静電気学会誌，47, 2（2023）70-75

J. Inst. Electrostat. Jpn.

論

文

電圧印加サイクル数と大気圧空気中における均一バリア放電現象の関係
渡部 佳月 ，大澤 直樹
＊

＊＊, 1

（2022年11月16日受付；2023年1月12日受理）

Relation Between Number of Voltage Application Cycles andDiffuse Barrier Discharge Phenomena in Atmospheric Pressure Air
＊

＊＊, 1

Kazuki WATANABE and Naoki OSAWA（Received November 16, 2022; Accepted January 12, 2023）
We succeeded in generating an Atmospheric Pressure Townsend Discharge（ APTD ）in air by the specific alumina barrier.
Since this barrier can easily accumulate and maintain negative charges on the surface, we believed that negative charges on
the surface play an important role in generating APTD in air. Therefore, we considered that APTD generate even in air if
negative charges are accumulated on the surface. In this study, in order to clarify whether the APTD can be generated or not,we investigated current waveforms and discharge appearance immediately after applying voltage using a non-charged barrier,and discussed the relation between the amount of accumulated negative charge estimated from the negative pulse current andst
APTD generation. As a result,（1）APTD did not generate at the 1 sinusoidal voltage application although we used thespecific alumina barrier which can generate APTD,（2）when the peak value of applied voltage is increased, APTD generate
quickly and stably, and（3）if the amount of the transferred charge by streamer discharge generated in previous half cycle islarge, APTD generates stably. These results suggested that a large number of negative charges on the barrier surface isnecessary to generate APTD in air.

1．はじめにDischarge : APGD ）と大気圧空気中での誘電体バリア放電（ Dielectric Barrier

する大気圧タウンゼント放電（ Atmospheric Pressure Townsend，高純度の窒素を用いることで発生

6, 7）

Discharge : DBD ）は，電極間に 1 枚以上の誘電体（バリア）Discharge : APTD ）があるを挿入し，交流高電圧を印加することで発生するストリー

ニズムについて K. V. Kozlov らは，準安定状態の窒素分子

マ放電の集合体である．この DBD は，高分子材料の表面同士の衝突により種電子が生成されるため，放電が均一化

改質やオゾン生成に応用されている．近年では，皮膚すると報告している ．そのため，準安定状態の窒素分子疾患の治療や農作物の収量改善などの医療・農業分野へのの ク エ ン チ ャ ー で あ る 酸 素 が 100 ppm で も 混 入 す る と応用も報告されている

APTD が発生しなくなる

1, 2）．DBD は，特定のガスを用いる

3-5）．窒素中の APTD の発生メカ

8-10）

11）

．著者らの研究グループでは，

11, 12）

ことで，ストリーマ放電が発生せずに空間一様に発光する

誘電体材料に，比誘電率（1 MHz ）が 9.1，誘電正接（1大気圧均一バリア放電となることが知られている．大気圧

MHz ）が 5×10 ，表面粗さが 0.390 µm の特徴を有するア

均一バリア放電には，He や Ar といった希ガスを用いるこ

ルミナ（純度 92％）を用いることにより，空気中や酸素とで発生する大気圧グロー放電（ Atmospheric Pressure Glow

中でも APTD を発生できた-14．約 20％の酸素を含む空気

13, 14）

中でも APTD を発生できたことから，K. V. Kozlov らの提キーワード：誘電体バリア放電，大気圧タウンゼント放電，
ストリーマ放電，電圧印加サイクル数，表面電荷密度＊
金沢工業大学大学院工学研究科電気電子工学専攻（〒 921-8501 石川県野々市市扇が丘 7-1）
Graduate Program in Electrical Engineering and Electronics,
Kanazawa Institute of Technology, 7-1 Ohgigaoka, Nonoichi,
Ishikawa 921-8501, Japan＊＊
金沢工業大学工学部電気電子工学科（〒921-8501 石川県野々市市扇が丘 7-1）
Department of Electrical and Electronic Engineering, Kanazawa
Institute of Technology, 7-1 Ohgigaoka, Nonoichi, Ishikawa
921-8501, Japan1n.osawa@neptune.kanazawa-it.ac.jp
DOI：https://doi.org/10.34342/iesj.2023.47.2.70

