J. Plasma Fusion Res. Vol.85, No.10 (2009)６
５５‐６６４

解説

時間変化する高気圧熱プラズマの基礎と応用
松 村 年 郎，田 中 康 規１），石 垣 隆 正２），新 海

健３），鈴 木 克 巳３）

名古屋大学大学院工学研究科電子情報システム専攻，１）金沢大学理工研究域電子情報学系，
２）法政大学生命科学部環境応用化学科，３）株式会社東芝

電力システム社（原稿受付：２
０
０
９年６月２
５日）

本解説では，「時間変化する高気圧熱プラズマの基礎と応用」について解説・紹介する．ここで高気圧とは数 10 kPa 程度から数 MPa 程度を指し，数 kW〜数 GW 級のアーク・熱プラズマを対象とする．高気圧熱プラズ
マ内では，電子‐分子間衝突による電離・解離反応とともに，原子‐分子，分子‐分子，原子‐原子など重粒子同士衝突による反応が優位に生じる．それとともにプラズマの温度および電子密度などを決定する時間スケール
が，これらの反応と拡散・対流などの現象により決定される．時間変化する高気圧熱プラズマを応用する例はいくつかあり，例えば，大電流を遮断するスイッチングアークがある．そこでは室温程度の分子ガスとアークとを相互作用させながら，電子電流に対する導電性を数マイクロ秒程度で失わせる制御技術である．最近では高気圧
熱プラズマの材料プロセス応用として，熱プラズマに意図的に過渡変動を生じさせ，温度・ラジカル密度の時間
コントロールさせて，熱的・反応論的非平衡効果を熱プラズマにも導入する手法も考案されている．本解説では，
これらの時間変化する高気圧熱プラズマ・アークについて，主に特性時間の観点から簡単にまとめている．
Keywords:
thermal plasmas, reactions, time scale, chemical non-equilibrium, thermal non-equilibrium

１．はじめにによりアブレーション現象を引き起こし，アークと固体材

高気圧熱プラズマは，ガス温度が 10,000 K 程度と非常に料との間で質量・運動量・エネルギーの変換を行うため，高く，ガス密度・電子密度も高く高反応性を有し，また高アークの時間変化をさらに複雑にさせる．このような複雑輝度という特長を持っている．このため熱プラズマは，古な相互作用を経て，電流遮断の成否は最終段階の数から数くからその熱を利用して溶接，溶射，廃棄物処理などに，十マイクロ秒で決まると考えられている．

高輝度を利用して高気圧ランプに応用されている．最近で一方，高気圧熱プラズマに意図的に過渡変動を生じさは，これらの分野でさらに精緻な応用展開を見せるとともせ，温度・ラジカル密度を時間コントロールさせて，熱に，熱プラズマの高反応性を利用したナノ材料合成，高速的・反応論的非平衡効果を熱プラズマに導入し，材料プロ

表面改質などの材料プロセスも行われている［１‐１０］．このセスに応用することも考案されてきている［１１‐１９］．これような熱プラズマの中で，熱プラズマの時間変化を応用すは最近，高性能の高周波大電力パワー半導体デバイスが比るものがある．例えば，大電流を遮断するスイッチング

較的安価で入手できることに伴い，応用が広がってきたもアークはその一つである．現在，技術発達に伴い，電力用のである．パワー半導体デバイスは大別すると，サイリス

遮断器は500 kV系統において63 kAの大電流を切る能力を

タ，GTO（Gate Turn-Off thyrister），LTT（Light Trig-

有する．電力用遮断器とは電力系統に生じる故障電流を高gered Thyrister）に代表されるバイポーラ系，MOSFET

速に切る電気機器である．電力用遮断器の電流遮断技術（Metal Oxide Semiconductor Field Emission Transistor）には，電極間空間の状態を，導電性を有する熱プラズマから，代表されるユニポーラ系，IGBT（Insulated Gate Bipolar

いわゆる絶縁性を有する中性ガスへと，高速に遷移させる

Transistor）に代表される MOS・バイポーラ複合系などが技術ということができる．その根底にある現象は，室温程ある．これらパワー半導体デバイスは１９５０年代から開発が度の分子ガスとアークとを強く相互作用させながら，電子

なされ，その後の進歩は目覚しいも の が あ る．例 え ば

電流に対する導電性を主に電子‐イオン間の再結合・電子

MOSFET のオン抵抗は１５年間でほぼ 1/20 に低減してい付着・電子の拡散により数マイクロ秒程度で失わせる現象

る．IGBT も大容量化と低損失化が進み，10 MW 級の装置である．これらの現象を生じさせる空間を決定するのがも実現している［２０］．図１は，これらパワー半導体デバイ

アーク周囲の遷音速・超音速流である．また電極からの蒸スの適用される周波数・パワー範囲を示したものである

発現象が生じ，さらに高分子ノズルがアークの放射・接触［２０］．一般的に，数 100 V 以下のものではパワー MOSFET

Fundamentals and Applications of Time-Dependent High-Pressure Thermal Plasmas
MATSUMURA Toshiro, TANAKA Yasunori, ISHIGAKI Takamasa, SHINKAI Takeshi and SUZUKI Katsumi
corresponding author’s e-mail: matumura@nuee.nagoya-u.ac.jp

