J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.12 (2020)７
１４‐７２１講座 宇宙機用電気推進機のための計測法

３．電気推進機のための分光計測
3. Spectroscopic Measurements for Electric Thruster
月 " 竜 童，山 下 裕 介１）
TSUKIZAKI Ryudo and YAMASHITA Yusuke１）
宇宙航空研究開発機構，東京大学大学院１）（原稿受付：２
０
２
０年０
８月２
０日）

前章ではプローブによるプラズマパラメータ計測を解説したが，本章ではレーザーや分光器を活用したプラ
ズマ分光計測を取り扱う．プローブ計測と比較し，レーザーや分光器，検出器などの機器の導入コストが１桁以上高い反面，非接触計測のためプラズマへの擾乱が少なく，プローブ計測では難しい磁化されたプラズマのイオ
ン速度関数や電子速度関数や密度を直接計測できるのは大きなメリットである．
Keywords:
laser-induced fluorescence spectroscopy, laser absorption spectroscopy, Thomson scattering, two-photon

３．
１ はじめにされるため，磁場中のプローブ理論は複雑かつ難解であ

第１章では外燃機関である電気推進機の作動原理・メカ

る．実際にイオンエンジンやホールスラスタなどにおいてニズムについて紹介した．電気推進は推進剤を電離させイは，加速されたあとのプルーム下流域では，磁場の影響はオンを電磁気的に加速噴射するタイプのものと，電離せず無視できるほど小さいが，電気推進機の性能評価においてに電熱的加速排気することで推力を生み出すタイプの二種重要であるプラズマ生成部は，0.01−1 T程度の磁場が存在類に分けられる．前者のタイプは，イオンエンジンやホーし影響は無視できない．またプローブの挿入によって場がルスラスタが代表的なスラスタである．推進剤には電離エ乱れるため，プラズマの流れに沿って挿入した場合と直行

ネルギーが小さく容易に電離し，かつ原子量が大きく電力して挿入した場合で，擾乱の影響に違いが出るなどある．

当たりの推力が高く取れるものが使われる．かつては水銀

さらにイオンエンジン内部は 1 kV 程度の高電圧に印加さやセシウムなどが使われていたが，現在は宇宙機汚染の心れているため，絶縁トランスや光アンプをいれたりするな

配がなく取り扱いが容易なキセノンやクリプトンなどが主

ど測定系の構築に工夫が必要である［７］．またホールスラ

流となっている［１，２］．SpaceX の Starlink 衛星のホールス

スタやホローカソードなどのプラズマ密度が高く熱環境のラスタや「はやぶさ２」のマイクロ波イオンエンジンを始厳しい条件では，核融合分野で用いられるような高速ス

め，現在宇宙に飛んでいるものの主流となっている［３，
４］．

テージにのせ瞬間的に計測をする必要がある［８］．

後者のタイプは，電離する必要がなくまた高い排気速度を

本章では，第２章同様にイオンエンジンやホールスラス

実現でき燃料の質量を節約できる原子番号の小さい原子がタなどに用いられる分光計測を紹介する．これらのスラ推進剤として好まれる．水素やヘリウムなどが理想的だがスタはプラズマ密度が 1016−18 m−3，電子温度は低 温 で貯蔵に難があるため，実際にはヒドラジンやアンモニア，

0.1−10 eV 程度，高温でも 20−50 eV 程度と考えられてい水素原子を多く含んだ分子を使用することが多い．分子はる．筆者が研究するマイクロ波イオンエンジンは２温度が乖離エネルギーがとられるので，分子のままいかに効率的特徴であるが，プローブ計測によって正確に捉えることはに加熱し熱速度を高め排気するかがポイントとなる．実用難しい［９］．また中性粒子は 1018−21 m−3，300−1000 K 程度

例はイオンエンジンやホールスラスタ程は多くないが，アの熱速度で，一般的には低温低密度プラズマに分類されメリカ軍の衛星や日本でも「こだま」に搭載された DC

る．このような状況では熱平衡状態とは言い難い．一般的

アークジェットなどがある［５，６］．

なスラスタの代表長は数 cm から数十 cm 程度であり，低温第２章のプローブ計測では，主として前者を対象に，電のイオンや中性粒子などの重粒子に電子が飛び交いなが離メカニズムや排気されるイオンの特性を定量的に調査す

