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目次 - 九州大学 中島研究室
目次 第1章 序論................................................................................................................ 4 1.1 研究背景.............................................................................................................. 4 1.2 研究目的 ........................................................................................................... 5 第2章 原理................................................................................................................ 7 2.1 RF スラスタ ........................................................................................................ 7 2.1.1 推進原理....................................................................................................... 7 2.1.2 誘導結合プラズマ ........................................................................................ 8 2.1.3 アンテナ形状 ............................................................................................... 9 2.2 推進原理(気体力学的加速理論) ....................................................................... 10 2.2.1 等エントロピー流 ...................................................................................... 10 2.3 測定原理............................................................................................................ 12 2.3.1 レーザー吸収分光法................................................................................... 12 2.3.2 レーザー吸収分光法(LAS) ......................................................................... 13 2.3.5 プロファイルの広がりと並進温度.............................................................. 14 2.3.6 ドップラー広がり ....................................................................................... 15 2.3.7 自然広がり ................................................................................................. 16 2.3.8 衝突広がり ................................................................................................. 16 2.3.9 シュタルク広がり ...................................................................................... 17 2.3.10 Power 広がり............................................................................................ 17 2.3.11 Transit-time 広がり ................................................................................. 17 2.3.12 ゼーマン効果 ........................................................................................... 18 2.3.13 吸収シフトと流速 .................................................................................... 20 2.4 マルチパス吸収分光法...................................................................................... 21 1 2.4.1 Integrated cavity output spectroscopy (ICOS).......................................... 21 2.4.2 その他の高感度吸収分光法 ........................................................................ 22 2.5 比投入エンタルピー変換効率 ......................................................................... 24 2.6 発光分光強度法............................................................................................... 25 2.6.1 電子励起温度測定 ...................................................................................... 25 2.6.2 分光計測系の感度較正.............................................................................. 26 第3章 実験装置....................................................................................................... 28 3.1 高周波放電スラスタ .......................................................................................... 28 3.1.1 RF スラスタ本体 ........................................................................................ 28 3.1.2 流量制御..................................................................................................... 28 3.1.3 高周波電源.................................................................................................. 29 3.1.4 インピーダンスマッチング ......................................................................... 29 3.1.5 真空系......................................................................................................... 31 3.2 光学系 .............................................................................................................. 33 3.2.1 半導体レーザー .......................................................................................... 35 3.2.2 アイソレーター........................................................................................... 36 3.2.3 エタロン..................................................................................................... 36 3.2.4 ディテクター ............................................................................................. 37 3.2.5 分光器 ........................................................................................................ 37 3.2.6 その他の光学機器 ...................................................................................... 37 3.2.7 参照セル..................................................................................................... 38 3.2.8 光学キャビティー ...................................................................................... 