１． はじめにその全てを網羅することは著者の能力をはるかに超える作業である。本稿では重イオン源の中で重イオン源とは一部のイオン源を除き放電等でも正イオンかつ多価イオン生成のためのイオン発生したプラズマから重イオン（通常ヘリウムよ源について述べたいと思う。

り重いイオンが重イオンと呼ばれる）を引き出し

通常イオン源は図１-1 に示すような装置で構成供給する装置である。

される。まず要求されるイオン種を生成するためイオン源の使命は要求されるイオン種（価数をには電離ガスの供給、特に常温で固体の物質に関含む）を要求される量（ビーム強度）、質（エミ

しては事前にガス化を行うことが必要である。ガッタンス等）で要求される期間、場所に安定に供ス化された物質はプラズマ生成室に供給される。

給することである。これらの要求を満たすためにガス化された物質はプラズマ生成室中のプラズ

これまで種々の手法を用いた、種々のイオン源がマによって電離されイオンビーム引き出し口付開発されてきている。まず重イオン源は負イオン

近へと運ばれたイオンがイオンビーム引き出し

源と正イオン源に大別され、正イオン源ではその装置によってイオン源外部へと引き出される。引生成手法によっていくつかのイオン源に分類さき出されたビームは自由空間をある速度を持っれる。表面効果を利用するイオン源、放電（マイて飛行するが、通常空間的には発散する性質を持

クロ波、アーク放電等）を利用してプラズマ生成っているためその発散を妨げかつ積極的に収束

しそのプラズマを利用するイオン源等が存在すさせるためのビーム収束系（アインツエルレンズ、る。これら放電手法に加えて、プラズマの閉じ込

ソレノイドコイル、4 極、6 極コイル等）によっめ方法も種々存在する。

て収束される。

図１－１イオン源構造の概略

1収束されたビームは分析電磁石等によって質量∞1∫ 2 mv F (v)dvと価数の比（m/q）ごとに分析される。図 1-1 の

2Eav = −∞ ∞上部にはこれら各部位において重要な物理量、下∫ F (v)dv

部にはその手法または代表的な装置について描

=

1
k BT
2

−∞

かれている。
3 次元に拡張すると

本稿ではまずイオン源内のプラズマにとって重要な性質のいくつかをまず説明し、次にイオン源

Eav =について具体的なイオン源を挙げながら説明す

3
k BT
2

となる。プラズマの場合、通常温度として運動る。最後にイオン源を用いた応用について言及すエネルギーeV を単位として用いる。温度（k）とる。

の変換係数は２． イオン源プラズマ
1eV=11600K
序でも述べたようにイオン源はプラズマ中でとなる。

生成されたイオンをプラズマ外部に引き出しビ

プラズマは通常いくつかの温度を持ちうる。イームとして供給する装置である為、ビームの性質

オン温度と電子温度が、それぞれ Te,Ti を持つ別

（強度、価数分布、エミッタンス）は生成された個の Maxwell 分布をしていることがしばしば発プラズマの性質に強く依存する。この章では、イ

生する。イオン同士またはイオンと中性原子とのオン源の特徴を理解するための最小限のプラズ衝突によるエネルギーの交換は大きく、電子とイ

マの性質、プラズマ中でのイオン生成のメカニズ

オン、中性原子との衝突による運動エネルギーのムについて紹介する。

交換は小さい。そのため衝突回数の少ない低圧時
では、定常状態における電子の運動エネルギーは２－１.

温度の概念[1]エネルギーの損失が少なく高エネルギーのまま
で、イオンの運動エネルギーと一致しない場合が生じる。( Te >> Ti )熱平衡にある気体はあらゆる速度の粒子を含んでいて、もっともありうるべき速度分布は後述するように高品質なイ

オンビームを生成する上で大きな利点となる。

Maxwell 分布になる。1 次元の Maxwell 分布は一種類の粒子に関してもある条件下では異なった温度を持つことがある。例えば磁場が存在する
場合、磁場に垂直方向の温度と水平方向の温度が⎛ 1 2⎞mv ⎟⎜⎟F ( x) = A exp⎜ − 2⎜ k BT ⎟⎜⎟⎝⎠異なることが多々ある。この性質はあとで詳しく説明する ECR イオン源による電子の閉じ込めに大きな役割を果たす。

で与えられる。F(x)は 1cm3 中に v~v+dv の速度

またプラズマ中では電子は常にマイクロ波等かを持つ粒子の個数を表す。この分布における平均

らエネルギーを受け取りより高温になる。このエ運動エネルギーEav は

ネ ル ギ ー の受 け 取 り 方に よ っ て は、 電 子 は Ｍ
axwel 分布からずれを生じることがある。

2

２－２.

