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4

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3

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2

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r (cm)

- 5 。

r (cm)

r (cm)

5 10 15 20

without Lens

5 10 15 20

5 10 15 20

図3-13 ω/ωceを変化させた時のイオン飽和電流の径方向分布の変化

6

1 x 10・4 Torr 5

4

〈 E

3

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6

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5

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r (cm)

図3-14 アルゴンガス圧力を変化させた時のイオン飽和電流の径方向分布の変化 入射マイクロ波パワー3kW、 ω/ωce ^rv

^0.6

54

3.6.2

イオン飽和電流の軸方向分布の外部パラメータ依存性

次に、 軸方向に挿入したLangmuirプロープを用いてイオン飽和電流の軸方向分布を測定 した。図3-15は図3・11 と同じ実験条件での、 中心軸上でのイオン飽和電流の分布である。こ の図から、プラズマはマイクロ波入射口直後では、 電子密度は低く下流に行くにしたがって電 子密度が上がり一定となっていることがわかる。これは励起されたECWが伝播する途中でプ ラズマを生成していくからであると考えられる。前節で述べたように、 マイクロ波凹レンズを 使用するとイオン飽和電流値が増加するが、 この傾向はz軸方向のイオン飽和電流分布にもあ てはまり、 軸方向全体にわたって1.5^rv 1.6倍に増加している。

図3-16 は、 イオン飽和電流の軸方向分布の入射マイクロ波パワーに対する変化である。マ イクロ波凹レンズによるイオン飽和電流値の増加率は、 入射マイクロ波パワーにはほとんど依 存せず、 全領域にわたってほぼ1.5^rv 2.0倍となっている。

図3-17は、 イオン飽和電流の軸方向分布の磁場の強さを変えた場合の変化である。ω/ωce の値は径方向分布を測定している場所(z⁼ 60cm)での値である。磁場が弱くなると、 イオン 飽和電流の増加領域が狭くなり軸方向に一様な領域が拡がってくる。これはECWの伝播領域 が狭くなるためであると考えられる。またその一様な領域の中に、 周囲よりもイオン飽和電流 値が大きい部分が現れてくる。この山の位置ではω/ωce ^rv 0.9となっており、 電子の熱運動に よるDoppler効果のため電子サイクロトロン共鳴による加熱、 電離が起こりイオン飽和電流値 が大きくなっていると考えられる23)。また、 マイクロ波凹レンズによるイオン飽和電流値の増 加率は、 磁場の強さによらずほぽ一定である。

図3-18は、 イオン飽和電流の軸方向分布測定でアルゴンガスの圧力を変化させた場合の測 定結果である。径方向分布の測定の場合に述べたように、 アルゴンガスの圧力が1

x

10-4Torr 以下の低圧力の場合には、 マイクロ波凹レンズによるイオン飽和電流の増加はあまり見られな い。しかし、 さらに圧力を上げるとイオン飽和電流は増加する。また、1

x

10-3Torr以上の高

圧になるとイオン飽和電流の軸方向分布は、 マイクロ波入射口から急に増加して40crn付近で 最大となり、 下流に向かつて緩やかに減少する分布となる。

以上のイオン飽和電流の中心軸上での分布の測定結果をまとめると、 アルゴンガス圧力が 1

_x

10-3Torr以下ではマイクロ波入射口から40cm付近までに増加して一定となるが、 さら に圧力を上げると下流域では減少する。 また、 磁場が弱くなるとイオン飽和電流が増加する 領域は狭くなる。 マイクロ波凹レンズによるイオン飽和電流値の増加は、 アルゴンガス圧力が 1

_x

10-4Torr以下の低圧力では見られないが、1

_x

10-4Torr以上では入射マイクロ波パワー、

磁場の強さによらずレンズが無い場合の1.5rv 2.0倍になる。

56

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6

5

4

3

with Lens

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図3-15

20 40 60 80

z (cm)

中心軸上のイオン飽和電流の分布

入射マイクロ波パワー3kW、 アルゴンガス圧力1

^x

10-3Torr

61 6

1kW 3kW

5 5

4 4

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2

with Lens

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20 40 60

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80 。 20 40 60 80

z (cm) ^z (cm)

6 日

5

4

〈 E

with Lens 3

... 同

ドキュメント内 杉本, 尚哉 (ページ 62-67)