38 第4章 実験結果....................................................................................................... 40 4.1 RF スラスタの最適化 ..................................................................................... 40 4.1.1 放電モード依存性..................................................................................... 45 2 4.1.2 高周波周波数数依存性.............................................................................. 46 4.1.3 アンテナ依存性 .......................................................................................... 47 4.1.4 放電管径依存性 ........................................................................................ 49 4.1.5 アンテナ径依存性..................................................................................... 50 4.2 水素のエンタルピー計測 .................................................................................. 51 4.2.1 アルゴン水素を用いたエンタルピー計測 ................................................... 51 4.2.2 水の吸収プロファイル ............................................................................... 54 第5章 結論.............................................................................................................. 56 3 第1章 序論 1.1 研究背景 現在,宇宙の商業利用は活発となっている.天気予報,カーナビなど,様々な分野 で人工衛星が利用されている.現在までに打ち上げられている人工衛星の 6000 基ほどで,現在稼動している人工衛星はおよそ 3000 基といわれている.その中で これまでの大型プロジェクトとは別に,民間・大学レベルでも参入可能な小型衛 星プロジェクトへの取組みが活発化してきた[1][2].小型衛星とは,明確な定義は ないが一般的に質量が数百 kg のものを指す.この小型衛星のメリットとして,開 発期間の短縮や開発コストの削減が挙げられる.大型衛星では,開発期間が 5 ~10 年以上,打ち上げコストが数百億~ 数千億であったが,小型衛星では開発期間 3 年,コスト数億~ 数十億が可能である.開発サイクルの短縮により,近年の急速な 民生技術開発に対応でき,その時の社会情勢にあった宇宙開発が可能である.ま た,開発にかかる費用が安価なため,斬新なプロジェクトにチャレンジすること も可能である.また小型衛星を用いることで,情報関連など商業的利用価値の高 いプロジェクトにはその優位性が発揮できる.このような魅力的な小型衛星の開 発は,現在様々な研究機関で行われている.しかしながら,小型衛星は小型である 故に搭載できる燃料が限られ,様々なミッションに対応しようとする燃費が良い スラスタが必要不可欠である.そこで,近年注目を集めているのが電気推進機の 小型衛星への応用である[3][4]. 従来の化学推進ロケットは燃料と酸化剤を燃やして得た単位時間当たりのエ ンタルピー上昇を推進パワーに変換する.これと異なり,電気推進ロケットは太 陽電池等からの電気エネルギーを推進剤に与えることで反力を得ようとするも ので,比投入エンタルピーを任意に与えることができるため高性能なロケットエ ンジンとなる.また,電気推進ロケットは比推力が従来の化学推進に比べて大き いため,推進剤の消費量を低減でき,ペイロード重量の増加や化学推進では達成 できないような宇宙ミッションが可能となる[5].しかし,電気推進ロケットでは 加速度は低いものしか得られないため,地上からの発射のように高重力場に打ち 勝つ必要がある場合には適当でない.このシステムが最もよく機能を発揮するの は,宇宙空間など非常に低い重力場においてである.電気推進システムを使った 飛行計画はすべて宇宙空間で始まる. 電気推進ロケットには推力を得るために様々な方法が用いられている.電気的加 熱を利用して高温ガスを製造し,空気力学的加速を行う電熱加速や,粒子を電離 したうえで電磁力を直接作用させる電磁加速,静電力を作用させる静電加速と呼 4 ばれるものである.このような推進原理の違いにより,排気速度,比推力も異なっ てくる.それぞれの代表的電気推進ロケットの比推力と推力密度の関係を Fig.1.3 に示す.静電加速に代表されるイオンエンジンは推力密度こそ大きくないが,比 推力が大きいため長時間利用可能な人工衛星の南北姿勢制御用として用いられ る.また,軌道変更時などの短時間に大きな推力を必要としたときに用いられる ものが,本研究の対象である RF(Radio Frequency)スラスタである[6]-[10]. RF スラスタとはアンテナであるコイルに高周波を流すことにより,渦電流を 誘起し,推進剤をプラズマ化させる.それにより,エンタルピーを上昇させ,ノズル を用いて運動エネルギーに変化させ推力を得るシステムである.RF スラスタの 利点として,アンテナを放電室の外に設置しているためイオンによる損傷が少な く寿命が長いことが挙げられる.また ECR やヘリコンで必要となる DC 磁界が不 要であり,構造が他のスラスタと比較して簡易的であるために人工衛星への搭載 が容易であり,さらに投入電力に対して推力が大きい点が挙げられる. また,エンジンを搭載する上で最大の障壁となりうるサイズの制約を解決する 手段として,本研究では推進剤に水素等ではなく,水を用いる.主な理由を 3 つ挙 げると,一つ目は,水は常温で液体であるので,イオンエンジンの推進剤に使われ る Ar や Xe のような希ガスより密度が大きいのでエンジンシステムの容量を減 らすことができる.二つ目は,我々に身近な物質であり安価で入手し易い.三つ目 として,ヒドラジン(N2H4)のように人体に有害でなく扱い易いことが挙げられる. 1.2 研究目的 本研究グループでは小型人工衛星用ロケットエンジンとして RF スラスタの 研究,開発を行ってきた[11].しかし,推進効率は 5%と低く実現化はほど遠かった. そこで,RF スラスタの性能向上を目指すために RF スラスタのエネルギー収支の 解明を目指してきた.以前の研究において,得られたエネルギー収支を Fig.1-1 に 示す.回路損失および推力に変換されたエネルギーは算出できたが,熱損失は測 定精度の問題により算出できず,その他の損失として細別できていなかった[12]. そこでプラズマ中の加熱流れの諸特性を測定し,熱損失の詳細を解明する必要が ある.しかしながら,従来のプローブ計測では擾乱を伴い,また研究対象の加熱流 れは非平衡の反応を伴い密度も低いため諸特性を正確に把握するのは現状の計 測技術では不十分な点が多い.そこで,測定精度のよい非接触型光学測定法のひ とつであるレーザー吸収分光法を用いて計測を行い,温度を測定し熱損失の解明 を図る.また,アンテナなどのパラメーターを変化させ,エネルギー効率を算出し, 最適なスラスタの設計指針を得ることを目指す. 5 Circuit loss 25 W Heat loss ? W Input power 100 W Plasma Thrust 5W absorption 75 W Fig.1-1 投入電力 100 W におけるエネルギー収支 6 第2章 原理 2.1 RF スラスタ 2.1.1 推進原理 RF スラスタは電気推進システムの一つであり,推進剤を高周波により加熱し プラズマ化させ,得られたエネルギーをノズルにより高速の排気ガスを噴射させ て推力を得る推進機である.このスラスタの概念図を Fig.2-1 に示す.RF スラスタ 本体は主に放電管,コイル,ノズルの 3 つで構成されており,以下の過程を経て推 力を得ている. ① 推進剤を放電室に投入する. ② 高周波を用いて推進剤を電離する ③ 渦電流が発生しジュール加熱によって粒子が加熱される ④ 熱エネルギーを気体力学的に加速して推力を得る 上の各過程はそれぞれ放電室,ノズルにおいて行われる. アンテナ プラズマ 推進剤 直径は1 mm 渦電流 高速排気ガス Fig.2-1 高周波放電エンジンの概念図 7 2.1.2 誘導結合プラズマ 本研究ではプラズマ生成に ICP（Inductively Coupled Plasma）放電を利用して いる[13].ICP の原理と概念図を Fig.2-2 に示す.ICP においてプラズマが生成され る過程を考えると,以下のようになる.高周波電流が誘導コイルの中を流れると 磁力線は放電管内に楕円形の閉回路を形成して,放電管内に軸方向の高周波磁界 が形成される.電磁誘導のため,この高周波磁界の時間変化に比例した電界が放 電管周方向に発生する.電子はこの電界によって加速されると同時にガス分子と の衝突を繰り返し,さらにその一部を電離する.単位時間内における電子の発生 量が消滅量より多くなると電子密度が急増し,放電管内にプラズマを形成する. この衝突性の電力消費により,電力は電界からプラズマ表面近くの表皮深さ層内 のプラズマ中の電子に伝達され,電子は衝突によりこの電力をガスに伝達する. このプラズマのガス流速や電力を適当に調節するとドーナツ型のプラズマが形 成される.プラズマがドーナツになる現象は高周波電流の表皮効果によるもので ある.表皮効果(skin effect)は導体断面中の高周波電流密度が一様に分布せず,導体 内部よりむしろ表面層に集中する現象である.この表皮層の厚さ(表皮深さ) は, 1 (2-1) f で示される.ここで f は周波数, は透磁率, は伝導度である.すなわち,表皮深さ は周波数の平方根の逆数に比例するので,周波数が大きいほど表皮深さは小さく なり,電流は表面付近で流れやすくなる.このことは,中心部のドーナツ形状の穴 が周波数とともに大きくなることを示している.その結果,電流によるプラズマ の加熱が周辺部で生じ,プラズマ中心部は,周辺部からの熱伝導や輻射で加熱さ れる.表皮厚さの増加によりプラズマ内のエネルギー輸送の効率化をもたらすが, 同時に ICP トーチのカップリング効率にも影響を及ぼす.一般的にカップリング の最適な条件はプラズマ半径が表皮深さの 1.5 倍のときであるといわれている. カップリング効率は表皮深さに対するプラズマ半径の比で表される関数である. このカップリング効率はプラズマ半径と誘導コイル半径の比に依存する.この値 が 1.0 にできるだけ近いことが望ましい.つまり,カップリング効率を改善するた めの方法の一つとしてプラズマを大きくすることが挙げられる.しかし,プラズ マ半径の増加は作動周波数の減少と投入エネルギーの増加を伴ってしまう.