目次
第1章

序論 ...............................................................................................................3

1.1 背景 ....................................................................................................................3
1.2 先行研究...........................................................................................................4
1.2.1 レーザー核融合ロケット（LFR） ..............................................................5
1.2.2

磁気リコネクション ....................................................................................7

1.3

目的 ..................................................................................................................9第2章

実験装置 ...................................................................................................... 112.1

磁場生成用回路 ............................................................................................. 11

2.2

使用したスイッチ ......................................................................................... 11

2.2.1 Laser Triggered Spark Gap (LTSG)スイッチ ................................................. 122.2.2 サイリスタ .................................................................................................... 13
2.2.3 各スイッチの比較 ........................................................................................ 13
2.3 電流計測...........................................................................................................15
2.3.1 ロゴスキーコイル ........................................................................................ 15
2.3.2 ロゴスキーコイル校正................................................................................. 172.4 磁場計測.........................................................................................................18
2.4.1 磁気プローブ ................................................................................................ 18
2.4.2 磁気プローブ校正 ........................................................................................ 19第3章

磁場設計 ......................................................................................................20

3.1

必要となる磁場 ............................................................................................. 20

3.2

マルチコイルシステム.................................................................................. 20

3.2.1 磁場配位........................................................................................................20
3.2.1 電流値設計 .................................................................................................... 21
3.2.2 コイルホルダー製作 ..................................................................................... 24
3.2.3 磁場計測........................................................................................................26
3.3

反平行磁場システム ..................................................................................... 28

3.3.1 求められる磁場 ............................................................................................ 28
3.3.2 予備実験........................................................................................................30
第 4 章 様々な磁場配位を用いたレーザー実験...................................................... 32
4.1 マルチコイルシステムを用いた推力ベクトル制御実験 .............................. 32
4.1.1 実験体系........................................................................................................321

4.1.2 実験結果，考察 ............................................................................................ 34
4.1.2.1 磁気プローブ計測 ..................................................................................... 34
4.1.2.2 自発光計測結果 ......................................................................................... 35
4.2 反平行磁場を用いた磁気リコネクション実験 ............................................. 38
4.2.1 実験体系........................................................................................................38
4.2.2 実験結果，考察 ............................................................................................ 40
第 5 章 結論 ............................................................................................................... 44
参考文献 ..................................................................................................................... 45
謝辞 ............................................................................................................................. 48

2

第1章

序論

1.1 背景米国，日本，欧州，中国など先進国と呼ばれる国で，人類の未来に向けた技術開発が行われており，特にレーザー技術の発展はここ 50 年ほどで飛躍的に進歩してきた．米国では人類史上初のメガジュール(MJ)出力レーザーである National
Ignition Facility (NIF)が実用されている[1]．他にもフランスでは Laser Mega Joule(LMJ)が完成に近づいており，中国もメガジュールレーザー建設に向け神光 III(SGIII)の実験も行われている[2]．1980 年代，核融合研究をも可能とする 10 キロ
ジュール級の激光 XII 号や NOVA レーザーが日本と米国で建設されて以来，世界中で一貫して大型レーザー技術開発が追求されてきた[3, 4]．また近年では，数キロジュールの出力とピコ秒のパルス幅を持つ高強度レーザーLaser for Fusion
Experiment (LFEX)も日本で開発され，高温，高密度の極限状態での研究はこれからますます進歩していくことが予想される．大型レーザーは慣性核融合研究だけでなく多くの科学分野に跨って研究，開発に用いられており，人類の未来に向けたレーザー技術の開発とその応用研究が世界各国で行われている[5]．
我々の研究グループでは核融合プラズマの応用研究として，大型レーザーを用いて大推力，高比推力を達成できるレーザー核融合ロケット(LFR)の実現に向け，その推進器として考えられている磁気スラストチャンバーの原理実証研究を行っている[6, 7]．近年世界各国で有人宇宙開発の気運が高まっており NASA のロード
マップにも 2030 年までに火星での有人宇宙探査を行うという計画が発表されている[8]．従来の化学推進ロケットでは数千 kN の大きな推力を得ることはできるが比推力が数百秒と小さく遠方への探査は難しい．また電気推進では比推力は数千秒と高いが，推力が数 mN にも満たないため，有人での宇宙探査は困難である．
このように既存の推進システムでは長期間ミッションになり，宇宙線被爆や狭小空間での長期間の滞在による宇宙飛行士への身体的，精神的負担が大きいという問題がある．LFR は火星へ 10 日間の滞在を含めて 145 日で往復可能な推進システ
ムでありこの問題を解決することのできる推進システムの候補のひとつとして期待されている[9]．この推進システムは等方膨張する核融合プラズマの運動を磁場によって制御し推力を得る．従来の化学推進器とは異なり，非接触で推力を得ることが可能なため長寿命である．また宇宙船内にあるシステムで推力を生み出すことができるため，太陽光の届かないような深宇宙での活動，探査も可能であ3

る．慣性核融合が実用化した際，直ちに実証実験を行うことが宇宙開発の発展において望ましい．核融合プラズマを用いた将来の高エネルギー実験に向けてエネ
ルギーに対するスケーリングを求めるため，異なるエネルギー条件での実験と，実験を再現するシミュレーションコードの開発を行っている．
また，天文学分野において，大型のレーザーを用いて高温・高密度のプラズマを実験室で生成し，天体や地球・惑星の高エネルギー密度状態を模擬する実験が行われている[10 - 12]．このような研究では，その星のもつ磁場とプラズマとの相互作用による現象を解明することが重要であるが，その現象は複雑である．天体の高エネルギー密度状態が生み出す現象の一つに磁気リコネクションがある．
1991 年に打ち上げられた太陽観測衛星「ようこう」の X 線画像観測によって太陽フレアの爆発的なエネルギー開放が磁気リコネクションによるものだとほぼ決定付けられた[13]．磁気リコネクションが生じると磁気エネルギーが運動・熱エネ
ルギーに変換されるためプラズマの加熱・加速を短い時間でもたらすことのできる基礎過程として注目される．この現象を解明するために実験室内で磁気リコネ
クションを再現することで，グローバルなプラズマ構造を同時に計測できる[11,12]．
本論分の構成は以下の通りである．一章では背景，先行研究，目的を述べ，二章では実験装置について述べる．三章では本実験で用いた磁場の生成システムを述べ，四章では LFR の実験結果･考察及び磁気リコネクションの実験結果・考察について述べる．五章では本研究の結論を述べる．

1.2

先行研究

磁気スラストチャンバーの原理実証研究ではこれまでに，永久磁石を用いてターゲット位置で 0.2 T の外部磁場を印加し実験を行った[6]．また，コイルを用いてターゲット位置で 0.12 - 1.1 T まで磁場を変化させ原理実証実験を行ってきた[7]．
宇宙空間で生じるような複雑な物理現象やプラズマの排出方向の制御を実験室内で再現するためには，高出力レーザーで高温・高密度のプラズマを生成するだ
けでなく，実験に適した磁場を印加する必要がある．これまでにレーザー生成プ
ラズマに起因する磁場や永久磁石を用いて磁場を印加し磁気リコネクションの研究が行われた[11, 12]．

4

1.2.1

レーザー核融合ロケット（LFR）

まず初めにレーザー核融合ロケットの推進システムである磁気スラストチャン
バーの原理について述べる．磁気スラストチャンバーの推力発生メカニズムの原理図を Fig. 1.1 に示す．

(a)

(b)

(c)