28303337-1静電気学会誌47巻2号.indb

70

唱する APTD の発生メカニズムとは異なる，APTD の発生メカニズムが存在すると考えている．
これまでに，著者らは，空気中での APTD 発生メカニズムを明らかにするために，ガス圧力が APTD の発生に及ぼす影響を調べてきた．これは，放電空間のガス圧力を低くすると電子なだれが径方向に拡散しやすくなるので ，放電が均15）一化しやすくなるのではないかと考えたためである．その結果，0.17 MPa に加圧された乾燥空気中でも APTD を発生できたことから，空気中での APTD の発生は電子なだれの径
方向への拡散現象ではなく，誘電体表面に蓄積される負の電荷量やその一様な分布が重要であることが示唆された ．
16）

2023/03/27

14:35:44

電圧印加サイクル数と大気圧空気中における均一バリア放電現象の関係（渡部 佳月ら）

71（33）

近年，著者らは，半球棒電極とアルミナ被覆平板電極でf/3.5 とした．印加電圧波形は正弦波交流，周波数は 50 Hz構成される DBD 装置と非接触型の表面電位測定器を用いとした．非接触型の表面電位計（ Model 341HV, Trek ）にて，誘電体表面に蓄積される電荷の様子を調べてきた．そより誘電体の表面電位が 0 V であることを確認してから半の結果，APTD を発生できる誘電体では，誘電体表面に蓄球棒電極に電圧を印加した．

積される電荷量が多く，帯電状態を維持しやすいことを明らかにできた

ここで，文献19, 20）によると誘電体表面に蓄積される荷電．したがって，APTD を発生できる誘電粒子について電荷と示している．それらの文献では，放電体でも，誘電体の表面に負の電荷が蓄積されていない状態

空間中で生成された負イオンや電子が誘電体の表面に蓄積

では，APTD は発生しないことが予想される．しかし，こされていることから，本論文では誘電体表面に蓄積されたれまでの研究では，電圧印加直後の APTD 発生現象は明荷電粒子を電荷と呼ぶことにする．

17, 18）らかにできていなかった．

2.2 DBD装置の仕様

本研究では，大気圧空気中での APTD の発生メカニズム

Fig.2 は DBD 装置の外観である．DBD 装置の周辺湿度は，を解明するために，誘電体表面が帯電していない状態で乾燥空気を用いて相対湿度を 25％に調整した．装置は半球

DBD 装置に電圧を印加したときの APTD の発生や，印加

棒電極（先端部半径：5 mm，材質：SUS304）とアルミナ電圧の印加サイクル数を増やしたときに APTD がどのよ

被覆平板電極で構成されており，ギャップ長は 3 mm とした．

うに発生していくのかを調べた．

Fig.3 はアルミナ被覆平板電極の寸法である．アルミナ
被覆平板電極は，
100 mm × 100 mm のセラミックス（ A473，

2．実験方法京セラ社製）に，80 mm × 80 mm のタングステン製の薄2.1 実験システム

膜電極が内挿されている．誘電体材料はアルミナ（純度Fig.1 に実験システムを示す．システムは，高電圧電源，92 ％） で あ り， 厚 さ は 1 mm， 比 誘 電 率 は 9.1 で あ る．

DBD 装置，電流測定部，高速度カメラで構成される．高Table 1 は誘電体材料の特徴をまとめたものである．

電圧電源は，ファンクションジェネレータ（ AFG-3022C,
Tektronix ）と高圧アンプ（ Model 20/20C-HS, Trek ）で構成
されており，電圧波高値，初期位相，印加電圧サイクル数をコントロールできる．電流波形は DBD 装置の低圧側に接続された電流検出抵抗（20 kΩ ）の電圧降下より測定した．印加電圧波形と電流波形の測定には，オシロスコープ（ TBS 2104C, Tektronix ）を使用した．過電圧によりオシロスコープが破損するのを防止するために，電流検出抵抗にはバリスタを並列に接続した．放電の撮影には，イメージ
インテンシファイア（ Model-C5100, 浜松ホトニクス）を付けた高速度カメラ（ FASTCAM SA4, Photron ）を用いた．

図 2 DBD 装置
Fig.2 DBD device.

ディレイジェネレータ（ DG-535, Stanford Research Systems ）を用いて，ファンクションジェネレータと高速度カメラを同期させた．カメラの露光時間は 0.5 ms，レンズの絞りは

図 1 実験システム
Fig.1 Experimental set-up.