プラズマ振動[1]

n0
⎧ dn0
ion
ex
=
−
+
−
n
n
n
n
χ
ξ
e
0
→
1
0
gas
1
→
0
1
⎪ dt
τ0
⎪
⎪M
⎪
⎨ dni
ion
ion
⎪ dt = + ne χ i −1→i ni −1 − ne χ i →i +1ni⎪⎪− n ξ ex n + n ξ ex n − ni
gas i +1→i i +1
⎪ gas i →i −1 i
τi⎩

もしプラズマ中の電子がイオンの一様なバックグラウンドから少し変位したとすると、電子はその変位からプラズマが中性を保とうとする方向に電場が発生し、プラズマ周波数と呼ばれる周波数で震度をはじめる。この場合イオンは電子に比べ大きな質量を持つため、電子の運動に追随できずに動かないものと考えられる。このプラズマ周ここで χ i →i +1 はイオンが価数 i から i+1 になる
ion

波数はプラズマが冷たい場合（Te=0）以下のように表される。

⎛ 4πne e 2 ⎞⎟⎟ω p = ⎜⎜
⎝ m ⎠確率、ξ i →i −1 はイオンが価数 i から i-1 になる確率
exを表し、これらのパラメータは主に電子とイオン2の衝突による電離及び中性原子との衝突による荷電変換反応によって支配される。また ni,ne,τi
はそれぞれ価数 i のイオンの密度、電子密度、プラズマ中での価数 i イオンの閉じ込め時間を表

この式から明らかなようにプラズマ周波数は電子密度が高いほど大きくなることがわかる。

す。
さてこの方程式中で未知のパラメータは電子密

２－３ プラズマ中での多価イオン生成のメカニズム度 ne( ( =i∑ qn ) ,電子温度 T 及びイオン閉じ込
q =1

q

e

め時間τi である。いいかえればこれら３つのパラ
さてプラズマ中でのイオン生成はどのようにしメータを知る事でプラズマ内でのイオンの価数て行われているのだろうか？この章では多価イ分布を知ることができる。図 2-3-1[2]は Ar イオ

オン生成のメカニズムを調べることで、多価イオ

ンの電離断面積の計算値を表す。この図から明らン生成にとって重要なパラメータについて考察

かなように、多価イオンになるほど電離断面積はをしたい。

小さくなりかつ断面積の最大値はより高エネル

プラズマ中で原子は電子との衝突を繰り返し、1

ギーになることがわかる。たとえば１価 Ar イオ

価イオンから段階的に多価イオンへと移行してンを生成する場合その最大の電離断面積はゆく。（逐次電離）イオンの電離過程を表す方程

10-16cm2（~50eV）であるのに対し、12 価の場合

式（rate equation）は以下のように書かれる。

は 10-19cm2(~2000eV)とほぼ 1000 分の１の断面積でありかつ電子の運動エネルギーは 40 倍必要
であることがわかる。

3

れる。図 2-3-2 から明らかなように neτi が大きくなると多価イオンが生成されるようになる。当然、イオンの価数が大きくなるとイオンの最外殻電子の束縛エネルギーが大きくなり電子温度も高いことが必要となる。例えば Xe20+を生成するためには neτi は 109(cm-3sec)である必要があるが、Xe35+生成のためにはその一桁大きな値が必要となる。
一方イオン源から引き出されるビーム強度は

Iq =

nq qV

τq

で表される。ここで nq, V, τq はそれぞれ
図 2-3-1Ar イオンの電離断面積

価数 q

イオンの密度、プラズマの体積、イオン閉じ込め
時間を表す。この式から明らかなように、ある

さてイオン生成にとって上記３つのパラメータ

価数のイオンのビーム強度を増加させるためにが重要であることを述べたが計算自体は複雑ではイオン密度、体積を増加させ、かつイオン閉じ

直感的に捉えることは難しい。多価イオンのでき込め時間を短くすることが重要となる。かつ neτi、方をよりわかりやすく捉えるために以下のよう

Te は要求される条件を保持する事が必要となる。

な図 2-3-2 が作成された。[3]２－４ プラズマシース、プラズマポテ
ンシャル[1]プラズマはマクロに見た場合イオン価数の総量と電子数とは同じにある。マイクロ波等で生成されたプラズマ中の電子は通常イオンよりも温度が高いため、プラズマを内包する容器の壁にイオ
ンよりも早く到達消滅する。このことによりプラズマ自体は壁に対し正のポテンシャルを持つ。正のポテンシャルを持つと電子のプラズマからの図 2-3-2 ゴロバニフスキーダイアグラム