Fig. 1.1 磁気スラストチャンバーの原理図(a) 発散磁場中で慣性核融合を起こすと，(b) 膨張するプラズマ中では，反磁性により外部磁場は打ち消され，プラズマ周辺での磁場が増幅される．(c) 外部磁場と反磁性電流によるローレンツ力からプラズマは右方向に加速され，推進器は左に推力を得る．
磁気スラストチャンバーを用いた推進器として，米国 Lawrence Livermore 国立研究所の Orth らのグループが Fig. 1.2 に示す概念設計例 Vehicle for Interplanetary
Transport Applications (VISTA)を提案した[9]．
これまでに我々の研究グループでは永久磁石によって磁場を印加し，スラスト
スタンドによる推力測定や磁気プローブを用いたプラズマ中心付近の反磁性キャ
ビティの測定を行った[14]．また，コイルを用いて印加する磁場強度を変化させプラズマの自発光計測により，様々な磁場強度下やレーザーエネルギーでのプラ
ズマの振る舞いの観察やチャージコレクタを用いたイオン挙動の解析を行ってきた[6, 7, 15, 16]．また，数値計算では 3 次元ハイブリッドコードを用いて推進効率を算出した．
また，数値計算を用いて様々な条件下での推力ベクトルの制御が試みられてきた．プラズマの生成位置を変える方法，コイルを二つ用いてターゲットに近いリ
アコイルを傾ける方法，整形ターゲットを用いた方法，独立したコイルをつなぎ合わせ電流の有無で磁場の構造を変える方法が挙げられる[17 - 19]．これらの体系
を Fig. 1.3 – 1.6 に示す．整形ターゲットやマルチコイルシステムによる推力ベク
5トル制御は実機での運用を検討した際，機械的駆動部をなくすことで磁気スラス
トチャンバーの強みである長寿命を妨げることなく，推力ベクトルの変更ができるという利点がある．

Fig. 1.2 VISTA 概念図

Fig. 1.3 プラズマの生成位置を変えることによる推力ベクトル制御

Fig. 1.4 リアコイルを傾けて行う推力ベクトル制御

6

Fig. 1.5 整形ターゲットを用いた推力ベクトル制御

Fig. 1.6 独立した複数のコイルによる推力ベクトル制御

1.2.2

磁気リコネクション

古典的ジュール散逸で太陽フレアの時間スケールを計算するとフレアサイズ（1万 km）で 100 万度のコロナ中の場合，(

t D =  0 L2 /   10 14 T / 10 6 K) (L / 10 m )  300万年
3/ 2

7

2

(1-1)

となり，実際のフレアの時間スケール（数分 – 数時間）に比べはるかに長い．そのため単純なジュール散逸ではフレアは全く説明できず，ここで初めて磁気リコ
ネクションの理論が始まった[20, 21]．磁気リコネクションとは反平行磁場が Fig.
1.7 に示すように繋ぎ変わる現象である．プラズマによって押し込まれた磁場は X
点で繋ぎ変わる．繋ぎ変わった磁場は強い張力を持っているため X 点から離れていく．プラズマは磁場に凍りつく性質を持っているため，X 点から離れていく磁場に伴って加速され，初期の速度ベクトルとは異なる方向へアルヴェン速度で排出される．プラズマが排出されることで X 点でのプラズマの圧力が小さくなり，
外側のプラズマは X 点へ流れ込む．このようなループが形成され，磁気エネルギーがプラズマのエネルギーへと変換される．
7

Fig. 1.7 磁気リコネクションの模式図
散逸時間を短くするためには抵抗だけでは不十分であることに注目し，Sweetと Paker によってプラズマの流れが導入された．これを Sweet Parker モデルと呼ぶ．このモデルによると Fig. 1.8 に示すように，磁力線は速度 Vi のプラズマ流（インフローと呼ばれる）によって磁気中性面まで運ばれ，そこで逆向きの磁場と遭遇しジュール散逸によって消える．このときに磁気エネルギーが熱エネルギ
ーに変換され，プラズマ圧力の増大をもたらす．増大したプラズマ圧力により磁気中性面に沿ってプラズマがアルヴェン速度 VA まで加速される．これがリコネ
クションジェットもしくはアウトフローと呼ばれ，コロナ中では約 1000 km/s 程になる．インフローの速度はVi  V A(1-2)

Sで表され（ここで S はルンドキスト数），エネルギー変換の時間スケールはt sp  L

Vi= tA S(1-3)となり，実際のコロナへ適用すると S ~ 1013 なので tSP = 107 sec ~ 数ヶ月となる．
単純なジュール散逸の時間スケールよりははるかに短いが，フレアの時間スケー
ルとしてはまだ長すぎる．
そこで新たに Fig.1.9 に示す Petschek モデルが登場した．このモデルでは電磁流体波を考慮し，磁気エネルギーをローレンツ力によって直接プラズマの運動に変換する．このモデルでは Fig 1.3 に黒の太線で示すように磁気流体衝撃波が考慮されることでリコネクション領域を小さくでき，結果的にインフローの速度が速くなる．このモデルによる近似解は以下の式で表される．

t Petschek tL= A
Vi M A(1-3)

ここで MA はインフローのアルヴェンマッハ数 M A = Vi / V A である．この結果は実際に観測された太陽フレアの時間スケールとも良い一致を示す．
8

Petschek モデルからもわかるように，磁気リコネクションが生じるか否かは，
インフローのアルフベンマッハ数で議論される．これまでに実験室内でレーザー生成プラズマ周辺に誘起された磁場がプラズマにより磁気リコネクションが生じた際の発光の分布やプロトンバックライト計測を用いて磁場の変化が観測されている[11, 22]．しかし，レーザー生成プラズマとコイルを用いて生成する反平行の磁場を利用した磁気リコネクション実験は少ない[23]．そこで本研究ではコイルを用いて 1 T 程度の反平行磁場を生成し，大型レーザーを用いて生成したプラズ
マによる磁気リコネクションの発生実験を試みた．

Fig. 1.8 Sweet – Parker モデル

Fig. 1.9 Petschek モデル

1.3

目的

本研究の目的は大型レーザーを用いたレーザー生成プラズマを制御するための磁場を設計，製作し，問題なく動作することを確認することである．また，製作した磁場を用いて実験を行い，その実験で生じる物理現象を観測することも本研究の目的である．具体的には，独立した 4 つのコイルを用いて磁場の構造を変え，推力ベクトルの制御を試みるための電流駆動系，コイル形状の設計，製作を行い，実験において求められる磁場構造が形成されていることを確認するとともに，その物理現象を観測すること，また，磁気リコネクション実験を行うために必要な数十 km/s 以上のアルヴェン速度となる磁場を反平行に生成できるコイルシ9ステムの設計，製作を行い，実験において求められる磁場構造が形成されていることを確認するとともに，その物理現象を観測することが本研究の目的である．

10

第2章
2.1

実験装置

磁場生成用回路

本研究では，様々な磁場配位でプラズマの制御を行うことが目的である．磁気スラストチャンバーの推力ベクトル制御実験では 4 つのコイルを，磁気リコネク
ション実験では 2 つのコイルを同時に駆動する必要がある．本実験では Fig. 2.1 に示す，耐電圧 800 V，静電容量 3 mF の AVX 社製のコンデンサ(FFLI6B3007K)を 4つ用いて実験を行った．これまでの磁気スラストチャンバーの原理実証実験において初期磁場を生成するために，96 回巻きのコイルに，本実験で使用したコンデンサと同じものを 3 つ並列で接続し，最大約 1000 A の電流を流していた．このときコイル中心から中心軸方向へ 18 mm の地点で最大約 1 T の磁場を生成することができる．本実験では，厚さ 0.4 mm，幅 5 mm の平角銅線を採用した．本研究で行う推力ベクトル制御の実験は，四つのコイルを駆動する必要がある．そのため
磁場生成装置であるコイルも以前に比べ全体的に大きな構造となる．そこで，これまで用いていた銅線よりも断面積を大きくし，巻き数を減らして回路全体の抵抗を小さくすることで電流量を増やし，コイルをできる限り小さくし，磁場強度を維持する狙いがある．

Fig. 2.1 実験に使用したコンデンサ(FFLI6B3007K)

