〈特別研究課題〉 環境調和型プラズマプロセスを用いた新しい材料表面改質とその応用に関する研究
助 成 研 究 者

名古屋大学

田中

宏彦

環境調和型プラズマプロセスを用いた新しい材料表面改質とその応用に関する研究
田中 宏彦（名古屋大学）

Research on new material surface modifications using
environment-friendly plasma processes and its application
Hirohiko Tanaka(Nagoya University)

Abstract：
For saving resources in the world,“material surface modification”is widely performed as one of
the effective methods. A nitriding technique for forming a nitrided layer on the surface of a metalor resin is used to improve wear resistance and corrosion resistance. In addition, themicrofabrication of the surface contributes to the improvement of the catalytic property due to theincrease of the surface area. This study aims to develop innovative surface modification
technologies that use environmentally friendly gases such as nitrogen and helium.
First, we applied the detached plasma technology developed in magnetic confinement fusion
research to the field of nitriding. To perform the radical nitridation capable of high-quality film
formation, high-density nitrogen radical generation was attempted by dissociative recombination
instead of dissociative excitation process in NAGDIS-T, which has long connection length magnetic
field. By using a Langmuir probe and a spectrometer, plasma and neutral particle characteristics
were estimated.
In addition, it is known that helium plasma irradiation forms nanostructure (fuzz) on various
metals in the fusion research. In recent years, a phenomenon in which fuzz explosively grows tomillimeter size has been discovered by simultaneously irradiating metal particles. We investigated
the growth mechanism with the goal of creating new catalyst materials.

－ 7 －1．はじめに
世界における省資源化の技術開発が加速する中で、“材料表面改質”は特に有効な手法として用いられている。金属や樹脂の表面に窒化層を形成する窒化技術は、耐摩耗性や耐食性を向上させて材料の超寿命化に資することから、切削工具や自動車部品等に幅広く利用されている。また表面の
世改 ”
ナノサイズの微細化は、比表面積増加に伴う触媒作用の向上に寄与している。種々のプロセスが既
る
脂 表
窒
形 す
化
は
て
に実用化されているが、処理時間の長さや、ウェットプロセスにより生じる廃液の問題等が存在す
超
資
と
切
自
広く利
て
ま
面
る。社会に普及し、持続可能な都市環境を構築するためには、環境調和性が高く高速処理可能な革ナ サの微表 積 加 伴う触寄与 てのプが新的な表面改質技術が求められている。
に実用化されているが 処理時
長
本研究では 窒素やヘリウムといった安価かつ環境負荷の低いガスを使った新しいプラズマプロ
社会 普 し可環 を構 するため
性が く高
可 な革
セスを用いて金属の表面処理を行う。まず、核融合プラズマ研究で培われたプラズマ非接触化技術
新 な表面 質技術が求められてを窒化分野へと応用する。高品質な成膜が可能なラジカル窒化に着目し、通常の解離性励起でなく本研究で窒素や リウム
った安価かつ荷の低 ガスを った新しいプラズマプロ
解離性再結合による低温の窒素ラジカル生成を行うことで、既存技術と比べて高密度（1019 -1020
セスを用いて金属の表面処理を行う まず 核融合プラズマ 究で培わプラズマ非接触化技-3mを ）な窒素ラジカル源を開発することを目標とする。加えて、他の核融合研究の派生技術として、化分野へ 応 する 高品質な成膜が可能なラ カル窒 に着目し 通常の解離性励起でヘリウムプラズマを各種金属に照射することで繊維状のナノ構造（ファズ）が形成されることが確認
再 合による低温の窒素ラジカル 成を行うこ
既存技と比べて高密度（ 0 9 20 m-3
されている。ファズ形成材料には触媒作用の向上が見込めるが、形成に必要なイオン照射量な窒素ラジ ル源を開発することを目標とする 加えて 他の 融合研究の派 技術 して（∝照リ
射時間）の多さが産業応用に向けての課題であった。しかし近年、金属のスパッタ照射を複合的に
ウムプラズマを各種金属に照射とで繊維状の構造（フ ズ）が形 されることが確認さ行うことで、ミリメートルサイズまでファズが爆発的に成長する現象が発見された。成長促進機構
れて る
ァズ形 材料には触媒作用の向上が見込めるが 形成に必要なイオン 射量（∝照射と最適な照射条件を明らかにすることで、市場流通品と比べて競争力のある新規触媒材料を創製す時間）の多さが産業応用に向けての課題 あった しかし 年 金属のスパッタ照射を複合的に行ることを目標とする。
う とで ミリメー2
新しい窒素ラジカル源開発に関する研究ことを目標とす
2.1