６５５!2009 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.10 October 2009

ングによるフォトルミネッセンス改善や低ダメージ表面改質への応用研究について記述する．第４章では，高気圧熱プラズマと絶縁ガスとの高速遷移を利用したアークスイッ
チング現象について，時間スケールや各種材料との相互作用の影響について概説する．

２．高温高気圧プラズマ内における素過程と密度変化に対する時間スケール
大気圧程度の高気圧熱プラズマにおいては，電子，原子，分子，イオンが存在する．これらは互いに衝突し，エネル
ギーと運動量とを交換する．非弾性衝突過程においては，
化学反応，励起，電離，会合，再結合反応を生じる．高気
圧熱プラズマの理解においても，これらの素過程が集団として生じる際の時間スケールを把握することが，高気圧プ
ラズマの熱的・反応論的非平衡性，密度変化・温度変化ス
ケールを考察する上できわめて重要である．以下では，高気圧熱プラズマ内に限定し，それぞれの過程における密度変化や温度変化に対する時間スケールの概略を示す［２１，２２］．ここで，電子以外の粒子（原子，分子，イオン）
図１

パワー半導体デバイスの周波数・パワー範囲．

を重粒子（Heavy particles）と表現している．時間スケー
ル値は，温度，密度など条件に大きく依存するため参考値

が，数 100 V から数 kV までの応用では IGBT が，また数として挙げている．一般に熱プラズマの温度は中心付近で

kV 以上の領域では GTO，LTT が用いられる．RF 周波数

は 10,000 K 程度で，その周辺は室温 300 K 程度のガスと接範囲の数十 kW から数百 kW の産業応用としては，パワー触しており，非常に広い温度範囲を有している．したがっMOSFET，IGBT を直並列接続して用いられる．これらのて，どの位置での時間スケールに着目するのかを判断してパワー半導体デバイスにより，数十 kW から数百 kW のパ計算する必要がある．

ワーの時間制御を非常に容易になすことができるようにな

２．
１ 電子の速度分布が Maxwellian となる時間スケール

り，時間変化する数十 kW 級高周波熱プラズマの応用も広電子間で十分な衝突が行われず，例えば電子‐電子間のがってきている．

エネルギー緩和時間が電場による加速時間に比較して長い

本解説では，時間変化する高気圧熱プラズマについて，

場合には，電子のエネルギー分布関数（Electron Energy

これらの現象の基礎的な特性時間と，応用技術を簡単にまDistribution Function; EEDF）が，平衡条件で与えられる

とめる．ここで高気圧とは数 10 kPa 程度から数 MPa 程度

Mawellian 分布からずれる可能性がある．
電子‐電子の衝突による電子エネルギー緩和時間 $&&はを指し，数 kW〜数 GW 級のアーク・熱プラズマを対象とする．第２章では，高気圧熱プラズマ中での様々な特性時

Spitzer により与えられている．

間についてまとめている［２１，
２２］．高気圧熱プラズマ内で

$
#
%&
#"#&
" %
)
$
! !
&&!
# "
$&'
#
%
(!
"

は，電子‐分子間衝突による電離・解離反応とともに，原子‐分子，分子‐分子，原子‐原子など重粒子同士衝突による反（１）

応が優位に生じる．それとともにプラズマの温度および電"&)!は真空中の誘電率，"は素電荷，#&は電子の質量，%子密度などを決定する時間スケールが，これらの様々な反は電子の熱速度，$&は電子密度，'(!はクーロン対数であ応と拡散・対流などの現象により決定される．すなわち高る．典型的な大気圧 Ar 熱プラズマの高温部分においては

気圧熱プラズマのコントロールは，電子‐重粒子衝突だけ!&"104 K，$&"１０２２ m−3 程 度 で あ り，こ の 場 合 $&&"でなく重粒子‐重粒子衝突の両者のコントロールによるこ10−11−10−12 s オーダである．熱プラズマ周辺部の部分でとになる．その時間レンジは ms から μs 程度である．第３!&"5,000 K 程度になると，$&"1018 m−3 程度であり，この章では，時間変化する高気圧熱プラズマを利用した材料プ−8s と見積もられる．この時間スケールが以下
とき $
&&"10

ロセスについてまとめている．第２章で示したように，熱の節の電子エネルギー緩和に関する時間スケールより十分

プラズマの電子系の時間スケールが μs 程度で重粒子系の短ければ，電子速度分布関数はほぼ Maxwellian になると時間スケールが ms 程度であることから，変調周期が ms考えられる．一方，電子が他の分子ガスと衝突する場合，の矩形波変調を加えることにより，矩形波の変化直後に電

特に電子の振動励起・回転励起衝突断面積が比較的大きい子系場を制御することで，その後の重粒子温度場・流れ場合にも，EEDF はマクスウェル分布からはずれる．また，場・重粒子‐重粒子間の反応を制御し，ラジカル生成・輸