ら，平均自由行程が数十cmから数十m程度で電離衝突，励るには必須のプローブ計測について紹介した．プローブは

起衝突，運動量交換衝突などの種々の衝突が起きている．

古典的な手法で信頼性が高いとされるが，磁場の影響を無

一般に数値計算では，電子・重粒子ともに粒子で扱う Full

視できない．磁場の影響により電子が入射する方向が制限―PIC法が最も正確であるが，計算コストの高さから３次元

Japan Aerospace Exploration Agency, Sagamihara, KANAGAWA, 252-5210
author’s e-mail: Tsukizaki.ryudo@jaxa.jp

７１４!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchLecture Note

3. Spectroscopic Measurements for Electric Thruster

は難しく，２次元軸対称や電子を流体近似する Hybrid―

R. Tsukizaki and Y. Yamashita

#
*
&
# +
,#-!"$ *1.%
)%
"&
*
#$
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#
!"
,!*
&
$ " # # !$ - "%PIC法などを用いて計算コストを抑えている［１０，
１１］．また
本章では取り扱わないが，他にも下記のような計測法があ

,#
'+
,#%
"!"
!&
!"
$

り参考文献も付与しておく．
１．発光分光法による衝突輻射モデルによる電子温度・密

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'+
-#!"
&
!+$

度計測［１２，１３］
２．キャビティリングダウン（Cavity Ring Down）法によ（２）

ここでは "!は吸収中心振動数，$ は積分吸収係数，!"$

るスラスタ損耗計測［１４］はドップラー幅，!"& はローレンツ幅である．レーザー掃３．時間分解能のある発光分光法やレーザー誘起蛍光法［１５］

引周波数ごとに描いた吸収曲線の積分値より積分吸収係数４．電気光学（Electro-Optic）素子のポッケルス効果 をが求められ，測定対象の数密度を求めることができる．ま使ったマイクロ波電界強度計測［１６］たドップラー幅からは並進温度を求められる．ローレンツ

５．マイクロ波干渉計による電子密度計測［１７］幅は Stark 広がりや Zeeman 効果によるスペクトルシフト

本章では筆者がこれまで取り組んだ，レーザー吸収分光などの影響を受けており複雑ではあるが，プラズマ条件に法，レーザー誘起蛍光法，２光子レーザー誘起蛍光法，

より積分吸収係数から励起した粒子の数密度を推定するこレーザートムソン散乱法を，実現しやすい順を追って説明とができる．また絶対数密度への換算は，後述するアイン

する［１８‐２０］．

シュタイン !係数などの物性値が既知である必要がある．NIST 等のデータベースを参照すると良い
［２１］．

３．
２ レーザー吸収分光

吸収準位の数密度に対して，レーザー強度が高いとき，レーザー吸収分光法（Laser Absorption Spectroscopy，

励起される粒子の電子の数密度の減少が無視できなくなり

以下レーザー吸収分光法）は，測定する粒子のエネルギー吸収率が低下し正しく数密度を評価し難くなる．レーザー

準位にレーザーの波長を合わせ，その準位の広がりよりも

強度 #と減少した積分吸収係数 $ の関係式を次に示す．

十分に狭いスペクトル線幅を持つレーザーの波長を掃引す$#

ることにより行う．測定対象は基底・準安定準位・励起準位など様々であるが，電気推進においてはイオン数密度が検出下限を下回ることが多く，図１に示すような中性粒子

"

%!
#
""
#
"
/
'
0

（３）

の励起準位への適用例が多い．励起される準位の数密度に$!は飽和が起きていない時の積分吸収係数，#
/
'
0は飽和強

応じてレーザー光の吸収が起きる．吸収プロファイルは度と呼ばれ，圧力広がり !"(に依存する．

様々な要因によって広がりを持っており，自然広がり，圧
#
/
'
0#

力広がり，Zeeman 広がり，Stark 広がり，ドップラー広がりなどの影響を受ける．

(
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!"
#
( !#""%
(
""#
#
""(
#