逃走は抑制され、逆にイオンの流失を促す。この過程を経てプラズマは平衡状態に達する。このた

通常、多価イオンができるためには電子とプラ

めこのような過程で生成されたプラズマは最終

ズマ中でどのくらい衝突したかということと、イ

的に正のポテンシャルを持つことになる。（プラオンに束縛された電子を衝突によって剥ぎ取る

ズマポテンシャル）

ための電子の運動エネルギーに強く依存する。イ

逆に考えると壁はプラズマに対して負電位にな

オンと電子の衝突回数は電子密度とイオンの閉る。このため壁付近では電子が跳ね返されイオン

じ込め時間の積によって代表され ne,τiの量多い領域が発生する（ni>>ne）この領域をイ

電子のオンシースと呼ぶ。イオンシースの幅 d は運動エネルギープラズマ中での電子温度で表さ4

の放出面は平坦ないしは緩やかな凹面である事

d = 7.6 x10 2が望ましい。大強度ビームを生成するためにはプ

3
4

n

1/ 2
i

V
(cm)
( ZTe )1 / 4

ラズマ光男 d を増加させる必要があるが、この場
合良好なビーム引き出しを維持するためには、引き出し電圧を上げるか、電極間の距離を短くするで与えられる。ここで V は壁（または電極）の必要が生じる

電圧、Z はイオンの価数を表す。
例えば ni=1011cm-3, Z=1, Te=100eV, V=10kV の

４．エミッタンス時、d は 7.6cm となる。

イオン源から引き出されたビームの質の良否を判定するのにエミッタンスや輝度が良く用いら

３．イオン源からのビーム引き出し

れるが、これらの量は適当な規格化を行うと行路
中では一定値を保つ場合が多く、種々のイオン源

いかにプラズマ中でイオンを生成しても、効率のビームの質を比較するのに有用である。ここでの良いイオンの引き出しを行わなければ、大強度

はイオン源のエミッタンスがどの様な物理量でのイオンビームを生成することはできない。

決定されるのかを簡単に述べたい。

プラズマと壁面との境界では前述のように常にエミッタンスはビームの径方向の広がりを例え

イオンの量が電子の量より多い状態にある。（プば X-軸に、位置 X におけるビームの広がり角α(x)ラズマシース）プラズマシースの幅は前章の説明を縦軸に描いた位相図の面積であり、以下の様にで明らかなようにプラズマと壁面との電圧イオ表される。

ン密度に強く依存する。

ε2 =

さてイオンの引き出しにおいて、引き出し電極、

1π∫

α ( x)dx

チャンバー間の距離（ｄ）、電圧を固定すると、

この場合ビームの速度が速いほど広がり角は小イオンシース幅（ds）とｄとの関係によってプラ

さくなり、イオン源の引き出し電圧、価数に依存

ズマ面は図 3-1 のようになる。

に比較に不便が生じる。
速度によらないエミッタンスを規格化エミッタ
ンスと呼び以下のように表される。

ε 2n =β1

π ∫ 1− β

2

px
dx
p
β=

v
c

ここでβがビーム軸方向のみだと近似すると積分の外に出せて

ε 2n =

図 3-1 ビーム引き出し部のプラズマ形状β
1− β 2ε2と表される。
イオン源においてエミッタンスを決定する成分

良好なイオンの引き出しを行うためにはイオン

5

はイオンの温度、磁場がある場合は磁場中におい

６．具体的なイオン源の例てイオン電離が進む際に磁場から受ける影響の２つである。

ε = r0Tq
2qV ext

まず放電の型として、直流またはパルス電圧を+ r02 B 0q
8MVext

印加することで気体放電を発生させるイオン源（PIG イオン源）について言及し、次にマイクロ

第一項はイオン温度による広がり、第二項は磁波によってプラズマ生成するイオン源（ECR イオ

場の効果である。r0, Tq, Vext はイオン引き出し穴ン源）について説明する。最後にこの２つのイオの径、イオン温度、引き出し電圧である。 B0,M

ン源とは異なった手法でプラズマを生成するイは引き出し穴付近の磁場強度、イオンの質量を表

オン源（レーザーイオン源）について述べる。

す。ここで特徴的なのは温度依存性の項は価数の

特に ECR イオン源は核融合の基礎研究のため

平方根に反比例し、磁場の項は価数の平方根に比に開発されたミラー磁場閉じ込め型の炉を基礎例していることである。また磁場が強いほど、イにして発展してきた。そのため、イオン源内プラ

オン温度が高いほどエミッタンスは大きくなる。

ズマに関しては比較的詳しく研究されている。また筆者が長年開発に携わってきたイオン源でもあり、この章では ECR イオン源を中心に解説し

５．多価重イオン源の条件ていきたい。
さてここまで、イオン源の性質を明らかにする

6－１．PIG イオン源（DC、パルス放電
によるプラズマ生成）上で重要なプラズマの性質等に関して述べてきたが、プラズマの性質から理解される理想的なイ
オン源の条件は Te を要求されるイオンをもっとも効率よく生成できる温度に合わせかつ、イオン閉じ込め時間はできるだけ短くかつ電子密度はPIG 放電を用いてイオンを引き出すイオン源をできるだけ大きくすることが肝要である。ただし一般に PIG イオン源と呼ぶ。図 6-1-1 はこの種の要求されるイオンの ne,τi にあわせ一定に保つ必

