卒

題

業

論

文

目

昇華性推進剤を用いたイオンエンジンのプラズマ特性把握

氏

名

白木

僚

所属教育分野プラズマ理工学

指 導 教 員

山本

直嗣

教授

森田

太智

助教

九州大学工学部エネルギー科学科
提出年月

令和３年２月目次
第1章

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

1-1

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

1-2 代替推進剤 .................................................................................................................................. 3
1-3 研究目的 .................................................................................................................................... 4
第2章

イオンエンジンの概要 ............................................................................................................ 62-1 電気推進の種類 ......................................................................................................................... 6
2-2 イオンエンジンの作動原理 ...................................................................................................... 7
2-3 推進性能 .................................................................................................................................. 10
第3章

オリフィスによる流量制御 .................................................................................................. 12

3-1 先行研究における流量の問題点 ............................................................................................... 12
3-2 流路の設計 ................................................................................................................................ 13
3-3 実験体系 ................................................................................................................................... 16
3-4 実験方法 ................................................................................................................................... 19
3-5 実験結果及び考察 ..................................................................................................................... 19
第4章

トムソン散乱 ........................................................................................................................ 21

4-1 トムソン散乱 ............................................................................................................................ 21
4-2 非協同トムソン散乱 ................................................................................................................. 24
4-3 電子温度算出方法 ................................................................................................................... 25
4-4 電子密度算出方法 ..................................................................................................................... 27
第5章

昇華性推進剤を使用したイオンエンジン内部測定 .............................................................. 29

5-1 実験体系 ................................................................................................................................... 29
5-1-1 真空系 .............................................................................................................................. 29
5.1.2 マイクロ波送電系 .............................................................................................................. 30
5.1.3 イオンエンジン ................................................................................................................... 30
5.1.4 流量制御系 ......................................................................................................................... 31
5-2 レーザートムソン散乱計測 ...................................................................................................... 33
5-2-1 トリプル分光器 .................................................................................................................. 34
第6章

実験結果および考察 ............................................................................................................. 36

6-1 樟脳とアルゴンの電子温度の比較 ............................................................................................ 39
6-2 樟脳とアルゴンの電子密度の比較 ........................................................................................... 40
第7章

結論 ....................................................................................................................................... 42

参考文献 .............................................................................................................................................. 43
謝辞 ..................................................................................................................................................... 44

第1章
1-1

序論

研究背景

近年、世界各国が宇宙探査を進めていく中で、日本は、はやぶさ 2 を 2014 年に打ち上げた。そして、2020 年 12 月、はやぶさ 2 は小惑星「リュウグウ」の砂が入っているとみられるカプセルを切り離し、カプセルは無事に回収された。はやぶさ 2 の実績は日本だけではなく世界各国から賞賛を受けた。今後、さらなる宇宙開発が期待される中で、電気推進機の性能の向上が必要となっている。
電気推進機は、太陽電池等から得られた電気エネルギーを用いて推進剤を電離させ、電場や磁場をかけることで加速・噴射し、反力を得ることで推力を得る。推進剤の化学反応から推力を得る化学推進と比較すると、推力は小さく宇宙空間においてのみ使用されるが、推進機の燃費を表す比推力は 10 倍以上である。電気推進機は加速方法によって、電熱加速型、電磁加速型、静電加速型の大きく 3 つに分けられている。電気推進機の中でも静電加速型のイオンエンジンは、高比推力、長寿命といった特徴を持ち (1)、人工衛星の姿勢制御や深宇宙探査などにおいて豊富な実績を持つ。
豊富な実績を持つイオンエンジンであるが、課題となる点がる。そのうちの 1 つに使用する推進剤が挙げられる。希ガスは安定で、その中でもキセノンは電離しやすいといった特徴を持っているため、主にキセノンがイオンエンジンの推進剤として用いられている。しかし、キセノンは地球上に 0.0000087％程度しか存在しておらず、年間の生産量が約 60 トンと非常に希少であり、高価である。また、キセノンは貯蔵に際して高圧タンクが必要となり、電気推進機小型化の障壁となりうる。さらに、宇宙空間への輸送可能な推進剤の量には限りがある。
また、宇宙太陽光発電システム(SSPS)(2)などの長期間にわたり運用されるプロジェク
トの障害ともなりうる。SSPS は宇宙空間に太陽光電池とマイクロ波送電アンテナを設
置し太陽から得たエネルギーを電気に変換、さらにマイクロ波に変換し、地球上に設置した受信アンテナに送電し電力に再変換する構想で、現在、JAXA が研究を進めている。
SSPS では大量の物資の輸送が必要であり、推進剤も数千トン必要となると考えられている。しかし、これは年間の生産量を上回るものであり、長期間にわたる安定的な供給は難しいと思われる。図 1.3 はキセノンの価格変動を示しており、安定的な供給が見込
まれないことから価格変動のリスクも存在することがわかる。

1

図 1.2 SSPS イメージ図

図 1.3 キセノンの市場価格の変動
出典 Daniel A. Herman, Kenneth G. Unfried, XENON ACQUISITION STRATEGIES FOR
HIGH-POWER ELECTRIC PROPULSION NASA MISSIONS, Conference Paper,2015,GRCE-DAA-TN23198,11p(online) available from NTRS, (accessed 2021-02-07).(3)21-2 代替推進剤
本研究では、価格、入手性、取り扱い性に優れており、推力がキセノンと同程度となる代替推進剤の検討を行う。
キセノンの代替推進剤として様々な物質が検討されてきた。これまで検討されてきた物質として、希ガスであるクリプトンやアルゴン、マグネシウムや亜鉛やビスマスや水銀などの金属、ヨウ素分子などがある(4)。キセノンと同じ希ガスであるクリプトンやアルゴンはキセノンと比較して大気中に多く含まれているが、キセノンと同等の推力を得る際に電力が多く必要となる。金属は、固体もしくは液体であるため高圧タンクは必要ないが推進剤として用いるためには加熱が必要であり、特にビスマスは約 700℃程度の加熱が必要である。また、水銀は毒性を有し取り扱いが難しい。ヨウ素は固体で昇華性があり、高圧タンクを必要としないが水銀と同様に毒性がある。このようにそれぞれの物質には一長一短があるが、本研究には合致しない。
そこで、本研究では昇華性を有する樟脳や L-メントールなどの有機物質を代替推進剤
推進剤として用いることとした。これらの物質は防虫剤や医薬品などに使われており、キセノンと比較して安価、入手が容易、毒性はない、もしくは低い。また、常温常圧で固体であり、蒸気圧も数～数十 Pa 程度と低いため、高圧タンクが必要なく貯蔵性に優れている。これにより、小型化が見込まれるうえにより多くの推進剤を宇宙空間へ輸送できるため、より長期間での衛星運用ができるようになる。さらに、分子量も 100～200 とキセノンの同程度もしくはそれ以上であるため推力が著しく落ちる可能性は低く、解離度によっては推力の向上が見込まれる。また、電子のエネルギーが 20 eV 程度であるときのアダマンタンの電離断面積は 8×10-20 m2 とキセノンの電離断面積の 2×10-20 m2 の 4倍であり、電離しやすいことが分かる(4)。また、解離によるエネルギーロスは 6~9 eV とイオン生成コストの約 200 eV と比較して非常に小さい。すなわち、昇華性推進剤は、貯蔵性、取り扱い性、価格、推力の 4 点においてキセノンを上回る可能性がある。表 1.1
は、上記の条件に合致する可能性のある各昇華性推進剤とキセノンとの分子量、価格、蒸気圧の比較である。