2.2使用したスイッチ

本実験では流れる電流量と，駆動するコイルの数に合わせてコンデンサからの放電に二種類のスイッチを用いた．

11

2.2.1 Laser Triggered Spark Gap (LTSG)スイッチ
一つ目に使用したスイッチは LTSG である．これは電圧を印加した導電体に高強度のレーザーを照射し，電極間をプラズマで満たすことでスイッチングを行うシステムである．本実験において推力ベクトル制御のために四つのコイルを独立に駆動するために用いた．そのときの光路を Fig. 2.2 に，スイッチの部分を Fig.
2.3 に示す．このスイッチでは電圧，電流量ともに制限はないが，導電体の表面をレーザーによってアブレーションし生成したプラズマをスイッチングに用いるため Fig. 2.4 に示すように導電体が磨耗する．また，電極間も Fig. 2.3 に示すように徐々に酸化被膜に覆われてくるためメンテナンスが欠かせない．他にも電極間の距離が近すぎる場合，充電中に絶縁破壊を起こす場合や，逆に遠すぎると電極間がプラズマで満たされず，レーザーショット時に放電しない恐れがある．本実験
ではスイッチングに必要なプラズマ生成用の導電体に M6 ボルトを用いた．M6 ボ
ルトはピッチが 1 mm なので電極間の距離を認識しやすい．実験時は電極間に500V を印加するので絶縁破壊距離はおよそ 1/6 mm である[24]．すなわちボルト
を電極間で接触させた状態から，1/6 回転以上をまわしておけば自然に絶縁破壊することはない．実験の際には 1/4 回転させておけば絶縁破壊することなく LTSG
が安定して駆動することが経験的にわかった．LTSG スイッチを駆動するためのレーザーは~200 mJ の出力がある Spectra-Physics 社製の Quanta Ray の二倍高調波を用いた． レーザーアブレーションプラズマを生成するためにはレーザーの強度を上げる必要がある．本実験では最小集光径を小さくするために，焦点距離値が小さくセットアップのしやすい f = 50 mm のレンズを使用した．また四つを同時に駆動するためにシグマ光機社製の誘電体多層膜プレートハーフミラーを三つ用いた．光路はハーフミラーを透過+透過，透過+反射，反射+反射する場合の 3 パ
ターンがある．このハーフミラーは P 偏光の透過率が 60 %，S 偏光の透過率が40 %であるため，スイッチへ入射するレーザーエネルギーは元のレーザーエネル
ギーの 36 %，25 %，16 %となる．アブレーションプラズマは電極面に垂直方向に生成する．スイッチを起動する度にレーザーアブレーションに起因するデブリがレンズ表面へ付着する．デブリの付着したレンズを Fig. 2.4 に示す．以上述べたよ
うに LTSG スイッチは電流，電圧に上限なく複数個の回路をほぼ同時にスイッチングできるという利点があるが，メンテナンスやセットアップに時間がかかりま
た出力の大きなレーザーも必要となるため，システムが大きくなるという欠点がある．

12

2.2.2 サイリスタ
二つ目に使用したサイリスタはゲートからカソードへゲート電流を流すことによりアノードとカソード間を導通させることのできる 3 端子の半導体素子である．このスイッチは大電流に耐えることができ，LTSG スイッチに比べ装置も小型化できる．逆起電力にも高い体性を持っているためレーザー生成プラズマに起因する逆電流にも耐えることができる．欠点としてはスイッチングの応答速度が遅いことがあげられるが，本実験では生成するプラズマよりも十分時間スケールの長い準定常磁場を生成することが目的のため，問題ない．本実験で用いた
Dynex 社製サイリスタ(DCR860D18)は耐電流 11.5 kA，耐電圧 1.8 kV である．
Figure 2.6 に本実験で使用したサイリスタを示す．以前，大阪大学レーザーエネル
ギー学研究センター激光 XII 号で行った実験ではスイッチングに富士電機社製のIGBT (1MBI900V-120-50)を用いていたが[25]，レーザー由来の電磁ノイズもしくは
初期磁場発生用コイルの軸上を抜けるプラズマに依る逆起電力の影響で，ショッ
トの度に IGBT スイッチが壊れるという問題が生じた．そこで本実験ではサイリ
スタ駆動用回路を完全に外部電源から遮断し，電荷をためたコンデンサを用いて駆動するというノイズ対策を施し実験を行った．その回路図を Fig. 2.7 に示す．この基盤は CNC 旋盤を用いて加工した．

2.2.3 各スイッチの比較
以前用いていた IGBT と今回実験で使用した LTSG スイッチおよびサイリスタの性能を比較する．Figure 2.8 に示す IGBT は耐電圧 1.2 kV，耐電流 1080 A である．このスイッチは本体に端子をネジ止めできるため使い勝手が良い．また高速
スイッチングができる．しかし本実験では 3 kA 以上の電流をコイルに流し磁場を生成するので適さない．LTSG スイッチは耐電圧や耐電流の制限が無くスイッチ
ングも高速であるが，高強度のレーザーが必要となるためシステムが大型になる．サイリスタは耐電圧 1.8 kV，耐電流 11.5 kA であり本実験での条件を十分に満たしている．
本実験では LTSG スイッチとサイリスタの二つのスイッチを実験体系に合わせて変更した．

13

Fig. 2.2 LTSG の光路

Fig. 2.3

Fig. 2.4 レーザーアブレーションで磨放電による酸化被膜が形成されたスイッチ

耗したボルト(左)，未使用のボルト(右)Fig. 2.5 デブリの付着したレンズ

14

Fig. 2.6 本実験で使用したサイリスタ(DCR860D18)

Fig. 2.7 ノイズ対策を施したサイリスタ駆動用回路

Fig. 2.8 富士電機社製の IGBT (1MBI900V-120-50)

2.3 電流計測
2.3.1 ロゴスキーコイル
ロゴスキーコイルは変動電流を測定するのに有効かつ便利な方法であり，広く一般に用いられている．Figure 2.9 に示すコイルは面積 A の N 個の小さなループから成り立っておりループ間の距離をl とする．単位長さ当たりのループの個数15

を n 個とすれば，n = 1/l である．i 番目のループ内での，その面積を垂直に貫く
磁界を Hi とし，面内では磁界は一様と仮定する( H i / r = 0 )．
まず，ループにより計測される磁場変化はファラデーの法則により次の式より求まる．
 E = −

B
t

(2-1)

この式を面積分すると，面積 A，巻き数 N のコイルの両端の誘導起電力は，
B
V = − NA(2-2)
t
次に，マクスウェルの方程式の内，変位電流を無視したアンペールの方程式，
i =   H より，ストークス則を用いてロゴスキーコイルの主平面(面積：A)を貫く
全電流 I は
1 N
I =  i  dA' =  H  dl =  H i
n i =1となる．一方，各ループに発生する誘導起電力の和は Eq. 2-2 より 
 N
V = −  B  dA = − 0 A  H i
tt i =1

(2-3)

(2-4)

これを Eq. 2-2 に代入して
V = −  0 An

I
t

(2-5)

を得る．この電圧を積分すれば電流 I が求まる．よってこのコイルの感度は

s =  0 An となる[26]．
本実験で電流計測に用いたロゴスキーコイルは単位長さ当たりの巻き数 n = 0.6
回/m，断面積 A = 50 mm2 である．

Fig. 2.9 ロゴスキーコイル

16

2.3.2 ロゴスキーコイル校正
ロゴスキーコイル校正のために，単純なコイルを作製し校正を行った．作製した磁場生成用コイルは，内半径 10 mm，外半径 15.75 mm，巻き数は半径方向に 10
回巻きである．校正方法は以下の通りである．
まず，磁場生成用コイルへ電流が流れる銅線にロゴスキーコイルを巻く．コイ
ルが生成した磁場を計測するために，コイル中心軸上にガウスメーターを置き磁場を計測する．ロゴスキーコイルが計測した信号から，ガウスメーターで計測した点での磁場を計算する．最後にガウスメーターによる磁場の実測値とロゴスキ
ーコイルから計算した磁場の値を比較し，校正を行った．ガウスメーターはコイル中心軸上の磁場を計測しているので，ロゴスキーコイルの出力信号から計算される磁場はビオ・サバールの法則を変形し以下の式で求められる．

B=

I 0 a 2 N

(

)

3

2 a2 + x2 2

(2-6)

この校正実験において，a = 12.875 mm，x = 8 mm，N= 10 ターンである．校正実
験の結果を Fig. 2.10 に示す．ロゴスキーコイルの電流波形から求めた磁場とガウスメーターで計測した磁場の値がほぼ一致する．それぞれの時間は 30 s ずれている．これはガウスメーターの応答の delay によるものであり，実験においてなんら問題はない．この結果から本実験で使用したロゴスキーコイルに関して補正
係数は 1 である．