以上 のように,コイルに印加した誘導電流に起因する誘導電界を利用したプラズマ生 成方式を誘導結合型プラズマ(ICP : Inductively Coupled Plasmas)と呼ぶ. 一般的に ICP 放電がスタートするときの絶縁破壊は誘導電界で起こるのでは なく,ほとんどの場合,アンテナの両端の電位差が作る静電界 E によって起こる. そして放電開始後の低パワー,低電子密度の状態のプラズマは容量性結合プラズ 8 マ(capacitive coupling plasma)であることが多い.ICP は磁界 H の時間変化で維持 される放電(H モード放電(H-mode discharge)) であるのに対し,容量性結合プラズ マは電極間の静電界 E を主体とする放電(E モード(E- mode discharge))といえる. この E モードからさらに放電パワーあげていくと H モード放電に突然ジャンプ し,強い発光を伴う高電子密度の ICP の状態に移る. 2.1.3 アンテナ形状 アンテナコイルに高周波電流をながして ICP を生成するのに,様々なタイプの アンテナが用いられている.円筒の周りにらせん状に巻いたループアンテナ,平 面型のスパイラルアンテナ,誘電体チューブに巻きつけるヘリカルアンテナ,ア ンテナインピーダンスを低減させるためにいくつかのスパイラルアンテナを並 列接続したマルチスパイラルアンテナなどもあるが,大別すると ICP 用のアンテ ナは真空容器の外に置く外部アンテナ方式と,容器内部に設置する内部アンテナ 方式に分けることができる.今回の実験においては,外部アンテナ方式であるル ープアンテナを用いた. 磁力線 プラズマ 誘導コイル 誘導電流 高周波電源 Fig.2-2 誘導結合プラズマ(ICP)の概念図 9 2.2 推進原理(気体力学的加速理論) 推進剤ガスはジュール加熱により熱せられるとともに,分子振動励起,解離/電 離が進行する.生成された高エンタルピー気体はノズルを通って膨張する.この 時推進剤ガスが得た熱エネルギーは運動エネルギーに変換されて加速を受け,ノ ズル出口において高速流となる.このようにしてノズル出口で得られた高い速度 が推力を生み出す[5]. 2.2.1 等エントロピー流 m& を推進剤ガス流量, Ae をノズル出口面積, u e 及び pe をそれぞれノズル出口に おける推進剤ガス速度及び圧力, p を噴射ジェット周囲圧力とすれば,推力 F は, F m& u e Ae ( p e p ) (2-2) で与えられる.ノズル出口速度 u e が高ければ,高い推力を生み出すことがわかる. この高い速度を得るために,推進剤ガスを高周波放電により加熱し,その熱エネ ルギーを運動エネルギーに変換することが望まれる.推進剤ガスが高周波放電に より温度 Tc まで加熱され,そのときの速度を u c とする.ノズルを通って膨張する とき,ノズル壁からの熱損失がない,すなわち等エントロピー流とみなせば,加熱 後の状態（添え字 c）とノズル出口の状態（添え字 e）との間にエネルギー保存 が成り立つので, h をエンタルピーとすれば, 1 2 1 2 hc u c he ue (2-3) 2 2 と表現できる.ノズルを通って気体力学的に加速されると,加熱後のエンタルピ ー hc が運動エネルギーに変換され,ノズル出口で推進剤ガスは高い速度 u e をも つようになる. 式(2-2)と(2-3)より F m& 2(hc he ) uc2 Ae ( pe p ) (2-4) を得る. 通常,推力への圧力寄与（上式の右辺第 2 項）は小さいので,これを省略して, F m& 2c p (hc he ) uc2 (2-5) と書く.ノズル断面は通常円であるので,軸対称流の取り扱いが必要であるが,ま ず,断面積が変化するノズル内の流れを一次元流として取り扱う. 推進剤ガスがノズル内を膨張するとき,もっているエネルギーがノズル壁を 10 通して外へ逃げないとする断熱的な流れでは,推進剤ガスを熱量的完全気体（比 熱一定）と仮定し,加熱後の推進剤ガスの運動エネルギーはエンタルピーに比べ て十分小さい,すなわち,uc2/2 ≪ hc とすると,ノズル出口運動エネルギーは(2-3) 式より次式で表される. ue 2 2 hc (2-6) he 気体が熱量的完全気体（比熱一定の気体）であれば, h c p T （ c p :定圧比熱, T :温 度）と書けるから, 2 ue 2 ue 2 T T0 c p (T , )dT , 2 cp T (2-7) と変形できる.これより,推力 F は次式より求められる. F m& u e . m 2c p T (2-8) Fto m& g (2-9) また比推力を表す I sp は, I sp で表せる.ここで g は重力加速度である. 11 2.3 測定原理 2.3.1 レーザー吸収分光法 本研究では,RF プラズマの並進温度を求めるためレーザー吸収分光法を用いた [14].量子力学によると,古典的なメカニズムによって得られる原子核のまわりの 無限の電子軌道のうち,実際に使われるのは特定の軌道に限られる.電子のある 二準位のエネルギー差と等しいエネルギーをもったレーザー光を当てた場合,レ ーザーは吸収され,その準位間で電子の遷移が起こる.その吸収は後に述べるい くつかの理由からレーザーのエネルギー,つまり波長によってある程度広がりを もったものとなる,周波数によってレーザーの吸収率が変化する様子をグラフに したものは Fig. 2-3 のようになり,このような吸収プロファイルから,レーザーを 吸収した準位原子の密度，並進温度,流速といった情報を得ることが出来る. FWHM 0.30 Absorption Ratio 0.25 Temperature 0.20 Integrated absorption coefficient 0.15 0.10 Number density 0.05 0.00 -5 -4 -3 -2 -1 0 1 2 Frequency, GHz Fig. 2-3 吸収プロファイル 12 3 4 5 2.3.2 レーザー吸収分光法(LAS) 吸収分光法のうち最も代表的な方法であり,幅広い用途に用いられ,容易に導 入できる方法である.半導体レーザーより照射されたレーザー光がその波長を吸 収する媒体に吸収されたエネルギーを計測することにより,吸収プロファイルを 得る方法である.その方法よりシングルパス LAS と呼称されることもある.レー ザー光を吸収する媒体を通過する光の強度 I の変化は以下の式で表せる. (2.10) ここで,i,j はそれぞれ,上位,下位のエネルギー準位を表しており,Ni , Nj は数密 度,gi , gj は統計重率, il は吸収断面積を表す.それぞれ Ei , Ej のエネルギー準位を もつ数密度 Ni,Nj が放射場との相互作用によってあまり変化しないと考えれる場 合，Ni, Nj は一定とみなすことが出来る．そのとき吸収強度はレーザー強度に比 例する．すなわち，Liner Absorption となる．(2-10)を x で積分すると，以下のよ うに Liner Absorption についての Beer の法則が得られる[15]． (2.11) ここで,k は吸収係数である. レーザー強度変化が吸収と誘導放出からなるとすると,全体での吸収は,以下の 式で表すことができる. kv dv hv ( Bij dN i c B ji dN j ) (2.12) ここで,Bij,Bji はアインシュタインの B 係数であり,A 係数と以下の関係を満たし ている. 8 hv 3 g i A ji Bij c3 g j (2.13) 8 hv 3 B ji c3 以上より,積分吸収係数についての以下の式が得られる. 13 K k vdv c2 g j gi N j A ji N i 1 2 8 v gi g j Ni (2.14) Ni, Nj との間にボルツマン平衡が成り立っていると仮定すると以下の式が成り立 つ. (2.15) ここで, Eij は i,j 準位間でのエネルギー差であり,k はポルツマン定数,Tex は電子励 起温度を表す.式(2-14),(2-15)より,次の関係式が得られる. (2.16) ここで,積分吸収係数は近似的に以下のように表すことができる. (2.17) よって,吸収プロファイルから積分吸収係数を求めることで下準位における原子 数密度を計測することができる. 2.3.5 プロファイルの広がりと並進温度 吸収分光法において,レーザーの光子を気体が吸収する際エネルギー準位 Ei か ら Ej の 2 準位間遷移であるのでそのエネルギー分にあたるレーザーの単一波長 を吸収するはずである.しかし,実際の吸収プロファイルは様々な原因によって ある程度の広がりを持つことになる[16].その原因には,励起した原子の励起準位 にいることのできる寿命の長さであったり,励起原子の中性粒子や電子との衝突 であったり,励起原子の熱運動などがある.これらの広がりは 2 つのタイプに分け られ,1 つ目は均一広がりと呼ばれるローレンツ型の広がり,2 つ目は不均一広が りと呼ばれるガウス型の広がりである.ここで,均一広がりと不均一広がりにつ いての説明を加えておく.均一広がりとは,幅のある吸収帯の中のどの周波数帯 においても全ての原子が等しい確率でその光を吸収するとき,その吸収線は均一 広がりを持つという.一方,不均一広がりとは,ある一部の原子のみがその周波数 の光を吸収でき他の異なる原子は異なる周波数の光を吸収するときに吸収線が もつ広がりのことをいう. 14 これらの 2 つのタイプに分けられる広がりであるが実際にはこれら 2 つの広が りが混在したプロファイルになる. 2.3.6 ドップラー広がり これは,レーザー中の光子を吸収する気体が熱運動しているために,ドップラ ー効果によって吸収する周波数がずれるために起こる広がりである.ある励起原 子が静止状態である場合の吸収周波数を ν0 とする.その原子が速度 v で熱運動し ているとすると,この原子が吸収する周波数 νv は ν0 から ν だけずれ,次のように なる. (2-18) ここで,c は光速である.原子の速度分布がマクスウェル分布に従うとすると,ある 速度 v を持つ原子の確率密度関数は (2-19) となる.ただし,MA は原子 1 個の質量,k はボルツマン定数,T は絶対温度である.ま た,吸収プロファイルがガウス型を持つ場合,そのプロファイルは次のようにな る. (2-20) ここで,ΔνD はドップラー広がりと呼ばれる.式(2-20)の νv―ν0 の部分に式(2-18)を 代入し,式(2-19)と式(2-20)が相似形であることを考慮すると,並進温度と次のよ うな関係式が得られる[17]. (2-21) 15 2.3.7 自然広がり 自然広がりとは原子が準位間遷移する場合に有限の時間がかかることによって 生じる広がりのことである.量子力学における不確定原理によればエネルギーΔ E と遷移時間Δt の間には次のような不確定性の関係がある. (2-22) ここで,h はプランク定数である.励起準位の寿命はΔt =1/A であるため,励起準位 の不確定性は次のようになる. (2-23) このΔνN が自然広がりである. 本研究で使用した吸収線の遷移について考慮す ると数 MHz 程度であるのでドップラー広がりに比べかなり小さい.また,この自 然広がりをあらわすプロファイルはローレンツ型であり,一般的には A 係数は 107~108 s-1 である. 2.3.8 衝突広がり 原子がその周りのガスとの衝突によって原子状態が乱されることが原因で生 じるスペクトル線の広がりを衝突広がりと呼ぶ.