原理および目的

現在、産業界で広く利用されている窒化技術として、アンモニアを用いたガス窒化がある。しか新し 窒素ラジカ 源開発 関す 研究
しこの手法は、数十時間といった加熱時間を要するのに加え、材料表面に脆い化合物層を形成する
2 原理および目的[1]。他の手法としてグロー放電を用いるイオン窒化[2]が知られているが、電界中で加速されたイ
在 産業界 広く利 されている窒 技術として アンモニア 用い ガス窒化がある。しかオンによって材料表面が損傷を受けるといった欠点がある。そこで、イオンによる損傷なく窒化層し の手法は、数十時間といった加熱時間を要するのに加え 材料に い化合物層を形成するを形成する方法として窒素原子を用いるラジカル窒化が考案された。ただし窒素分子の高い結合エ1]。他の手法としてグロー放電を用い窒化[2 が知られて るが 電界中で加速されたイオンに （8.8って材料表面が損を受けるといった欠点がある。そこ
イオンによる損傷なく窒化層
ネルギーeV）のために、電子衝突による解離は起こりにくく、高密度の窒素原子を生成するこを形 する方法として窒素原子を用いるラジとは一般に困難である[3]。既存のラジカル
ネルギー（ 8 eV）のために 電子衝突によ源として電子ビーム励起プラズマ（EBEP）
る解離は起こり
高密度の窒素原子をが知られているが、生成される窒素原子密
生成す 17 ことは一に困難である 3]。既存
度は10m-3 のオーダーである[4]。図1にイのラジカル源として電子ビーム励起プラズ
オン化および解離性再結合の速度係数の電マ（EBEP）が知られて るが、生成さ る子温度依存性を示す[5]。EBEPでは高エネ
窒素 子密度は 1
m-3 のオーダーで る
ルギーの電子ビームを採用することで、電−−[4 。図 1 にイ（N
ン化
解離性
結合
子衝突解離過程→N+ N + 2e）を
2 + e
速度係数の電子温度依存
示] EB P経て窒素分子を解離する。通常のプロセス
で 高エネルギ の電
ムを採する
プラズマの電子温度（10 eV以下）
では、解離

図1．
（実線）
、電子衝突解離（破線）、解離性再結合
図 1電離電離（線）、電子衝突解（破線） （点線）解離の速度係数の電子温度依存性－ 8 －でなく窒素分子のイオン化が支配的となる（N2 + e− → N2+ + 2e−）。
子（）
本研究では、“プラズマ非接触化”と呼ばれる核融合プラズマ装置の壁面付近で適用される手法
を窒素ラジカル源に応用する。本手法は、磁力線に沿って運ばれる膨大な熱流・粒子流を散逸させ
本
“プラズ
触 ”
ば る
プラズ
置
面付 で 用 れる手法
る目的で確立されつつある技術であり、電離・放射冷却、イオン－中性粒子衝突の各過程により電
窒 ラジカ
手
磁 線に
な 流
流
子温度1 eV以下までプラズマを冷却させる。図1に示すとおり、電子温度1 eV以下の低温では、窒目的で 立さ つ
術であり
・
イ
中性粒
突
過程 よ 電素分子イオンの解離性再結合（N 2+ + e− → N + N）の速度係数が大きくなる。そこで本研究ではま子
V 下までプラズ を
す お
電 温度
下の低 で
ず、数eV程度の高密度窒素分子プラズマを生成する。次に、プラズマが磁力線に沿って輸送されイオ の解離性再結
+
る そこ
研究では
る過程で十分に冷却することで解離性再結合を促し、高密度の窒素原子生成を目指す。
まず 数 V 程度の高密度窒素分子プラズマを生る 次に プラ マが磁力線
2.2