（４）

ここで (
"，(
#は各々吸収準位，励起準位の統計重率，!#"，

吸収係数 )，長さ '!の一様な物質を通過するレーザー強度 #は入射強度 #-に対して Beer-Lambert の法則により次""#はアインシュタイン !，" 係数，% は衝突による失活式であらわされる．

を示す．数密度を正しく見積もるには入射するレーザー強度が #sat よりも一桁以上，低くなければならない．電気推

'!&
###
1.%
!)
!*

進では容易に吸収の飽和が起きるので，このあと説明する（１）

レーザー誘起蛍光法などでも，レーザー強度を変化させ実吸収係数 )は振動数 "の関数でありフォークトプロファイ

験的に確認する必要がある．
イオンや原子，分子などの粒子が一様な磁場中にあるとルをもつ．

き，電子のスピンが持つ磁気モーメントとの相互作用により縮退が解け，スペクトルが分裂する．これにより吸収ラインがシフトし，これを Zeeman 効果という．一方，一様な外部電場の中に粒子が置かれたときにおいても，永久電
気双極子モーメントが外部電場の影響を受け縮退が解け，複数のエネルギー準位に分裂することで吸収ラインが広がりを持つ．これを Stark 効果と呼ぶ．速度や温度を求めるには，これらの効果を正しく見積もらなければならない
が，密度を求める場合にはその面積を求めればよい．これ
らの定量的な評価は文献［２２］を当たると良い．
図２上に光ファイバを活用したマイクロ波イオンエンジ
ンの内部測定系と結果を示す．実験には外部共振器レー
図１

キセノンの中性粒子のグロトリアン線図．

ザーから出たレーザー光を光ファイバを用いて真空チャン
７１５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.12 December 2020の吸収率を計測したのが前章のレーザー吸収分光法であるが，図３に示すように励起された粒子はその後，蛍光を放出して下準位へ遷移する．レーザービームと分光検出系の軸が交差する局所的な場所におけるプラズマの計測が可能となる．吸収分光と同じく，スペクトル形から速度関数，
ドップラーシフト，相対密度などの励起された粒子のパラメータを計測することができる．レーザーの吸収率を評価するレーザー吸収分光法として感度が高いことが特徴であり，前章では難しかった励起イオンの検出も可能である．
吸収分光法ではレーザー光に起因するベースラインのノイズがレーザー吸収分光法の感度限界だったが，レーザー誘起蛍光法ではベースラインのノイズはプラズマ発光なので除去しやすい．レーザー誘起蛍光法はその高い感度を利用して，電気推進では主としてイオンの励起粒子の速度関数を評価するために用いられることが多い．また励起粒子の速度関数は基底準位を含めイオン全体の速度関数とみなしていることが多い．
図４に示すように，レーザー誘起蛍光法において対象粒子が運動している場合，ドップラー効果によってプローブ
レーザーが励起させる波長がシフトする．粒子の速度と波長の変化の関係を式（５）に示す．ここで，!は粒子の速度，"!は波長，!"は波長の変化，"は光速，"#$#は図３に示
すように速度方向とレーザー光のなす角度である．
!"
!" !"
"!"
#$#

（５）

マイクロ波イオンエンジンに適用した実験系を図５に示
図２

光ファイバを活用したマイクロ波イオンエンジンへのレー
ザー吸収分光適用例（上）とレーザー吸収分光法の典型的な結果（下）．

バ内部まで導入した．検出には一般的なフォトディテクタ
を用いて，エンジンの最上流の中心に設置している．レー
ザー吸収分光で得られる情報はレーザー軸の積分情報であるため，分布を得るためには工夫が必要である．円筒軸対
称等の場合はアーベル変換などの解析手法を用いて分布を得ることが多いが，筆者らはマイクロ波への擾乱が少なく高電圧にもアクセスできる光ファイバを製作し，内部を実験的に掃引することで，励起中性粒子の数密度分布を得