28303337-1静電気学会誌47巻2号.indb

71

図 3 アルミナ被覆平板電極の寸法と構成
Fig.3 Configuration and size of alumina coated flat plane electrode.

2023/03/27

14:35:44

72（34）

静電気学会誌 第47巻 第 2 号（2023）＜パターン B ＞

表 1 バリア材料の特徴
Table 1 Features of barrier material.
Material code

A473

Discharge mode

APTD

Major component（ Purity ）Al2O（92％）
3

Relative permittivity（1 MHz ）9.1

tan δ（1 MHz ）Supplier

きはパルス電流が発生しなかったが，負極性のときはパルス電流が発生した．2 サイクル目（20 ms ～ 40 ms ）は，
正極性のときは連続的な電流が発生したが，負極性のとき

5×10はパルス電流が発生した．3 サイクル目以降（40 ms ～）は，

0.390 µm

2 サイクル目と同じ電流波形となった．

-14

Surface roughness Ra

電圧印加 1 サイクル目（0 ms ～ 20 ms ）は，正極性のとKyocera Corporation＜パターン C ＞
電圧印加 1 サイクル目（0 ms ～ 20 ms ）は，パターン A

3．結果と同様，正極性と負極性のときにパルス電流が発生した．

3.1 電圧電流波形のパターンと放電の発光様相

2 サイクル目（20 ms ～ 40 ms ）は，パターン B の 1 サイ

Fig.4
（a）
～
（c）は，11.2 kVp の電圧を半球棒電極に印加しクル目と同様，正極性のときはパルス電流が発生しなかったときに得られた代表的な電圧電流波形である．以下に，たが，負極性のときはパルス電流が発生した． 3 サイクル

それぞれのパターンについて説明する．

目以降（40 ms ～）は，正極性のときは連続的な電流が発＜パターン A ＞

生し，負極性のときはパルス電流が発生した．

電圧印加 1 サイクル目（0 ms ～ 20 ms ）は，印加電圧の

Fig.5
（a）
～
（d）
は放電写真であり，Fig.4（a）
中の Gate（a）～

極性が正（以降，正極性と呼ぶ）と負（以降，負極性と呼（d）に そ れ ぞ れ 対 応 し て い る．
（a）～（c）の 露 光 時 間 はぶ）のときにパルス電流が発生した． 2 サイクル目（200.5ms，（d）は 20 ms である．発光が弱かったため，高速度

ms ～ 40 ms ）は，正極性のときに連続的な電流が発生し，カメラの制御ソフト（ Photron FASTCAM Viewer Ver.3）と負極性のときにパルス電流が発生した．3 サイクル目以降

汎用画像処理ソフト（ ImageJ ）において，（a）～（c）の γ と（40 ms ～）は，2 サイクル目と同じ電流波形となった．

中間トーンをそれぞれ 0.3 と 30，（d）をそれぞれ 0.6 と 60

図 4 電圧電流波形の一例
Fig.4 Examples of voltage and current waveforms.

28303337-1静電気学会誌47巻2号.indb

722023/03/27

14:35:45

電圧印加サイクル数と大気圧空気中における均一バリア放電現象の関係（渡部 佳月ら）

73（35）

図 6 印加電圧サイクル数と放電発生率の関係
Fig.6 Relation between the number of applied voltage cycles anddischarge probabilities of streamer discharge and APTD.

しなくなった．また，電圧印加サイクル数が増えると APTDの発生率が上昇した．電圧印加 6 サイクル目以降は，APTD
図 5 放電写真
Fig.5 Discharge photographs.