実験装置

2名古屋大学所有のプラズマ装置であるト
実験装置
ロ 名古
イ ダ ル・
イバータ
模擬実験装置大 ダ所有のプズマ装置であるト
NAGDIS-T
DIvertor
plasmaロ ダ ル (NAGoya
ダイバータ
模擬実験
装置
S iAGDm u l aStTo r w
i t h T o r oDIver
idal m(NAG
r a g n ea tmi c
configuration)を使用する[6]。トロSimulator with Toroid m（図2参照）
gnetic configu
i n)
イダル磁場
（Bt）および垂直磁場の足し合v）を使用する（図参照） 6] （Bトロイダル磁わせにより螺旋状にひねられた磁場を生成場（Bt および垂直磁場 Bv）の足し合わせすることができ、水平面に対するピッチ角
により螺旋状に ねられた磁場を生成する

図2．トロイダル・ダイバータ模擬実験装置NAGDIS-Tの概略図

ことができ
水平面に対 るピッチ角（）（θ）
を小さくすることで、非常に長い磁力を小さく （放電部から壁までの磁力線の長線接続長Lc ることで 非常に長い磁力線接続
長 を実現可能な装置である。
L （放電部から壁までのさ）実現可能な装置である。
図3(a)に放電部の写真を示す。真空容器下
図 3(a)に放電部の写真 示す。真空容器部に設置された陰極には、円形の六ホウ化部に設置された陰極には
円形
ウ ラ
ランタン
（LaB 6）を用いている。ヒーターにンタン（La 6
いてい 。ヒーター よより加熱することで熱電子を放出させ、こり加熱することで熱電子を放出 せをれを陽極－陰極間で加速させることで、導陽 －陰極間で加速させるこ
導入
入した窒素ガスを電離させる。本方式によ窒 ガスを電離させる。
によ定常
り、定常的な窒素分子プラズマの生成が期
的 窒素
待される。

図3．(a)放電部写真、(b)2次元静電プローブの計測範囲

プラズ
ラ
同定 は、 ロ
プラズマパラメータの同定には、ポロイ
ル 面を 次元的に駆動 きる静電ダル断面を2次元的に駆動できる静電プローブを用いた（図3(b)参照）[5]。本プローブは陰極からトた 図 3(b)参5 。本 ロロイダル方向（装置上方から見て時計回り）に90度離れている（φ= 90°）。加えて、Czerny-Turner
陰
イ ル方
置上方
て 計回り）
分光器による受動分光をトロイダル角φ = 240°の位置で行った。
2.3

静電プローブ計測

磁場強度をBt = 8.3 mT、Bv = 0.6 mTに固定し、ガス圧を変化させた際の窒素プラズマパラメー、
タの静電プローブ計測を行った。このとき、θ = 4.1°、Lc = 3.88 mである。図4(a)に中性粒子圧力。
、pp = 3.1 mTorrのときの窒素プラズマの写真を示す。放電部に繋がる1周目のプラズマ発光（写真中－ 9 －認されと、発光強度は弱いながらも2周目のプラ
このときの放電電流および放電電
央～下部）
orr のときのプラズマの写真を示す
圧はそれぞれ
Id = 0 A, V1dに確認される。このとき=周目のプラズ
130 であ放電部に繋がる
光 写真
ズマがその上方（写真中央）
図 4( ) 、イオン飽和央～下部）と 発光 s t度は弱= 10
な A, Vも =2の放電電流および放電電圧はそれぞれIdd）