原子準位間のエネルギー差が衝 突する原子の持つ運動エネルギーと比べてそれほど大きくはないとき衝突によ 16 り原子間の遷移が誘発されることによって生じる.衝突広がりは以下の式で表さ れる. (2-24) ここで, L は衝突有効断面積,P はガス圧力,M1 吸収原子の原子量,M2 は周辺ガス の原子量である.0.1 torr の圧力領域において,10 MHz の拡がりである. 2.3.9 シュタルク広がり シュタルク広がりは外部電場の影響によって縮退が解けることによって生じ る広がりである.シュタルク広がりはローレンツ型をしており,その広がりは以 下の式で表すことができる. (2-25) ここで,w は電子衝突径数, はイオン広がり係数 ne は電子密度,Te は電子温度を表 す.ne = 1020 [m-3]において,50 MHz 程度である. 2.3.10 Power 広がり レーザーの強度が強くなる時,2.1.1.で述べた線形性が適用できなくなり,線幅 が広がることから生じる.これはローレンツ型であり,広がりは以下の式で表せ る. (2-26) -2 ここで, は衝突周波数 x は Rabi 周波数である.レーザー強度 10 mW/cm 程度で 10 MHz 程度の拡がりとなる. 2.3.11 Transit-time 広がり この広がりは,レーザー光を粒子が通過することによって生じる.このプロフ ァイルはローレンツ型であり,広がりは以下の式で表すことができる. 17 (2-27) ここで は原子の速度であり a はレーザーのビームの直径である.a= 1 mm で 1 KHz 程度の拡がりである. 2.3.12 ゼーマン効果 ゼーマン効果は原子から放出される電磁波のスペクトルにおいて,磁場が無い ときには単一波長であったスペクトル線が,原子を磁場中においた場合には複数 のスペクトル線に分裂する現象である.ゼーマン効果は原子が磁気双極子を持っ ていることにより生じる.外部磁場中における軌道電子のハミルトニアンは以下 の式で表される. (2-28) ここで,H0 は非摂動ハミルトニアン,HB は磁場による相互作用のハミルトニアン であり,以下の式で定義される. (2-29) ここで, は原子の全磁気モーメントであり, (2-30) はボーア磁子で, (2-31) は全角運動量,g はランデの g 因子と呼ばれる. はプランク定数である. 電子の磁気モーメントは軌道角運動量 L,とスピン角運動量 S とそれぞれの磁気 回転比をかけあわせたものである.全磁気モーメントは以下の式で表される. 18 (2-32) ここで, であり,それぞれ,電子軌道,電子スピンの g , 因子である.よって, の相互作用エネルギーは であることを考慮し,原子の全磁気モーメントと磁場 (2-32) で表すことができる.ここで, は磁気量子数である.また,ランデの g 因子は以下 のように計算される. (2-33) 相互作用エネルギーは周波数 と波長 を用いて 以下のように表せる (2-34) よって ゼーマン効果による波長シフトは 以下の式で表される (2-35) 本実験条件下においては,B = 00.1 [T] 程度であるので, = 2.5×10-17 [m]程度で ある.よって,今回の計測においては考慮していない. 以上のように,プロファイルの拡がりには様々な要因が挙げられるが,本実験 条件において,ドップラー拡がりが支配的であるためにガウス関数によりフィッ 19 ティングを行い,並進温度の算出を行った[18]. 2.3.13 吸収シフトと流速 原子がある方向に運動している場合,吸収波長はドップラー効果によって変化 する．それゆえ，気流の流速はその波長シフト量と，原子の運動の方向とレー ザーが作る角から次の式より求められる. (2-36) ここで，V は流速，Δν はシフト量， 0 は原子が静止状態での吸収波長，θ は流れ とレーザー光が作る角度である. 20 2.4 マルチパス吸収分光法 2.4.1 Integrated cavity output spectroscopy (ICOS) LAS を発展させた計測方法として,Integrated cavity output spectroscopy (ICOS) がある.ICOS は 2 枚の高反射ミラーを用いた高感度吸収分光法のうちの一つであ る[19].測定対象の両端に 2 枚の高反射ミラーを平行に設置して,光学キャビティ ーを形成する.その概念図を Fig.2-4 に示す.ICOS の場合,レーザーの軸をずらすこ とにより入射された光は多重反射セルに光を入射した際と類似した光路反射を する.しかし,多重光路反射セルとは異なり,入射された光は光学キャビティーの 外へと抜け出ることなく,光学キャビティー内を反射し続ける.光学キャビティ ーの間をレーザーが何度も往復することにより,吸収光路長が大幅に稼げること になる.それにより検出精度は LAS よりも格段に向上する.ICOS における吸光度 は,LAS での吸収係数 k 有効光路長 d0 の関数であり,次式で表される[20]. ここで,R は高反射ミラーの反射率である.kd0 << 1 の場合,(2-37)式は次式のように 近似できる. (2.38) また,吸光度がさらに小さく Rkd0/(1-R) << 1 の場合には,さらに近似でき, (2.39) となる.一般的に高反射ミラーの反射率は 0.999 %程度であるため,LAS と比較し て,原子密度が 3 桁程度低い領域においても計測が可能となる. また,エラー! 参照元が見つかりません。,エラー! 参照元が見つかりません。か ら測定する原子の下順位の数密度 Ni は (2.40) 8 g i k ( v)dv 1 Ni 2 gj A ji d ICOS 8 2 gi K 1 R g j A ji Rd 0 で得られる. 21 ICOS はその特徴により,高感度吸収分光法では一番の肝となるキャビティー 間のアライメントをそれほど気にすることなくプロファイルが得られるという 利点がある.今回,本研究における水素のプロファイルの測定には ICOS を採用し た. Fig.2-4 ICOS 概念図 2.4.2 その他の高感度吸収分光法 高反射ミラーを用いた光学キャビティーを形成することにより,高感度な吸収 分 光 法 の そ の 他 の 代 表 的 な 例 と し て , キ ャ ビ テ ィ エ ン ハ ン ス ト 吸 収 分 光法 (CEAS)[21],キャビティリングダウン分光法(CRDS)などが挙げられる[22].CEAS はキャビティー内において,レーザーを同軌道上での往復を繰り返させ共振させ ることにより計測を行う.その計測方法より ICOS と比較して,前者は on-axis,後者 は off-axis と呼ばれる.CEAS においては共振した透過光信号は一定間隔を持った 櫛型の信号が観測され,その間隔 FSR(Free Spectral Range)は,共振器長に依存する. 解析を行う際,CEAS 櫛型の最大値を正確に捉える必要があるため,データサンプ リング数を従来の方法にくらべ 2 桁程度大きくする必要がある. CRDS は従来の吸収法と同様に被検出物質が存在する時と存在しないときの 透過光強度の変化を用いて吸光度の決定を行うのではなく,光学キャビティー内 に閉じ込められた光の強度減衰を観測することで,キャビティー内にある物質の 吸収を測定する吸収分光法である.光学キャビティーの一方のミラーからレーザ ー光を注入すると,少しずつその強度を減衰させながら往復を繰り返す.光がミ ラーにより反射される際,その光の一部はミラーの外に漏れ出し,その漏れ光の 強度は,時間とともに単純な指数関数減衰を示す.吸収する媒体の有無による,減 22 衰時間の違いによって評価する.CRDS は光学キャビティー内の検出光の減衰寿 命の測定をしていることにより,レーザー光のショットごとの強度変動があって も計測は原理的には影響を受けない.この点は,検出光強度の変動によって強く 影響を受ける他のマルチパス吸収分光法に比べて大きな利点である.しかし減衰 時間を計測するという特徴により,連続光(cw)レーザーを用いた場合,光音響素子 （AOM）を用いて数 ns の時間分解能で光入力を切る必要がある. 光学キャビティーを用いた高感度吸収分光法の欠点は,試料ガスなどがミラー への沈着を起こすために,測定中にミラーの反射率の減少が起こることがある. 高感度吸収分光法においてミラーの反射率の減少は測定感度の減少につながっ てしまうため,頻繁にミラーの洗浄を行う必要がある. 23 2.5 比投入エンタルピー変換効率 エンタルピー変換効率とは,高周波電源からの投入電力が推進剤ガスのエンタ ルピー上昇にどの程度寄与しているかを見るための指標である.求めた並進温度 より比投入エンタルピー変換効率が算出できる.この変換効率 h を以下のよう に定義する.電子温度よりこのエンタルピー変換効率を求める. m& H (2.41) h P 放電管内のガスを理想気体とみなすと,エンタルピーは定圧比熱と絶対温度の積 で与えられるので,比エンタルピー上昇 H は H T T0 c p (T , )dT , で表される.ここで, H : 単位質量流量当たりのエンタルピー上昇 [J/Kg] : 投入電力 [W] P m& : 質量流量 [Kg/s] T : 絶対温度 [K] cp : 定圧比熱 [J/Kg･K] である.これにより,変換効率が求まる. 24 (2.42) 2.6 発光分光強度法 2.6.1 電子励起温度測定 熱平衡プラズマにおいては,ボルツマン分布が成り立つ.スペクトル線強度は, ボルツマン分布から定まる励起状態の原子濃度（またはイオン濃度）に比例す るので,強度を測定することにより原子（またはイオン）の励起温度が求められ る.準位 n から準位 m への遷移で振動数 のスペクトル線が発光する場合,そのス ペクトル線強 Inm は一般に I nm h gn Anm N exp( E n kT ) Z (T ) (2-43) で表される.ここで, gn ：励起準位 n の統計的重価 En ：励起準位 n の励起エネルギー Anm ：n から m への遷移に対する遷移確率 N ：原子の総数 Z(T)：温度 T におけるその原子の分配関数 (2-43)式を を用いて変形すると,次式が得られる. I nm nm Anm g n exp( En hc0 N ) kT Z (T ) K exp( En ) kT (2-44) ここで定数 K は,同一温度で,同一原子のスペクトル線について共通の定数であ る.(2-44)式の対数をとると,次式を得る. ln I nm nm Anm g n En kT (2-45) ln K 同一原子の複数スペクトル線について,(2-45)式の左辺の量を縦軸に,横軸に En をとると,直線が得られ,その傾斜は−1/kT に比例する.その傾きを a とすると,電 子温度 T を次式より求めることができる. T k a 1 11600 a (2-46) 25 直線にならないときは,熱平衡が成立していないか,あるいはスペクトル線の 自己吸収,妨害線の影響,遷移確率の不正確など様々な要因が考えられる.この方 法を用いるには,A 係数が既知の複数本のスペクトル線が必要である.ただし,A 係数の絶対値は必ずしも必要ではなく,複数のスペクトル線の A 係数の相対値が わかればよい. 2.6.2 分光計測系の感度較正 カメラの感度は,波長依存性があり,また,プラズマからの放射はレンズにより 測定し,出力されるまでの過程に含まれる系の多くは波長の関数となる減光率を 持っている.このため,較正は任意の波長ごとに行われる必要がある.