図３た．図２下にあるのが吸収のスペクトルだが，キセノンのキセノンイオンのグロトリアン線図．

同位体による複数のピークが確認できる．またプローブ先
端がエンジン内部にどれだけ挿入されたか位置も合わせて示されている．エンジンの奥に行けば行くほど，プラズマが存在しなくなるので吸収が小さくなっていることがわかる．このグラフの面積の減少から数密度を得ている．

３．
３ レーザー誘起蛍光法
レーザー誘起蛍光法（Laser-induced Fluorescence Spectroscopy）は，レーザー吸収分光法と同じく波長可変のダイオードレーザーなどを用いてプラズマ中の粒子の励起準
図４位に相当する波長の光を発生させることにより，粒子がレーザー光のエネルギーを受けて上準位に励起される．こ７１６

レーザー誘起蛍光法における励起レーザーに対するドップ
ラーシフト．

Lecture Note

3. Spectroscopic Measurements for Electric Thruster

R. Tsukizaki and Y. Yamashitaす．レーザー吸収 分 光 法 と 同 じ く 外 部 共 振 器 レ ー ザー

かる．このピークは，チャンバの排圧を意図的に悪化させ（Toptica 社製 DL100 出力 30 mW）を用いた．シングルモー

るため，エンジン外部から導入したキセノン流量を０から

ド光ファイバ導入によって出力が不足したため増強用アン

3.5 sccm 増やしていくと，高くなっていく．肝心のイオン

プ BoosTA によって出力を１０倍ほど高めているが，真空の速度関数は図６の右側に見えている．電気推進機の作動

チャンバ内には数十 mW が導入されている．放電管は，速条件に応じて，様々な重ね合わせが確認できる．詳細は参度 0 m/s の参照用信号として用いている．図５（下）には真考［１９］を参照されたい．

空チャンバ内の写真を示す．（上）に示したイオン源の測定

３．
４ ２光子レーザー誘起蛍光法と同様に，検出器にはフォトディテクタより高感度な光電子増倍管を用い，レーザー出射部と同じステージに載せる

前章までに励起粒子を計測するレーザー吸収分光法やことで，レーザーと検出系のアライメントを保持したままレーザー誘起蛍光法を紹介した．中性粒子は電気推進機のライン計測やエリア計測が可能となる．また先に述べたプ

性能向上，寿命，放電振動を理解し改善する上で最重要パ

ラズマ発光等に起因するノイズ対策として，チョッパーやラメータの１つであるが，励起粒子の計測によって，基底波長変調による高感度化がある．特に電気推進機のプルー粒子まで含めた全粒子密度分布を計測することは難しい．

ムはプラズマ生成部と比較し，プラズマ密度 1016−17 m−3

図１や３で示したように，励起粒子計測は，電子との励起と１，２桁低いため，レーザー誘起蛍光法の実験では，蛍衝突によってエネルギーを得た一部の粒子が測定対象であ

光信号がノイズに埋もれて検出が困難である．

り，数 eV 程度の電気推進特有の低温プラズマにおいて大

図５（上）の測定系で得られた結果の一部を図６に示す．

部分を占める基底粒子や，全粒子数との密度の関係性が特波長（真空） 834.955 nm 付近に運動量交換衝突によって定できない欠点がある．キセノンなどの希ガスの基底粒子発生している低速イオンのピークが存在していることがわを計測するには，波長 100 nm 前後の真空紫外レーザーが必須であるが商用的には入手が困難である．本章で紹介する２光子レーザー誘起蛍光法は，Two-photon Absorption
Laser-Induced Fluorescence Spectroscopy と呼ばれ，一般に TALIF 法と呼ばれる．これは，図７に示すようにレーザーから放たれる２つの光子を同時に粒子が吸収すること
で，１光子あたり励起するエネルギーが半分で済むため，

図６

図５

レーザー誘起蛍光法をイオンエンジンのイオン源に適用した図（上）と中和器に適用した写真（下）．

レーザー誘起蛍光法によるマイクロ波イオンエンジンプ
ルーム測定系．

図７７１７２光子レーザー誘起蛍光法におけるグロトリアン線．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.12 December 2020