3

表 1.1 推進剤の比較

表 1.1 より上記の推進剤の中には、キセノンと比較すると価格を 3 分の 1 から 60 分の1 に抑えたまま、推力を維持できる可能性があることが分かる。本研究では、これらの代替推進剤の候補から、安達ら(5)によってイオンビーム電流の引き出しの成功が確認できた樟脳を中心に推進剤として使用する。

1-3

研究目的

前節で述べたように高いポテンシャルを持つ昇華性推進剤であるが、デメリットも存在する。そのうちの一つに蒸気圧が低いため流量制御が困難であることが挙げられる。
先行研究(5)においては、蒸気圧が低いことから流量が大きくなりすぎる、流量のコント
ロールを適切に行えないといった問題があった。そこで、流量を抑えるために推進剤タ
ンクにオリフィスを設けることとした。さらに、温度と蒸気圧の関係を利用することで温度を制御することで流量もコントロールできるのではないかと考えた。
もう一つのデメリットとして、解離が起こる可能性が挙げられる。解離によって分子量が不明となると、イオン質量 mi が不明となり、イオンビーム電流から推力を推定する
ことが困難になる。よって、イオンエンジンの性能を推定するために、電子温度・電子密度と解離の定量的な関係を把握する必要があるのではないかと考えた。本研究では、
解離度を調べるために四重極型質量分析装置を用いた計測と電子温度と電子密度を調べるためにトムソン散乱法を用いた計測の 2 つを組み合わせることとした。四重極型質量分析装置は、原子や分子などの化学物質をイオンにし、その質量によって分離、測定
4

する装置である。この装置を用いることで、解離によってどのような物質がどのくらい生成されているかを測定することができる。トムソン散乱法はレーザー計測法の 1 つであり、非接触でプラズマに擾乱を与えずに、プラズマ中の電子温度及び密度計測を行うことができる。
よって、本研究の目的は大きく以下の 2 つである。
1. 昇華性推進剤を用いるため、流路の設計や温度の制御によって流量をコントロール
すること
2. 解離によって推力の推定が困難であるという問題を解決するため昇華性推進剤を使用した際のプラズマ特性を把握すること5

第 2 章 イオンエンジンの概要
2-1

電気推進の種類

電気推進機は電力を推進剤に与えることで反力を得る推進機構で、真空の宇宙空間で用いられるロケットエンジンシステムの一種である。電気推進で得られる推力は化学推
進と比較して著しく小さいが、比推力が非常に大きいことが特徴で、推進剤の消費量を抑えペイロード重量の増加が可能となる。電気推進機は推進剤の加速に用いられる力の種類により分類され、イオンエンジンに代表される静電加速型、ホールスラスタに代表される電磁加速型、アークジェットスラスタに代表される電熱加速型の 3 つに分類される(7)。図 2.1 は各推進方式による推力密度(噴射口単位面積当たりの推力)と比推力の関係を示す。この図より、ミッションの目的によって最適なエンジンを選定する必要がある
ことが分かる。
◼

静電加速型
系が加速する方向に静的な電場を作り、クーロン力によって推進剤を加速するタ
イプ。イオン加速を空間電位に頼っているので、宇宙機が帯電しないよう中和器を装備する必要がある。
Ex)イオンエンジン、ホールスラスタ

◼

電磁加速型
ローレンツ力を用いているもののほか、電場と系の加速の方向が互いに異なるタ
イプの推進系は電磁加速型と呼ばれる。プラズマの性質を利用して加速するため、中和器が必要ない。
Ex)ホールスラスタ、MPD アークジェット

◼

電熱加速型
電気エネルギーで推進剤を加熱し、ノズルなどを用いて熱エネルギーを運動エネ
ルギーに変換して推力を得るタイプ。ノズルは固体材料を用いたもののほかに、磁場などを制御してノズルの役割を担わせるものもある。
Ex)DC アークジェット、レジストジェット

6

化学推進

推力密度[N/m²]

10⁶

10⁴

アーク
ジェット

ホール＆MPDスラスタ

10²

1
10²

イオンスラスタ

10⁴

10³

10⁵

比推力[sec]
図 2.1：様々なエンジンの推力密度と比推力の関係

2-2

イオンエンジンの作動原理

イオンエンジンの概念図を図 2.2 に示す。イオンエンジンは主にプラズマ生成部、イオン加速(静電加速)部、イオンビームの中和部の 3 つの部分で構成されている。プラズ
マ生成部において推進剤を電離させ、イオン加速(静電加速)部において 2~3 枚のグリッドを用いてイオンだけを加速し、下流にて電子源から放出される電子を混合して電気的中性なプラズマジェットとして噴射し、その反力によって推進力を得る (1)。以下に各領域の詳しい説明を述べる。

I.

プラズマ生成部
イオンエンジンにおいてプラズマの生成はイオン源が担う。プラズマの生成方法に違いはあるが、プラズマ生成は次の過程を踏む。まず、(1)電子を生成・加速
して電離能力を持った高エネルギー一次電子とし、(2)損失させないように閉じ込め、(3)中性粒子に衝突させてプラズマ生成し、(4)これをイオン加速(静電加速)部
7

に供給する。プラズマの生成のためのイオン源は、直流放電式イオン源、高周波放電式イオン源、マイクロ波放電式イオン源などに分類される。本研究では ECR型マイクロ波放電式イオン源方式のイオンエンジンを使用する。

II.