相対的な感 度の較正の場合,光源の波長に対する相対的なエネルギーが分かればよい.Fig.2.5 に標準光源の波長に対する実測値と既知の発光強度の値を示す.Fig.2.5 より,長 波長側で感度が減少していることが分かる.この場合,測定のときに長波長のと きの発光強度は見かけ上,小さく見えることになる.この図から波長に対する補 正係数が求まる.補正係数を c とすると,これは系に入射する Iinput と最終的な信号 出力 Ioutput の比で表される.すなわち, I input ( ) c ( ) I output ( ) (2-47) c を得るためには Iinput が既知でなければならないが,Ioutput (測定値) が,c は標準光 源を測定したものと等しいので, c( ) I input ( ) I output ( ) I lamp ( ) I lamp measured ( ) (2-48) すなはち,Fig.2.5 のそれぞれの信号の比をとればよい.それにより得られた較正 曲線を Fig.2.6 に示す. 26 4000 0.20 Known deta Experimental deta 3500 0.18 0.16 Emission intensity 3000 0.14 2500 0.12 2000 0.10 1500 0.08 1000 0.06 500 0.04 0 0.02 -500 0.00 200 300 400 500 600 700 800 900 Wavemeter, nm Fig.2-5 既知光源の発光強度と計測による発光強度 0.0008 compensation coefficient 0.0007 0.0006 0.0005 0.0004 0.0003 0.0002 0.0001 0.0000 -0.0001 200 300 400 500 600 700 Wavemeter, nm Fig.2-6 発光較正曲線 27 800 900 第3章 実験装置 3.1 高周波放電スラスタ 今回実験で用いた高周波放電スラスタの装置を以下で説明する. 3.1.1 RF スラスタ本体 実験に用いた RF スラスタを Fig.3-1 に示す.RF スラスタは放電管,タンク,バル ブ,熱交換器,アンテナによって構成されている.放電管部分には外径 18 mm,内径 15 mm,長さ 150 mm, 外径 30 mm, 内径 27 mm, 長さ 250 mm の 2 つの石英管(耐 熱温度約 1000 K)を用いた.アンテナは径 1 mm,ポリイミドオーバーコートセラミ ックニッケルメッキ銅線を用いた.それぞれの実験に用いたアンテナ形状は第 4 章で示す.アンテナ形状には放電管に巻きつけるよう円筒型のループアンテナを 作成した.Fig.3-2 にアンテナ写真を示す.このアンテナから高周波電力を投入し プラズマ生成を図った. 熱交換器は円筒型ポーラス状カーボンでできており,推進剤投入部と放電管の 間に設置され推進剤が放電管内に過剰に流入することを防いでいる.放電管内の 圧力を調整するため,小型チャンバとの間にオリフィス取り付けた.オリフィス は銅製で中心部に直径 1 mm の穴が開けてあるものを用いた.この穴をノズル部 分のスロートと想定した. Propellant Antenna 18 mm Fig.3-1 RF スラスタとプルーム写真 3.1.2 流量制御 水の推進剤流量調整には,ソレノイドバルブを用いた.ソレノイドバルブは印 加電圧 12 V,オリフィス径 1.5 mm のものを用いた.また,水の蒸気圧の温度依存性 に着目し,推進剤タンクに巻き付けたヒーターを使用して推進剤タンクの温度を 調整することにより流量調節を行った.推進剤投入機構としては,ヒーターによ 28 りタンクの水を気化させた状態で放電管へ投入した.タンクの形状は水が液体の まま放電管に流入しないようサイフォン型を採用した.ヒーター電力と流量との 関係を示したグラフを Fig.3-2 に示す.ヒーター電力と流量との間に一定の相関関 係があることがわかる.ヒーター電力を投入していないとき,流量は 1.1 mg/s であ った.ヒーター電力 30 W 投入時には,3.8 mg/s に増加した.このように,ヒーターに 供給する電力を制御することにより,放電室へ供給する水の流量を制御すること ができた.アルゴンの推進剤流量調整には,マスフローを用いて調整した.0~200 sccm の範囲で流量調整を行った. Mass flow rare, mg/s 5 4 3 2 1 0 -5 0 5 10 15 20 25 30 35 Heater power, W Fig.3-2 流量のヒーター電力依存性 3.1.3 高周波電源 本研究で用いた高周波信号発生装置としてエヌエフ回路設計ブロック社製の WF1946 を用いた.周波数範囲：10nHz∼15MHz の信号を発生させることができ, 今回の実験で用いた周波数帯は 3 MHz である.高周波は BNC ケーブルを介して高 周波増幅器へ投入される.増幅器はサムウェイ社製の T145-6024B を用いた.投入 電力はパワーモニタにより表示された入射波と反射波の差より算出される.アン テナとの整合は高周波電源とアンテナの間に入れた整合器内の可変コンデンサ ーを調整して行なった. 3.1.4 インピーダンスマッチング 29 本実験で用いた高周波電源の出力インピーダンスは 50 Ωであり,電源から RF スラスタ本体のアンテナ(高周波コイル)までの接続に用いる伝送ケーブルの特 性インピーダンスはすべて 50 Ωのものを用いた. プラズマ自身も 0.5~1.5 Ωと小さいながらもインピーダンスをもっているの で,高周波電力を効率よくプラズマに伝播するには,電源とプラズマの間のイン ピーダンスマッチングを取る必要がある.実験では,プラズマ点火を行う前に予 めアンテナと高周波電源との整合を整合器内の可変コンデンサーを調整して行 なった.本実験で用いたインピーダンス整合回路を以下 Fig.3-3 に示す. Fig.3-3 本実験で用いたインピーダンス整合回路 図中の C1 及び C2 の可変コンデンサーの容量を調整してマッチングさせる.高 周波電源には進行波電力計と反射波電力計の 2 つのメーターが取り付けてある. プラズマの点火時には,所定の高周波出力(進行波電力計の読み)に対して反射波 出力が最小になるように,C1 と C2 の容量を調節する必要がある.一般に,2kW 以下 の高周波出力では反射波は 10W 以下にできる. ここで,本実験の体系でのインピーダンスマッチングの条件を考えてみたい. 使用したアンテナ(Cu 製),コイル直径 1.9cm,巻回数 24 ターン,コイル長さ 3.0cm を例に,以下に示す計算式を用いてコイルのインダクタンス L [ H] を算出してみ る. 2 L D2 N 2K 10 3[ H] l 30 (3-1) ただし, l : コイルの長さ [cm] , D : コイルの直径 [cm] , N : 巻回数,また長岡係数 K は 以下の式で表される. 2.25 K 2.25 よって, La (3-2) D l 5.79[ H ] と計算できる.また, R a 3.4 10 2 [ ] , f 3.0[ MHz ] である ことを考慮してインピーダンスマッチングの条件を計算する.Fig.3-3 の回路図に おけるインピーダンス Z は以下の式で表される. (3-3) ここで,A,B,C,D それぞれ (3-4) で表すことができ,また,Rz = 50[ 最終的に, C1 Xz =0 であるので, 12.7[ pF ] (3-5) C2 473[ pF ] と求められる. 3.1.5 真空系 真空チャンバ 小型チャンバに放電管を直接接続し,真空状態にした.今回の実験での真空引 きは放電管に生成するプラズマ気体の組成を一定に保つのが目的であり,10-2 torr 以下まで排気してからプラズマの点火を行なった. 31 以下に,本実験で使用したポンプの特徴について簡潔に説明する. ①ロータリーポンプ ロータリーポンプ （Rotary Pump）は,回転する内部の板が気体をかき出すよ うに排気する真空ポンプの一種である.超高真空を必要とするチャンバの粗挽き や,背圧を維持するための補助ポンプとして使われる.到達真空度は 10−1 Pa （10 −3 Torr） 程度である． ②メカニカルブースターポンプ メカニカルブースターポンプは,ケーシング内にある２個のマユ型ロータが, その軸端の駆動ギアにより互いに反対方向に同期回転するようになっている. メカニカルブースターポンプは,粗引ポンプと組み合わせて使用することによ り粗引ポンプの排気速度の落ち込む領域を大幅にアップさせることができる. 大気から排気するポンプではなく後段（大気側）に油回転ポンプを設けて使用 される.中,低真空領域(1Pa∼1000Pa）でガス負荷の大きな雰囲気形成に主に使用 される. 今回用いたポンプは EDWARDS 社製のロータリーポンプ EH250 (733 L/min,到達 圧力 10−1 Pa,メカニカルブースターポンプ E2M40（設計排気速度 375 m3/h）の二 つのポンプを組み合わせたもので,同時に起働させ大気圧から排気が可能とな る. 32 3.2 光学系 アルゴン原子の並進温度には LAS を用いて測定を行った.水素原子の並進温度 測定は LAS で行ったところ吸収が見られなかったため,高感度な吸収分光法であ る ICOS を採用した. レーザー吸収分光法の実験に用いた光学装置の写真を Fig.3-4 に示す.また,レ ーザー吸収分光法を用いた場合の概観図を Fig.3-5 に示す.半導体レーザーの周波 数は電流変調によって,掃引周波数 0.5 Hz,変調幅 30 GHz で掃引した.レーザー波 長は分光器を用いて検出した.レーザーはビームスプリッタを用いて 4 つに分け られ,1 つ目は,測定対象プラズマのターゲット吸収波長を調べるため,参照セルを 通過させ,フォトディテクタによって検出した.2 つ目は,Free spectral range (FSR) が 1.15 GHz の融解石英製のソリッドエタロンに投入し,相対周波数の算出に用 いた.2 つ目は,分光器へ投入され,波長計の代替品として用いた.3 つ目は,RF プラ ズマを通過してフォトディテクタによって検出される.プラズマ発光や部屋の照 明によるノイズを防ぐためにバンドパスフィルタを用いた.全てのシグナルは PC ベース計測器(WE7000; Yokogawa Co.) を用いて保存した.ターゲット波長は アルゴン原子のスペクトルは準安定順位からの遷移である 826.45nm のラインを 用いた. . Fig. 3-4 光学系装置写真 33 Fig.3-5 光学系概観図 次に ICOS で用いた光学系装置の概観図を Fig.3-6 に示す.ICOS の場合,半導体 レーザーは掃引周波数 0.5 Hz,変調幅 60 GHz で掃引した.また,レーザー光をモデ ュレートさせるために,ファンクションジェネレータにより周波数 1 MHz,波長の 振幅 0.7 pm 程度のサイン波を重ね合わせ発振させた.レーザー光はビームスプリ ッタにより 3 つに分けられ,1 つ目はエタロン,2 つ目は分光器に投入される.3 つ 目は,真空チャンバーの両端に設置された 2 枚の高反射ミラーによって形成され た光学キャビティーに投入され,アバランシェフォトダイオードによって検出さ れる.