Fig. 2.10 ロゴスキーコイル校正結果

17

2.4

磁場計測

2.4.1 磁気プローブ
本研究では，プラズマの高速な挙動を追うため磁気ループによる磁場変化測定を行った．ループにより計測される磁場変化は Eq. 2-2 を式変形して以下の形で表される．
B = −

V
t
NA

(2-7)

この式からわかるように，コイルの両端の電圧を測定することにより磁場変化測定を行うことができる．コイルの感度は NA となる．従って感度を上げるためには，面積 A または巻き数 N を大きくするという 2 通りの方法がある．しかし，面積 A を大きくするとコイルが大きくなるのでプラズマへの影響が大きくなる．コ
イルのインダクタンスが L，抵抗が R のような回路ではステップ関数の入力 V0 による出力，つまり抵抗の両端の電圧は，

 t 
V = V0 1 − exp − L 

R 



(2-8)

となり，時定数=L⁄R が小さければ入力に近い出力が得られる．このことは出力により多くの高周波成分を含んでいるということであり，周波数応答がいいということになる．しかしインダクタンスの大きさは，一層のソレノイドコイルの場
合，コイルの半径と長さが同じオーダーとすればL  N 2(2-9)

となるので，巻き数 N を大きくして感度をあげようとすると周波数特性が悪くなる．このように磁気ループの感度，プラズマへの影響，周波数応答は互いに影響を及ぼす関係になっているため，実験によりコイルを使い分ける必要がある[26]．
本実験で使用した磁気プローブは，巻き数 N = 1 ターン，直径 d = 2 mm，コイ
ルインダクタンスは約 10 nH で計測回路全体のインピーダンスは 50 である．また過去の実験で反磁性キャビティの計測をした際の磁場変化のピーク時間は 50 ns
であることが示されている 4)．本実験で用いた磁気プローブでは出力電圧が入力
電圧の 62.3 %となる時間は約 0.2 ns であり，十分に計測できる．

18

2.4.2 磁気プローブ校正
簡単なコイルを用いて磁気プローブの校正を行った．校正方法は以下の通りである．
まず，コイルの中心軸と磁気プローブの中心軸が一致するように配置する．コ
イルに電流を流し磁気プローブで生成された磁場を計測する．その磁場の計測結果から Eq. 2-6，ビオ･サバールの法則よりコイルに流れる電流量を計算した．その計算結果と実際に流れた電流量を比較し校正を行った．ここで，B は磁気プローブ計測位置での磁場 [T]，a はコイル半径[m]，z はコイルと磁気プローブとの距
離[m]，0 は真空の透磁率[H/m]，N はコイルの巻き数である．この校正実験において a = 0.015 m，z = 0.023 m，N = 10 であり磁気プローブの直径は 2 mm，である．Figure 2.11 に実験体系を Fig. 2.12 に実験結果を示す．校正の結果，磁気プローブの計算値の電流のピーク量は 2470 A，電流計で計測した電流量のピークは2200 A であり，補正係数は 0.90 となった．

Fig. 2.11 磁気プローブ校正実験

Fig. 2.12 磁気プローブ校正結果
19

第3章
3.1

磁場設計

必要となる磁場磁気スラストチャンバーにおいてはプラズマの運動エネルギーと磁場のエネル
ギーの比が 0.2 - 0.4 でエネルギー効率が最適であることが数値計算で示唆されている[27]．本実験では 6 J の Nd:YAG レーザーの二倍高調波を用いてプラズマを生成する．この場合，プラズマの運動エネルギーと磁場のエネルギーの比が 0.2 ~
0.4 となるためには，磁場は 0.3 ~ 0.4 T 程度必要である．また，過去の実験で得られたチャージコレクタによるイオン計測結果より，レーザー生成プラズマのイ
オン電流が 3s 程度まで計測されている[15]．以上のことから推力ベクトル制御
実験では 0.3 T 以上の磁場を最低でも 10s 以上，持続できる磁場生成装置が必要となる．
磁気リコネクションが生じるか否かは反平行磁場中を運動するプラズマの磁場と垂直な方向の速度 Vi(インフロー速度)のアルヴェンマッハ数が良い指標となる．太陽フレアでは近年の観測からアルヴェンマッハ数は 0.1 - 0.02 のオーダーであると推測されている[13]．本研究においても磁気リコネクションを発生させるために，アルヴェンマッハ数が 1 以下となるような強磁場発生装置の開発を目指す．

3.2

マルチコイルシステム

3.2.1 磁場配位
磁気スラストチャンバーの推力ベクトル制御に必要な磁場配位が生成できているのか及び，実験に必要な電流量を求めるために磁場解析ソフト AMaze を用いて計算を行った[29]．実験で用いたコイルは内側の辺が 30 mm，外側の辺が 38mm，巻き数 8 であるが，計算の際は一辺が 34 mm の正方形で，巻き数 1 で一つのコイルとして計算を行った．
まず一つ目に，四つのコイルにそれぞれ 24 kA の電流を流したときの磁力線の分布を Fig. 3.1(a)に示す．Figure 3.1(a)において左からプラズマ生成用の Nd:YAG
レーザーがコイル中心部を通って照射される．黄色い点で示した位置が実験においてのターゲット位置である．x 軸上(z = 0)の磁場の強度の 1 次元分布を Fig.
3.1(b)に示す．ターゲット位置での磁場の値は本実験で必要となる 0.3T となった
ため実験で使用するコイルには 3 kA の電流を与えればよい．次に，上部以外の三20

つのコイルに電流を流した場合，Fig. 3.2 に示すように磁力線は上の方向に向かって発散する．以上の結果より，この形状のコイルを用いることで，推力ベクトル制御の実験が可能である．
このシステムを用いて，磁気スラストチャンバーの推力ベクトル制御実験を行った．

Fig. 3.1(a) 四つのコイルを駆動したときの磁力線

Fig. 3.1(b) レーザー軸上の

の分布

磁場強度

Fig. 3.2 上部のコイルに電流を流さなかった場合の磁力線の分布3.2.1 電流値設計
磁場の数値計算の結果を受けて，推力ベクトルの制御を行うための磁場配位を形成できる磁場生成装置を設計した．本実験で使用した磁場生成装置の模式図をFig. 3.3 に示す．Figure 3.3 に黄色い破線で示すように直方体の上下左右の辺に銅21

線を巻き，電流を流す．全てのコイルに電流を流した場合 Fig. 3.4(a)に示すようにコイルから中心に向かって磁場が生成される．推力ベクトルを下向きにする際は，上の辺に電流を流さない事で上部コイルの磁場を無くし，全体的に見ると上部が弱くなる不均一な磁場構造を形成する．Figure 3.4(b)に示すような不均一な磁場配位の場合，輻射流体計算およびハイブリッド計算によるとプラズマの排出方
向は，四辺に磁場を印加した場合に比べ 2 - 3 度，偏向されるという計算結果が導かれた[28]．実験では Fig. 3.3 に示すような矩形状のホルダーに銅線を巻き，それぞれを独立して駆動させ，数値計算で印加したような磁場配位を実現した．
まず，数値計算の際にコイルに流した電流，3 kA を流すために必要なコンデン
サへの充電電圧を回路シミュレーターLTSpice を用いて求めた．回路シミュレーターによると充電電圧 500 V のとき，コイルにはおよそ 3.3 kA 流れると計算された．その結果を Fig 3.5 に示す．製作したコイルは内側の辺が 30 mm，外側の辺は38 mm である．レーザー核融合ロケットの概念設計例 VISTA において，プラズマ
生成位置はコイルの半径とターゲット位置が 50 度となる場所であるため[9]，本
実験においてターゲット位置はコイル中心から 34 mm の点である．また本実験で流す電流量は 3.3 kA，以前用いていた IGBT の耐電流が 1080 A なのでスイッチン
グができない．また四つのコイルをそれぞれ独立に駆動する必要があるため，放電用の回路，スイッチも四つ必要となる．四つのコイルを同時に駆動するため，
LTSG をスイッチとして用いた回路図を Fig. 3.6 に示す．以前行った実験において，レーザーのショットノイズもしくはプラズマがコイル磁場を打ち消すことで生じる逆電流によりスイッチング回路が壊れるという問題が起こった．この問題に対処するために，本回路では充電時の回路と放電時の回路の間にダイオードを
接続した．