急激に電界印加した場合，例えば後述の遮断器アークの再送と重粒子熱流束をコントロールする手法である．この第発弧の際には EEDF が Maxweillian からずれる
［２
２］．この

３章では特に変調熱プラズマを利用したZnOへのHドーピ

場合には，電子‐粒子間衝突を考慮してボルツマン方程式
６５６

Commentary

Fundamentals and Applications of Time-Dependent High-Pressure Thermal Plasmas

T. Matsumura et al.

を解く必要がある．

で概算できる．例えば，大気圧空気熱プラズマにおい２．
２ 電子‐重粒子間，重粒子―重粒子衝突による密度変化て 解 離 反 応 O2＋O→O＋O＋O を 考 え る 場 合，温 度
3,000 K においては，,* %,* %2×1023 m−3 程度であの時間スケール%

粒子と粒子とが衝突し反応が生じる場合，生成・消滅にり，この反応の正反応に対する ,* ，,* 変化の時間ス

より粒子の密度変化が生起する．以下では電子‐重粒子間ケールは 10−3 s オーダである．一方，N＋N2→N＋Nの衝突による密度変化の時間スケールの例を挙げる．

＋N の解離反応の反応速度係数は，同温度において格! 電子‐重粒子間の衝突反応：電子‐重粒子間の運動量変段に小さい．これはおもに N2 の解離エネルギーが O2換，励起・電離・反応などの時間スケールは，それぞのものより大きいことによる．そのため，この時間ス.0れの反応速度係数 "'で決定される．

ケールは非常に大きなものになる．

%# 複合反応での時間スケール：上記は個別反応について

&

.0
/ ")
/.)*
/,
&.'
"'
-/.)$+$' &.'
2 .)) .)の時間スケールについて述べた．しかし，実際にはこ（２）#

れらの素反応が同時にかつ複合的に生じる．この場

ここで /.)は電子の重粒子 )に対する相対速度，&.')合，これら素反応からの寄与とその逆反応からの寄与

は反応 'の衝突断面積，")/.)*は /.)に対する分布関を全て考慮する必要がある．この場合，個別の反応の数である．上記は電子と重粒子間の二体衝突によるも

時間スケールだけで議論することは難しく，以下ののを想定している．例えば電離反応など電子密度変化

レート方程式すなわち粒子 )の密度変化の式を解く必+を引き起こす反応の場合，すなわち A＋e→A ＋e＋e

要がある．

の場合，この正反応に対する電子密度変化の時間ス

$
$
#4
&
,) #
#
4
/
/
4
& ,( !"'& ,(('$. （６）
#)
$% )
!#)
*"
#'
'
'
&
. '$$
($$
($$

ケール %
' は次のように見積もれる．
%
'$

$
$
$
.(
/
,(
&.'
,
,( +
"'
( .(

/
(
'

ここで，#)'：反応 'に対する粒子 )の化学量論数であ（３）

る．反応により 10−7−102 s 程度の時間スケールの現象

ここで，,( は重粒子 A の数密度である．例として Arが通常の熱プラズマ応用場面で起こりうる．
２．
３ 電子温度 T e 変化に対する時間スケール

原子との衝突による電子ガスの運動量変換の時間ス.0
ケールは，温度 10,000 K の熱平衡状態の場合，%
3 %
−11

10

電子温度 '.変化は電子ガスに対するエネルギー保存式

s 程度である．一方，熱化された電子ガス衝突にから検討することができる．

よる Ar の電離に伴う電子密度変化の時間スケールは，& , &*''
4! . '.""(#"! ,. *
κ5
.!
."
.('
&
. %
%

−2
%
s である．このように非常に遅く見積もられ1%10るのは，温度10,000 Kの電子ガスの中でArの電離電圧

#

$ '*
%
'.!."!
!&'
$!(#
!
/#
4 $+. %
'!
#.
#"
'#
.''

を超える粒子の数が少ない（分布関数の高エネルギー側のテール部分）ためである．

%!"$!%4+-!!.0.

同様に，電子との衝突励起反応 A（ (）＋e→A（ )）＋e などの場合，この正反応に対する A（ (）の密度変化の+.+)%!.0$% &*)'.!'0*/ , （８）
&.3
.,
)+
%,
2 .2
) %
+."+)*)

時間スケールは，%'$$$.()* $/,.
&.'"' (,. +
*,
(
()
* .()
(

（７）

4
ここで，κ5.は電子の並進運動熱伝導率，!&'は単位時間単（４）位体積あたりの反応'による反応熱，!.0は電子重粒子間弾と見積もれる．ここでA（ (）とは励起状態(の粒子を表性衝突によるエネルギー変換量，!.は電子の拡散流束，$している．例として，熱運動する電子の衝突による基は電子電流に対する導電率，%4+-は放射損，*はボルツマン

底状態の Ar 原子の密度変化の時間スケールは温度定数である．これらの各項からの時間スケールを以下に例

10,000 K の熱平衡状態の場合，%%10−2 s である．以上示していく．

においては，電界による電子加速の影響については考! 電子‐重粒子間の弾性衝突による T e 変化の時間スケー
ル：式（７）から電子‐重粒子間の弾性衝突による '.