の発生率が 100％となった．本研究では，誘電体の表面電位が 0 V であることを確認してから実験を行ったことから，
APTD を発生できる誘電体でも，誘電体表面に負の電荷が蓄に設定した．Fig.5（a）,（b）は，電圧印加 1 サイクル目にお積されていなければ，APTD は発生しないことが明らかとないて，パルス電流が発生したときの放電写真である．印加った．ここで，電圧印加サイクルが増えると APTD 発生率が電圧の極性に関係なく，電極間でフィラメント状の発光が高くなったのは，負極性のストリーマ放電によって誘電体表観察された．このことから，1 サイクル目において正極性面に蓄積される負の電荷量が多くなったためと考えられる．

と負極性のときに発生した放電はストリーマ放電であることを確認できた．Fig.5（c）は，電圧印加 2 サイクル目以降

4．考察の正極性において連続的な電流が観察されたときの放電写

4.1 印加電圧の大きさとAPTDの発生率の関係真である．半球棒電極（陽極）の表面で一様な発光が観察

印加電圧の波高値を高くすると，発生したストリーマ放された．陽極表面での一様な発光と連続的な電流波形が観電によって誘電体表面に蓄積される電荷量が増加すること察されたことから，この放電は APTD であることを確認

から ，印加電圧を高くすることにより，少ない電圧印加できた．Fig.5（d）は，定常状態の 1 サイクル分を撮影した

サイクル数でも APTD の発生率が 100％になると考えられ放電写真である．半球棒電極の表面での一様な発光と，電る．ここでは，印加電圧を 11.2 kVp から 11.8 kVp に高く極間での筋状の発光が同時に観察され，APTD とストリーしたときの APTD の発生率を調べた．

19）

マ放電が混在している様子を観察できた．このことから，

Fig.7 は印加電圧サイクル数と APTD 発生率の関係である．

2 サイクル目以降は，この放電様相が周期的に発生するこAPTD の発生率は 10回の実験から算出した．印加電圧の波とを確認できた．以上より，APTD を発生できる誘電体で高値を高くしても，1 サイクル目では APTD は発生しなかっもストリーマ放電が発生することと，APTD は電圧印加 2

たが，2 サイクル目以降では，印加電圧の波高値を高くする

サイクル目以降の正極性で発生することが確認できた．

と APTD の発生率が高くなった．また，11.6 kVp や 11.8 kVp

3.2 印加電圧サイクル数と各種放電の発生率では，2 サイクル目でも APTD の発生率は 100％となった．

Fig.6 は，正極性のときに発生した放電の種類とその発生

4.2 ストリーマ放電とAPTDの発生に伴う移動電荷量率を整理したものである．放電の発生率は 10回の実験から

Fig.4
（c）
より，電圧印加 1 サイクル目の負極性のときにスト算出した．ここで，印加電圧は 11.2 kVp である．電圧印加 1

リーマ放電が発生しても，電圧印加 2 サイクル目の正極性のサイクル目では，放電が発生しないときとストリーマ放電がときに APTD が発生しないことがあった．これは，負極性の発生するときがあった．一方，電圧印加 2 サイクル目～5 サ

ストリーマ放電によって誘電体表面に蓄積された負の電荷量

イクル目では，APTD は発生するが，ストリーマ放電は発生が少なかったためと思われる．ここでは，負極性のストリー28303337-1静電気学会誌47巻2号.indb

732023/03/27

14:35:45

74（36）

静電気学会誌 第47巻 第 2 号（2023）

図 7 電圧印加サイクルと APTD 発生率の関係（印加電圧波高
値の影響）
Fig.7 Relation between the number of applied voltage cycles and
APTD probability（ effect of peak value of applied voltage ）.

図 8 測定された電流，変位電流ならびに放電電流
Fig.8 Measured current, displacement current and discharge current.

マ放電の発生に伴う移動電荷量と，正極性の APTD の発生に伴う移動電荷量を電流波形から算出し，これらの関係を調べた．また，APTD が初めて発生するとき（ Fig.4（a）中の期
間 A ）と，安定して発生するとき（ Fig.4（a）中の期間 B）の
移動電荷量の違いも調べた．なお，この実験では，APTD の発生を不安定にするため，印加電圧を 11.0 kVp に低くした．
Fig.8 は，APTD が安定して発生しているときの印加電圧と電流波形の一例である．im はストリーマ放電の電流を調べるために測定した電流であり，imʼ は APTD 電流を調べるために測定した電流である．im や imʼ には，放電電流と変位電流 id が含まれるため，im や imʼ から id を減じて放電電流を求めた．ここで，id は印加電圧の時間変化より求めた

図 9 ストリーマ放電による移動電荷量と APTD による移動電荷量の関係
Fig.9 Relation between transferred charge by streamer discharge andthat by APTD.

