が十分でなかった。今回の可視化の実験により、ECR層とアンテナの距離は40そこまで重要でなく、アンテナ端前方で生成されるプラズマの磁場閉じ込めが大事だということが分かった。以上のことを検証するために、マイクロ波周波数900 MHz、引き出し電圧1000 Vにおいて磁石列を4列、5列、6列と変更して性能測定を行った。それぞれの条件での磁場計算結果を図5-4に、測定結果を図5-5に示す。磁石6列ではプラズマがつきにくいというところはあるものの、その図から分かるように、磁場強度の増加に伴いイオンビーム電流が増加していることが分かった。この結果は可視化イオン源での計測結果から以下のように説明できる。
まず、磁石6列でプラズマがつきにくかった理由はECR層とアンテナ距離が離れていたためだと考えられる。これはプラズマ密度の低いモードでは、プラズマがECR層を通過する磁力線に沿った形をしていることから確認できる。次にプラズマのつきにくかっ
た磁石6列が最も性能を伸ばせたのは、アンテナ端前方で生成された高密度のプラズマ
を高い磁場で閉じ込めたため、性能が上昇したためだと言える。
このようにマイクロ波周波数900 MHzで磁場強度を最適化した2 cm級イオンエンジ
ンを推進剤流量0.3 sccm、引き出し電圧1500 Vで実験を行ったところ、図5-6に示す結果が得られた。これより、マイクロ波周波数900 MHzでも十分な性能が出せることが証明
された。

図5-1

2 cm級イオンスラスタの写真

41

図5-2

2 cm級イオンスラスタの構成図

図5-3 グリット写真(左：アクセルグリット、右：スクリーングリット)42表5-1 グリットシステムのパラメータ

図5-4

2cm級イオンスラスタでの磁場計算結果

43

18

イオンビーム電流 (nA)

16
14
12
10
8

6列

6

5列

4

4列

2
0
0

2

4

6

8

10

投入電力
図 5-5

12

14

16

18

[w]

イオンビーム電流の磁場依存性（引き出し電圧 1000 V）

60

推進効率[%]

50
40
30
0.9 GHz20

2.45 GHz
4.2 GHz

10
0
0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

投入電力[W]
図 5-6推進効率と推力の投入電力依存性（引き出し電圧 1500 V）

44

5.2

5 ㎝級イオンスラスタ

この節では放電室径が可視化イオン源よりも大きい5 ㎝のイオンスラスタにおいて、可視化イオン源で得られた知見を活用し、性能向上に向けた設計指針を導く。
図 5-7 に放電室径 5 cm のイオンスラスタの構成図を示す。図 5-2 と図 5-7 を見比べれば分かるように、2cm 級イオンエンジンの放電室径を 50 mm、放電室長を 20 mm に伸ばしたものである。当初、2 cm 級イオンスラスタと同様の性能が引き出せることが期待されていたが、実際に実験してみるとプラズマがつかないという問題があった。
またその要因がつかめず、本研究グループではこのサイズのスラスタにおける引き出
し実験が行い状態にあった。ところが、前述の可視化イオン源のパラメータ依存性調査の結果から、以下の 2 つの要因が考えられる。
・放電室径及び放電室長が伸びることでヨーク間が長くなり、電子の平均獲得エネル
ギーが低下したため。
・アンテナ径が放電室径に対して小さいため、プラズマが放電室全体に広がらないため。
後者の要因はアンテナ径を尐し大きくするだけの問題だが、前者の要因の解決には
ヨーク間距離を最適な 12 mm 程度にする必要があった。しかしそれでは、放電室長あるいは放電室径は最大 12 mm までしかとれなくなってしまい、サイズを大きくしたことによるプラズマの壁面損失低下などのメリットがなくなってしまう。そこで本研究
では、放電室内に磁石を配置することでその解決を試みた。
図 5-8 に今回の実験で用いた磁石配置、図 5-9 にその磁石配置における磁場計算結果を提示する。次にこの磁石配置にした理由を述べる。まずプラズマのつきやすさを決めるバラメータは可視化イオン源を用いた実験で確認されており、それはアンテナから ECR 層までの距離である。そこで、アンテナのすぐ近くに ECR 層が形成される
ように中心軸から 0.9 mm の位置に磁石を配置した。可視化イオン源の実験結果から、モードが変化した後は、アンテナ端前方のプラズマ密度が高くなるので、その高密度のプラズマを径方向に導いて維持するために、さきほどの磁石と反対向き磁化の磁石を外側に配置した。このとき、内側と外側の磁石を通る磁力線の長さが、最適なヨーク間距離における磁力線の長さと一致するように、外側の磁石を軸から 1.8 mm の位置に配置した。この磁石配置で作動実験を行ったところ、推進剤をキセノンにしてもアルゴンにしてもプラズマをつけることができた。
図 5-10 にアルゴンイオンの作動実験中に撮影した発光の様子を載せる。図 5-10 の(a)が引き出し電圧をかけていない時、図 5-10 の(b)が引き出し電圧 800 V においてプラズ
45