22

Fig. 3.3 矩形コイルのホルダー
(a)

(b)

Fig. 3.4(a) 全てのコイルに電流を流した際に生成される磁場の模式図
Fig. 3.4(b) 上の辺のコイルに電流を流さない場合に生成される磁場の模式図

Fig. 3.5 回路シミュレーターLTspice を用いて行った計算結果
23Fig. 3.6 推力ベクトル制御実験の際に用いた磁場生成回路

3.2.2 コイルホルダー製作求められる磁場配位を製作するために，まず abee 社製の 3D プリンター「SCOOVO X9」を用いてコイルホルダーを作製した．3D プリンターは複雑な形状のものでも簡単に作成でき，素材は樹脂のため非磁性であり，生成する磁場への影響が小さいという利点がある．それぞれのコイルは内側の辺が 15mm，外側の辺が 19 mm，巻き数 8 の平角銅線で作製したコイルである．コイルはインダク
タンスが 2.5 H である．回路シミュレーターLTspice で計算を行った結果，コンデンサに 500V を充電すると約 3 kA の電流が流れ，0.3 - 0.4 T の磁場が生成できると見積もられた．
3D プリンターで作製したコイルホルダーに銅線を巻き，ターゲット位置でどれほどの磁場が生成するのかを実験した．安定化電源を用いてコンデンサに 500 V
充電をし，それぞれのコイルに 3 kA の電流を流した．すると Fig. 3.7 に示すよう
コイルホルダーが辺の根元から破損した．この原因は隣接する銅線からお互いに
ローレンツ力を受け，それぞれの辺に引張応力が働いたためである．そこで以下の式を用いてコイルホルダーの辺に働く力を求めた．
 lI IF = 0 1 2  1100 N
2a

(3-1)

この加重をそれぞれのコイルホルダーに加わる等分布加重とし，CAD を用いて変位と応力分布の計算を行った．コイルホルダーに働く主応力の計算結果を Fig.3.8に示す．当然ではあるが，各コイルを結合している部分に加わる応力が大きく，
24

その値は最大で 115 MPa である．ホルダーの素材は ABS 樹脂で，許容引張強さは30 ~ 43 MPa である[30]．そのため，この素材を用いたコイルホルダーでは，銅線間に働く力に耐えることができず，破損してしまった．
そこでコイルの破損を防ぐため，矩形上のコイルを一体で作るのではなくそれぞれを分離して作製し，その後アルミプレートとボルトを用いて締結した．作製したコイルを Fig. 3.9 に示す．締結には許容引張応力 129 MPa の SUS304 の M3のボルトを四本用いた．加わる荷重はせん断応力であり，JIS B 8265 によると許容せん断応力は許容引張応力の 80%である．以上のことから許容される力を計算すると約 2000 N となる．見積もられたローレンツ力 1100 N の約 2 倍程度の力に耐えることができ，安全率としては少し小さいが，十分である．

Fig. 3.7 破損したコイルホルダー

Fig. 3.8 CAD による構造解析結果

25

Fig. 3.9 新たに作製したコイルホルダー

3.2.3 磁場計測
3D プリンターで作製したコイルホルダーに銅線を巻き，ターゲット位置でどれほどの磁場が生成するのかを実験した．実験体系を Fig.3.10 に磁場の計測位置をFig. 3.11 に示す．磁場はガウスメーターを用いて計測し，全てのコンデンサに 500
V 充電してコイルに電流を流した．計測場所はターゲット位置である，コイルホルダーの中心面から 32 mm の地点とコイルホルダーの中心部分の二箇所で計測を行った．また，中心では，x, y の二方向の磁場を計測した．同時にコイルに流れた電流量もロゴスキーコイルを用いて計測を行った．電流と磁場の波形を Fig.
3.12 に示す．電流量は LTspice で計算した結果とほぼ同じであり，磁場もターゲット位置では 0.3 T，コイル中心で二軸とも 0 T となったため必要な磁場強度を保ち，磁場配位を制御できるコイルが完成した．

26

Fig. 3.10 予備実験体系

Fig. 3.11 計測地点

Fig. 3.12 磁場と電流の時間変化

27

3.3 反平行磁場システム
3.3.1 求められる磁場
磁気リコネクションを起こすためにはアルヴェンマッハ数 M A = Vi / V A を制御する必要がある．本実験では波長 1053nm，パルス幅 1.3 ns，レーザーエネルギーが300 J のレーザーを用いてプラズマを生成した．アルヴェンマッハ数を実験条件に応じて制御できるよう，アルヴェン速度 VA を可能な限り大きくすることを目指した．アルヴェン速度は以下の式で表される．
VA = B4

3-1

以上のようにアルヴェン速度は，磁場に比例する．本実験ではコイル外周部で1T 以上の反平行磁場を生成することを目指した．これを目指すことでコイルに流す電流量を制御しアルヴェンマッハ数を制御できる．この反平行磁場を生成するために Fig. 3.13 に示すように二つの独立したコイルを配置した．コイルの巻き数は軸方向に 2 回，半径方向に 10 回巻きの計 20 回巻きのコイルである．Fiigure 3.4に示すように，磁場生成用回路には 3 mF のコンデンサを二つ並列に繋げ 500 –700 V を充電した．コイルのインダクタンスは 0.7 H，回路全体の抵抗は 0.1 程度である．コイル外周部の発散磁場の計算は解析的に解くことが求められる．そこで回路シミュレーターLTspice を用いて Fig. 3.13 に示す回路でどれほどの電流を生成できるのかを計算し，その結果から磁場解析ソフト Amaze を用いて生成できる磁場の強さを求めた．
Figure3.14 に示すように計算結果からコイルには約 6000 A の電流が生じると予想される．この結果を用いて磁場解析ソフト AMaze で生成する磁場の強度を計算した．計算された磁場の二次元分布図を Fig 3.16(a)に，コイルの半径方向，ター
ゲット中心軸上の磁場強度の一次元分布図を Fig. 3.16(b)に示す．コイルの中心軸間の距離は 30 mm である．この結果からコイル外周部で 1 T 程度の磁場が生成できると見積もられた．

28

Fig. 3.13 反平行磁場生成用コイル

Fig. 3.14 磁気リコネクション実験に用いた回路

Fig. 3.15 回路シミュレーターLTspice による電流の計算結果

29

Fig. 3.16 (a)磁場の二次元分布の計算結果

Fig. 3.16(b)ターゲット軸上の磁場の分布3.3.2 予備実験
実際に反平行磁場を生成し，磁場の強さを計測した．電流計測はロゴスキーコ
イルで行い，磁場計測はガウスメーターを用いた．実験体系を Fig. 3.17 に示す．
磁場はターゲット位置の二箇所と二つのコイルの中間点の計 3 箇所で計測を行った．電流の計測結果を Fig. 3.18 に磁場の計測結果を Fig. 3.19 に示す．磁場解析ソ
フト AMaze を用いて行った計算と同様，コイル外周部ではそれぞれ反平行に約
1T 程度の磁場が生成し，コイル中間点で互いの磁場が打ち消しあい，ほぼ 0 T となる反平行磁場システムが製作できた．

Fig. 3.17 予備実験の配置図

30

Fig. 3.18 電流の計測結果

Fig. 3.19 磁場の計測結果

31

第 4 章 様々な磁場配位を用いたレーザー実験
4.1 マルチコイルシステムを用いた推力ベクトル制
御実験4.1.1 実験体系
Figure 4.1 は磁気スラストチャンバーのベクトル制御実験を行った大阪大学レー
ザーエネルギー学研究センターEUV データベースレーザー施設の真空チャンバー
である．本実験で使用したレーザーのパラメータを Table 4.1 に，プラズマの自発光イメージング計測側から見たチャンバーの様子を Fig. 4.2 に本実験の配置図を
Fig. 4.3 に示す．本実験では Nd:YAG レーザーをコイルの中心を通して一方向からCH 球に向かって照射し，プラズマを生成した．印加する磁場は(a) 初期磁場なし(b) 四つのコイル全て 500 V 充電して駆動(c) ターゲット軸上方向のコイル以外を 500 V 充電して駆動(d) ターゲット軸下方向のコイル以外を 500 V 充電して駆動の四つの条件で実験を行った．
計測は磁気プローブによる磁場変化計測，プラズマの自発光イメージング計測を行った．プラズマと磁場の相互作用により圧縮される磁場を計測するために，
磁気プローブはレーザー軸から垂直下方向に 20 mm，レーザー軸方向にターゲッ
トから 5 mm 離れた地点に置き，Fig. 4.3 の右（レーザー入射軸と平行）方向の磁場を計測した．プラズマ自発光のイメージング計測は Fig 4.2，Fig. 4.3 に示すようにターゲット水平面上，レーザー軸と垂直方向から行った．チャンバーから 600
mm の位置に f = 150 mm のレンズを配置し，広い視野を確保するために像を 1/4倍に縮小した．また熱制動放射を計測するために， = 450 nm[幅 10 nm(FWHM)]のバンドパスフィルターを用いて計測を行った．