慮していない．
" 重粒子‐重粒子間の衝突反応：重粒子‐重粒子間の運動

変化の時間スケールは

量変換，励起・電離・反応などの時間スケールも，そ/で決定される．化学反応につれぞれの反応速度係数 "'%.,$いては様々な次数をもつものが存在するため，ここでは二次の次数をもつ二体衝突反応，すなわちA＋B→C

,.&*
'.
$
%
%
+., 3/ .
!.0
% )%
&
+
,
+) ) ) .)（９）＋D の「正反応」について記述すると，粒子 B の密度

例 え ば 大 気 圧 Ar 熱 プ ラ ズ マ に お い て，,(4%7×,) の変化に対する時間スケールは1023 m−3，,.%2×1022 m−3，'.%10,000 K，'0%5,000

$
%
'$ /
"',(

−5
−6
−10,000 K とすると，%s 程度である．
.,%10 −10

（５）
６５７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.10 October 2009

" ジュール加熱による T e 変化の時間スケール：

寄与は反応速度に大きく影響する．すなわち，式（６）ジュール加熱による &'に対する時間スケールは以下と同程度の非常に広い時間スケールを有する．このたの式で見積もれる．

め，エネルギー保存に対する反応熱の寄与が非常に大

+'#*
&'
"
&
'$ $
"
%*
"*

きければ，反応熱が&)変化の時間スケールを規定する（１０）

ことになる．
以上のように電子群と重粒子群の時間スケールは数桁異例えば大気圧Ar熱プラズマにおいて，+'%2×1022 m−3，なり，電子群のそれが速い．さらに反応には様々な反応が&'%10,000 K，"%100 V/m 程 度 と 仮 定 す る と &'$ %あるため，それらの時間スケールの幅は大きい．このこと

10−6 s 程度であると考えられる．

を利用して反応・温度場制御が期待されている．その一例# 熱伝導による T e 変化の時間スケール：が，次章以降の「パルス変調熱プラズマによる材料プロセ

電子ガスの熱伝導によっても&'が時間変化する．そのシング」であり，効率的「大電流遮断技術」である．

時間スケールは
+'#*
#"
"
.
&
'%%
,
κ'

３．時間変動高気圧熱プラズマの材料プロセス応用（１１）

熱プラズマ利用プロセスは，他の方法に見られない，材料プロセッシングに重要な特徴を有している．合成プロセ

ここで #はプラズマの代表長さである．#$1 cm 程度スが進行する反応場の制御性を高めることにより，形態，の大気圧 Ar 熱プラズマを考えると &'%%10 −10結晶構造，化学組成において従来にない材料創製が可能で

−4

−5

s

程度である．

ある［２３，
２４］．熱プラズマの材料合成反応場としての特徴$ その他現象による T e 変化の時間スケール：その他，放をあげると，次のようになる［２５］．

射による時間スケールは束縛‐束縛遷移放射，制動放" 10,000−15,000 度の超高温をもつ．大気圧近くの比較

射，再結合放射，分子解離放射などのスケールが考え的高い圧力で発生するのでプラズマ密度が高く，軽いられる．これらによる&'変化の時間スケールは熱プラ

電子だけでなく，原子や分子など重い粒子温度も高ズマの場合 10−9−10−8 s オーダであると見積もれる．

く，平衡プラズマとみなすことができる（局所熱平衡２．
４ 重粒子温度 T h 変化に対する時間スケール状態）．

重粒子温度 &) 変化に対する時間スケールは重粒子のエ# 高濃度のラジカルなど活性化学種が含まれ，化学的反ネルギー保存方程式から計算できる．

応性が高い．
$ プラズマ流が高温領域（電力供給領域）から離れると

'(
$(-)
,
$!(-!κ"'#
(
'&))
)
'
,
$

$!

き，その尾炎部で 105−107 K/s で超急冷される．熱プ

)
(
)
&
$')

ラズマの代表的な発生法としては直流アーク放電を発#$!)()-''))
+
'#
(
,
!

!

（
. １２）
"%(""')

生するプラズマトーチと高周波（RF）磁場による誘導((#( ##, $!)'( '(熱プラズマがあげられる．RF 熱プラズマは，さらに，

ここで $：重粒子の質量密度，(-：重粒子のエンタルピー，

次のように材料プロセスに有利な特徴を有する．

,
は重粒子の並進運動に伴う()-：粒子 )のエンタルピー，κ)!RF コイルを通して周波数・数 MHz，入力・数十

熱伝導率，!)は粒子 )の実効拡散係数である．これらから

kW の高周波を供給すると，直径 30−50 mm のプ

主要なものについて列挙する．

ラズマ発生が可能であり，超高温領域の体積が大! 重粒子‐電子間の弾性衝突による T h 変化の時間スケー

きい．
!プラズマ中の軸方向の流速は数十 m/s以下と流速

ル：重粒子は電子との弾性衝突によりエネルギーを得る．その時間スケールは下記で概算できる．

が低い．したがって，高温領域の滞留時間は 10−20 ms であり，化学プロセスの進行に十分な長

$(&
)%$
"')

さをもっている．

（１３）!RF 熱プラズマ法は無電極放電法であるので，酸−3−4&s 程度である．
)%%10 −10

化，還元，反応性といった各種雰囲気のプラズマ" 対流・熱伝導による T h 変化の時間スケール：が発生でき，特異な化学反応場を提供する．

対流による &)変化の時間スケール &-程度で)%+*.は #!