イオン源の構造の概略を示している。アノードカ

要ある。またプラズマの体積はできるだけ大きくソード間で放電によって生成された電子は電極する。ビームの質（エミッタンス）に関しては、間の電場によって加速されるが一方、チャンバー

イオン温度はできるだけ低くなる条件でかつ磁の周囲に配置された磁石によって発生した磁場場は低ければ低いほど良いことになる。

にまきつくように運動するため壁に衝突するこ

後述するようにこれら全てのパラメータを独立となくチャンバー内に滞在する。このメカニズムに操作することは不可能である。それでは実際のによって電子の閉じ込め時間を長くすることがイオン源はどの様にしてこの理想的な状態に近できる。多価イオン生成のためには電子の閉じ込づけているのであろうか。実際のイオン源には技

め時間ばかりでなく、プラズマ密度をあげる必要

術的、経済的な制限によって理想的な条件には程がある。そのために大きなアーク放電電力を必要遠い状態であるが、その目的に応じて特徴的な構とする。

造をしている。次章では具体的なイオン源についてふれてみたい。

6

ため電流量を比較的自由に制御できる。2 つの型のイオン源の放電電流、電圧の関係を図 6-1-2（上図）に示す。冷陰極型は電圧の上昇とともに放電
電流が増加する。熱陰極型の場合は低い電圧で大電流がながれる。[4]PIG イオン源の電子エネルギー分布は前述のMaxwell 分布から大きく外れている。図 6-1-2（下図）は電子のエネルギー分布を表す。高電圧の放電によって発生した電子は発生当初はほぼ単一のエネルギーを持つがプラズマは生成されるとともにプラズマとの相互作用等によってエネル
ギーを失い図の様な分布となる。[5]図 6-1-1PIG イオン源の概略図

イオンの閉じ込め時間は生成イオンの価数を決定する上で重要なパラメータになるがPIG イオン源においては磁場の存在する場合の拡散は Bohm 等によって提唱された拡散（Bohm
拡散）を用いτ c ( μs ) = 10

R2B
2
(cm・
kG / eV )Teとなる。[6] 例えば R=3cm, B=3kG, Te=10eV の場合、イオン閉じ込め時間は 10μs のオーダーになる。
ビーム強度は磁場が一定の場合、放電電圧、アークカレント、中性ガス圧に強く依存する。図6-1-3（上図）は Xe イオンビームのアークカレン
ト依存性である。アーク電圧は２kＶ,磁場強度は1.5kG,
デューティーサイクルは 5%である。多価イオン
ビーム強度はアークカレントの増加とともに増
図 6-1-2 アーク電流と電圧の相関（上図）電子

加している。これは多価イオンが前述の関係から

エネルギー分布（下図）neτ c が大きいほど多価イオンができやすいため、
アークカレントが増加するとプラズマ密度が増

PIG イオン源は大きく 2 つの型に分類される。

加し、多価ビーム強度は増加する事になる。図ひとつは熱陰極型、もうひとつは冷陰極型である。

6-1-3(下図)は Xe イオンビーム強度のガス流量依

熱陰極型は放電現象に関係なく電子供給できる存性を表す。ガス流量の増加は中性ガス圧の増加

7

存性（上図）及びガス流量依存性（下図）を促す。中性ガス圧の増加は通常電子温度を減少させる。式からイオン閉じ込め時間は温度の低下
と共に増加するが、一方多価イオンの電離確率を減少させる。この効果によってガス流量の増加に伴い多価イオンビーム強度が減少するものと推察される。

図 6-1-4 代表的なイオンのビーム強度

図 6-1-5、金属イオン生成用 PIG イオン源の概略図

図 6-1-3

図 6-1-6 代表的金属イオンのビーム強度

Xe イオンビーム強度のアーク電流依8イオンビームの引き出しは軸方向（電極に穴を手法である。図 6-1-5 にスパッタリング法を用い開けての引き出し）と軸とは垂直方向に引き出す

る場合のイオン源の構造を示す。図 6-1-5 に示す

２つの手法がある。径方向への引き出しは電流密ように試料は引き出し電極の向かい置かれ、試料度の観点からは軸方向ほど高くはないが多価イ

自体に数 100V のスパッター電圧を印加する。低オンの成分が非常に大きい。

電圧で効率良くスパッターを行うためには重い

図 6-1-4 は PIG イオン源からのビーム強度の代

イオンを使用することが必要不可欠である。PIG

表例を示している。[8]イオン源の場合、Ar,Xe ガスがアーク放電用のガ

常温で気体の物質は少なく、大半が固体の状態

スとして用いられる。図 4-1-6 は代表的な金属イで存在する。重イオン源の重要な使命のひとつ

オンのビーム強度を示している。[9]は多種多様なイオンを生成することにある。気体
以外からのイオンの生成にはいくつかの手法があるが、PIG イオン源の場合、固体試料の融点が低すぎないかぎりスパッター法がもっとも良い