イオン加速(静電加速)部
図 2.3 に、3 枚グリッドシステムとイオン流の概略を示す。イオン加速部は2~3 枚の多孔電極(グリッド)から構成されており、一般的にグリッドシステムと呼ばれる。上流からスクリーングリッド、アクセルグリッド、ディセルグリッドと称する。ディセルグリッドを省略する場合もある。1 mm 以下の間隔で近接設
置した 3 枚のグリッドに、スクリーン電源やアクセル電源から、+1 kV、－300
V、0 V といった電位を与え、図 2.2 に示すような空間電位を形成する。この電位差を利用してイオン源からスクリーングリッドの孔を通じてイオンが引き出される。スクリーングリッドの孔を通過したイオンはスクリーングリッドとアクセル
グリッドの間の電界によって加速され、アクセルグリッドとディセルグリッドの間の逆電位勾配によって多少減速し噴射される。アクセルグリッドとディセルグ
リッドの間の逆電位勾配は下流からの電子の侵入を阻止する役割もある。
III. 中和部
中和部の主な役割はイオン源からグリッドを介し加速噴射されたイオン電流に等価な電子電流を空間に噴射し、イオンエンジンの電気的中性を維持することである。イオンエンジンがイオンのみを噴射すればイオンエンジンを含め宇宙機全体が負に帯電するため、噴射したイオンが再び引き戻され推力発生は不可能になる。

8図 2.2：イオンエンジンの作動概略図

図 2.3：イオンビーム引き出しの流れ
9

2-3

推進性能

イオンエンジンにおける推力や比推力などの推進性能は、実測される電流や電圧の値、推進剤の流量の値等を用いて計算することができる。ここでは、簡単のため、多価電離
しない場合のイオンエンジンの推進性能について考える。推進剤として供給される粒子のうち、イオンビームとして排出される粒子の割合を示す推進剤利用効率を µu、イオン
ビームを構成する 1 粒子を生成するために必要な放電エネルギーを示すイオン生成コス
トを εc とすると、それぞれ式(2-1)、式(2-2)で表される。

ここで、mi はイオン質量[kg]、 は推進剤質量流量[kg/s]、Jb はビーム電流[A]、Pd はプ
ラズマ生成に必要な電力[V]である。イオン生成コストの単位は V であるが、一般的には、W/A または eV/ion で表す。イオン源内部の中性粒子密度 nn は、1-ηu と𝑚̇に比例する。推進剤利用効率が高くなると中性粒子密度は減少し、電子衝突を起こすためにも一次電子を増加させなければならずイオン生成コストが上昇することが分かる。このことから、イオン生成コストと推進剤利用効率は相反な関係にあり、最適値が存在することになる。イオンスラスタの推進剤利用率は、約 90％(6)と示されているので、推進剤の約10％が電離せずに中性粒子として排出される。
中性粒子が推力に寄与しないとすると、推力 F は以下の式(2-3)で表される。

ここで、はイオンの流量[kg/s]、mi はイオン質量[kg]、𝑣d はイオンのビーム速度[m⁄s]、

𝑉b はビーム加速電圧[V]である。比推力は単位時間当たりに消費する推進剤の重量当たりの推力であり、推進機の燃費を示す。単位は s であり、比推力 Isp は次の式で表される。

𝐼sp =

𝐹
𝑚̇𝑔

(2 − 4)

ここで g は地表面における重力加速度である。イオンスラスタに供給される電力はビー
ム加速とプラズマ生成に消費されるものとすると、𝑃b = 𝐽b ∙ 𝑉𝑏の関係を用いると、推進効率𝜂𝑡は、次のように示される。
10

(2-4)

推進効率は高比推力範囲においては極めて高く、比推力が増加するにつれて推進剤利用
効率まで漸近するようになる。一方、比推力を低くしていくと推進効率は下がり、他の電気推進機より推進効率が劣ることになる。また、式（2-4）から、推進効率低下が顕著になるときの比推力は、によるので、一般にキセノンよりアルゴンの方が高い。

11

第 3 章 オリフィスによる流量制御
3-1 先行研究における流量の問題点
図 3.1 は先行研究において安達(5)が設計した耐熱性の推進剤用タンクである。以下より、こちらのタンクをタンク A とする。タンクは、本研究室が所有している 3D プリン
ター(Formlabs 製の Form3)で作成した。樹脂は High Temp を使用した。この樹脂は最高
238 ℃の高温環境に耐えることができるため、加熱を行う可能性のある本研究に適している。下部にバルブを取り付けることで意図しない推進剤の漏れを防ぐことができる。
今回使用した超小型バルブは高砂電気工業の SMV-2R(K)-AMFF。バルブには形状記憶材
料が埋め込まれており、微小電流を流すことによって ON/OFF が制御できるようなっている。電流は 250 mA でこの時の消費電力は 0.25 W 以下である。周囲もしくは流体の動作保証温度は 5~40 ℃である。
このタンクで、樟脳を使った際の流量は 15 µg/s (0.13 sccm)であり、使用しているイオンエンジンの設計流量の 0.05 sccm (5.7 µg)を超える値となっている。流量が多すぎることは電子が中性粒子と頻繁に衝突し、電子温度が低く、プラズマ密度が上がらない原因である。
よって、本実験ではタンクを改良することによって流量を抑えることができるのか、
また、流量を抑えた状態でプラズマを点火・維持が可能かどうかを目的とする。

図 3.1 先行研究のタンク(タンク A)
123-2 流路の設計
推進剤タンクからイオンエンジンへ供給する推進剤流量を減らすために、目標とするタンクのコンダクタンス(気体の流れやすさ)を決定し、それに合致するようにタンクを設計した。管やオリフィスの中を気体が流れるとき、生じる抵抗を排気抵抗と呼ぶ。その抵抗の逆数をコンダクタンスといい、気体の流れやすさを表す(8)。気体の流量 Q[Pa・m3/s]とコンダクタンス C[m3/s]の関係は次の式で表される。
𝑄 = 𝐶(𝑃1 − 𝑃0 )(3 − 1)

ここで P0、P1 をそれぞれ管の出口と入口の圧力とする。P0 を 0 Pa、P1 を 25Pa として計算することとした。本実験では、気体分子同士は衝突をせずにほとんど管壁にだけ衝突
しながら流れる分子流として考える。以下に設計をする際に使用した分子流の場合の種々の形状のコンダクタンスの計算式を示す。
1) 短い円筒(図 3.2)
𝐶 = K1 × 116𝐴

(3 − 2)

ここで、K１は補正係数で直径 d と管の長さ l で決まり、A は管の断面積である。
2) 導管中のオリフィス(図 3.3)

𝐶 = 𝐾2 ×116𝐴
1 − 𝐴⁄𝐴0(3 − 3)

ここで、K2 は導管中のオリフィスの補正係数であり表 4.1 に示す。
表 4.1 導管中のオリフィスの補正係数 (K2)(9)

出典：アルバック社：“真空ハンドブック”(オーム社,2002),43.