３．
１ 新しいプラズマ発生法−パルス変調 RF プラズマ法−の開発

あ り，#%1 cm，-%10 m/s の 熱 プ ラ ズ マ で あ れ ば−310s 程度である．一方，熱伝導による &)変化の時間

熱プラズマの有する熱的側面を押さえて，化学的効果を

スケールは以下の式で概算できる．

さらに顕在化させるために熱プラズマの発生を time domain で制御する新しい発生法，パルス変調 RF プラズマ法

$(-#"
&
)%
+*&$ κ),&)（１４）が開発された［１１］．図２に示すように，パルス変調 RF プ
ラズマ法は，ミリ秒単位でRF電力をハイレベル，ローレベ&)$10000 K の場合，&)%+*&%10−3s オーダである．

ルに変調して繰り返す．

# 反応熱による T h 変化の時間スケール：反応熱からのこのパルス変調 RF プラズマ法の開発には，次の２つの６５８

Commentary

図２

Fundamentals and Applications of Time-Dependent High-Pressure Thermal Plasmas

T. Matsumura et al.

図３

パルス変調発生したアルゴン‐水素プラズマの RF 電流．オ
ンタイム，オフタイムともに 5 ms．

図４ローレベルを変化させて発生したアルゴン‐水素プラズマ
中のアルゴン原子からの発光強度の時間変化．

パルス変調高周波熱プラズマ発生の概念図．

条件が利用された．一つは，数値解析法により予想されたプラズマのライフタイムである．作田らは，時間依存する
RF 熱プラズマの数値解析法を開発して，プラズマに擾乱が与えられたときの安定性回復を解析した［２６］．この解析は次に示すように，重要な示唆を与えた．すなわち，RF
熱プラズマにミリ〜十ミリ秒オーダの擾乱をあたえるとプ
ラズマの発生状態が変化すること，プラズマに印加する電磁界を切ったときのライフタイムはミリ秒のオーダであることである．高周波電力を切った後，プラズマが完全にエネルギーを失わないうちに電力を入れることを繰り返すと，パルス変調発生となる．
二番目の条件としては，第１章でも述べられているように，高出力インバーター電源の発達により，出力変調可能
なハ イ パ ワ ー RF 電 源 が 入 手 で き た こ と が あ げ ら れ る［２７］．その優れたスイッチング特性を利用して，高周波の周期であるマイクロ秒より十分に長い時間で，連続発生時の出力レベル（ハイレベル）と連続発生ではプラズマを維持できないほどに低い出力レベル（ローレベル）を繰り返
すことにより，プラズマの総エネルギーを低減することが可能になった．
図３にRF電流の時間変化を示す．ローレベルは，ハイレ
ベルの約 48％ であり，電力レベルでいうと 1/4 以下に下
がっている
［２８，
２９］．繰り返すがローレベルは連続レベル

カル濃度の上昇の兆候も認められた［３０，３１］．

を維持できないほどに小さく，一種の遷移状態になってい材料プロセッシングを行うのは，コイル下流部の温度がることがわかる．ここで，パルス変調発生には，連続発生

数千度以下に低下した領域である．この低温領域での温にはない新たな発生パラメーターが加わったことになる．

度，ラジカル濃度などプラズマ中の状態を理解するため

図４には，ローレベルを変化させて発生したときのアルゴに，温度および化学非平衡を考慮した数値解析モデルが報ン原子からの発光スペクトルを示した［３０］．ローレベルを告された［３２，３３］．図５に示したのは，（a）のプラズマ反応減少されることにより，パルスオン，オフにともなうプラ装置の中心軸に沿った（b）重粒子温度と（c）
水素ラジカル

ズマ温度の急激な変化はプラズマに擾乱をあたえ，プラズ

濃度である［３４］．連続発生とパルス発生に対する解析結果

マへの非平衡性を導入する効果があり，高化学活性なラジを比較すると，パルス発生条件では，コイル下流部での温６５９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.10 October 2009

図５ （a）RF 熱プラズマを使った酸化亜鉛への水素ドーピング．試料は上下位置可変の水冷ホルダ上にセットする．中心軸に沿った（b）
重
粒子温度と（c）
水素ラジカル濃度．（b），（c）
中にはパルス発生の時間平均と連続発生の比較が示されている．

度低下が大きく，それにもかかわらず，水素ラジカル濃度

ドのプラズマ照射により，ZnO 中への水素ドープを行ったが極大となる場所となっている．次節で述べる酸化亜鉛へ［１２］．この反応装置は，RF コイルのターン数をのぞけばのラジカル照射はこの付近で行われた．酸化物への熱的ダ