6－２．ECR イオン源（マイクロ波によるプラズマ生成）

図 6-2-1ECR イオン源の概略図
磁気ミラー閉じ込めを用いた核融合装置の概念って閉じ込められる。マイクロ波はプラズマチャを基に開発された ECR イオン源は図 6-2-1 に示す

ンバーに接続された導波管によってチャンバー

様な構造をしている。プラズマは２つ以上のソレ内に導かれ、プラズマ中の電子を電子サイクロト

ノイドコイルによって形成されるミラー磁場と

ロン共鳴現象によって加速し運動エネルギーを

プラズマチャンバーを囲むように配置された６与える電子は中性原子、イオンとの衝突を繰り返

極磁石によって生成される磁場の合成磁場によすことによって電子を１つずつ剥ぎ取り（逐次電9離）プラズマ中のイオンの価数を高くする。生成

円偏向をしているマイクロ波を意味する。R 波のされたイオンの一部はビームの引き出し部に到

電気ベクトルは磁場に沿う方向から見ると時計

達し、プラズマチャンバーと引き出し電極の間に周りに回っている。L 波はその逆である。
R 波のプラズマ中での分散関係はかけられた電圧によって引き出される。
図 6-2-1 の磁場強度の等高線は１平面上の磁場

c2k 2

強度を単純化して表したものである。２つの要素

ω2のおかげで、磁場強度は図に示すようにお椀の底= 1−

ω p2 / ω 2
1 − (ωc / ω )の様な形状をしている。図 6-2-1 中のグラフはイで表される。ここでωp, ωc はそれぞれプラズマ周

オン源の軸方向、動径方向の磁場分布を表したも波数、サイクロトロン共鳴周波数を表す。分散関のである。プラズマ中の電子はこの磁場（ミラー係はマイクロ波周波数ωと位相速度 ｖ φの関係と磁場）によって閉じ込められる。後に詳しく述べして図 6-2-2 のように表される。

るが、端的には最小磁場 Bmin と最大磁場 Binj 等の比（Binj/Bmin）（磁気ミラー比）が大きくなればなるほどロスコーン（速度空間上で電子が磁気ミラーから逃げ出す領域）が小さくなり電子は長く磁場中に閉じ込められる事になる。以下に ECR イオ
ン源によるビーム生成に必要な基礎的な物理についてまず言及し、後に ECR イオン源の各構成要
素が実際にどのようにプラズマに影響を与えているのかについて述べたい。また実際の ECR イオ
ン源の現状について述べる。
図 6-2-2 R 波の位相速度の周波数依存性
6-2-1ECR（共鳴現象、マイクロ波の吸収）[10]
図 6-2-2 から明らかなようにω=ωc でｋは無限大
電子サイクロトロン共鳴現象を利用することで、となり電子はサイクロトロン共鳴現象を通して

低ガス圧（10-6Torr）で安定かつ高密度（1011cm-3）

エネルギーを吸収する。図の低周波領域の波はホのプラズマが生成される。（ECR プラズマ）このイスラー波と呼ばれる。ECR イオン源ではこのメ現象を利用したイオン源が ECR イオン源である。

カニズムを利用して電子にエネルギーを与える。

プラズマ中でのマイクロ波の挙動、マイクロ波

上記のようにマイクロ波は電子にエネルギーをによるプラズマ自身の振動は複雑であり磁場が与えるがさて実際のマイクロ波はプラズマ中を存在する場合はなおさらの事である。冷たいプラ

伝播し ECR 領域でそのエネルギーが電子に吸収

ズマ（Te=0）で磁場が存在する場合、磁場の方向され減衰することは容易に想像される。ではどのに対してどの方向からマイクロ波を入射するかように吸収されるのだろうか？

で分類することが可能である。本章では ECR を

マイクロ波のプラズマ中での吸収は複雑であり、発生させるマイクロ波入射法（Ｒ波）についての

実際のイオン源は有限の金属壁で囲まれているみ言及する。

ため、マイクロ波、プラズマに境界条件が加味さ

R 波は磁場方向に対して平行な電磁波で右回り

れ、さらに複雑さを加える。ここでは吸収に与え10

る物理的な要因を捕らえるためにそれらの複雑

6-2-2 プラズマの閉じ込め [1]