13

d0、A0 は導管の直径と断面積、d、A はオリフィスの部分の直径と断面積を表す。

図 3.2 短い円筒

図 3.3 導管中のオリフィス

直列のコンダクタンスの合成は図 3.4 のように合成できる。

図 3.4 直列のコンダクタンスの合成
また、分子流での 20℃以外の温度、もしくは空気以外の気体のコンダクタンス Ca は、
20℃の空気のコンダクタンス C を用いて次のように表すことができる。

14

𝐶a = √

𝑇a
28.8
×√
×𝐶
293.15𝑀a(4 − 4)

ここで、Ta は目的の気体の温度(K)、Ma はその気体の分子量である。今回は、Ta を
20℃、Ma は樟脳の分子量 152.33 を用いることとした。樟脳を用いる理由としては、分子量がキセノンよりも大きいこと、先行研究にてプラズマの点火およびイオンビームの引き出しに成功しているためである。
以上の式と今回使用するバルブのコンダクタンスからタンク A のコンダクタンスは、
8.78×10-6

m3/s であった。

今回、設計する上での目標流量は 0.08～0.09 sccm とした。これは、イオンエンジンの設計流量を超えるが、プラズマを点火する際には流量を多くする必要があるためである。
図 3.5 は今回作成したタンクの断面図である。以下より、オリフィス付きタンクをタン
ク B とする。目標流量を達成するために、先ほどのタンクの直径 1.5 mm の導管の丸で囲った部分に直径 0.6 mm のオリフィスを設けた。このオリフィスを設けることによりコンダクタンスは 5.585×10-6

m3/s まで下げることができ、コンダクタンスから計算される流量は 0.086 sccm となった。

図 3.5 オリフィス付きタンク断面図15

3-3 実験体系
図 3.6 は、本実験で使用した真空容器である。本実験で使用した真空容器は直径 60 cm、長さ 100 cm の円筒形である。この真空容器では 2 種類の真空排気装置を使用した。ロータリーポンプ (排気速度 1.5 × 10−2 l/s)は粗排気用、ターボ分子ポンプ (排気速度5.2×10−1 l/s)は高真空用である。この真空チャンバーにおいて到達圧力は 10−4 Pa のオー
ダーを実現できていることを確認できた。
本研究で使用したマイクロ波放電式イオンエンジンを図 3.7 に示す。放電室は内径が12 mm 高さが 21 mm である。放電室の周りには磁石を 11 個配置した。アンテナは バ
ックヨークに取り付けた SMA コネクタによって固定されており、マイクロ波電力を放電室内部に伝えている。このアンテナにはモリブデン製の星型アンテナを使用している。
使用したマイクロ波発生装置とマイクロ波増幅装置を以下の図 3.8 に示す。本実験では周波数 2.45 GHz のマイクロ波を使用した。一般的に 2.45 GHz の発信に用いられるマ
グネトロン管のマイクロ波電源では低電力領域での発振が不安定である。そこで、マイクロ波電源より発振されたマイクロ波をアンプによって増幅している。マイクロ波電力
はスラスタに発振されるまで各種ケーブルやコネクタ等を経由するため、実際のマイク
ロ波のアンプが出力する値と異なることがある。そのためパワーメータを使用し、イオンエンジンに発振されているマイクロ波の電力を測定する校正実験を行い、マイクロ波のアンプの出力値と校正している。
本実験では、樟脳を用いることとしたが、昇華性推進剤は再結晶する可能性があり、真空容器内やポンプに推進剤が付着したままになる可能性があるため、図 3.9 の推進剤
コレクターを設置した。推進剤コレクターは銅板に銅管を取り付け、銅管に外部から冷却水を流すことで吐き出された推進剤を凝固させ回収するものである。

16

図 3.6 真空容器

図 3.7 イオンエンジン

17図 3.8 マイクロ波送電系

図 3.9 推進剤コレクター
18

3-4 実験方法
本実験では、タンク A とタンク B をそれぞれ温度制御を行うことなく使用した場合の流量を測定した。温度制御を行わないため、タンクはフランジに固定した。また、本実験では、バルブに流す電流を手動で調整した。

3-5 実験結果及び考察
図 3.10 はタンク A でのバルブの開閉回数とバルブを開く前と後の真空度の差を表す
グラフである。真空度の差が大きいことは推進剤の流量が多くなっていることを示す。
バルブのオンオフを繰り返していくにつれて、真空度の差が小さくなっている。この原因としてタンクが冷えたことにより昇華が進まなかったこととタンク内にあった水分などの物質が最初に多く出た可能性があることの 2 つが考えられる。また、平均流量は20 µg/s であった。平均流量は、実験前後の推進剤の変化量をバルブの作動時間で割ったものである。
次に、タンク B で実験を行ったところ、バルブが正常に ON/OFF できていることを 1
回であるが確認できた。この時の真空度の差は 1.01×10-6 torr であり、図 3.10 よりタン
ク A の真空度の差が 8.1×10-6 torr であることから流量を約 8 分の 1 まで抑えることができたといえる。しかし、平均流量は 75 µg/s だった。バルブが正常に作動していたにもかかわらず、流量が多く算出された理由として、タンクの蓋もしくはバルブの締め付けが弱くそこから推進剤が漏れ出てしまったことが考えられる。
また、プラズマの点火においては、タンク A では、数十秒ほどプラズマの点火を確認できたが、イオンビーム電流の引き出しは行えなかった。この原因として流量が多すぎたことが考えられる。一方、タンク B では、プラズマの点火は確認できなかった。これは、プラズマを着火する際には流量を多くする必要があるためであると考えられる。そのため、プラズマ着火時は流量を多くし、着火後は流量を抑えるような流量制御システ
ムの構築が必要である

19

図 3.10 バルブの開閉回数と真空度の差

20

第4章

トムソン散乱4-1 トムソン散乱
図 4.1 に示されるようにプラズマ中にレーザー光を入射させると、プラズマ中の自由荷電粒子はレーザー光の電場で強制振動させられ、二次的な光が放出される。この現象
がレーザー光によるトムソン散乱光である。放射によって失われるエネルギーは古典力学において、電界によって加速された荷電粒子から放射されるエネルギーと同じである。
図 4.2 の配置において、入射レーザー光の波長を𝜆としたとき、レーザー波長からの差波
長∆𝜆において、δ𝜆 の微小波長幅に散乱される光の強度𝐼T は以下の式で表わされる。
𝐼T (∆𝜆, 𝜃)∆𝛺δ𝜆 = 𝐼0 𝑛e ∆𝑉𝑑𝜎T (∆𝜆, 𝜃)∆𝛺𝛿𝜆(4 − 1)

ここで、θは入射レーザー進行方向からの散乱角、∆Ω は受光立体角、I0 は入射レーザー
光の強度、ne は電子密度、∆V は散乱体積、dσT は比例定数を示している。比例係数 dσT(∆λ,θ)は、自由電子がθ方向の単位体積角内で差波長∆λ での単位波長幅に散乱する断面積の次元を持つ量であり、トムソン散乱の微分散乱断面積と呼ばれている。トムソン散
乱の微分散乱断面積 dσT は、式(4-2)で与えられる。
d𝜎T (∆𝜆, 𝜃) = 𝑟02 [1 − sin2 𝜃 cos 2 𝜉]・S(∆𝜆, 𝜃)(4 − 2)