倍波長のレーザー光を励起することが出来る．200 nm程度

取得しておき，絶対密度への換算を行うことができる．たの波長であれば，色素レーザーを用いれば大気中で発振可だし圧力が高いと蛍光強度と圧力が線形の関係にならない能である．

ので注意する必要がある．

前章までは，数十万円〜数百万円程度の比較的安価なダ他の測定方法と比較としては，中山らのプレッシャー

イオードレーザーで，10−100 mW の CW レーザーだった．

ゲージを活用したプローブ法，光ファイバ計測［２３，２４］，レ

本手法は高いエネルギー密度で２光子を吸収する必要があ

イリー散乱計測等［２５］が挙げられる．TALIF 法は，プロー

り，色素レーザーとそれにエネルギーを与える Nd: YAG

ブ法，光ファイバ計測と比べて非接触である点が利点であレーザーのセットおよそ２千万円前後となり導入コストはる．また，レイリー散乱計測は，散乱光とレーザー光の波１桁あがる．また 1−10 nsec，1−10 mJ のパルスレーザー長が同じであるため，高い迷光除去能力を必要とする一で，ポイント計測のためアライメントも大変難しく LIF

方，TALIF 法は，レーザー波長と散乱光の波長が異なるた法に比べて更に敷居の高い計測である．

め，それほどレーザー迷光除去には苦労しない．

図８上に電気推進機への適用例を示す．我々の研究グ

TALIF 法では，計測対象の背景のプラズマノイズ，蛍光ル ー プ で は，波 長 532 nm の Nd: YAG レ ー ザ ー を 色 素

強度に応じて決定するため，波長と共に紹介する．波長とレーザーに導入し，10 mJ 程度の出力を得ている．波長

その発光強度は，参考文献［２６］にまとめられている．中性

220〜250 nm 程度まで可変できる．純石英の真空窓から真粒子のみの場への適用は，コロラド大が行っており，最も空チャンバ内へ導入しレンズで集光している．励起された蛍光強度が強い 823.16 nm を用いて検出精度は 1014 m−3中性粒子は，834.7 nm の蛍光を放出するので，集光用のレを達成している［２７］．エンジン外部のプルームは，中性粒ンズでファイバカップリングし，光電子増倍管の検出器で子密度が 1015〜1018 m−3 程度であり，宇宙機本体への帯電検出する．レーザー強度の変動やプラズマ発光に起因する影響を与える電荷交換衝突（Charge exchange，CEX）のランダムノイズ除去のため，数千回程度の積算を行う．ま

解析に約立つと考えられる［２８］．ドイツでは，RF 放電のたプラズマ発光除去にはバンドパスフィルタやモノクロ

イオンエンジン RIT に対して，プラズマの発光と蛍光強度メータなどの分光器を使用することが有効である．計測波

から波長を 787.7 nm を用いており，ビーム電流とプルーム形を図８下に示す．蛍光は指数関数的な減衰波形を示し，中の密度の関係を調べている［２９，３０］．ホールスラスタで積算することで蛍光強度を取得できる．

も同じ波長を用いており，カソード近傍の中性粒子の速度

絶対密度への換算は，チャンバ内を一様にガスで満たしを波長掃引することで調べている［３１］．我々のグループで電離真空計の値と，光電子増倍管との信号の関係性と予めは，マイクロ波カソード出口で計測を行い，陽極―陰極間の陽光柱プラズマの発生前後で密度の急激な変化の測定に成功した［２０］．

３．
５ レーザートムソン散乱法
レーザートムソン散乱法（Laser Thomson Scattering）
は，主に非協同散乱（Coherent Thomson Scattering），協
同散乱（Incoherent Thomson Scattering）の２種類に大別される［３２］．協同散乱では，イオンをデバイ遮蔽する電子
密度揺動が計測できる．一方，非協同散乱では，電子の熱運動つまり速度分布関数が観測できる．非協同散乱か協同
散乱かは，トムソン散乱スペクトルの差波長とデバイ長の関係で決定される．差波長がデバイ長よりも十分に小さい
場合は，電子のランダムな熱運動を観測しているので，この意味を取って，非協同散乱と呼ばれている．散乱形式を決定する式は，
$
#"&(
&
'
#
"
!!
"$