130 Vである。
図4(b)に、イオン飽和電流Isat（∝イオン粒子束）の
び

周

ズ

確

2次元分布を示す。真空容器下面からの高さy～ 60
認できる 半 全幅はそれ れ
m
4

に

オ

飽 電

I

ン

mmおよびy220
約m～でありm の 器下面
束 mmの位置に、1周目および2周目
の磁力線に
次
布 て約
示す 2 真空
距離を輸送され過程のプラズマが確認できる。半値全幅はそれぞれ約62からの高さ
y ~ 024%増加
mm および yいる。
~ 20 mm の次に、I
置における電
温度 mの距離
s ピーク
e マが確
位置に、1
および 2 周目のプラmmと約77mmであり、磁力線に沿って約2
およ 電子密度（
認できるne の放電電
半値全それd）を輸送される過程で24%増加している。
pmm .1 m
あ

、磁力

mの

目、
沿っ 約

次に、Isatピーク位置における電子温度Teおよび電子密度neの放電電力（Pd）依存性を調査した。p = 3.1
2のし図 ( )かT

mTorrでは1周目、2周目とも計測が行われたが、p
T
P
の相関
し
の

= 6.7 mTorrでは2周目のみ計測している。図5(a)かか
周目にかけて約半分
下1 目 2周
した
=31m
では
ら、Tいた
3.1. もmTorrのときP
p目
mTorr
では、Pd ~dと正の相関を示し、
1 kW
e はp =
測が行われたが、
p =のとき6 7 mTorr図
ではを除き 3.1
mTo r の きと比べてわずか
2 周目のみ計測している
図 a 低ら Te は
1周目から2周目にかけて約半分に低下していた。p
た。pで
) とき
ら nPe は
れ 条
=方、
1 Tor
と正の相関を示= 6. 7 mTorr
は、P
d ～ 1 kW の と き を 除 き 3. 1
もか

2関周目にか p = 約1

1

mTorrの と き と 比 べ て わ ず か に 低 下 し た。 一 方、d

図4(a)ガス圧3.1
mTorrにおけるプラズマ写真、図 が見られた。
(a)ガス
1 mTorr におラズ 減(b)イオン飽和電流の2次元分布 [5]図5．ガス圧3.1 mTorrにおける1周目（実線）
および２周目（破線）、6.7mTorrにおける２周目（点線）のプラズマの(a)電子温度、
び２周目（ 線） 7mT
にる２
図 5. ガ 圧 3.1 T rr における 1 目（実線）(b)電子密度の放電電力依存性[5]図5(b)からneはいずれの条件でもPdと正の相関を示し、p = 3.1 mTorrでは1周目から2周目にかけて
約70%減少した。加えてp = 6.7 mTorrでは3.1 mTorrのときと比べてわずかに減少が見られた。
. m

1周

線

）

)

、

よ

２

）
、

に

２

4
以上の結果から、Teとneは磁力線に沿って運ばれる過程で大きく減少していることが確認された。上述の半値全幅に関する議論により拡散輸送の影響はそれほど大きくないことから、再結合過程の寄与が示唆される。さらに、高い中性ガス圧環境で再結合過程が促進される可能性が示された。
2.4

受動分光計測2.3節の静電プローブ計測により電子温度および電子密度が評価された。本節では分光計測によ－ 10 －

よび電子密度 評
た。
光る原子密度評価を行なった結果を述べる
通常、再結合プラズマ中におけるポピュレーション分布
価を行な
計測によ
度評価
行なた結果 果を通べ
原子
原計測による原子密度
密よ
度評価を行
価原
結果を
結果
に
る原子密度評価
行
る
行
測 よる 子を なは主に再結合成分によって決定されこれは原子密度に依存しないため発光強度から原子密度を
述べる
通常再結合
結 プラズマ中におけるポピュレーション分布は主再結合成分によって決定
述再結合プラズる通常
再結合プラズマ中
ショ 分布は主
これ
常べ
中けるポピお おけるポピュレ
分布 ョン
主に再結
成分によって決ズマ中るポピ レ
合成分 よ れて決定
結
決
述べ
結 プ ズ
分
p =発光強度から原子密度を評価することは困
評価することは困難である。しかし
3光1 mTorrのときT
eV程度以上あることから（図れ これは原子密度に依存
いた
度から原
度は2
評価することは困難
るしか
し
こは原
は原子密度
依存
いため
=
3か
1
原子密度
依
度を評
ることは困難である
子
しないため
か発
を 子
価す度
難こと
れ
密度に
存
強度から
評価す
し 光強度
ら
度
る
と る困難で
困 か
で である