ここで、𝑟0 は電子の古典半径、θ は入射レーザー光の波数ベクトル𝑘i と散乱光の波数ベ
クトル ks のなす角、ξは波数ベクトル ks を x-z 平面に投影したベクトルと y 軸のなす角，S(∆λ,θ)は動的形状因子を示す。動的形状因子 S(∆λ,θ)は、分光スペクトルの形を表す。図4.3 に理想的なトムソン散乱スペクトルを示す。
等方的なプラズマにレーザー光を入射して、その中の電子により散乱される場合を考える。その際、散乱光強度は単純に 1 個の電子による散乱光強度を電子数倍したものとしては表されない。もし、電子が空間的に完全に一様に分布であると仮定すると、個々の電子による散乱波は、それらとπだけ位相の異なる同じ強度の散乱光の存在により打ち消される。実際のプラズマにおいて、平均電子密度分布は空間的に一様であっても熱揺動といった電子密度の揺動が存在し、散乱光は完全には打ち消されないため、散乱光の観測は可能である。散乱光の電場の振幅は密度揺動の大きさに比例し、熱平衡にある系では密度揺動の大きさの 2 乗が平均電子密度に比例するため、散乱光強度は平均電子密度に比例する。
21

電子の熱的密度揺動は、2 種類に分けて考えられる。1 つは電子自身の熱運動によるもの、もう 1 つは個々のイオンがデバイ遮蔽により電子群に遮蔽された状態で熱運動し、それに追従する電子群の密度揺動によるものである。前者の微分散乱断面積を電子項 dσe(∆λ,θ)と呼び、後者をイオン項 dσi (∆λ,θ)と呼ぶ。以上より、電子の熱的密度揺動は、以下の式で表すことができる。
d𝜎T (∆𝜆, 𝜃) = 𝑑𝜎𝑒 (∆𝜆, 𝜃) + 𝑑𝜎𝑖 (∆𝜆, 𝜃)(4 − 3)電子項とイオン項は、プラズマ条件（電子密度や電子温度などの値）と、散乱条件（レーザー波長や散乱角）によって決定される。この時、電子項とイオン項の大小関係によって散乱スペクトルが大きく異なる。そこで、式(4-4)を定義する散乱パラメータαを導入し、αの値による散乱スペクトルの変化について考える。

α=

1
|𝑘|𝜆D

[|𝑘| = |𝑘s − 𝑘i | =

4𝜋
𝜃
sin ]
𝜆i
2

(4 − 4)

ここで、λD はプラズマのデバイ長を表す。α≪1 の場合，デバイ長が散乱に関係する
波長 1/|k|よりも長くなるため、個々の電子は独立に散乱に寄与する。その結果、電子の熱運動の影響が強く反映され、電子項が優勢でイオン項は無視できる。この場合、プラズマによる散乱断面積は電子の個々の熱運動によって決まるため、これを非協同的散乱（incoherent Thomson scattering）という。また、α≥1 では電子の集団的な運動の影響が現れ、イオン項が支配的になる。イオンを遮蔽する電子群の協同的運動により散乱されるため、協同的散乱（collective Thomson scattering）という。(11)
本研究で用いた波長 532 nm のレーザー、散乱角 90°、プローブ計測により得られている電子密度（0.2～2×1018 [m-3]と電子温度（1～5 [eV]）ではα ≪ 1となるので、散乱は非協同トムソン散乱領域にあると考えられる。

22

(a)

(b)
図 4.1

トムソン散乱(a)概要，(b)散乱ベクトル

図 4.2 プラズマによるレーザー光の散乱の概念図23

図 4.3 理想的なトムソン散乱スペクトル4-2 非協同トムソン散乱
α<1 においては、デバイ長が散乱に関係する波長（1⁄|k| ）よりも長くなるので、個々の電子が独立に散乱に寄与する。その結果、電子は熱運動によりランダムに運動し、熱運動の影響が強く反映され、電子項が優勢でイオン項は無視できる。この場合、プラズ
マによる散乱断面積は電子の個々の熱運動によって決まる。これを非協同トムソン散乱と呼ぶ 。図 4.5 は協同トムソン散乱の概要である。プラズマ中の自由電子は熱運動しているため、非協同トムソン散乱スペクトルはレーザー光からドップラーシフトしている。
その結果、散乱スペクトルは電子の速度分布を表す。非協同トムソン散乱の散乱光強度
は電子密度に比例し、ドップラー広がりを持つ散乱スペクトルの広がりは電子の速度分布関数に対応しており、半値幅が電子温度の平方根に比例するため、散乱光を測定することでプラズマ中の電子温度、電子密度を計測することができる。

24

図 4.5

非協同トムソン散乱の概要

非協同トムソン散乱の問題点の一つに密度の絶対値計測が挙げられる。散乱光強度はレーザーのパワーの揺らぎ、光軸のゆれ、検出器の感度の変化によって変化する。そのため、電子密度の絶対値を決定するには校正実験が必要である。
信号強度を電子密度の絶対値に変換するのは困難であるため、本実験では、アルゴンガスによるレイリー散乱を用いて校正した。

4-3

電子温度算出方法

本研究では、非協同トムソン散乱を扱う。この時、プラズマ中の自由電子は熱運動をしているため、トムソン散乱スペクトルはドップラー広がりを持つ。
ここで、熱速度 v を持った電子が位置 r に存在しているとする。その電子に波長 λi のレーザー光を照射し、レーザー光が散乱される場合を考える。この時、ドップラーシフト∆λ は、以下の式で表される。

25

𝑣
𝜃
∆𝜆 = 2λi sin𝑐2(4 − 5)

非協同的散乱の場合、電子群による散乱は個々の電子による散乱の重ね合わせとして表せるため、式(4-5)の関係を電子群に拡張することができる。式(4-5)より、散乱光のドップラーシフト∆λ と電子の熱速度 v は比例関係にあるため、トムソン散乱の分光スペク
トル形状は、一次元の電子速度分布関数となる。トムソン散乱のスペクトルがガウス型分布している時、電子の速度分布は Maxwell 分布となる。この時、そのスペクトル幅の広がりを特徴づけるパラメータとして、電子温度が定義できる。
一次元の Maxwell 分布は、電子温度を Te [eV]、電子質量を me [kg]、素粒子を e[C]とすると，以下の式で表される。
1𝑚e 2𝑚e 𝑣 2) exp (−
𝑓(𝑣)𝑑𝑣 = (
) 𝑑𝑣
2π𝑒𝑇e
2𝑒𝑇e

(4 − 6)式(4-5)と式（4-6）より、トムソン散乱の動的形状因子 S(∆λ,θ)は、式(4-7)で表される。

𝑆(∆𝜆, 𝜃)𝑑(∆𝜆) = (

2

1
2

𝑚e
𝑐
𝑚e
𝑐
) (
) 𝑒𝑥𝑝 {−() } 𝑑(∆𝜆)𝜃2π𝑒𝑇e2𝑒𝑇e 2λ sin (𝜃)2λi sin (2)i2(4 − 7)式(4-7)より、トムソン散乱スペクトルの半値半幅∆λ(T,1/2)は、電子温度 Te 、入射レーザーの波長 λi を用いて式(4-8)のようにあらわされる。

𝜃
2𝜆i sin (2) 2𝑒𝑇e ln 2√
Δ𝜆T,1 =c𝑚e2

(4 − 8)しかし、実際に観測されるスペクトル G(∆λ,θ)は、本来のトムソン散乱スペクトルS(∆λ,θ)と分光器の装置関数 FI (∆λ)とのコンボリューションとなるため、式(4-9)により表される。
∞