通常の真空管タイプの RF 電源を用いる連続モードのプラメージを少なくするように温度を低下させた場所で，比較ズマ反応装置と変わらないものである．パルス変調したア

的高濃度の原子状水素を照射して水素がドーピングされルゴン−水素プラズマ照射による酸化亜鉛の発光特性の変

た．

化を調べた
［１３］．図６にはフォトルミネッセンスを示し

３．
２ パルス変調 RF プラズマ法による酸化亜鉛への水素

た．水素含有プラズマ照射により可視域での発光が押さえドーピングと高効率 UV 発光

られ，特にパルス変調プラズマ照射では，380 nm にピーク

酸化亜鉛は低圧電子線で発光する高効率蛍光体として知をもつ紫外発光が大幅に向上し未処理試料の１５倍以上の発られており，真空蛍光管や電界発光ディスプレイとして使光強度が得られた．この試料は，RF コイルの下方 75 mm

用されてきた．近年，酸化亜鉛には紫外発光素子への応用の位置でパルス変調モード照射した．図５（a）からわかるに対する期待が高まっている．また最近の ZnO に関する理

ように，この位置は目視できるプラズマフレームの最下部論的な検討から，特に，そのドナー準位の形成において，にあり，連続発生プラズマを照射すると試料が蒸発する．

酸化亜鉛中に不純物として含まれる水素が非常に重要な役

パルス変調して熱流束を減少させたことにより，高濃度の割を果たすことが指摘されている［３５］．理論的な検討にさ

水素ラジカル照射が熱的ダメージなく行われたことを示し

きがけ，ZnO の紫外線発光効率の向上に水素ドープが極めている．この紫外発光には，表面から 100 nm 以下の深さにて有効であるとことが実際に見いだされた［３６］．未処理のとけ込んだ数十 ppm の水素が影響していると思われる

ZnO 単結晶では，結晶中の欠陥や不純物によって形成され［１４］．

たドナー準位やアクセプター準位を介した可視発光

さらに，酸化亜鉛への水素ラジカル照射は，酸化亜鉛薄（1.5−3.0 eV）が顕著に認められたが，これにマイクロ波で膜からのレーザー発振閾値の低下ももたらした［１
５］．ま発生した水素プラズマを照射することによって，格子欠た，窒化ガリウムにも適用して，市販の窒化ガリウム粉末

陥，あるいは，不純物が不活性化され，3.3 eVの紫外発光効

中にわずかに含まれる酸化物と窒化ガリウム中の酸素を除率が改善された．

去することで，窒化ガリウムのバンド端発光付近の発光波

この ZnO への水素ドープに際し，マイクロ波プラズマを長 380 nm が向上した［３７］．

利用した方法ではいくつかの問題が生じる．プラズマ自身

パルス変調 RF プラズマは，日本で開発されたプラズマからの輻射熱やラジカルが再結合する際に反応熱によっ発生法であり，タイムドメイン制御により熱プラズマのもて，試料に熱的なダメージが加わることである．特に，つ化学的な側面を顕在化させることに成功した極めてユZnO は格子欠陥を作りやすい化合物であり，水素を含む雰

ニークなプラズマプロセスである．このパルス変調プラズ

囲気中で加熱されると，気化蒸発が起こる可能性がある．

マを利用すると，熱プラズマの高エンタルピーを制御しそこで，パルス変調プラズマ法という新しいプラズマ発生て，高い化学反応性の利用度を上昇させることにより，熱技術を ZnO への水素ドーピング処理に利用した．

プラズマを用いた材料プロセスの応用分野をさらに広げる

図５（a）に示すように連続モードおよびパルス変調モーことが期待できる．
６６０

Commentary

Fundamentals and Applications of Time-Dependent High-Pressure Thermal Plasmas

T. Matsumura et al.

図７

電力用ガス遮断器（550 kV−63 kA 器）およびスイッチング
アーク（20 kA）の映像．

図８

電力用ガス遮断器の消弧室のスイッチング動作（大電流期間の昇圧モードの温度分布）．

術が用いられている．この方式は非常に小型で操作力の小さい消弧室が実現できる．もの作りの観点からは，その図６

プラズマ照射による酸化亜鉛焼結体のフォトルミネッセン
スの変化．

時々の系統条件で変わる幅広い電流領域と電界変化に対応しなければならないこと，万一の誤動作を排除するため事
故電流に対するスイッチングの位相制御を行わないのが一４．大電力アークプラズマのスイッチング現象

般的で，いかなる位相でスイッチングしても事故電流遮断

時間変化する高気圧熱プラズマの応用例の一つとして図できること，これらの課題に難しさがありおもしろさがあ７に示すような電力用遮断器がある．電力用遮断器は，電る．スイッチング時の電流零点近傍のプラズマ電流，電極

力系統で事故が発生したときに生ずる過大な事故電流を速間電圧，アーク抵抗，電子・分子温度挙動の概念代表例を

やかに遮断する装置で，国内では 500 kV 系統において 63

図９に示す．電流零点直前，およそ 10 μs 程度で，プラズマkA，海外では UHV（1000 kV）系統において 63 kA，245

電流の減少とともに強力なガス流との相互作用によりプラkV 系統では 80 kA を遮断する例もある．電力用遮断器は，ズマ温度は急激に低下し，アーク抵抗は増加する．このと現在ガス遮断器が主流であり，SF6（六フッ化硫黄）ガス