キャビティー長は 822 mm であり,FSR は 183MHz である.LAS の場合と同様 にプラズマ発光や部屋の照明によるノイズを防ぐためにバンドパスフィルタを 用い,全てのシグナルは PC ベース計測器(WE7000; Yokogawa Co.) を用いて保存 した.656.27 nm 帯に存在する H-α のラインをターゲットとした. 34 Fig.3-6 ICOS による光学系装置概観図 3.2.1 半導体レーザー 半導体レーザー（Laser diode, LD）は,①ダイオードに小電流を流すだけで動作 し効率が高いこと,②小型で使いやすく信頼性が高いこと,③速い速度の電流変 調ができること,④安価に大量生産ができること,などの優れた性質をもつこと が利点として挙げられる. 今回実験で用いたレーザーは半導体レーザーであり,半導体レーザーのチッ プにかかっている電流および温度を変調することにより波長を変化させること ができる.波長変化の仕組みは電流,温度変調によって屈折率が変わり,共振器長 も変化する.共振器長が変わると共振波長が変化するので,発振するレーザー光 の波長を変化させることが可能となる.ただし,この方法では外部共振器の場合 と異なり共振器長をそれほど大きく変化させることができないため発振する波 長もそれほど大きくは変化させることができなくなる.また,吸収分光法では線 幅というのがクリティカルに効いてくるため,外部共振器の場合と異なりレーザ ーチップ自体が縦シングルモードのものでなければならないという制約が生じ る.さらに,温度を変化させ波長を掃引させる際に,モードホップしてしまうこと があるために測定ターゲット領域でモードホップしないようなレーザーチップ 35 の選定が重要となる.以上のような理由により,本研究でのターゲット波長はア ルゴン原子の場合準安定準位からの遷移である 826.45 nm で,半導体素子はオプ ネクスト社製の HL8325G(波長帯 830 nm)を用いた.水素原子の場合は,656.27 nm 帯に存在する H-α のラインをターゲットとし,半導体素子は HL6512MG(波長帯 658 nm)を用いた. 本研究で用いた電流変調型半導体レーザーの温度変調,電流変調に は,THORLABS 製の TED200,LDC202C をそれぞれ用いた.半導体レーザーより照 射されたレーザーはコリメートレンズにより平行光として各光学測定装置に入 射させた. 3.2.2 アイソレーター レーザーヘッドから出力された光が光学系の中のどこかで反射して再び共振 器に戻り,ノイズの源となるのを防ぐためアイソレーターを使用した.順方向で はレーザー光は入力ポラライザを透過すると,偏光,非偏光に関わらず全て 0°直 線偏光になる.次にファラデーローテータロッドで偏光面が 45°回転される.最後 に光学軸 45°に設定された出力ポラライザを透過する.逆方行においてはフィー ドバック光は再度アイソレーターに入り,出力ポラライザにより 45°でポラライ ズされる.次にローテータロッドを透過し,さらに 45°回転する. すなわちフォワ ードモード時と合わせて 90°回転された光が,入力ポラライザへ入るため,入力ポ ラライザで消光され,レーザシステムへの戻り光を防ぐことができる. 今回の実験ではレーザー光の中心波長が 660 nm 用の ISOWAVE 社製の I-67T-5M,また 850 nm を中心波長とする THORLABS 社製の IO-3-850-HP の２つ のアイソレーターを用いた. 3.2.3 エタロン 吸収分光測定において，得られた時系列データを周波数に変換する際に，周 波数の基準となるのがエタロンより得られた信号である.ここでいう周波数とい うのはレーザー光の周波数である.エタロンは 2 枚の平面鏡を平行に配置し共振 器を形成させたものである.今回の実験では光学ガラスを精度良く平行平面に研 磨し,その両面に反射膜をコートした EKSPLA 社製の融解石英製のソリッドエタ ロンを用いた.片方よりレーザー光を入射し,その波長がエタロンの共振器長の 整数倍になったとき,光が透過し,反対側のディテクターで受光されるようにな っている.波長掃引を行うと,フリンジ状の信号が観測され,その間隔 FSR(Free Spectral Range)は,共振器長に依存する.今回用いたエタロンは FSR が 1.15GHz の ものを用いた. 36 3.2.4 ディテクター 本実験では,レーザー光強度の測定のために,フォトディテクタ(PD)とアバラ ンシェフォトダイオード(APD)を用いた.フォトディテクタには THORLABS 社 製の DET36A を用いた.作動原理として,半導体のバンドギャプより大きいエネル ギーの光子が pn 接合部の空乏層で吸収されると,ここで電子・正孔対が生成され る.この電子と正孔は,空乏層の電位の傾きにより,電子は n 型基板へ,正孔は p 型 基板へ移動する.その結果,外部から電圧を印加しなくても,電力が発生する.この 光起電力効果を利用して光を検出するのがフォトダイオードである. アバランシェフォトダイオードは逆バイアスを印加することによりアヴァラ ンシェ・ブレークダウンと呼ばれる現象を発生させる.これは,自由電子が電界で 加速され衝突電離を引き起こす過程が,繰り返し発生することで,大電流が流れ る現象ある.これにより光電流が増倍される高速・高感度のフォトダイオードが アバランシェフォトダイオードである.アバランシェフォトダイオードは浜松ホ トニクス社製の S6045-03 を用いた.アバランシェフォトダイオードの感度を向上 させるためおよびノイズを軽減させるためペルチェを用いて冷却を行った.ペル チェには THORLABS 社製の TEC1.4-6 を用いた.本実験においては,逆バイアス電 圧を 240 V 以上印加した場合に信号が得られた. 3.2.5 分光器 ファイバー入力の小型分光器で Stellarnet 社製の EPP2000 を用いた.2048 素子 リニア CCD が内臓され,分光出力を USB2 経由にて PC にマルチチャンネル出力 した.収差補正凹面グレーティング,1024 アレイ InGaAs 素子の搭載など小型分光 器分野の先端製品を搭載している. 3.2.6 その他の光学機器 光学機器としてミラー,ビームスプリッタ,コリメータ,光ファイバ,バンドパス フィルタを用いた.これらの仕様を表 3-1 に示す. 表 3-1 その他の光学機器 Make Serial number Mirror THORLABS PF10-03-P01 Beam splitter Collimator & modulate lens THORLABS THORLABS THORLABS THORLABS BP133 C230TM-B M25L02 FB670-10,FB830-10 Optical fiber Band pass filter 37 3.2.7 参照セル アルゴン原子の吸収スペクトルがどの波長帯に存在するのかを参照プラズマ 源として,参照セルを用いた.プラズマの生成方法として RF プラズマを用いた.作 動周波数 10 MHz を用い,アンテナの巻数は 7 巻,全長は 16 mm であった.放電管は 内径 15 mm,長さ 200 mm のパイレックス管を用いた.RF スラスタと同様に可変コ ンデンサーを用いてインピーダンスマッチングを行った.放電管内を真空にする ためにロータリーポンプを用いた.参照セルの両端に窓を用い,レーザーを通過 させ光路長を長くとることにより吸収が容易に見られるようにした. 3.2.8 光学キャビティー 光学キャビティーを固定すると,共振条件を満たすレーザー光のみが光学キャ ビティーを透過する.この原理を光学キャビティーの概念図を用い説明する.Fig. 3-7 に光学キャビティーの概念図を載せる.これは A 点から入ってきたレーザー 光が B 点で反射され,さらに C 点でも反射されているという図である.ここでは簡 単のためにレーザー光が垂直に入射している場合を考える.鏡と鏡の間隔である 共振器長を t とすると入射光と反射光が強めあう条件は次のようになる. 2t p ( 3-6 ) となる.ここで p は整数(次数),λはレーザー光の波長である.要するに共振器長が レーザー光の波長の整数倍であればよい.レーザー光の波長を少しずつ変えてい った場合,次に共振を起こすのは次のような場合である. 2t p 1 ( 3-7 ) 上の二つの式を連立すると次の関係式が出てくる. 1 2t 2 const ( 3-8 ) なおここで,2t >>λの条件を用いた.一方,光の速度と光の波長,周波数の関係式は 次のとおりである. c f ( 3-9 ) ここで,c は光の速度,f は光の周波数である.レーザー光の波長がΔλ変化したと き,レーザー光の周波数がΔf 変化したとすると,式(3-9)は次のようになる. c (f f )( ) ( 3-10 ) 式( 3-9 )と式( 3-10 )を連立すると以下のような関係が得られる. f 2 c ( 3-11 ) 式( 3-8 )より式( 3-11 )の左辺は一定値を取ることがわかる.つまり, 光学キャビ 38 ティーは一定周波数ごとに共振を起こし,信号を出力することになる. その間隔 は FSR(Free Spectral Range)として定義されている. 本実験では 2 枚の高反射ミラー(OptiSource/反射率 0.9993,中心波長 660 nm,曲 率半径 1 m) を用い光学キャビティーを形成した.キャビティー長は 822 mm であ り,FSR は 183MHz である.本実験で用いた光学キャビティーの写真を Fig.3-8 に 示す. Fig.3-7 共振器の概念図 High reflective mirror 822 mm Fig.3-8 光学キャビティー概観 39 第4章 4.1 実験結果 RF スラスタの最適化 RF スラスタにおける作動パラメーターとして,アンテナ形状,高周波周波数,ス ラスタ形状,推進剤投入方法,磁場印加などが挙げられる.本研究では,アンテナ形 状,高周波周波数をターゲットとして依存性を調査した.測定方法としてシング ルパス LAS,推進剤にアルゴンを用いた.それぞれのパラメーターを変化させた ときにおけるアルゴン原子の並進温度を測定した.これは原子の並進温度を電力 の推進剤へのエンタルピー上昇に寄与したものとして評価した.アルゴンを用い た理由として,水と比較して安定的にプラズマの点火が可能であること.また水 を用いた場合,現在の推進剤流入システムでは推進剤タンクに少量しか貯蔵でき ないため,長時間の作動実験が難しいこと.アルゴン原子の準安定準位の計測は シングルパス LAS システムでも吸収計測が可能であることが挙げられる. 実験方法として,アンテナに高周波を投入しマッチングを合わせたのち,推進 剤を投入しプラズマを点火させる.プラズマの生成に伴いマッチングが変化する ので常に可変コンデンサーを用いてマッチング合わせる必要がある.この時点で はプラズマは容量性結合プラズマ(E モード)である.投入電力を上げていくこと によりプラズマは誘導性結合プラズマ(H モード)へとジャンプする.このとき,マ ッチングが大きく変わるとともに,プラズマの発光輝度が大きく増す.E モードと H モードのプラズマ発光を比較した写真を Fig.4-1 に示す.写真からわかるように E モードの場合,左側にある熱交換器であるカーボンと容量性結合してしまって おり,放電管全体でプラズマが生成されているが,H モードの場合は,アンテナ付 近のみでプラズマが生成されており輝度も増加していることがわかる. Flow Flow 40 Fig.4-1 RF プラズマ発光 (上：E モード,下：H モード) H モードにおけるアルゴンの発光分光スペクトルを Fig.4-2 に示す.