32

Fig. 4.1 EUV データベースレーザー施設の真空チャンバー
Table 4.1 EUV データベースレーザー施設のレーザー条件
Number of incident laser

1 beam/shot

Wavelength1064 nm

Pulse width

9.5±0.5 ns

Laser energy

6.0 ±0.8 J

Fig. 4.2 プラズマ自発光のイメージング計測の視線から見た実験配置

33

Fig. 4.3 上から見た実験配置

4.1.2 実験結果，考察
4.1.2.1 磁気プローブ計測
磁気プローブにより磁場の時間変化を観察し，異なる磁場配位でのプラズマとの相互作用による磁場の時間変化を観察した． 条件(b) – (d)の磁場配位の計測結果を Fig. 4.4 に示す．初期磁場は(b)の条件のとき，磁気プローブ計測位置で 0.09
T，条件(c)のとき 0.07 T，条件(d)のとき 0.092 T である．磁場配位を変えた場合，上部を駆動しない条件では計測点で磁場が強く，下部を駆動しない条件では計測
点で磁場が弱くなっている．
条件(b)，全てのコイルを駆動したとき，始め 0.13 s まで磁場が強くなり，0.18
s まで弱くなっている様子が計測された．これはレーザー生成プラズマの膨張によって始めは磁場が増幅され，その後プラズマが磁気プローブまで到達したことを示している．条件(c)，上部のコイル以外を駆動した場合，t = 0.04 s から磁場が強くなっており 0.250 s 以降は初期磁場に戻っていることがわかる．これは，プラズマの運動方向が水平面より上へ変えられたため，磁気プローブまでプラズマが到達せず，プラズマが膨張することによる磁場の増幅のみが計測されている．条件(d)，下部のコイル以外を駆動した場合，0.0436 s で磁場が強くなるが0.114 s 以降は弱められていることがわかる．これはターゲット軸下方向へ運動するプラズマが磁気プローブの地点まで到達し，プラズマの反磁性により磁場が弱められたためだと考察する．
34

次に各条件のときの磁場変化の持続時間に注目すると，磁場の変化が最も長い間継続しているのは条件(d)の場合であり，次いで条件(b)，(c)となっている．プラズマの運動方向が磁気プローブに近いと予想される条件ほど，磁場の変化が長い
間継続しており，磁場配位が異なることによってプラズマと磁場との相互作用に違いが生じていると結論付ける．

Fig. 4.4 磁気プローブによる計測結果

4.1.2.2 自発光計測結果
プラズマ自発光のイメージング計測を行い，磁気スラストチャンバーの推力ベ
クトル制御のために求められる磁場配位ができているのかを検証した．Figure 4.5にアライメントの画像を，Fig. 4.6 – 4.9 に(a)，(b)，(c)の条件で初期磁場を生成した際の自発光計測の結果を示す．(a) – (c)の条件で 100 ns，200 ns，500 ns，1 s の時間を計測した．ショット数に限りがあり，各条件で全ての時間を計測することはできなかった．
計測器の位置は直径 500 m の球をレーザーダイオードで照らし，像が最も小さくなるように調整した．
初期磁場無しの条件(a)の場合，生成したプラズマは 0.1 s で左側（レーザー上流側）へ運動する．それ以降，0.5 s，1 s ではプラズマは発散し密度が薄くなっている．ターゲットよりレーザー上流側で，Fig. 4.6 中に白い丸で囲った部分，プ
ラズマの発光強度が強くなっている部分があるが，これはそれぞれのコイルホルダーを締結しているアルミプレートの表面にプラズマが衝突することで，アルミニウムがプラズマ化し，発光していると考えられる．
35

(b)の条件のとき，プラズマ生成から 0.1 s 秒後，レーザー照射方向にプラズマが運動する．0.2 s 後にはプラズマの構造がレーザー下流側へ移動しており，プラズマが磁場と相互作用した結果，上流方向へ膨張が抑制されている．0.5 s 後にはコイルホルダー内部のプラズマの発光強度が強くなっている．各コイルで生成したホルダー内部の磁場は Fig. 3.1(a)に示したように，ホルダー内部へ向かうよ
うに磁力線を描き，レーザー軸に沿って拡散する構造である．磁力線と平行に近い初期速度をもつプラズマは，ホルダー内部へ進入したため，ホルダー内の発光強度が強くなった．
(c)の条件の場合，0.2 s ですでにコイルホルダー内部下側に発光強度の高いプラズマが存在している（Figure 4.8 に矢印で示す．）(c)の条件において上部のコイ
ルは駆動していないため，Fig. 3.1(b)に示したように上部の磁力線は発散しており，下部では上部に比べ磁力線が密になっている．磁場が発散したコイルホルダ
ー上部ではプラズマも発散し，下部では磁場に沿って運動するプラズマにより発光強度が大きくなっている構造が観察された．ここで Fig. 4.9(a)，(b)に本研究グループで行われた，マルチコイルシステムを用いた推力ベクトル制御の 1 s 後の数値計算の結果を示す[29]．この数値計算は輻射流体コードを用いてプラズマ生成
過程を計算し，3D ハイブリッドコードを用いてプラズマと磁場の相互作用の過程を計算している．数値計算でも，条件(b)ではコイルホルダー内部へ侵入するプラ
ズマの構造が見える．条件(c)の場合も実験結果と同様，コイルホルダー下部のプ
ラズマの密度が高くなっている．このように実験結果と数値計算のプラズマの分
布は同じような構造になっている．
これらの結果から，磁気スラストチャンバーでの推力ベクトル制御に求められる磁場構造が形成されていると考える．

Fig. 4.5 自発光計測アライメント画像

36

Fig. 4.6 条件(a)のときのプラズマの発光計測

Fig. 4.7 条件(b)のときのプラズマの発光計測

Fig. 4.8 条件(c)のときのプラズマの発光計測
37

Fig. 4.9 数値計算の結果，1 s 後，左：条件(b)，四つのコイルを駆動した場合
右：条件(c)，上部以外のコイルを駆動した場合

4.2 反平行磁場を用いた磁気リコネクション実験
4.2.1 実験体系
実験は Fig. 4.10 に示す大阪大学レーザーエネルギー学研究センター激光 XII 号
チャンバーで行った．激光 XII 号は 50TW のレーザー出力を誇る世界でも有数のレーザー施設である．この施設ではチャンバーの中心に向かって十二方向からビームが照射される． Table 4.2 に本実験条件を示す． 本実験は反平行磁場と平行
磁場の二つの条件で行った．二条件の違いを比較し，磁気リコネクションが起きているのかを検証した．レーザーエネルギーは 253 J – 305J，波長は 1053 nm，パルス幅は 1.3 ns である．Figure 4.11 にターゲットの写真を示す．写真の丸で囲う部分が一辺 3 mm，厚さ 0.2 mm のアルミニウム薄膜のターゲットであり，Fig.
4.12 に示した模式図のように下方向から上部のターゲットへ，上方向から下部のターゲットへレーザーを照射し，インフローとなるプラズマを生成する．Figure
4.13 に示す実験配置において，青で示すラインは二次元のプラズマ自発光のイメージング計測の視線，黄色で示すラインはトムソン散乱計測での分光器への視線とプラズマ自発光の時間変化一次元イメージング計測の視線，赤で示すラインは
激光 XII 号のレーザーである．コイルは真空チャンバーの鉛直方向の中心軸に沿って縦に二つ並べて配置した．トムソン散乱計測ではレーザー光の入射ベクトル
ki と視線方向の散乱波ベクトル ks を用いて，k = ks - ki で決まる k 方向速度成分を計測する．本実験では k ベクトルがアウトフローVi の速度ベクトルと一致するよ
うにコイルの中心軸からのあおりを決定した．