さを取り除き無限プラズマ中をマイクロ波が共鳴領域を一回のみ通過するときの現象を考える。

ECR イオン源において（特に多価イオン生成用）

入射波のエネルギー、透過波のエネルギー、ECR

プラズマはミラー磁場によって閉じ込められる。

領域で吸収されたエネルギーをそれぞれ Sinc, Strans,

この章ではミラー磁場によるプラズマ（特に電Sabs とすると子）の閉じ込めに関して議論する。細かい議論は省略するが（参照）ミラー磁場中では電子が磁場

S abs= 1 − exp(−πη )Sinc
Strans= exp(−πη )η=Sincに巻きつくようにして発生する磁気モーメント

1
2

ω p2
ωc

μ = mv⊥2 / B に関して dμ / dt = 0 が常に成り立

1 ⎛ dB ⎞⎜⎟Bres ⎝ dZ ⎠ res

つ。これが磁気ミラーによる電子の閉じ込めの基礎となる。
ミラー磁場に沿って電子が移動する場合、磁場が強くなるとμを一定保つために v ⊥ は大きくなる。
またエネルギー保存の法則から v // は小さくなる。
ミラー磁場の B が十分に強ければ最終的に v // は最終的に 0 になり弱磁場方向へと反射される。このメカニズムによって電子はミラー磁場中に束縛されることになる。ところがこの閉じ込めは完
全ではない。
最小値（B0）と最大値（Bm）をもつミラー磁場

図 6-2-3 プラズマ中のマイクロ波吸収、透過率

中で電子が運動している場合、ある電子反射点での磁場強度を B’とすると、磁気モーメントが保存することからとなる。ここで注目したいのは吸収効率がプラ
ズマ周波数（電子密度に比例する）に依存するば

1 2
1
mv ⊥0 / B0 = mv ⊥/ 20 / B /22

かりでなく、磁場の傾き(dB/dZ)res にも依存する事となる。エネルギー保存則を適用するとである。[11] つまり ECR 領域における磁場の傾
きが緩やかになれなるほど吸収効率は増加する。

v ⊥/ 2 = v ⊥2 0 + v //2 0となる式と式から

図 6-2-3 は磁場傾き(dB/dZ)res が 1.5T/m, マイクロ波周波数 14GHz のときの吸収効率、透過効率を表B0 v ⊥2 0== sin 2 θ
B / v ⊥/ 2す。図から明らかなように電子密度が 1011cm-3 を超えるとほとんどのマイクロ波（R 波）は吸収される。ここで注意しておきたいのはここでの議論
は全てマイクロ波が理想的な R 波の場合ある。

11

することであるため、ミラー比を大きくしてプラ
ズマの閉じ込めを良くするのではなく、閉じ込めを調節し、要求されるイオンビーム強度を最適化することが肝要である。以下ではこれらを基にして作られた ECR イオン源の構成要素がどのようにプラズマに影響を与え、ビーム強度を変えているのかを考察したい。
磁場分布の形状,強度がプラズマに与える影響を議論するために便宜上、図 6-2-1 に示すように
磁場形状をいくつかのパラメータ（動径方向の磁場の強さ(Br),マイクロ波入射側の磁場の強さ(Binj), ビーム引き出し側の磁場の強さ(Bext), ミ
ラー磁場の中で最も磁場の低い点（Bmin）,電子サ
イクロトロン共鳴領域（Becr））にまとめ、これらのパラメータがプラズマ、ビーム強度に与える影響について考える。
図 6-2-4 速度空間上のロスコーン領域

磁場による閉じ込めと言う観点からは

ビーム

引き出し部以外の磁気ミラー比をできるだけ大きくしてイオン損失を極力抑え、ビーム引き出しとなる。B’を Bm で置き換えたものをミラー比と部の磁場強度は要求されるイオン価数、強度に応呼 ぶ 。 式 を速 度 空 間 上で 図 式 化 した も の が 図じて変化させる事が重要と考えられるが、実際に6-2-4 である。このコーン状の部分（ロスコーン）

はそのような単純な構図にはなっていない。まずに存在する電子は磁気ミラーから抜け出し外部

最初にこれら磁場形状、強度がビーム強度及びプへと流失する。さらにイオン源の場合、前述の様

ラズマに与える影響について１つずつ論じ、次ににプラズマは常に正の値を持つため、低エネルギ

その他の要素（ガス圧等）が与える影響について

ーの電子はそのポテンシャルによって束縛され説明する。

る。このためロスコーンは図 6-2-4 下図のように

I. Bmin 効果

変形される。

図４－２－５a)にビーム強度の Bmin 依存性を示
6-2-3ECR イオン源の各構成要素がプラズマにす。Bmin の効果を調べるため、他の磁場強度（Binj,
Bext, Br）, 入射マイクロ波パワーは一定の値に保与える影響
ここまで ECR イオン源理解のために必要な事たれている。図から明らかなように Bmin 上昇と共象について大まかに追ってみた。この観点からに増加し最大値に達した後、徐々に減少する。