5(a)）
mTo
V度以上
程度以上あることから（図a ここではポピーシン= 3m1TTr 2 Vとき
きT は程度以上あることから
ここはポピ レーョ分
電子衝
mTo
Tしrr、ここではポピュレーション分布は電子衝突励起によって主に決まると仮定し、コロナ平衡
上2 程度
るこ
ることか
から（図
（ と
5(( )） （レーショ
こ図 では
ピ ここではポション
rTはの(a55(a）シ
し3と度あることから（図)）ポピ分に基づく窒素原子密度評価を行なった。
布は電子衝突励起によって主に
布 子
電子衝突励起によって主に決ま励起
よ突て主に決まると仮定
布は電
衝突励起
よって主
決まる
は
衝突励
によ
て に決ま
ま まコ
�
��窒素
3
3�
準位の窒素原子密度��3�
準位 窒素原子密度
子密度��3�3 � S密度� � ��S �S� �は
SS S準位の窒素原子密度���準位の窒素原子密度��3
�は
� �は
� �は
位の窒素原

� ��
�
�����
� �� ��SS���� � ����3�
3
S SS���
�� , � ���� �� S��������
������∗∗����
�,
��3�
�� �
3 s �SS���
� ��
� ���
� ���� ��3�



求
(1)
( )

�
1
∗
-、 ��3�
により求められる。ここでI[N長は波長746nmにおける発光強度[srnm11m度-2 s[ 1-1]-]、めら� *746.8
は波
お8けnm
る発
srr 1光nm� � ���
に
よれ
りる
求。
めこ
ら れで ��
で
�746
は8波nm
長8 に
746
に光
お強
け度
る[発
m 1m 2 S1 ��� ,� � ��

り
る こ
7
おける
�
�
�の脱励 過程の 移確率である 基底状態からの電子衝
3s準位から3s
準位からS準位への脱励起過程の遷移確率である。基底状態か底状� ��S���
�
基底状は33s ��SS����
準位への脱励起過程の遷移確率である
���は3�
��
�
��
�
��
�は3�
�は3
S
準位
位から3
S
準位への脱励起過程の遷移
準位への脱励起過程
率である
�S
�
3 S �
率で
る 基底状態か態

�
突励起が支配的であると仮定すると窒素原子の基底準位密度����� �S��� �と��3�
�には次式の突励起が支配的であると仮定すると窒素原子の基底準位密と � ��S S���らの電子衝突励子 突が支配的であると支と 窒素原子の基底準位密度�
定すると窒素原子の基底準位密度����
3 ��SSらがで定る
素原
� と� 3�
関係がある[7]。
には次式の式係�� � ,� � � ��

(2)
(
(2)

��� � �S �� � ���� ���� ,�� ����� ����� �� �S � �.
�
��3�
���
���
∑
��� ����� �

ここで∑で ��� �����
�は3�
S���準位からの脱励起確率
ここで
は �から
以上の結
Te と n は磁力線に沿っ
�

の総和、速度係数Cは文献[8]により与えられる。
て運ばれる過程で大きく減少し いることが確認された。 述の半値全幅に関する議
分光計測位置は静電プローブ計測位置と異なるこにより拡散輸送の影はそれほど大きとから、分光位置におけるTeおよびneは1周目およ
こと

、再結合

の寄

び2周目の計測値から内挿により求めた。
図6に基底状態窒素原子密度nNの放電電力依存性を示す。エラーバーは内挿により求めたTeおよびneが±20%の誤差を含むとして評価したものであ
2 4 受動分光 測17り求められた基底状態の窒図 コロナ平衡モデルによコロナ平衡モデルにより求められた基底る。本結果より、nm-3 の窒素原子密度
N ～1 ×10
2 節の静電プローブ
測により電子温度 図6．