38

Fig. 4.10 激光 XII 号チャンバー
Table 4.2 激光 XII 号レーザーパラメータ
Number of incident laser

2 beam/shot

Wavelength1053 nm

Pulse width

1.3 nsLaser energy

253 - 305 J

Magnetic Field

Parallel or antiparallelFig. 4.11 磁気リコネクション実験に用いたターゲット

39

Fig. 4.12 レーザー照射模式図

Fig. 4.13 磁気リコネクション実験配置，上から見た図

4.2.2 実験結果，考察
プラズマの自発光イメージング計測を行い，レーザー生成プラズマの反平行磁
場，平行磁場中でのプラズマの自発光を計測した．プラズマの自発光イメージン
グ計測は二次元分布と一次元時間発展の二種類を行った．狙いは磁気リコネクシ
ョン現象におけるプラズマのインフローの速度，および異なる磁場中でのプラズ
マの構造を知ることである．Figure 4.14 に二次元分布のアライメント画像と一次
元時間発展の計測位置を示す．y = -5，5 mm 付近に見えているロッドはターゲッ
トを支えるためのものであり，先端にアルミターゲットが取り付けられている．
また，ロッドをはさむような形で見えている像はコイル及びコイルの冶具であ40

る．これらにライトを当て，その反射光を使ってアライメントをした．可視スト
リークカメラを用いた計測ではレーザーを照射する二つのターゲットの中心付近の時間変化を観察した．Figure 4.15 に反平行磁場条件，Fig. 4.16 に平行磁場条件
での一次元時間発展の結果を示す．
二次元プラズマ自発光のイメージング計測の結果から，レーザー照射後 25 nsにはレーザー生成プラズマは互いに中心へ向かい，75 ns 後には衝突している構造が確認できる． この結果から互いに向かい合って運動するプラズマが生成できていることがわかる．平行磁場と反平行磁場の 25 ns のときのプラズマの構造を比べると，反平行磁場のほうがターゲット近くの発光強度が大きい．反平行磁場の場合，ターゲット中間面の磁場は 0 T であるため，プラズマは磁気圧の低い中心へ運動すると考えられるが，結果は間逆の傾向を示している．これについては今
後，解析及び議論を行う必要がある．
Fig. 4.17 に示す一次元プラズマ自発光の時間発展イメージング計測では互いに中心平面へ向かうレーザー生成プラズマを計測した．Figure 4.17(a)は反平行磁場条件，Fig. 4.17(b)は平行磁場条件である．横軸がレーザー照射後からの時間，
縦軸がターゲット中心の水平面からの距離である．この画像から，ターゲット上部で生成されたプラズマが，ターゲット上部，下部で生成されたプラズマが，中間点で衝突し，発光強度が大きくなっていることがわかる．図の時間軸はレーザー照射からのタイミングではなく，絶対値を正確には示していないが，t < 20 ns
での傾きからプラズマ速度を評価すると，およそ 50km/s であることがわかる．レーザートムソン散乱計測で計測している速度ベクトルは前述したとおり，アウト
フローの方向である．磁気リコネクションが起きた場合，この方向の速度がインフローの速度程度かそれ以上に加速される．トムソン散乱計測の解析を行うこと
で，本実験で生成した磁場によって磁気リコネクションが生じるかどうかがわかる．今後，トムソン散乱計測の詳細な解析を行う予定である．本実験はショット
数が少なく，レーザーエネルギーを変えた条件や平行磁場条件での計測が十分に行えたとは言いがたい．今後は磁場強度やレーザーエネルギーを変えるなど複数の条件下で実験を行う必要がある．

41

Fig. 4.14 二次元プラズマ自発光のイメージング計測のアライメント画像

Fig. 4.15 反平行磁場の場合の二次元プラズマ自発光のイメージング計測．
(a) t = 25 ns (b) t = 75 ns 後を示す．

Fig. 4.16 平行磁場の場合の二次元プラズマ自発光のイメージング計測

42

(a)

(b)

Fig. 4.17 一次元プラズマ自発光の時間発展イメージング計測(a) 反平行磁場，(b) 平行磁場43

第 5 章 結論
大型レーザーを用いたレーザー生成プラズマを制御するための磁場を設計，製作することを目的として，実験体系に合わせ様々な磁場配位を生成し，プラズマと磁場との相互作用を計測した．
磁気スラストチャンバーにおいて四つのコイルを独立に駆動させ，磁場配位を変えることで推力ベクトルの制御実験を行い，レーザー生成プラズマの制御ができているのかを検証した．ターゲットからレーザー下流側に 5 mm，ターゲット下方向に 20 mm の点においた磁気プローブで，異なる磁場配位でのレーザー生成プ
ラズマとの相互作用による磁場の変化を計測した．上側のコイル以外を駆動した
場合，磁気プローブまでプラズマが到達せず，プラズマが膨張することによる磁場の増幅のみが計測された．下側のコイル以外を駆動した場合，下方向へ運動するプラズマが磁気プローブの地点まで到達し，磁場が弱められる信号が計測された．磁気プローブの結果から磁場配位が異なることで，プラズマの運動も変化することが計測された．プラズマ自発光のイメージング計測においても，均一の磁場配位の場合はコイルホルダー内部でほぼ均一な密度のプラズマが観測され上方向のコイル以外を駆動した場合は，コイルホルダー内部下側に密度の高いプラズマが存在する．これらの結果から，磁気スラストチャンバーでの推力ベクトル制
御に求められる磁場構造を形成できたと考えている．コイル内部のプラズマの振る舞いから，求められる磁場は生成できたが推力ベクトルを制御できているのかは現段階ではわからない．今後はターゲット式スラストスタンドやチャージコレ
クタによるイオン計測を行い，推力を調査する必要がある．
磁気リコネクション実験では，製作した反平行磁場生成システムを用いて，コ
イル外周部で 1 T 以上の反平行磁場の生成に成功した．この磁場を用いて実験を行い，反平行磁場，平行磁場条件でプラズマの自発光イメージング計測とレーザ
ートムソン散乱計測を行った．自発光計測からインフロー速度や密度分布を評価
し，アウトフローの速度の計測を試みた．今後は詳細な解析及び議論が必要であ
る．

44

参考文献
[1] Lawrence Livermore National Laboratory: National Ignition Facility User Guide,(2012).
[2] CEA/Dam: LMJ – PETAL User Guide,(2015).
[3] 加藤義章, 吉田国雄, 望月孝安, 佐々木孝友, 実野孝久, 中塚正大, 金辺忠, 横谷篤志, 山中龍彦, 山中千代衛, 中井貞雄: ガラスレーザー激光 XII 号と光学素子,
光学, 17, 616 – 627(1988).
[4] Lawrence Livermore National Laboratory: Energy and Technology Review, (1980).
[5] 北川米喜, 野田章: 高強度レーザーのもたらす可能性, プラズマ・核融合学会誌,

81, 582 - 588(2010).