（６）

である［３２］．
０度，電典型的なレーザーパラメータ "&!532 nm，$!９
子温度を 10 eV と仮定し，!!!となる電子密度を求めると，!%"4×1019 m−3 程度となる．イオンエンジンやホール
スラスタの電子密度が 1016−1018 m−3 であることを留意す
ると，多くの場合で，非協同散乱となる．
図８

２光子レーザー誘起蛍光法の実験系（上）と典型的な結果（下）．

しかし近年の電気推進の研究課題の一つとして，電子が磁場を横断する異常輸送（anomalous transport）が注目さ
７１８

Lecture Note

3. Spectroscopic Measurements for Electric Thruster

R. Tsukizaki and Y. Yamashita

によって異なる［３４，３５］．

れている．異常輸送の仮説の一つとして，電子のドリフト
不安定性（Electron Cyclotron Drift Instability，ECDI）が検出器は，一般的にCCDカメラと光電子増倍管のいずれ提唱されており，これは電子の密度揺動に起因する［３３］．

かを用いる．CCD カメラの最大の利点は，各波長のトムソ

そのため協同散乱法による電子の密 度 揺 動 計 測 による

ン散乱スペクトルを同時に得ることができる点である．一

ECDI の解明に用いられている．

方，PMT は単一波長の感度は良いので，実験の立ち上げの一方，非協同散乱では，電子密度・温度・電子速度分布段階で測定するのに便利である．また，パルスレーザーで関数が測定できることから多くの適用例がある．例えば，あるため，レーザーを打っている間にカメラを露光させる

イオンエンジン内部の電子密度，温度測定を行い，グリッ必要がある．CCD には同期機能がついていることが多い

ド解析ツールの入力条件として利用された
［３４］
．また，

が，光電子増倍管だと別途同期機構が必要であることを留ホールスラスタでは，"!! ドリフトの速度同定に使用さ意する．

れている［３５］．多くの場合では，非協同散乱は低密度プラ

TALIF 法と同様に，１回のレーザーショットで得られズマへの適用であり，散乱強度は小さいためマクスウェル

るスペクトルはノイズに埋もれるため，多数のレーザー関数でない速度関数をもつ電子の精密測定は難しい．しかショットで得られたスペクトルを積算するフォトンカウン

し，S/N の改善によりホールスラスタのプルームで non-ト法が用いられる．典型的な積算回数は，数千回程度であMaxwellianの測定に成功した例もある．高エネルギー電子

る．例えば，積算回数３０００回で，パルスレーザーの繰り返とバルク電子の重ね合和さった信号が見られ，磁場の極性

し周波数が10 Hzならば，測定には3000/10＝300秒要する．

を反転することによって，その向きが反転している［３５］．

原理的には，積算回数の平方根に比例して S/N 比は改善さ

図９左に電気推進機への非協同トムソン散乱法の適用例

れるが，現実にはエンジンの状態が３００秒間完全に定常というのは難しく，おのずと回数の限界がある．

を示す．非協同散乱では，プラズマの低密度ゆえの散乱強度が小さいため，高出力なレーザーである CO2 レーザーや真のスペクトルとノイズのない理想的な計測結果を比較

Nd:YAG レーザーが用いられる．前章の２光子レーザー

すると，誘起蛍光法で使用した Nd:YAG レーザーも転用可能であ

１．レーザー中心波長付近の信号がない．

る．

２．スペクトルが広がる．

トムソン散乱の計測には，TALIF 法と同様にポイントの２点が挙げられる．まず，１に関しては特に，電子速度計測が必要である．更に，レーザー波長とほぼ同じ波長領関数の決定を困難にしている．電子速度関数は，マクス域に散乱スペクトルが存在するため，レーザー光自身の迷ウェル分布なら，レーザー波長とピーク位置の差波長に対光を除去する必要があり，更に敷居が高くなる．パルス