素原子密度の放電電力依存性[5]が得られた。
2.5

素

述

。通常

結合プ

の

中

窒素ラジカル源開発に関するまとめ
し

、

度

価

と

本研究では、解離性再結合過程を利用した新しい高密度窒素ラジカル源の可能性を調査した。装置サイズと比べて非常に長い接続長の磁力線を有するNAGDIS-Tにおいて、窒素プラズマの生成
まる

布

平

原

と、そのパラメータ評価を行なった。加えて、窒素原子密度の初期的な評価を実施した。
� �位の窒素原子 度 ��� �はな∗
今後は放電電極の改造を含めた放電の最適化を進めることで、より高い密度のプラズマ生成を目���� ����� � � ����� � �� � ��� �� � � ��に り 求 め らeV以下まで冷却することで、解離性再結合過程を支配的にする。これられる。こ で� �� 波
746.8 nm に お け る 発 光 強 度 [s -1n 1 -2s 1]
指す。さらに、これを1���� �� ��� � �� ���� は�� ����により、窒素原子の高密度化を実現する。
次式

が

]。

3．巨大ファズ成長機構に関する研究
3.1

背景および目的

重水素と三重水素の核融合反応では、燃焼後の灰としてヘリウムが生成される。そのため磁場核
こで∑�は�� �
準 からからの脱励の総和 速度係数 C は 献 8]により与え

融合研究では、タングステンなどの高融点、低スパッタリング率材料へのヘリウムプラズマ照射
れ分
測位 は静電プローブ 測位置から光における T および ne
1 周目お び 2 周目の計測値から内 により求めたと、その影響に関する研究が行われてきた。ヘリウムは他のガス種と異なり、スパッタリング閾値
図 6 に基底状態 素原子密度 nN の放電電力依存性を示す。エ ー
は内挿により求めた Te
未満の入射イオンエネルギーであっても容易に金属材料表面を変質し、特に一定の条件下で繊維状－ 11 －

のナノ構造（ファズ）が形成されることが明らかとなってる 1 背景および目
が行
きた
リ
他のガ
と異
いる[9]。ファズが形成されると光学反射率が低下し
表
重水素と三重水素の核融合反応では燃焼後ス
ング閾値未 の 射イオンネ ギとしてヘリウムが生成さる。そのため磁場核融合研究
面積が増大することから、光触媒材料などの産業用途へ
であてに金属材料表面を変質し特に一定のでは タングステンなどの高融点
スパッタリングの応用が期待される。さらにファズは、有害ガスを使用条件下で繊維状のノ構造ズ）が形成される
率 明
料への
リウムプ
ズ ファズが形成されると光照射と、その影響に関す
せず、かつドライプロセスにより形成されることから、
か な
いる[9]
る研究が行わきた。ヘリウムは他のガス種と異な廃液の問題も無い。これらのことから環境調和性の高い
学反射率が低下し表面積が増大することから、光触媒材
り スパッタリグ閾 未満の入イオンエネルギー手法であると考えられる。このように新しい表面改質とさら
フ ズは 有害ガを使用せず、かつドライプロ
であっ も容易 金属材料表 を質し 特に一定のして期待されるファズであるが、その形成に必要なイオ
題も無い。これらのことから環調和性の高い手法であ条件下で繊維状れるファズであるがナノ構造
ァ
質として期待ン照射量が多いことが課題であった。