．また，ストリーマ放電の発生に伴う移動電荷量 QSD

21）と APTD の発生に伴う移動電荷量 QAPTD は，それぞれの放にするには，電流波形から電荷量を推定するだけではなく，電電流を時間積分して求めた

表面電位計を用いて，誘電体表面に蓄積される電荷の極性，．

11, 22）

Fig.9 は，QSD と QAPTD の関係を整理したものである．APTD

量ならびに分布を時間分解測定する必要がある．

が初めて発生したとき（期間 A ）では，QSD が -12 nC 以下

本研究では，印加電圧の波高値や移動電荷量の観点からでは APTD が発生しなかった．また，QSD が増加すると空気中での APTD 発生メカニズムを検討したが，電源電圧

QAPTD が増加した．前者は，誘電体表面に蓄積される負のの周波数が空気中での APTD の発生に関係しているとの報

電荷量が少なかったため，正極性の電圧が印加されてもギ告もある ．今後，誘電体表面に蓄積された負極性の電荷

ャップの電界が絶縁破壊電界に到達しなかったためであが放出される現象についても明らかにしていく必要がある．

23）

る．後者は，誘電体表面に蓄積される負の電荷量が増加す
ると，正極性の電圧が印加されたときの電界強度が高くな

5．まとめったためである．期間 A では，QSD よりも QAPTD の方が少大気圧空気中での APTD の発生メカニズムを解明するた

なくなった．これは，ストリーマ放電によって誘電体表面

めに，電圧印加サイクル数と APTD の発生率を調べた．まに蓄積された負の電荷の一部が APTD によって誘電体表た，誘電体表面に蓄積される負の電荷量が APTD の発生面から放出されたためである．一方，期間 B では，QSD とに及ぼす影響を調べるために，印加電圧の波高値や移動電

QAPTD の絶対値が約 20 nC であった．これは，APTD の発生

荷量が APTD の発生に及ぼす影響を調べた．その結果，以によって誘電体から放出された負の電荷が負極性のストリ下の知見が得られた．

ーマ放電によって回復したためである．この現象を明らか（1）誘電体の表面電位が 0 V のとき，正極性の電圧を印加

28303337-1静電気学会誌47巻2号.indb

742023/03/27

14:35:47

電圧印加サイクル数と大気圧空気中における均一バリア放電現象の関係（渡部 佳月ら）

75（37）

しても APTD は発生しない．また，印加電圧の波高値

Electrical model and analysis of the transition from anを高くしても発生しない．

atmospheric pressure Townsend discharge to a filamentary（2）APTD は少なくとも電圧印加 2 サイクル目から発生する．また，電圧印加サイクル数が増えると APTD の発生率が高くなる．
（3）印加電圧の波高値を高くすると，電圧印加サイクル数
が 2 でも APTD 発生率が 100％となる．
（4）負極性のストリーマ放電による蓄積電荷量が -12 nC
以下では，APTD は発生しない．また，その電荷量が増加すると，APTD の移動電荷量も増加する．
（5）APTD が初めて発生するときは，ストリーマ放電によdischarge. J. Phys. D: Appl. Phys., 38（2005）530
11） K. V. Kozlov, R. Brandenburg, H-E. Wagner, A. M. Morozov andP. Michel: Investigation of the filamentary and diffuse mode ofbarrier discharges in N2/O2 mixtures at atmospheric pressure bycross-correlation spectroscopy. J. Phys. D: Appl. Phys., 38（2005）518
12）R. Brandenburg, V. A. Maiorov, Yu. B. Golubovskii, H-E.
Wagner, J. Behnke and J. F. Behnke: Diffuse barrier discharges innitrogen with small admixtures of oxygen: discharge mechanism
and transition to the filamentary regime. J. Phys. D: Appl. Phys.,
38（2005）2187って誘電体表面に蓄積された負の電荷の一部が APTD

13）大澤直樹，吉岡芳夫，花岡良一，望月祐太朗，小林祐介，

によって誘電体表面から放出される．一方，APTD が山田雄太：誘電体バリア放電装置における大気圧空気中で安定して発生している期間では，APTD の発生によって誘電体表面から放出された負の電荷が負極性のストリーマ放電によって回復される．
本研究は，JSPS 科研費 JP19K04360 の助成を受けたものです．また，アルミナ被覆平板電極は京セラ株式会社から提供を受けました．

の均一放電の発生．電学論 A，130（2010）306
14）大澤直樹，守本祐生，吉岡芳夫，花岡良一：大気圧空気中や酸素中で発生する均一バリア放電によるオゾン生成．電学論 A，134（2014）98
15）杤久保文嘉：改訂版 大気圧プラズマの生成制御と応用技術，小駒益弘，p.23，サイエンス & テクノロジー株式会社（2012）
16）N. Osawa, A. Takashi, Y. Yoshioka and R. Hanaoka: Generationof high pressure homogeneous dielectric barrier discharge in air.