ECR イオン源を考えて見るとミラー閉じ込めの[12]図４－２－５ｂ）はビーム強度が最高値を示観点からはミラー比が大きいほうが電子の閉じしたときの Bmin の値((Bmin)opt)を種々のイオンに込めは良くなる。ただしイオン源本来の使命のひ関してプロットしたものである。14GHz、18GHz の

とつは要求されるイオンビームをより多く供給

場合の共鳴点での磁場強度はそれぞれ

12

0.5T,0.64T なので、(Bmin)opt はイオン種、価数に

子温度の上昇を促す。結果として多価イオンの電あまり依存せず Becr のほぼ 70~80%の値を示して離に必要な高エネルギー電子の密度が増加し、ビいる様に見える。通常、電子密度が一定の場合、ーム強度を増加させていると推測される。一方、多価イオン（電離時間を要するイオン）ほど、イ

共鳴点領域は Bmin の上昇によって減少する。もし

オン閉じ込め時間を長くする必要が生じる。この高エネルギー電子の生成量が共鳴領域の減少に場合、磁気ミラー比を大きくすることで閉じ込め

従って小さくなると考えるならば電離に寄与す

時間を長くできると考えられるが、実験結果は前る電子の総数は磁場勾配の効果と共鳴領域の大述の様に異なった傾向を示している。

きさの積となる。この場合共鳴領域は Bmin の上昇とともに減少し、共鳴点に達すると最終的に０となる。つまり多価イオンの電離に寄与する電子の総数は Bmin の上昇と共に大きくなり、ある Bmin 以
上では吸収領域の減少に伴って減少を始めると考えられる。
レーザーアブレーション法によるプラズマ診断を用いて得られた測定結果を図 6-2-6 に示す。レ
ーザーアブレーション法は以下の手法でプラズマ診断を行うものである。[13] イオン源内部に設置された金属ターゲットにパルスレーザーを照射することで短パルス中性金属ガスを発生させる。発生した中性粒子はプラズマ内で逐次電離され多価イオンとなってイオン源外にだされる。
この際多価イオンビームは中性粒子がパルス状にプラズマ内に入射されているため、プラズマ内での生成過程に応じた時間構造をもつ。この多価イオンビームの時間構造をイオンの逐次電離過程を基にした Rate equation と比較することでイ

図 6-2-5 O5+ビーム強度の Bmin 依存性（上図）各

オン源内プラズマのパラメータを導き出す。この種イオンの(Bmin)opt

実験では実際のビーム供給時と同じように O5+ビーム強度を実際に最大にするようにガス圧を各Bmin は磁気ミラー比を変える以外に、共鳴点でBmin で調整している。この図から明らかなように、の磁場勾配、共鳴領域の大きさを変える働きをし電子密度、温度は共に増加し、イオン閉じ込め時ている。共鳴点のみでマイクロ波からのエネルギ

間は一定ないしは若干の減少傾向にあることがー吸収を仮定すると、電子が１回共鳴点を通過すわかった。

る際に得られる運動エネルギーは磁場の傾きが6-2-6 の最下図である。この値が Bmin~0.4T 近傍

緩やかになるほど、また電場強度が強くなるほどで最大値を持つことがわかる。つまりビーム強度大きくなる。共鳴点での磁場勾配は Bmin が大きくが Bmin~0.4T 近傍で最大になる理由はこの neτi がなると緩やかになるので、Bmin が大きくなると電最大になっているためであることが明らかにな

13

さて実際に neτi、を求めたものが図実際製作する上では種々の制限（製作費、製作技った。[14]

術）によって達成することは困難である。過去１
０年にわたりこれら磁場強度の影響が研究されビーム強度の依存性が明らかになってきた。実験
結果は幸いにしてある一定値以上強くする必要は無い事を示している。
ビーム強度増強のためにはマイクロ波導入側へのイオン損失は極力小さくしなくてはならない。
図 6-2-7 は多価イオンビーム強度の Binj 依存性である。[15] ビーム強度は Binj の上昇と共に増加
し Binj が Becr の３倍程度になったところでほぼ一定の値をとる。Binj の増加により電子の閉じ込め時間が長くなり、よって電子密度、温度が上昇す
ることは予測される。レーザーアブレーション法を用いたプラズマ診断でも同様の結果が得られている。単純なロスコーンの大きさの計算ではミラー比が 4~5 を超えるとロスコーンの大きさの変化の度合いは極端に少なくなることが分かる。これが高ミラー比でビーム強度に変化が見られなくなる理由のひとつであると推察される。
基本的には Br も Binj と同じく動径方向へのイオ
ン損失を最小にするためにできるだけ強く必要がある。しかしながら実験結果は明らかに異なった結果を示している。

図 6-2-6.プラズマパラメータの Bmin 依存性
II. Binj, Br 及び Bext の効果
他のパラメータは通常電子を閉じ込めるための障壁の役割をしていると考えられる。前述のように引き出し部（Bext）以外の磁場強度はできるだけ強くし閉じ込めを良くすることが理想であるが、14