G(∆𝜆, 𝜃) = ∫ {𝑆(∆𝜆l , 𝜃) ∙ 𝐹I (∆𝜆l − ∆𝜆)}𝑑(∆𝜆l )−∞26(4 − 9)特に、FI (∆λ)がガウス分布の場合、G(∆λ,θ)も式(4-10)のようなガウス分布となる。

(∆𝜆I,1 )2G(∆𝜆, 𝜃) =22√(∆𝜆 1 ) + (∆𝜆 1 )
T,

I,

2

(∆𝜆)2

𝑒𝑥𝑝 − ln 2{22(∆𝜆T,1 ) + (∆𝜆I,1 )2(4 − 10)22}

ここで、∆λ(I,1/2)は装置関数の半値半幅を表す。測定スペクトル G(∆λ,θ)がガウス分布ならば、そのスペクトル幅から式(4-10)を用いて装置関数幅を差し引くことで、トムソン散乱
スペクトルの半値半幅が求まり、式(4-8)より電子温度は以下の式で表される。
2
2

𝑐
𝑚e
)
𝑇e = (Δ𝜆T,1 ) (𝜃
2
2𝜆i sin (2) 2𝑒𝑙𝑛2(4 − 11)4-4 電子密度算出方法
電子密度 ne [m-3]のプラズマからのトムソン散乱光強度 IT (∆λ,θ)は、式(4-1)において電子密度以外の値が既知であれば、トムソン散乱光強度から電子密度を算出できる。しかし、入射レーザー光強度、散乱体積、受光立体角の絶対値を精度よく測定することは困難である。そこで、トムソン散乱実験と同様の実験配置下で、レイリー散乱断面積が既知の窒素によるレイリー散乱光強度を観測し、受光系の絶対校正を行う。中性粒子密度n0 [m-3]の気体からのレイリー散乱光強度 IR (∆λ,θ)は、式(4-12)で表される。
𝐼R (∆𝜆, 𝜃)∆𝛺𝛿𝜆 = 𝐼0 𝑛0 ∆𝑉𝑑𝜎R (∆𝜆, 𝜃)∆𝛺𝛿𝜆(4 − 12)

ここで、dσR (∆λ,θ)はレイリー散乱の微分散乱断面積である。よって、式(4-2)，式(4-12)を電子密度について解くと、式(4-13)が得られる。(12)𝑑𝜎R (∆𝜆, 𝜃) 𝐼T (∆𝜆, 𝜃)𝑑𝜎T (∆𝜆, 𝜃) 𝐼R (∆𝜆, 𝜃)𝑑𝜎R (∆𝜆 = 0, 𝜃) 𝐼T (∆𝜆, 𝜃)1= 𝑛0 2𝐼R
𝐺(∆𝜆, 𝜃)𝑟0 [1 − sin2 𝜃 cos 2 𝜉]𝑛e = 𝑛027(4 − 13)ここで，IR はレーザー波長でのレイリー散乱信号強度である。レイリー散乱光のドップ
ラー拡がりは、トムソン散乱光のドップラー拡がりに比べて無視できる程小さい。よって、レーザー波長での散乱光強度を測定することで全散乱波長をカバーすることができる。
本研究では、アルゴンによるレーリー散乱を計測しているが、トムソン散乱の微分断
面積を𝜎𝑇とすれば，アルゴンガスの場合は、Nd:YAG レーザー波長（532 nm）で𝜎𝑇⁄𝜎𝑅=147
であり、この値で電子密度を算出することができる。

28

第 5章

昇華性推進剤を使用したイオンエンジン内部測定
5-1 実験体系
5-1-1 真空系
レーザートムソン散乱法による計測で使用した真空容器の外観を図 5.1 に示す。真空容器は、ステンレス製で、高さ 420 mm、幅 1350 mm、奥行き 470 mm である。また、容器側面及び容器上部に計 4 ヶ所の観測窓を設置している。粗排気用ポンプにロータリー
ポンプ(DSP500、排気速度 500 L/sec)、高真空用ターボ分子ポンプ(PT-150、排気速度 190
L/sec)を使用した。真空容器内の圧力の計測には、大気圧~10-1 Pa の圧力領域ではクリス
タルゲージ(M-320XG)と表示器(A-NET M-390)を用いた。10-1～10-6 Pa の圧力領域では、ミニチュアゲージ測定球(MG-2M)と表示機(IONIZATION GAUGE M-431HG)を用いた。
また、真空容器内での圧力平衡を保つために流量計も使用した。使用した流量計は、Brooks 製の 5850S である。

図 5.1 真空容器外観29

5.1.2 マイクロ波送電系
4.3 に示したものと同じ周波数 2.45GHz のマイクロ波送電系を用いた。

5.1.3 イオンエンジン
電気推進機のプルーム計測においては、当研究室保有のマイクロ波放電式イオンエン
ジンを使用した。図 5.1 に使用したイオンエンジンの外観を示す。外観は 50 × 50 mm の箱型である。Al 製の放電室の周囲に 4 × 4 × 12 mm の長手方向磁化磁石のサマリウムコ
バルト磁石を複数設置することで、放電室内に磁気回路を形成している。本実験では磁石を 10 個配置した。放電室のサイズは高さ 12 mm,内径 21 mm である。アンテナは SMA
コネクタによって固定され、マイクロ波電力を放電室内部に伝える役割を担う、このアンテナにはモリブデン (Mo) 製の星型アンテナを採用している。これは、先行研究より
星型アンテナが最もカップリングが良いとされているためである(13)。また、図 5.2 (b)に示すように固定用の 2 個の穴の他にグリッド部分にレーザー光用の穴をあけた。レーザ
ーの経路と散乱光の向きは図 5.2(b)の通りである。

(a)

(b)
図 5.2

イオンエンジンの外観(a) 正面 , (b)側面30

5.1.4 流量制御系
オリフィスによる流量制御実験結果より、プラズマ点火時には流量を多くし、その後流量を調節できるような流量制御系が必要であることが分かった。図 5.3 は昇華性推進剤における飽和蒸気圧・温度曲線(14)(15)(16)(17)と温度制御用に作成したタンクと配管のコンダクタンスから流量を温度の関数としてモデル化したものである。図 5.3 より温度を制御することによりプラズマの点火時に流量を多くし、その後プラズマの状況に合わせて流量を調整できるのではないかと考えた。本実験では温度制御のためにタンク付近にヒートサイクルの応答速度の良いペルチェ素子を設置した。ペルチェユニットは高木製作所の水冷ペルチェユニット PU-50W を使用した。ペルチェ素子の上にアルミ板、その上にイオンエンジンとタンクを設置した。この際にタンクを先に温めることで推進剤を昇華させ、イオンエンジン内部で再結晶しないように、ペルチェ素子の真上にタンクを配置し、タンク、イオンエンジンの順に温度勾配が生じるようにした。また、タンクの温度をモニタリングするためにペルチェ素子とタンクの間に位置する点に熱電対を取り付けた。温度制御は PID コンソールを用いて行う予定であったが、テスト時に不調を起こしたため、ペルチェ素子に流す電流を手動で調整した。また、今回はプラズマの点火を速やかに行うことができるようにペルチェ素子を加熱する方向に端子をつないだ。ペルチェ素子を使用して-10~60 ℃まで調節できることを確認した。
タンクは、底面を平らに変更することでペルチェからの熱が伝わりやすくなるように変更した。
また、図 5.5 は本研究の計測体系でアルゴンを用いてイオンエンジンを作動させた際の外観である。トムソン散乱計測前に温度を一定(30℃)に保ちつつイオンエンジンを作動させ、マイクロ波や流量を変化できるかを確認した。この際、アルゴンの流量が 0.5
sccm にてプラズマの点火を確認でき、0.2 sccm まで流量を絞ったがプラズマを維持することができた。