参考文献
1） 柳沢雄太，吉岡芳夫：大気圧バリア放電によるプラスチックのリモート表面改質．電学論 A，12（2007）303
2） 山部長兵衛：オゾン生成技術とオゾン利用．電学論 A，
126（2006）874
3） 熊谷慎也，小林未明，清水鉄司，佐々木実：一細胞に非熱平衡プラズマを照射する Plasma-on-Chip デバイス：誘電体
バリア放電方式による動作特性の改善．電学論 C，140（2020）452
4） 門脇一則，栗坂信之：極性反転パルス電圧によるバリア放電処理における Arabidopsis 種子の発芽促進と抑制．電学論 A，133（2013）38
5） 蛯原健治，高山正弘，Henryka Danuta Strycewska，池上知顯，行徳

裕，立花賢浩：誘電体バリア放電によるオゾンの広範囲濃度制御と土壌処理への応用．電学論 A，126（2006）
963
6） S. Kanazawa, M. Kogoma, T. Moriwaki and S. Okazaki: Stable
glow plasma at atmospheric pressure. J. Phys. D: Appl. Phys., 21（1988）838
7） T. Yokoyama, M. Kogoma, T. Moriwaki and S. Okazaki: The
mechanism of the stabilization of glow plasma at atmosphericpressure. J. Phys. D: Appl. Phys., 23（1990）1125
8） N. Gherardi, G. Gouda, E. Gat, A. Ricard and F. Massines:
Transition from glow silent discharge to micro-discharges innitrogen gas. Plasma Sources Sci. Technol., 9（2000）340
9） N. Gherardi and F. Massines: Mechanisms Controlling theTransition from Glow Silent Discharge to Streamer Discharge in
Nitrogen. IEEE Trans. Plasma Sci., 29（2001）536

Eur. Phys. J. Appl. Phys., 61（2013）24317
17）N. Osawa and Y. Yoshioka: Progresses of Fundamental Researchand Application of Atmospheric Pressure Townsend Discharge. J.
Adv. Oxid. Technol., 17（2014）217
18）N. Osawa, Y. Mori, N. Hirose, S. Motoyama, Y. Yoshioka and R.
Hanaoka: DISTRIBUTION OF SURFACE POTENTIAL ON
DIELECTRIC BARRIER UNDER DIFFERENT DISCHARGEth

MODES IN ATMOSPHERIC-PRESSURE AIR. Proc. 16 High
Pressure Low Temperature Plasma Chemistry Symposium（2018）
19）C. Natsume, A. Komuro and A. Ando: Characterization of surface
charge density and net electric field during parallel-plate
dielectric barrier discharge generated in atmospheric-pressure air.
Plasma Sources Sci. Technol., 31（2022）095019
20）Y. Zhu, T. Takada, K. Sakai and D. Tu: The dynamic
measurement distribution deposited from partial discharge in air
by Pockels effect technique. J. Phys. D: Appl. Phys., 29（1996）2892
21）清水雅樹，佐藤徹，加藤昭二，向川政治，高木浩一，藤原民也：誘電体バリア放電方式オゾナイザの電極形状による高効率化．電学論 A，125（2005）501
22）A. Komuro, R. Ono and T. Oda: Numerical simulation for
production of O and N radicals in an atmospheric-pressure
streamer discharge. J. Phys. D: Appl. Phys., 45（2012）265201
23）A. Belinger, S. Dap and N. Naude: Influence of the dielectric
thickness on the homogeneity of a diffuse dielectric barrierdischarge in air. J. Phys. D: Appl. Phys., 55（2022）465201

10）N. Naude, J-P. Cambronne, N. Gherardi and F. Massines:

28303337-1静電気学会誌47巻2号.indb

752023/03/27

14:35:47