応するが，多くの場合，レーザー光をカットするノッチス

レーザーの出力は数百 mJ もあり目視できないほど強い一

リットによって散乱光のピークが見えないため，ピーク位

方，トムソン散乱スペクトルはフォトンカウントする必要

置の波長から離れた散乱光からフィッティングにより求めがあるほど微弱となる．そこで図９右に示すようなノッチ

る必要がある．また，計測のスペクトルは，分光器によるスリットとよばれるフィルターを内蔵した分光器を用い影響と計測スペクトルの畳み込み積分になっていることにる．測定領域で散乱されたレーザー光は電子速度関数に応留意すると，スペクトルが真の結果よりも広がるため，そじた波長スペクトルで散乱する．散乱光は集光レンズにの補正が必要である．更に電気推進の典型的な燃料である

よって直接分光器に導入され，波長分解される．そのとき，キセノンプラズマの場合，レーザー波長 532 nm に近い

レーザー波長に有限な幅を持つノッチスリットを配置す

529 nm と 533 nm に発光が存在し，ノイズとなる．

る．典型的には，ノッチスリットの幅は，レーザー中心波

これらのノイズ除去には，距離をとって無駄な光を取り長±1 nm 程度である．分光器は使用する回折格子（グレー込まない，レーザー光の壁面からの乱反射をなくす等，ティング）の数に応じて，シングル，ダブル，トリプルグ

種々の地道な努力が必須である．S/N 比の向上によってマ

レーティングの分光器があり，回折格子の数は，透過率とクスウェル関数でない速度関数を正確に計測できるレベル

迷光除去能力のトレードオフで決定され，各研究グループになれば，磁化されたプラズマ中の複雑な電子の振る舞いを解き明かすことにつながる．
また近年，従来では高出力レーザーが必要不可欠だったが，光ファイバに導入可能な低出力レーザーを用いて，高反射ミラ ー に よ る Cavity Enhanced Thomson Scattering（CETS）も実証されている［３６，３７］．高反射率のミラーで，レーザーを往復させることで，低い出力のレーザーでもトムソン散乱法を実現できる方法である．光ファイバによるアクセス性が改善されると，ステージによる掃引によって電気推進機を網羅的に計測することが可能となる．

３．
６ おわりに
図９

レーザートムソン散乱の実験系（左）と典型的な結果（右）．

レーザーや半導体技術の発達にともない，半導体レー７１９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.12 December 2020

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2011.
［２３］Y. Nakayama, Proc. 35th Int. Electric Propul. Conf. IEPC2017-558 (2017).
［２４］Y. Nakayama and K. Narisawa, Trans. Jpn. Soc. Aeronaut.
Space Sci. 12, Pb̲73 (2014).
［２５］M. Iwamoto et al., Trans. Jpn. Soc. Aeronaut. Space Sci.
60, 327 (2017).
［２６］K. Kinefuchi et al., Acta Astronaut. 161, 382 (2019).
［２７］A.J. Friss et al., Proc. 36th Int. Electric Propul. Conf. IEPC
-2019-689 (2019).
［２８］T. Muranaka and Y. Inanaga, Trans. Jpn Soc. Aeronaut.
Space. Sci. 16, 366 (2018).
［２９］C. Eichhorn et al., J. Propul. Power 28, 1116 (2012).
［３０］C. Eichhorn et al., J. Propul. Power 35, 1175 (2019).
１］M.W. Crofton et al., Proc. 33rd Int. Electric Propul. Conf.
［３
IECP-2013-399 (2013).
［３２］H.J. Van Der Meiden et al., Rev. Sci. Instrum. 79, 013505(2008).
［３３］S. Tsikata et al., Phys. Plasmas 16, 033506 (2009).
［３４］N. Yamamoto et al., Plasma Sources Sci. Technol. 19,045009 (2010).
［３５］B. Vincent et al., Plasma Sources Sci. Technol. 29, 035015(2020).
［３６］T. Wegner et al., Proc. 36th Int. Electric Propul. Conf. IEPC2019-A-663 (2019).
［３７］A.J. Friss and A.P. Yalin, Optics Letters 43, 5343 (2018).