図7．ズ写真巨大ファズ写真
フとがる[9 。ファズが形 これる
近年 らかとなっ金属のス
タ照射を複合的に行で 光ルズまでファズが爆発的に成近年、金属のスパッタ照射を複合的に行うことで、ミリメートルサイズまでファズが爆発的に成学反射率 低下し 表面積が増大ることから、光触媒 新し料 ファズの産業用途への応用が期待され長する現象が発見され（図 [10]。本研究ではこの新しいファズ
7） 0]。本研究ではこ大ファズ）の成長機構
長する現象が発見された（図7）（巨大ファズ）の成長機構を明ら
さらズは、有害ガ
明らかに ることを目的
かにすることを目的とする。
して期待
3.2 実験装置
実験装置
近年
属のス
タ照 8(a)に示す直線型
複合的に行う巨大ズ形成実験は図
巨大ファズ形成実験は図8(a)に示す直線型ダイが発見れた（図）[ I0 (NA。本 oyaー現タ試験
験装
NAGDIS
バイー タ
模模
擬擬試
装置
置 NAGDIS-II(NAGoya
とを用いて
。
DI
ertor
pla
ma
Simulator
Iっ。図
DIvertor plasma Simulator II)を 用 い て 行 った。
8(b)に実験の模式図を
試料
図8(b)に実験の模式図を示す。タングステン試料(a)ミは ラズ 中に磁場と並 方向に設置し 試料
はプラズマ中に磁場と並行方向に設置し、試料( )上流に ン ステンス ッ 源（
ス
上流にタングステンスパッタ源（タングステンワ(yイ ）を 置 た タ グはイヤ）を配置した。タングステンワイヤには-500
500 程度の電圧をし、ンにV程度の電圧を印加し、ヘリウムイオンによるスよによ粒
パッタリングによりタングステン粒子をプラズせる。
マ中に放出させる。試料にはスパッタリング閾
ン
値 満
値未満の電圧を印加し、ヘリウムイオンおよびにる
タングステン粒子がともに飛来する環境を用意

(b)

した。

型 子顕
本研究では走査型電子顕微鏡（SEM）による表
プラズ
面観察を行った。また図7に見られるように、巨 図8．(a)NAGDIS-II写真、(b)巨大ファズ形成実験の模式図
リ グ閾
の
印
リウ
ァ
大ファズの成長は一定の方向性を有しているこタ
テ 粒子がとる
模とがわかる。そこで成長方向とプラズマ流との関係を分光計測により調査した。
環境
た
3.3

SEMによる微細構造観察
観察
た また図 7
図9にSEMによる観察結果を示す。図9(a)より、巨大ファズは通常のファズと同等スケールの微巨大ファズ 成長は一定
向 を有してい細構造が集合することにより形成されていることがわかる。さらに、図9(b)より通常のファズにはることがわかそ で 長方向とプラズマ流見られない微細な膜状構造の形成が確認された。これらは巨大ファズ成長機構の解明への重要な手との関 を分光計測により調査 たがかりであると考えられる。

－ 12 －

図9により観察された微細構造（(aSEMにより観察された微細構造
膜状構造）
M
ファズの集合構造、(b)より 察さ た微細 （(a)フ（ ァズの集合体構造
ファズの集合 (b
構造
(b