[6] Akihiro Maeno: Study on Experimental Demonstration snd Numerical Simulation ofMagnetic Thrust Chamber System, Doctoral Dissertation, Kyushu University (2013).
[7] Ryosuke KAWASHIMA, Taichi MORITA, Naoji YAMAMOTO, Naoya SAITO,
Shinsuke FUJIOKA, Hiroaki NISHIMURA, Hiraku MATSUKUMA, Atsushi
SUNAHARA, Yoshitaka MORI, Tomoyuki JOHZAKI, Hideki NAKASHIMA: The
Measurement of Plasma Structure in a Magnetic Thrust Chamber, Plasma and Fusion
Research, 11, 346012(2016).
[8] NASA’s JORNEY TO MARS, Pioneering Next Steps in Space Exploration, NP-201508-2018-HQ.
[9] Orth, C. D.: VISTA - A Vehicle for Interplanetary Space Transport Application Poweredby Inertial Confinement Fusion, UCRL-LR-110500, (2003).
[10] 森田太智: レーザー宇宙プラズマ計測, プラズマ・核融合学会誌, 92, 297 –
303(2016)[11] Jiayong Zhong, Yutong Li, Xiaogang Wang, Jiaqi Wang, Quanli Dong, Chijie Xiao,
Shoujun Wang, Xun Liu, Lei Zhang, Lin An, Feilu Wang, Jianqiang Zhu, Yuan Gu, Xiantu
He, Gang Zhao, Jie Zhang: Modelling loop top X-ray source and reconnection outflows insolar flares with intense lasers, NATURE PHYSICS, 6, 984 – 987(2010).
[12] 森高外征雄, 坂和洋一, 蔵満康浩, 森田太智, 石川大志, 山浦佑太, 富田健太郎, 佐野孝好, 和田垣智也, 松清修一, 山崎了, 星野真弘, 高部英明: レーザー生成
プラズマと外部磁場を用いた磁気リコネクションの研究, URL http://www.ile.osakau.ac.jp/jp/collab/report/2013/2013A1-11.pdf [cited 4 February 2017].

45

[13] 渡邊鉄哉: 「ようこう」が見た太陽コロナ－その X 線観測 10 年の成果－, 日本物理学会誌, 57, 783 - 745(2002).
[14] YASUNAGA Masato, MAENO Akihiro, YAMAMOTO Naoji, NAKASHIMA Hideki,
FUJIOKA Shinsuke, SUNAHARA Atsushi, MORI Yoshitaka, JOHZAKI Tomoyuki:
Experimental Demonstration of Magnetic Thrust Chamber for a Laser Fusion Rocket,
Transactions of the Japan Society for Aeronautical and Space Sciences, 10, 109 - 114(2012).
[15] Naoya SAITO, Ryosuke KAWASHIMA, Taichi MORITA, Naoji YAMAMOTO,
Hideki NAKASHIMA, Shinsuke FUJIOKA, Akifumi YOGO, Hiroaki NISHIMURA,
Atsushi SUNAHARA, Yoshitaka MORI, Tomoyuki JOHZAKI : Optimizing a Magnetic
Field Strength of a Magnetic Thrust Chamber, IEPC-2015-465p ISTS-2015-b-465p(2015)[16] T. Morita, N. Yamamoto, R Kawashima, N Saito, M Edamoto, S Fujioka, Y Itadani, T
Johzaki, S Miura, Y Mori, H Nishimura, A Sunahara, A Yogo, H Nakashima, : Plasma
structure and energy dependence in a magnetic thrust chamber system, Journal of Physics:
Conference Series, 717, 012071(2016)[17] Yoshihiro Kajimura, Ryo Kawabuchi, Hideki Nakashima: Control techniques of thrust
vector in laser fusion rocket, Fusion Engineering and Design, 81, 2871-2875(2006)[18] Nobuo Matsuda, Ryo kawabuchi, Yoshihiro kajimura, Hideki Nakashima, Yuri P.
Zakaharov: Improvement of Thrust Efficiency of Laser Fusion Rocket with Shaped Target,
Journal of Physics: conference series, 112, 042079(2008)[19] Y. Kajimura, R. Kawabuchi, N. Matsuda, H. Nakashima: Numerical simulation ofplasma behaviors in a magnetic nozzle for laser fusion rocket, Transactions of Fusion
Science and Technology, 51, 229-231 (2007)[20] 桜井隆, 小島正宣, 小杉健朗, 柴田一成: シリーズ現代の天文学 10 太陽, 日本
評論社, pp.225 – 255(2009).
[21] Russell M. Kulsrud: Magnetic reconnection: Sweet-Parker versus Petschek, Earth
Planets Space, 53, 417-422(2001).
[22] Nilson, P. M., Willingale, L., Kaluza, M. C., Kamperidis, C., Minardi, S., Wei, M. S.,
P. Fernandes, M. Notley, S. Bandyopadhyay, M. Sherlock, R. J. Kingham, M. Tatarakis, Z.
Najmudin, W. Rozmus, R. G. Evans, M. G. Haines, A. E. Dangor, K. Krushelnick:Magnetic reconnection and plasma dynamics in two-beam laser-solid interactions. Physicalreview letters, 97(25), 255001(2006).

46

[23] Fiksel, G., Fox, W., Bhattacharjee, A., Barnak, D. H., Chang, P. Y., Germaschewski,
K., S.X.Hu Nilson, P. M.: Magnetic reconnection between colliding magnetized laserproduced plasma plumes. Physical review letters, 113(10), 105003. (2014).
[24] 山野芳昭: 大気中マイクロギャップの絶縁破壊特性, 静電気学会誌, 36, 146151(2012).
[25] Ryosuke K: Measurement of plasma structure in a Magnetic Thrust Chamber,
Master’s Thesis, Dpeartment of Advanced Energy Engineering Science, Interdisciplinary
Graduate School of Engineering Science, Kyushu University,(2015)[26] 天岸祥光: 磁気プローブ, ループでプラズマを探る, プラズマ・核融合学会
誌, 69, 1187(1993).
[27] Konstantin V. VCHIVKOV, Hideki NAKASHIMA, Yuri P. ZAKHAROV, Tomonori
ESAKI, Toshihiko KAWANO, Takanobu MURANAKA, "Laser-Produced Plasma
Experiments and Particle in Cell Simulation to Study Thrust Conversion Process in a Laser
Fusion Rocket ," Japanese Journal of Applied Physics 42, 6590 (2003).
[28] Field Precision LLC: Magnum 4.0 Three-dimensional magnetostatics,[29] Masafumi Edamoto, Naoya Saito, Taichi Morita, Naoji Yamamoto, Ryosuke
Kawashima, Satoshi Miura, Yutaro Itadani, Hideki Nakashima, Atsushi Sunahara,
Shinsuke Fujioka, Akifumi Yogo, Hiroaki Nishimura, Yoshitaka Mori, Tomoyuki Johzaki:
Development of a magnetic thrust chamber for a laser fusion rocket, American Institute of
Aeronautics and Astronautics, Joint propulsion conference, Manuscript(2016).
[30] プラスチック物性一覧表, URL: http://www.kayocorp.co.jp/common/pdf/pla_propertylist01.pdf [cited 4 2017]47謝辞
本研究を進めるにあたり，研究の場を提供していただき，又，研究や研究生活に関して多くの助言をいただきました山本直嗣教授に心より感謝いたします．また，研究生活から実験，研究まで包括的にご指導していただきました森田太智助
教に深く感謝致します．研究し関して多くの助言を頂きました中島秀紀教授に深く感謝致します．また，3D プリンターによる製作および多くの助言をいただきま
した金政浩准教授に深く感謝いたします．
実験を行うにあたり，実験施設の準備提供・実験アドバイス等，多方面から本研究にご協力いただいた大阪大学レーザーエネルギー学研究センターの佐藤英児
技官，坂和洋一准教授，藤岡慎介教授，西村博明教授，余語覚文准教授，そして，砂原淳研究員，光産業創成大学院大学の森芳孝准教授に深く感謝いたします．レーザー運転，ターゲット製作及びプラズマ計測など，激光 XII 号装置の職員からの技術支援に深く感謝いたします．
事務手続きなどお世話になった馬渡隆子氏に感謝いたします．そして，ともに研究に励んだ飯島健介氏，市丸智裕氏，上野文輔氏，江川雄亮氏，枝本雅史氏に深く感謝いたします．また，修士 1 年時からお世話になりました齋藤直哉氏，牛尾康一氏に深く感謝いたします．研究室では充実した時間を過ごさせていただきました，板谷佑太郎氏，岩本政隆氏，川原友太郎氏，小山智樹氏，福本湧氏，淵上太貴氏，児島富彦氏，竹末一平氏，Ali Yousefian 氏に心から感謝します．
本研究の数値計算は主に九州大学情報基盤研究開発センターの研究用計算機システムを利用させていただきました．
最後に，研究を行うにあたり様々な援助を行ってくれた家族に深く感謝致します．

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