ザーや分光器，ICCD カメラなどの検出器のコストが低下
し，プラズマ分光計測の敷居は低くなった．レーザー誘起蛍光法やレーザー吸収分光法は数百万円程度の設備投資で実施できる一方で，色素レーザーや CO2 レーザーなどの高出力レーザーを用いる TALIF 法やレーザートムソン散乱
法には数千万円の投資が必要となり敷居が高い．高反射ミラーを活用したキャビティを活用することで低出力レー
ザーでも実現できるようになれば，価格が低下するだけでなくステージにマウントした光ファイバの活用によってポイント計測から２次元３次元の空間計測に発展できる．
プラズマ分光計測はプローブ計測ではアクセスできない
ような温度環境の厳しい領域にもアクセスでき，プローブ
計測では得られない電子速度関数や CEX の影響も定量的に評価できる．さらに放電振動と同期させることで，従来の時間平均の測定から時間分解能のある測定にも発展可能である．また磁場中のプローブ計測は，電子の運動が制限される効果を解析モデルに取り込むこと必要があり，無磁場と比較して複雑化し解析結果の信頼性も低下する要因となる．
レーザー分光計測の電気推進機への適用に関し，キセノ
ンやクリプトンなどの希ガスを推進剤に使うことが多いた
め，水素やヘリウムなどのシンプルな原子に比べ，同位体や超微細構造などの影響もあるが，実験機器の広がりなどの影響と合わせきちんと検証すれば，プローブ計測では得られない情報を正確に捉えることができる．

謝辞

２光子レーザー 誘起 蛍 光 法 や ト ム ソ ン 散 乱 の 研究実
施に あ た っ て は，日 本 学 術 振 興 会 科 研 費 若 手 研 究（A）JP17H04973 の助成を受けた謝意を記す．またレーザー誘起蛍光法を実験室で構築してくれた卒業生の山本雄大氏にも謝意を記す．

参考文献［１］荒川義博 他：電気推進ロケット入門（東京大学出版
会，２
０
０
３）
．
［２］D.M. Goebel et al., Fundamentals of Electric Propulsion(Wiley, 2008).
［３］https : / / aerospaceamerica. aiaa. org / year-in-review /explosive-growth-in-electric-propulsion/［４］K. Nishiyama et al., Acta Astronaut. 166, 69 (2020). doi:
10.1016/j.actaastro.2019.10.005.
［５］D. Zube et al., Proc. 35th Joint Propul. Conf. and Exhibit.,
AIAA 1999-2272 (1999).
［６］堀井道明 他，宇宙航空研究開発機構特別資料：低推力・連続加速を用いた宇宙ミッションに関する研究会

７２０

3. Spectroscopic Measurements for Electric Thruster

月 ! 竜 童宇宙航空研究開発機構 宇宙科学研究所 助
教．研究分野：電気推進，プラズマ分光．
２
０１
３年，東京大学大学院工学系研究科航空宇宙工学専攻にて博士（工学）取得．「はやぶさ２」のイオンエンジン担当として，研究・開発・運用を務める．２０
２０年１
２月６日に地球帰還を果たすカプセル回収のため，隔離の日々を経て，豪州出張中．趣味はランニングでフルマラソンは２時間３０分台．

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!!!!!!!!!!!!!!!!!

!!!!!!!!!!!!!!!!

ざき りゅう どう

やま した ゆう すけ

山下裕介
東京大学大学院工学系研究科航空宇宙工学
専攻，博士課程２年．日本学術振興会特別研究員 DC2．研究分野：電気推進，レーザ
分光，プラズマ解析．２
０１
７年，大阪府立大!!!!!!!!!!!!!!!!!

つき!!!!!!!!!!!!!!!!

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R. Tsukizaki and Y. Yamashita

学工学域機械系学類航空宇宙工学課程を卒業．２
０
１
９年，東京
大学大学院工学系研究科航空宇宙工学専攻の修士課程を修
了．宇宙科学研究所にて，マイクロ波放電型イオンエンジン
μ10 を対象に，レーザ分光とプラズマ解析を実施している．
趣味は，キャッチボール．

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Lecture Note７２１!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!