3.4

分光によるプラズマ流の計測.4
巨大ファズの成長方向とプラズマ流の依存
プラズマ流 計測
4 分光によるプラズマ流
分 に
巨大
9 成長方向
M により観察された微細構
図ズの成長方向とプラズマ流の依性を調べるため、受動分光による流速評価を
巨大ファズ
ラズマ流の依
存性を調
る め
行なった
（H II:
存
調 ヘリウムイオンの発光波長
め 受動分光による流速評
受光による流速評価行なっ。 ヘ ウム イオ ンの発の発光 波長長468
58
nm）のドップラーシフトを利用してい
価を
なった
光
プ
3
e II 468
8 nm）のる。図10(a)に示すように、試料は地面に対し（He
4 8 58nm の ップラーシフトを
ップラーシ
ト
プ
流の
利用し
いる
0( a)に示すように) 示すように 試料
料て水平に設置し、この上下位置の発光スペク
利用している。
10
存調べ
分光 よ 流面に対
平に設置は地面に対し水平に設置しトルを分光器により取得した。
ウオ
図10．
(b)発光スペクトルの一例の発光
ル
分光器に り取得し取得し
図
1 (a)試料と計測位置の模式図(a)試料と計測
置の模式図
光ス ク
置の発光スペルを分光器に
図11に(a)タングステン試料無し、(b)試料有(a)試料と計測位置の模式（横軸：波長、縦軸：垂直位置）（He
468
ド プラ シフト。
た。
り時におけるプラズマ流速の計測結果を示
利用 て10 )に示うに
図
111 に(a)(a) ンス テン試料無し、ン試料無し、((b)試料) 料
図
ング
す。試料が無い場合も上下位置でプラズマ流の反転が起きており、これは軸方向磁場Bと径方向電は 面に対 て水平
置し
位
有
お る
流速の計測結を示 。試料が無い場合も上下位置で合
置で ラズマ流の反転が
ズ 流
転
有り時にお
ズ
流速の計測結果を示
場EのE×Bドリフトによる周方向回転を観測したものと考えられる。負の電位が印加された試料
置の発光スペ分光器に り取得し
図 10
試料と計測 置 模式(b)発 スペク起
おこれ磁場
リフ に る周方向回転を観測した
周方
転
した
起きてお
れ
方向磁場
径方向電場 E の EE×B ドリフ
がある場合、プリシースの影響によるものか、流速の増大が確認された。放電部
たトルの一例 横軸 波長 （上流）
縦軸：から終端板
直位置）（下流）
図 へと向かう磁力線方向の流れとE×Bドリフトによる周方向回転の合成は、巨大ファズの成に(a)タ グステン試料無し (b 試料
長方向（図7における右下方向）と定性的に一致していたことから有り時におるプラズ 流速の計測結果を示す
料が無い場

巨大ファズは成長過程でプラズ
上下 置 プラズマ流
転

マの流れの影響を受けていると考えられる[11]。
起きており これは軸方向磁場 B と径方向電場

図11 (a)試料無し、(b)試料有り（-90V印加）
時のプラズマ流速の垂直方向分布)試料無試料有り（ 9 V 印加）

のプラズ

流速の垂直

4．おわりに
本研究では、磁場核融合研究の派生研究として、環境調和性の高い新規的な材料表面改質法の確立とその理解を目指して、窒素ラジカル源開発および巨大ファズ形成機構の調査を行った。いずれ－ 13 －

もプラズマ自体を正しく理解する必要があることから、上述の研究ほか、プラズマの輸送により特化した研究についても遂行している[12-16]。またSEMにより得られた情報をより有用に活用する
ため、統計的解析手法の適用によるプラズマ照射試料の特徴づけを行った[17]。今後これらの研究を発展させることで、産業分野への展開に繋げていく。
参考文献[1] T. Takase, Tetsu-to-hagane 66, 9, 1423 (1980).
[2] M. Hudis, J. Appl. Phys. 44, 1489 (1973).
[3] J.M. Hendrie, J. Chem. Phys. 22, 1503 (1954).
[4] S. Tada et al., J. Appl. Phys. 88, 1756 (2000).
[5] K. Asaoka et al., Plasma Fusion Res. 14, 3401069 (2019).
[6] K. Yada et al., J. Nucl. Mater. 390-391, 290 (2009).
[7] M. Goto et al., J. Plasma Fusion Res. 79, 12, 1287 (2003).
[8] R.M. Frost et al., J. Appl. Phys. 84, 6 (1998).
[9] S. Kajita et al., Nucl. Fusion 49, 095005 (2009).
[10] S. Kajita et al., Scientific Reports 8, 56 (2018).
[11] S. Kajita et al., Nucl. Fusion 58, 106002 (2018).
[12] H. Tanaka et al., Plasma Phys. Control. Fusion 60, 075013 (2018).
[13] H. Tanaka et al., Phys. Plasmas 25, 082505 (2018).
[14] H. Tanaka et al., Plasma Phys. Control. Fusion 60, 125001 (2018).
[15] H. Tanaka et al., Plasma Fusion Res. 14, 2402036 (2019).
[16] H. Tanaka et al., Nucl. Mater. Energy 19, 378 (2019).
[17] H. Tanaka et al., Plasma Fusion Res. 14, 3402049 (2019).

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