き，各種の原子・分子過程，化学反応の速度が急激な温度を充填した接地金属タンク内に消弧室と呼ばれるスイッチ

変化に追随できなくなると LTE から離脱し反応論的な非部が設けられている．

平衡性が顕著となる．また，電流零点後は，電極間に電力

４．
１ スイッチングアーク現象と時間スケール

系統から印加される高電界が急峻に立ち上がるため，電子電力系統で事故が発生し過大な事故電流が検知されるとは加速され電子温度は分子温度から離脱し，粒子温度の非遮断器にトリップ信号が送られ，スイッチング動作が開始

平衡性も生ずる．このとき，ガス流による冷却力が十分でする．消弧室では，何らかの方法で SF6 ガスを昇圧し，電あれば，再結合が進み，分子温度は低下を続け，アーク抵

極間に発生したアークプラズマに絶縁ノズルを用いて吹き抗はさらに増加する．また，冷却力が不十分であれば，ポ付けることで，アークプラズマの導電性，さらには電流零ストアーク電流と呼ばれる微小な残留電流が増加に転じ，点後，再結合の進んだいわゆる熱ガス状態での絶縁性を制プラズマは再加熱され分子温度も再び上昇して遮断失敗に御する．昇圧手段として，スイッチング時にシリンダとピ至る（熱的失敗モード）．順調に冷却，再結合が進み電子密ストンの圧縮動作を行うタイプが主流であったが，近年で度が十分下がる（!1010 cm−3）と電流零点後数 10〜100 μs

は電流が商用周波交流であることを利用し，電流ピーク付程度でいわゆる熱ガス領域に達し，この段階ではアーク抵

近では図８のごとくアークプラズマ自身の熱エネルギーを抗よりも絶縁強度が電極間状態の指標となる．極間に印加用いて上流の蓄圧空間を昇圧し，電流零点では，逆に蓄圧される電界に対し十分な絶縁強度に回復すれば事故電流遮空間から再結合モードにあるアークプラズマに SF6 ガスを断完了となる．絶縁強度が不足すると，絶縁破壊に至り極吹き付け，瞬時に導電性を失わせるといった高度な制御技

間には再びアークプラズマが発生し遮断失敗となる（誘電６６１Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.10 October 2009

図９

スイッチングアークと時間スケール（電流・電圧・アーク
抵抗は実測）．

図１
０ 電流零点 8 μs 後の吹き付け淀み点の温度変化の様子．

的失敗モード）．
４．
２ 遷音速流れ内のプラズマの導電性の減衰現象
ガス遮断器の消弧室では，一般に絶縁ノズルが存在し，その内部でスイッチングが行われる．アークプラズマは，
絶縁ノズルで安定化されるとともに，上流の蓄圧室からノズルに供給されるガス流によって安定化される．図１０下図のように電極間の中心軸上の一点（吹き付け淀み点）に向
かって全周方向からガス流を吹き付ける構造になっている．零点近傍では，吹き付け淀み点近傍で，再結合モードのアークプラズマと吹き付けガス流が相互作用する．境界
面領域における解離エネルギーを媒介にした熱伝達が冷却メカニズムの主体となる．これによりまず吹き付け淀み点の温度が大きく低下する．その後，吹き付けよどみ点が冷却トリガとなり，乱流を伴いながら極間全体の冷却へと進展する．極間のガス温度が低下すると，ガス流は超音速流となり，極間に衝撃波などの流体現象も発生する．図１０上
図１
１ 電流零点近傍のアークコンダクタンス時間変化．

図は吹きつけ澱み点付近の電流零点後 8 μs 後の冷却の様子
をアークモデルを含む熱流体解析で計算したものである［３８］．電流零点近傍のプラズマ温度は，数万度から数百度より解析した例である［３９］（空間無次元）．

程度まで急激に変化するため，図１１の測定結果が示すよう

４．
３ 電極材料，ノズル材料のアブレーションの影響とその有効利用にアークコンダクタンスも急激に変化する．電流零点では，電極間の温度・密度勾配，および時間変化とも急峻でアーク抵抗やアークコンダクタンスは，SF6 をベースに，あり，また零点後の対象となる 2,000〜4,000 K の温度領域

電極材料である銅や絶縁ノズル材料である PTFE などのアでは導電率は温度に対して大変感度が高いため，解析で十ブレーション（溶発）により影響される．アークコンダク

分な精度のアークコンダクタンス変化を計算するのは難し

タンスに対する銅と PTFE の混入の影響を解析した例を図い．また，電流零点近傍現象のより高精度の計算をめざし

１３に示す［４０］．銅蒸気の混入によりアークコンダクタンスて，反応論的なまたは粒子温度の非平衡性を取り込んだ解は増加するが，時間が経過するにしたがい純粋な SF6 ガス