この発光分 光スペクトルより,発光分光強度法を用いてアルゴンの電子温度依存性を求めた. 発光分光強度法に用いたアルゴン原子のスペクトルデータを表 4-1 に示す[23]. 放電管中心より 1 mm ずつ測定範囲を移動させることにより,プラズマ半径方向 の電子励起温度分布の変化を Fig.4-3 に示す.グラフより放電管中心付近での電子 励起温度が高いことが分かる.一般的には表皮深さの領域において,渦電流によ る加熱が行われる.そのためにプラズマの周辺部,放電管壁面付近において温度 が高くなる.しかしながら,今回の結果では放電管壁面付近において電子温度が 低くなっている.これは,放電管壁面において輻射熱損失が増加したためと考え られる.この結果より,レーザー吸収分光法を用いた計測の際には,プラズマの中 心をレーザー光が通るように設置した. 今回の実験に用いたアルゴン原子のスペクトルは準安定準位からの遷移であ る 826.45nm のラインを用いた.掃引周波数 0.5 Hz,変調幅 30 GHz で掃引した.実際 に得られたアルゴン原子の吸収プロファイルとエタロンの信号を Fig.4-4 に示す. また Fig.4-5 にスペクトルをガウス関数でフィティングしたグラフを示す.この吸 収プロファイルの半値全幅よりそれぞれの条件での並進温度を求めた. Emission intensity, arb. unit 0.4 0.3 0.2 0.1 0.0 600 700 800 Wavelength, nm Fig.4-2 アルゴンの発光スペクトル 41 900 表 4-1 波長[nm] Ar 原子ターゲットスペクトルの遷移データ 準位 A[1/s] Ei[eV] 555.9 1.4E+06 12.907 15.14 3s23p5(2P3/2)4p - 3s23p5(2P3/2)5d 5 560.7 2.2E+06 12.907 15.12 3s23p5(2P3/2)4p - 3s23p5(2P3/2)5d 3 641.6 1.2E+06 12.907 14.84 3s23p5(2P3/2)4p - 3s23p5(2P3/2)6s 5 675.3 1.9E+06 12.907 14.74 3s23p5(2P3/2)4p - 3s23p5(2P3/2)4d 5 696.5 6.4E+06 11.548 13.33 3s23p5(2P3/2)4s - 3s23p5(2P1/2)4p 3 706.7 727.3 3.8E+06 1.8E+06 11.548 11.624 Ej [eV] 13.30 g 2 5 2 2 5 2 5 2 5 2 2 5 2 3 2 5 2 2 5 2 3s 3p ( P3/2)4s - 3s 3p ( P1/2)4p 13.33 3s 3p ( P3/2)4s - 3s 3p ( P1/2)4p 738.4 8.5E+06 11.624 13.30 3s 3p ( P3/2)4s - 3s 3p ( P1/2)4p 5 763.5 2.5E+07 11.548 13.17 3s23p5(2P3/2)4s - 3s23p5(2P3/2)4p 5 794.8 1.9E+07 11.723 13.28 3s23p5(2P1/2)4s - 3s23p5(2P1/2)4p 3 826.5 1.5E+07 11.828 13.33 3s23p5(2P1/2)4s - 3s23p5(2P1/2)4p 3 840.8 2.2E+07 11.828 13.30 3s23p5(2P1/2)4s - 3s23p5(2P1/2)4p 5 842.5 2.2E+07 11.624 13.09 3s23p5(2P3/2)4s - 3s23p5(2P3/2)4p 5 852.1 866.8 1.4E+07 2.4E+06 11.828 11.723 2 13.28 5 2 2 5 2 3s 3p ( P1/2)4s - 3s 3p ( P1/2)4p 2 13.15 5 2 2 5 2 3s 3p ( P1/2)4s - 3s 3p ( P3/2)4p 5000 Electron temperature, K 4800 4600 4400 4200 4000 3800 -5 0 5 10 Distance from center axis, mm 42 15 20 3 3 放電管中心からの電子温度依存性 Fig.4-3 1.5 PD signal, V Absorption signal Etalon 1.0 0.5 0.0 0 5 10 15 20 25 Relative frequency, GHz Fig.4-4 LAS を用いたアルゴン原子の吸収曲線 2.0 Experimental data Gauss fit Absprbance 1.5 1.0 0.5 0.0 -5 0 5 Relative frequency, GHz 43 Fig.4-5 吸収プロファイルとガウスフィッティング曲線 44 4.1.1 放電モード依存性 放電が E モードのときと H モードによるときの並進温度を比較するために, 計測を行った.投入電力を増加してしまうと H モードへと変化してしまうため, 流量を変化させて依存性を比較した.作動周波数は 10 MHz, 投入電力は 30 W,の 条件下において計測を行った.得られた結果を Fig.4-6 に示す.全ての流量におい て H モードの場合が並進温度は高い.また,E モード,H モードそれぞれに 3 mg/s, 4.5 mg/s において並進温度がピーク値を示しており,最適な流量があると考えら れる.一般的に,密度が低い領域において E モードの方がカップリングは良く,あ る一定の密度を超えると H モードの方が効率は良くなる.おそらく今回の実験条 件においては 3~4.5 mg/s の領域において密度ジャンプが起こっているものと考 えられる.以下に示す実験において,プラズマ状態を H モードへ移行させたのち, マッチングを合わせプラズマ状態が安定してから計測を行った. translational temperature, K 740 E-mode H-mode 720 700 680 660 1 2 3 4 5 Mass flow, mg/s 6 Fig.4-6 放電モード依存性 45 7 8 4.1.2 高周波周波数数依存性 RF プラズマの表皮深さは周波数の平方根の逆数に比例するので,周波数が大 きいほど表皮深さは小さくなり,電流は表面付近で流れやすくなる.このことは, 中心部のドーナツ形状の穴が周波数とともに大きくなることを示している.この ように周波数は RF スラスタの性能を決める上での重要なパラメーターとなる. そこでまず,RF スラスタに投入する高周波の周波数依存性を調査した.用いた高 周波増幅器の性能の制限により,3 MHz までの高周波を用いることが可能である. 今回は,アンテナによる性能の違いがないように同じアンテナを用い,放電管径 は 30 mm のものを用いて計測を行った.変化させた 3 つの周波数 2,2.5,3 MHZ に おける依存性を Fig.4-7 に示す.グラフより,測定精度の問題もあるが,この領域に おいて周波数依存性は見られない.もう少し大きな範囲での周波数で調査してみ れば依存性が見られるかもしれない.以下の実験において作動周波数は 3 MHz に 固定して実験を行った. Translational temperature, K 2500 2MHz 2.5MHz 3MHz 2000 1500 1000 500 100 150 200 Incident power, W Fig.4-7 高周波周波数依存性 46 250 4.1.3 アンテナ依存性 RF スラスタにおける重要なパラメーターの一つとして,高周波を投入するア ンテナ形状が挙げられる.アンテナ長さ,巻き数,コイルのインダクタンス,3 つを 変化させることによりアンテナパラメーターを決定した.ただし,コイルのイン ダクタンスは以下の式によって決定する. 2 La D2N 2K 10 3 [ H ] l (3-1) 表 4−1 に今回用いたアンテナパラメーターを示す. 表 4-1 アンテナパラメーター A B C D E F G Diameter of loop[mm] 32 32 32 32 20 20 20 Turn number 11 41 2.5 1 13 41 3.5 1 14 41 4.0 1 16 41 4.9 1 24 33 5.2 1 24 45 4.3 1 24 52 3.5 1 Length [mm] Inductance [ H] Diameter of coil [mm] まず,始めに放電管径,長さを固定し,巻き数を変化させたときのアンテナ依存 性の結果を Fig.4-8 に示す.グラフより,投入電力増加とともに並進温度が上昇し いていくことが分かる.また巻き数が少ない方が並進温度は高い傾向が見られた. しかしこの領域においては計測誤差の範囲内ともいえ,顕著な巻き数依存性は見 られなかった. 次に放電管径,巻き数を固定し,長さを変化させたときのアンテナ依存性の結 果を Fig.4-9 に示す.巻き数依存性と同様に投入電力増加とともに並進温度が上昇 しいていくことが分かる.また長さが長い方が並進温度は高い傾向が見られるが, 測定誤差の範囲内であるともいえる.パラメーターの測定範囲を広げるとマッチ ングボックスの範囲外となってしまうため,アンテナ依存性を計測するためには, マッチングにおけるコンデンサー容量を広い範囲で得られる工夫が今後必要と なる. 47 Translational temperature,K 2000 11 13 14 16 1500 1000 500 50 100 150 200 250 Incident power,W Translational temperature, K Fig.4-8 1000 巻き数依存性 3.3cm 4.5cm 5.2cm 800 600 50 100 150 200 Incident power, W Fig.4-9 長さ依存性 48 250 300 4.1.4 放電管径依存性 放電管径の違いによる RF プラズマの並進温度の依存性を調査した.用いた放 電管の外径はそれぞれ 30 mm, 18 mm のものである.アンテナのインダクタンス は同じ 3.5 H のものを用いた.得られた結果を Fig.4-10 に示す.放電管径の違いに 関わらず,投入電力の増加とともに並進温度も増加していく.また,放電管径が大 きい 30 mm において並進温度が高いことがわかる.これは,放電管径が増加した ことにより,カップリングが改善されたためと考えられる.作動周波数 3 MHz に おける表皮深さは 9.2 mm 程度であり,一般的にカップリングの最適な条件はプ ラズマ半径が表皮深さの 1.5 倍のときであるといわれている.つまり,この条件下 での最適なプラズマ半径は 1.4 mm である.カップリング効率は表皮深さに対す るプラズマ半径の比で表される関数であり,このカップリング効率はプラズマ半 径と誘導コイル半径の比に依存する.この値が 1.0 にできるだけ近いことが望ま しく,カップリング効率を改善するための方法の一つとしてプラズマを大きくす ることが挙げられる. Translational temperature, K 1800 18 mm 30 mm 1600 1400 1200 1000 50 100 150 200 Incident power, W Fig.4-10 放電管径依存性 49 250 4.1.5 アンテナ径依存性 アンテナ径を変化させたときの RF プラズマの並進温度の依存性を調査した. アンテナ径は 1 mm, 1,5 mm のものを用いた.