31

図 5.3 昇華性推進剤のタンク温度-流量グラフ

図 5.4 真空容器内のセットアップ図32

図 5.5 イオンエンジン作動時の外観

5-2 レーザートムソン散乱計測
図 5.6 にレーザートムソン散乱に使用した実験装置の概略図を示す。計測光源として
NL231 Laser を使用した。レーザーから発振されたビームは凸レンズ、ブリュスターウ
インドウ、真空チャンバー内を通過し、右側のブリュスターウインドゥを抜けてビームダンプに到達する。ここで、レーザー源からのビームは波長板(WPH05M-532)、偏光子(GL-10A)を用いて計測にふさわしい強度・偏光方向にした。また、計測を行う前に入射前のレーザー光をパワーメーター(AstralAA30)で計測した。このレーザー入射方向と偏光方向の両方に対して 90°の方向(上方向)から凸レンズを通して散乱光を受光し、トリプル分光器(逆線分散 1.67 nm/mm)、光ファイバを通った光は光電子増倍管(R943-02)に伝送され、電気信号に変換される。そして、その信号をオシロスコープ(62Xi-A)およびフォトンカウンター(SR430 multi-channel scaler)で測定した。
トムソン散乱光は，フォトンカウンティングレベルの非常に微弱なものと予想される
ため、最初にレーザー1 ショットあたりに観測可能なトムソン散乱信号強度の評価を行う。受光系の透過率を考慮すると、受光立体角内に入ってくる散乱光子数は次の式で表
わされる。

33

𝐸L
𝑁s = ( 𝑆 ) 𝑛e 𝑆 ′ 𝑙𝜎T 𝜂ΔΩh𝜈i(5 − 1)

Ns は散乱光子数、EL レーザーのエネルギー、ΔL は散乱光のレーザービームに沿う長さ、σT はトムソン散乱の微分散乱断面積を全波長領域で積分した値を表す。EL/hνi を入射光子数とすると、典型的な実験値(EL=70 mJ、hνi=4×10-19 J、λ=532 nm、S'=S、l=0.003m、σT=9×10-30 m2/sr、ΔΩ=10-3 sr、η=0.1) を代入することで、式(5-2)を得る。
𝑁s = 4.725 × 10−19 𝑁e(5 − 2)電子密度が 1018 m-3 であると仮定すると、検出されるトムソン散乱の光子数は、式(52)より 1 ショットあたり 0.4725 となる。算出されたトムソン散乱光子数が非常に小さい
ため、レーザーを 5000 ショット入射し、積算するようにした。また、トリプル分光器を透過した光は、光電子倍増管により電気信号に変え、フォトンカウンターで検出した。
本実験では、温度を一定に保ったまま、4、8、12、16W それぞれで計測を行った。

図 5.6 実験装置の概略図

5-2-1 トリプル分光器
迷光を低減するために用いたトリプル分光器(10)について説明する。トリプル分光器は
低迷光回折格子 3 枚、アクロマートレンズ 6 枚、アルミ平面ミラー1 枚、レイリー遮光板及び中間スリットにより構成される。
34

入口スリットを通過しトリプル分光器に入射した光は、レンズ L1 により平行光となり、回折格子 G1 で分散され、トムソン散乱を計測する場合レンズ L2 によりレーリース
トップ上に集光される。レーリーストップは厚さ 0.05 mm のタングステン板に、中央の幅 0.4 mm の部分を残して、その両端に高さ 10 mm、幅 5 mm の 2 つの四角い穴をあけた
逆スリット型の構造となっており、中央の幅にはレーザー波長を遮光する役割がある。
1 段目の分光部の逆線分散は 3.8 nm/mm である。レンズ L2 の焦点距離は 220 mm、格子定数 d は 1/1.2×106、回折角θは 4.3°、回折次数 m は 1 である。遮光の波長幅は、上記の逆線分散 3.8 nm/mm と遮光部の幅 0.4 mm で決定され、レーザー波長からの差波長∆𝜆=±0.76 nm 以内の光は完全に遮蔽される。差波長∆𝜆=0.76 nm より広がった光について
は、レイリー遮光版を通過し、レンズ L3 で平行光となった後、回折格子 G2 でその分散が打ち消される。その後、レンズ L4 で集光され、中間スリット(幅 200 μm高さ制限なし)を通過する。
レンズ L5 によって平行光となった光は、回折格子 G3 で再度分散される。中間スリット後の 2 枚のレンズ L5(f=220 mm)と L6(f=500 mm)の焦点距離 f には 2.27 倍の差がある
ため、中間スリットの 2.27 倍の像が波長分解され、観測面上に結像される。ここでの逆
線分散は 1.67 nm/mm である。

35

第 6 章 実験結果および考察
図 5.4 に示したタンクで樟脳を用いて実験を行ったところ、バルブを開いた際に真空度が大きくなったことからバルブが作動していることが確認できたが、バルブの開閉を繰り返すうちにバルブの開閉前後の真空度の差が小さくなるという問題が発生した。ペルチェによって温度を上昇させたが大きな変化は見られなかった。さらに、樟脳でのプ
ラズマの点火は一回のみ、数秒しか確認できなかった。その時の流量は、11.8 µg/s(0.10
sccm)であった
バルブの故障が疑われたため、図 6.1 に示すタンクに変更した。このタンクで樟脳の点火を行ったところプラズマの点火を確認できた。このタンクでは、バルブを取り除いたことにより、推進剤が常に管より漏れ出てしまう構造になっているため容量を大きく変更した。また、タンクへ熱が伝わりやすくするために底の厚さを半分の 0.5 mm に変更し、底面に熱伝導シートを張り付けた。図 6.2 は樟脳でのイオンエンジン作動時の外観である。この時の温度は約 10 ℃で、平均流量は 30.3 µg/s(0.27 sccm)だった。ペルチェ
素子に吸熱方向に電流を流したところ、真空度から流量が減少していることが確認できた。本実験においては、熱電対の値が 25 ℃で計測し、平均流量は 0.21 sccm であった。