析も行われている．図１２は，電流零点後の高電界下の SF6の特性に近くなる．一方，PTFE 混入率が増加するとアープラズマの組成変化を，Rate 方程式，Boltzmann 方程式にクコンダクタンスは急激に減少する傾向がある．銅の場合
６６２

Commentary

Fundamentals and Applications of Time-Dependent High-Pressure Thermal Plasmas

T. Matsumura et al.

非平衡性を含んだプラズマと流体の相互作用について測定面と解析面で更なる研究が進められている．

５．最後に
本解説では，ガス圧力として数 10 kPa から数 MPa の範囲で，数 kW から数 GW のパワーを有するアーク・熱プラ
ズマを対象として，「時間変化する高気圧熱プラズマの基礎と応用」について紹介した．基礎特性として熱プラズマ
内の種々の時間スケールについて簡単に述べ，応用として，変調型高気圧誘導熱プラズマの応用，数十kAの大電流を遮断するアーク遮断現象の時間スケールについて紹介した．これらの現象は非常に複雑な物理・化学を含むため，実測と数値計算とから解明が進められており，今後さらなる高効率利用などが期待できる．本解説がその一助になれ
ば幸いである．
図１
２ 電流零点後の高電界下の SF6 アークプラズマの組成変化．

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図１
３ 電極・ノズル蒸気混入によるアークコンダクタンスへの影響．

は，イオン化ポテンシャルが 7.72 eV と低いためイオン化
して，電子密度が増加し導電率を高める傾向があるためである．一方，PTFE の絶縁ノズル材料では，C 原子のイオン
化ポテンシャルが 11.264 eV で S 原子（10.35 eV）のそれに似ているので，PTFEの蒸気が増加しても，SF6 の場合とほとんど導電率に変化がない．また，CF4 と CF が存在することにより，3000 K〜8000 K の間で熱伝導率が SF6 より増加する特性となるため，冷却を進めアークコンダクタンスを低下させる効果がある．このことから，ガス遮断器では，絶縁ノズルのアブレーションを積極的に活用している．さらに，ノズル表面におけるアークとの熱伝達およびアブレーションのプロセスは，アークプラズマに対しては冷却作用に他ならない．また，上流蓄圧室の昇圧効果にアブレーションによる分子ガスを積極活用している例もある．
なお，流体解析に用いる導電率や熱伝導率などの物性デー
タは，電極材料，ノズル材料のアブレーションを考慮した値が用いられている．
４．
４ 未解決事項：乱流，放射場，固体‐プラズマ相互作用
遮断器のスイッチングアーク現象について多くの解析が試みられているが，解析だけでスイッチング成否を完全に予測できるには至っていない．この現象を完全に把握するためには圧縮性ガス流場における乱流現象の高度な取り扱
い，アークによる放射，電極材料や絶縁ノズル材料のアブレーション現象のより物理的な取り扱い，電流零点近傍の
６６３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.10 October 2009

むら

とし

ろう

１
９
７
９年３月名古屋大学大学院工学研究科博士課程後期過程単位取得退学．同年４月名古屋大学助手，１
９
８
７年２月 同 大 学 講 師．
１
９８
９年３月京都大学講師．１
９９
２年１月名古屋大学助助教授，１
９９５年４月同大学教授．現在に至る．工学
博士．主として，大電流アークプラズマ，次世代電力システ
ムに関する研究に従事．

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まさ石垣隆正
法政大学生命科学部環境応用化学科 教授
本年４月に独立行政法人物質・材料研究機
構から移動しました．今まで行ってきた熱プラズマ利用材料プロセスと溶液化学反応，両方の利点を活かして，レーザー，超音波等で発生する
溶液中の局所的な高エネルギー反応場を利用した材料プロセスの開発に向かって進んでいます．

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

すず

き

かつ

み

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鈴木克己

株式会社東芝 電力システム社 電力・社
会システム技術開発センター，送変電機器開発部主幹，ガス遮断器の消弧室の開発，
SF６ガスアークの研究，真空バルブの開発とアークの研究，環境低負荷ガス遮断器の消弧室の研究など，電流遮断に関わる毎日．電流遮断ばかにならないように
いろいろな情報に接して，頭が固くならないように努めています．

のり

金沢大学理工研究域電子情報学系准教授．１
９９
８年名古屋大学大学院工学研究科博士課程後期課程修了．１
９９
８年金沢大学工学部助手，２００２年から同大学助教授（２００７年から同大学准教授）．おもに熱プラズマの基礎と応用に関する研究に従事．

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たか

やす

かい

たけし

新 海

しん

健

株式会社 東芝 電力システム社 電力・社会システム技術開発センター 主務．研
究分野は，スイッチングプラズマ現象，電力用ガス遮断器消弧室の開発，電力系統の過渡現象など．家でも職場でも手のかかる子どもたち（消弧室）と格闘の日々です．

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がきなか!!!!!!!!!!!!!

いし!!!!!!!!!!!!!!

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

た

田中康規

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

まつ

松村年郎

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

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

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

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

Phys. 85, 1372 (1999).
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６６４