アンテナのインダクタンスは同じ 3.5 H のものを用いた.しかしながら,1 mm のアンテナはポリイミドオーバーコ ートセラミックニッケルメッキされたものを用い,1,5 mm のものはむきだしの生 の銅線を用いて計測を行った.得られた結果を Fig.4-11 に示す.アンテナ径の細い 1 mm が並進温度は高い.これはアンテナ径が増加したために,コイル径とプラズ マ半径とのカップリング効率が悪くなってしまったためと考えられる.実際に放 電管径 18 mm でアンテナ径が 30 mm のものを用いて実験した際,プラズマは生成 されなかった. 30 mm の放電管を用い、投入電力 200W の場合に算出されるエンタルピー上 昇は 0.6 MJ/Kg、エンタルピー変換効率は 0.2 %と大変低い値となってしまった。 これは、投入電力が推進剤の温度上昇にほとんど寄与していないということで ある。アルゴンの電子励起温度は Fig.4-3 より 4500 K 程度と見積もられるため、 電子から重粒子へのエネルギー伝達の仮定で熱損失が起きていると考えられる。 Translational temperature,K 2000 1 mm 1.5 mm 1500 1000 50 100 150 200 Incident power,W Fig.4-11 アンテナ径依存性 50 250 4.2 水素のエンタルピー計測 4.2.1 アルゴン水素を用いたエンタルピー計測 推進剤に水を用いた場合における並進温度測定のターゲットである水素原子 のスペクトルを計測するために,まずアルゴン水素（アルゴン: 95 %, 水素: 5 %） を用いてアルゴンを用いたときの LAS のシステムをそのまま用いた.アルゴン水 素を用いた理由は,アルゴンと同様の推進剤流入機構を用いることができ,また プラズマが安定した状態で生成できるためである.しかし,LAS を用いてアルゴ ン水素での計測では測定波長付近において吸収が見られなかった.そこで,LAS よりも高感度な吸収分光法である ICOS を測定方法に用いた.推進剤に水を用い た場合におけるターゲット波長は 656.27 nm の H-α のラインを用いた.このライ ンは１つのスペクトルである様に見えるが,実際には縮退しているスペクトルが ゼーマン分裂しているために７つのスペクトルが近接している.それぞれのスペ クトルにおける遷移データを表 4-2 に示す. 表 4-2 水素原子ターゲットスペクトルの遷移データ 波長 [nm] A 係数 [s-1] 656.27096 656.27247 656.27517 656.27714 656.28516 656.28672 656.29093 5.388e+07 2.245e+07 2.104e+06 2.245e+07 6.465e+07 1.078e+07 4.209e+06 Ei[eV] Ej [eV] 10.1988057 12.0875065 10.1988101 12.0875066 10.1988057 12.0874944 10.1988101 12.0874931 10.1988511 12.0875110 10.1988511 12.0875065 10.1988511 12.0874944 51 統計重率 gi gk 2-4 2-4 2-2 2-2 4-6 4-4 4-2 遷移準位 2p - 3d 2s - 3p 2p - 3s 2s - 3p 2p - 3d 2p - 3d 2p - 3s Fig.4-12 に投入電力 100 W のときに得られた吸収プロファイルとガウスフィ ットを示す.プラズマは H モードではなく E モードのときに測定を行った. ガウス関数におけるプロファイルのフィッティングには 7 つのピークを設定し て行った.外部磁場におけるゼーマン効果は本実験条件下においては,微小であ ると考え考慮しなかった.グラフより LAS で得られなかった吸収信号が ICOS で ははっきりと見られていることがわかる.ピークにおける吸収係数は 100 ppm 程 度である.ここで,ppm (Parts-per-million )は 100 万分の 1 を表す単位である.つまり, 吸収係数が 0.01 %程度のオーダーでプロファイルが得られたということを示 す.LAS における観測精度の限界が一般的に 1 %程度であるため,今回の実験条件 で LAS では吸収プロファイルが得られなかったと考えられる. 次に Fig.4-13 に投入電力 250 W,プラズマが H モードのときにおける,ICOS の 吸収プロファイルを示す.E モードのときと比較して吸収プロファイルにおける ノイズが小さくなっていることが分かる.これは H モードになったことで吸収係 数が格段に向上し SN 比が改善されたためと考えられる.実際にプロファイルよ り求められる数密度は E モードの場合,4.75×1011 m-3 であり,H モードにおける数 密度は 4.97×1012 m-3 と一桁数密度が違うことがわかる.このとき,プラズマ有効光 路長を 0.068 m,高反射ミラーの有効反射率を 0.9993 として算出した. 次に Fig.4-12 の場合と比較して,フィッティングがうまくいっていない.この理 由としては,吸収波長帯の相対周波数-20 GHz 付近において,レーザーがモードホ ップしてしまったために吸収プロファイルが緩やかな曲線ではなくなってしま ったためと考えられる.また LAS と比較してフィッティング誤差が大きい理由と して,フォトディテクタと比べアバランシェフォトダイオード(APD)の検出感度 はその増倍率により 100-1000 倍の感度であるために,フォトディテクタでは検出 していなかった室内灯の明かりなども検出してしまっていたことが挙げられ る.SN 比向上のために,安定したレーザー素子の選定,暗室での実験が望ましいと 考えられる. 52 120 Experimental data Gauss fit Absorption, ppm 100 80 60 40 20 0 -20 -10 0 Relative frequency to 10 20 30 (656.29093 nm), GHz Fig.4-12 アルゴン水素の吸収プロファイルとガウスフィット(E-モード) 2000 Experimental data Gauss fit Absorption, ppm 1500 1000 500 0 -40 -20 0 20 40 Relative frequency, GHz Fig.4-13 アルゴン水素の吸収プロファイルとガウスフィット(H-モード) 53 4.2.2 水の吸収プロファイル 推進剤に水を用いた場合に得られた水プラズマの発光スペクトルを Fig.4-14 に示す.投入電力 200 W,流量 1.5 mg/s の H モードプラズマより得られたおける吸 収信号とエタロン信号を Fig.4-15 に示す.Fig.4-16 にガウス関数でフィッティン グした吸収プロファイルを示す. プロファイルより半値幅は 8.7 GHz であり,水素の並進温度は 710 K と算出さ れた.この温度では水は解離しておらず、モル分率比から 99%が H2O である。よ って比エンタルピー上昇は、水素原子と水分子の温度は等しいという熱平衡を 仮定して算出した。これより得られるエンタルピー上昇は 0.81 MJ/kg と見積も られ,エンタルピー変換効率は 0.61 %と算出された.このエンタルピーを算出す る際に、http://rocketworkbench.sourceforge.net/equil.phtml を利用した。この結果よ り,投入電力が推進剤のエンタルピー上昇にはほとんど寄与しておらず,電子か ら重粒子へのエネルギー伝達が効率よく行われていないことがわかった.改善策 として,放電管内における電子と重粒子との衝突回数を増加させる必要がある. そのために,スラスタ内部にシースガスを入れることで,熱損失を軽減させると 同時に,放電管内を乱流にすることで衝突係数を増加させる方法などが考えられ る. 2000 Emission intensity 1500 1000 500 0 400 600 800 Wave length, nm Fig.4-14 水プラズマによる発光スペクトル 54 3 0.5 2 0.0 1 -0.5 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 0 1.0 Relative time, s Fig.4-15 レーザー強度とエタロン信号 1500 Absorption, ppm Experimentl data Gauss fit 1000 500 0 -20 0 20 Relative frequency to 0 40 60 (656.29093 nm), GHz Fig.4-16 水素原子の吸収プロファイルとガウスフィット 55 Etalon signal, V Transmitted laser intensity, V 1.0 第5章 結論 エネルギー収支における熱損失の解明のため,レーザー計測システムを用いた RF スラスタのエンタルピー計測を目的として研究を行った.以下に本研究にお いて得られた結論を示す. ・ レーザー吸収分光法を用いた光学システムを構築し,アルゴン原子の並進温 度を測定しエンタルピーを算出した. ・ 放電モードを E モードと H モードで比較したとき,H モードの方が並進温度 は高く,それぞれのモードで流量における最適値があることがわかった. ・ アンテナ形状を変化させたときの並進温度を測定し,性能パラメーターとし て評価した.高周波周波数依存性,巻き数依存性,長さ依存性は本実験条件下に おいては顕著には見られなかった. ・ 放電管径を 18 mm,30 mm の場合において比較したとき,30 mm の放電管が並 進温度は高く,アンテナ径が 1 mm,1.5 mm のものを用いて計測を行った場合,1 mm のアンテナが並進温度は高かった.これはカップリング効率が変化したた めである. ・ 水を推進剤に用いた場合において,LAS では測定できなかった.そこで高感度 な吸収分光法である Integrated cavity output spectroscopy(ICOS)によるシステ ムを構築し、水素原子の吸収プロファイルが得ることに成功した. ・ 投入電力 200 W,流量 1.5 mg/s のとき,比エンタルピー上昇は 6.3 MJ/kg であり, エンタルピー変換効率は 4.7 %であった. ・ 熱損失として,電子から重粒子へのエネルギー伝達の効率が悪いことが判明 した.熱損失改善のために,放電管内における電子と重粒子との衝突回数を増 加させる必要がある.そのために,スラスタ内部にシースガスを入れることで, 熱損失を軽減させると同時に,放電管内を乱流にすることで衝突係数を増加 させる方法などが挙られる. 56 参考文献 [1] Kato, M., Takayama, S., Nakamura, U., Yoshihara, K. and Hashimoto, H.: Road Map of Small Satellite in JAXA, 56th International Astronautics Congress, 2005, pp.IAC-05.B5.6.B.01. 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