マのモードが移行した時の発光の様子である。その図を見て分かるように、引き出し
電圧をかけていない時はアンテナ付近の発光が非常に強いが、引き出し電圧を 800 Vに上げた時は発光が全体的に薄くて均一な発光が見られた。これは引き出し電圧が上がることで、放電室内部のプラズマ密度が低下し、モードが変化したためである。このとき、可視化イオンでの結果と同じく、プラズマ密度の低い図 5-10 の(b)のモードでは、マイクロ波の反射電力が増加した。次に推進剤をキセノンに変えて、引き出し電
圧を 1500 V、流量を 1.0 sccm 及び 1.3 sccm にした場合のイオンビーム電流と推進効率の関係をそれぞれ図 5-11、図 5-12 に示す。このときの作動実験の反省点としては、発光が放電室中央に集中していたため、その発光を全体に広げることである。その問題を解決するには、図 5-12 の結果から分かるように最適なマイクロ波電力は 24 W 以上なので、図 5-13 にように複数のアンテナを均一に配置した“マルチスター型”の設計が必要になるだろう。

図 5-7

5 ㎝級イオンスラスタの構成図

46

図 5-8磁石配置（外側と内側で向きが逆の磁石を配置）

図 5-9

5 ㎝級イオンスラスタの磁場計算

47

(a)
図 5-10(b)
5 ㎝級イオンスラスタでのモード変化写真(a)引き出し電圧

0 V (b)引き出し電圧

800 V

イオンビーム電流 [mA]30

1.3 sccm
1.0 sccm

25
20
15
10
5
0
0

図 5-11510
1520
投入電力 [Ｗ]2530

5 ㎝級イオンスラスタのイオンビーム電流（引き出し電圧 1500 V）

48

推進効率 [%]

18
16
14
12
10
8
6
4
2
0

1.3sccm
1.0sccm0
図 5-125101520
投入電力 [W]2530

5 ㎝級イオンスラスタの推進効率（引き出し電圧 1500 V）

図 5-13

マルチスター型の概念図

49

第6章

結論

放電室壁をガラスで構成した可視化イオン源を試作し、流量依存性・マイクロ波投
入電力・磁場強度・マイクロ波周波数・アンテナ径・ヨーク間距離の合計 6 つのパラメータ依存性を発光分光計測により一つずつ精度良く調査した。その結果、以下のことが分かった。
放電室内のプラズマのつき方に二つのモードが存在することが分かった。一つは、星型アンテナ近くの ECR 層を通過する磁力線に沿ったところにプラズマが多く存在するモード。もう一つは、プラズマ密度の高い部分がアンテナ端前方に移行し、プラ
ズマ密度が全体的に上昇するモード。この二つのモードの大きな違いは、前者が ECR
加熱によりプラズマが生成されているのに対し、後者は ECR プラズマに加え、プラズ
マと電場のカップリングが良くなることで生じたプラズマも加わっている点である。
プラズマと電場のカップリングが良くなっているため、後者のモードの方がマイクロ波反射電力は極めて小さく、放電室内に加わる実質的エネルギーが増加した。この二つのモードの説明から分かるように、1 つ目のモードではプラズマを着火させるためにアンテナと ECR 層の位置関係が大切になるが、2 つ目のモードではプラズマを維持するための磁場形状が大切になる。つまり、プラズマのつきやすさを重視するならアンテナと ECR 層を近づける方が良く、性能を重視するならグリッド電圧で引き出せる程度に磁場強度を上昇させる方が良い。
上述で得られた知見を生かし、可視化イオン源と放電室径が同じ 2 ㎝のイオンエン
ジンで作動実験をしたところ、推進剤キセノン、推進剤流量 0.3 sccm、マイクロ波周
波数 900 MHz、マイクロ波投入電力 10 W において、推力 1.04 mN、比推力 3630 s、イオン生成コスト 580 W/A、推進効率 51.8%という結果が得られた。
放電室径を 5 ㎝に伸ばしたイオンスラスタでは、磁場形状を変えることによりプラズマを着火させることに成功し、かつイオン引き出し実験に成功した。さらに推進性能を向上させるためには、均一なプラズマを生成する必要があり、星型アンテナを複数用いるべきだと分かった。

50

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