図 6.1 バルブなしタンク

図 6.2 樟脳でのイオンエンジン作動時の外観

前述の条件のもとにプラズマ計測を実施した。12 W、16 W、8 W、4 W の順に投入す
るマイクロ波の電力を変え測定を行った。しかし、8 W の測定時に光電子倍増管の電源が不調を起こしたため、電源を変更し測定したところ、正常に測定を行うことができなかった。そのため、図 6.3 にマイクロ波投入電力が 16 W、図 6.4 にマイクロ波投入電力が 12 W、図 6.5 にマイクロ波投入電力が 8 Ｗでのプラズマ計測のスペクトル解析結果を示す。12 W や 16 W でのスペクトル解析結果で、差波長を大きくするにつれ、シグナ
36

ルの数は減少していくはずであるが、一部増加している部分が存在する。図 6.6 の(a)、(b)はそれぞれ実験開始前と後の放電室内部、図 6.7 は計測近辺であるカーボングリッドの実験後を示す。実験後の放電室には、炭化した樟脳が放電室内部やグリッドのレーザ
ーの通り道の一部を覆っていた。これは、推進剤の流量に対して投入したマイクロ波の電力が大きすぎたため樟脳が炭化したと考えられており、スペクトル測定にも影響を及ぼしたと考えられる。また、シグナル数の増加の原因として、放電室内部の温度が上昇した可能性も挙げられる。本実験では、熱電対から得られる温度を一定にしたが、測定中にイオンエンジンからの排熱によって一時的に温度が上昇した場合、イオンエンジンと熱電対で測定される温度にはタイムラグが生じる。その間に測定結果に影響が出た可能性が考えられる。
また、プラズマ点火前の真空度が 10-2 Pa 程度であり、QMS を使用するには真空度が小さすぎると判断し、本研究では QMS を使用しなかった。

37

図 6.3 マイクロ波投入電力 16W におけるプラズマ計測のスペクトル解析結果

図 6.4 マイクロ波投入電力 12 W におけるプラズマ計測のスペクトル解析結果

図 6.5 マイクロ波投入電力 8W におけるプラズマ計測のスペクトル解析結果

38

(a)

(b)
図 6.6
(a) 実験前放電室内部(b) 実験後

図 6.7 実験後のカーボングリッド

6-1 樟脳とアルゴンの電子温度の比較
図 6.7 は樟脳と以前から代替推進剤として検討されてきたアルゴンとの電子温度の比較を示す。アルゴンの流量は 0.5 sccm で測定した。エラーバーを考慮したところ、図 6.7に示すように非常に大きくなった。このように誤差が大きくなった原因としては、積算
ショット数が 5000 ショットでは足りなかった可能性がある。積算ショットを増やし統39

計数を増やすことで誤差を小さくできる可能性がある。
また、本実験では樟脳の炭化により測定に影響を及ぼした可能性があるが、これは電子温度を抑えることにより炭化を防ぐことができると考えられている。

図 6.7 樟脳とアルゴンの電子温度の比較

6-2 樟脳とアルゴンの電子密度の比較
図 6.8 は樟脳とアルゴンの電子密度の比較を示す。図 6.8 からも分かるように 16 W
以外では、樟脳の方がアルゴンよりも電子密度が大きい傾向が得られた。このことから、
樟脳のほうが電離しやすいことが示唆される。樟脳の電離断面積が同程度の分子量で有機物質であるアダマンタンと同程度であると仮定するとアルゴンの電離断面積よりも大きいこと(4)からも妥当であるといえる。このことから、樟脳はアルゴンよりも電離しやすいという点で代替推進剤として優れているといえる。

40

図 6.8 樟脳とアルゴンの電子密度比較41

第 7 章 結論
本研究では、昇華性推進剤の性能予測のためにプラズマ特性の把握を行った。
先行研究にて推進剤の流量が多すぎた問題が生じていたが、タンクの導管中にオリフ
ィスを設けることで流量を 8 分の 1 まで抑えることができた。
プラズマの点火・維持を行うために温度制御による流量の調整を行った。温度を変化せることで流量も変化させることに成功した。しかし、新たに作成したタンクでは流量が多くなりすぎるという問題点が浮上した。
レーザートムソン散乱計測では、樟脳を用いた際の電子温度や電子密度を求めることができた。また、電子密度におけるアルゴンとの比較からアルゴンよりも電離しやすく
その点において代替推進剤として優れていることが分かった。しかし、樟脳が炭化したため測定の精度に影響があった可能性や積算ショットが少なく統計数が不足したため、誤差が大きく出た。今後は、誤差を抑えるためにも炭化が起こらないよう電子温度を抑えたり、統計数を増やしたり、これまで以上に迷光を抑える計測システムの構築が必要である。
今後は、炭化を抑えた状態でのレーザートムソン計測や流量制御を適切に行うことでQMS を用いた解離度の測定を行い、解離度と電子温度密度の定量的な関係を把握する必要がある。

42参考文献(1) 荒川義博,國中均,中山宜典,西山和孝：イオンエンジンによる動力飛行，コロナ社，2006.
(2) JAXA Website: 宇宙太陽光発電システム（SSPS）について.
https://www.kenkai.jaxa.jp/research/ssps/ssps-ssps.html ,2021 年 2 月 2 日閲覧(3) Daniel A. Herman, Kenneth G. Unfried, XENON ACQUISITION STRATEGIES FOR HIGH-POWER
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Conference

Paper,2015,GRC-E-DAA-

TN23198,11p(online) available from NTRS, (accessed 2021-02-07).
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Prausnitz

J.M.:

Vapor

Pressures

J.Chem.Eng.Data 24 (1979) 175-178

43

of

High-Molecular-Weight

Hydrocarbons.

謝辞
本研究の遂行ならびに本論文の執筆にあたって、決して物覚えの良いとは言えない私を見限ることなく、ご指導、ご鞭撻を頂きました山本直嗣教授に心より感謝いたします。
論文執筆や実験において数多くの助言を頂いた森田太智助教に深く感謝いたします。また、研究生活がスムーズにいくよう、様々なサポートをしていただき、親切に接して頂いた大内田映子秘書に深く感謝いたします。
明るく充実した研究室での生活を送らせていただいた研究室の皆様に感謝致します。
特に木下順平氏には、工学系の知識に乏しい私に 1 から機器等の扱いを教えていただ
きました。心より感謝申し上げます。
また、研究室の同期としてともに切磋琢磨した枝澤友也氏に感謝いたします。また、
学部 1 年のころからテスト勉強を共にし、私生活でも親交のあった松尾涼人氏に感謝いたします。君が大学中退したにもかかわらず同じ研究室で再会し学べたことを嬉しく思います。
最後になりましたが学生生活を支えてくれた両親をはじめとする家族の皆に心より感謝します。その他、今まで私を見守りご支援いただいたすべての方に心から感謝の意を表し、謝辞とさせていただきます。

44