図 6-2-7Xe27+ビーム強度の Binj,Bext 依存性

されやすく、低いガス圧の場合は多価イオンビー
ム強度が増加する。図 6-2-9 は各プラズマパラメ
ータのガスに対する依存性を示したものである。
[14] 図から明らかなように電子密度は上昇する
が、電子温度、イオン閉じ込め時間は短くなっている。高いガス圧で低い価数のイオンビーム強度が強くなるのは、電子温度、イオン閉じ込め時間の低下によるものと推察される。電子の閉じ込め
時間のガス圧依存性の簡単な見積もりは以下の計算によってなされる。
図 6-2-8 Xe27+イオンビーム強度の Br 依存性
図 6-2-8 はビーム強度の Br 依存性を示す。Br の上昇と共にビーム強度は増加しているが Br~2Becr
付近でほぼ一定値を取りその後 Br の上昇と共に緩やかに減少する傾向が見られる。ビーム引き出
し部の磁場分布はプラズマの閉じ込めに影響を与えるばかりでなく、ビームがプラズマから引き出された後のビーム軌道にも影響を与える。 プ
ラズマのみに与える影響は Binj と同様に、電子密度、温度、イオン閉じ込め時間を大きくする効果があるが、ビーム強度に与える影響はビーム輸送
系等の条件にビーム強度が強く左右され他のパラメータに比較してより複雑である。いずれにしてもビーム引き出し部へのイオン損失を最大にするためには他の磁場強度より低く保つ必要がある。これらの研究結果から磁場強度形状に関しては以下の様な半経験式が得られる。
Binj>4Becr,
Bmin~ (0.8~0.7)Becr,
Br>Bext>Becr,
Br ~2Becr

III. 中性ガス圧の効果

図 6-2-9 プラズマパラメータのガス圧依存性

ガス圧は最も簡単に変えられるパラメータの一つであるが、プラズマに与える影響は大きい。通電子の単位時間当たりの生成確率は常ガス圧が高い場合は低い価数のイオンが生成15

i maxdn e
nen= n e ∑ χ iionn e ~ χ 0ion→ 1 n 0 − e→ i +1n i −
τe
τe
dt
i=0

= k n 0 n e χ 0ion→ 1 P gas −れる。図 6-2-10 下図は Ar イオン平均価数のガス(3)

圧依存性であるプラズマポテンシャルの低下とne

τe

共に平均価数が増加していることがわかる。

、 ni 、 ne 、 τ e はそれと表される。ここで χ iion
→i +1
ぞれ価数 i から i+1 価へ移行する確率、価数 i の
イオン密度、電子密度、及び閉じ込め時間である。
右辺第 1 項の１価以上のイオンの効果は生成断面積が極端に小さくなるため省略した。この式から平衡状態(左辺が０)では電子の閉じ込め時間は近似的に中性ガス圧に反比例することが分かる。

IV. ガスミキシングの効果
１９８０年台に生成したいイオンよりも小さい
質量のガスを加えることで多価ビーム強度の増加が見られた。この発見以来、高いイオン生成時には必ず用いられる手法の一つになっている。
[16] そのビーム増強のメカニズムはいまだに諸図 6-2-10 プラズマポテンシャルのガス圧依存性説あって決定されていないが、近年プラズマポテ

V. 低速電子の入射

ンシャルとの相関が見られた。図 6-2-10 は Ar ガスを入射した際のプラズマポテンシャルのガス
圧依存性（白丸）と一定ガス圧の Ar ガスに酸素

１９９０年代初頭に Al2O3 等２次電子放出確率

ガスを加えていった時のプラズマポテンシャルの高い物質で内壁を覆うとビーム強度の増加が（黒丸）のガス圧依存性である。Ar のみの時はプ

見られることが発見されて以來[17] プラズマチ

ラズマポテンシャルは上昇傾向が見られる。このャンバー内壁の性質がビーム強度に与える影響

傾向はモデル計算によっても予言されていた。しの研究は多くの研究所においてなされた。5)近年

かしながら酸素ガスを加えた場合はガス圧の上の研究では、Al2O3 で内壁を覆うことでプラズマ

昇と共に低下しあるガス圧から上昇を始める傾ポテンシャルがさがり、多価イオンビーム強度が向が観測された。両極性拡散を用いた計算によっ増加することがわかった。[18] プラズマポテンて軽いイオンほど低いプラズマポテンシャルを

シャルの低下はイオン閉じ込め時間の増加を促持つことが予言されていたが、近年の測定によっ

しよって多価イオンビーム強度が増強されていてその傾向が確認された。これらの結果を総合すると考えられている。酸化物の場合、電子衝撃にると Ar ガスに酸素ガスを混合することによってよる２次電子放出率は１以上であるため、余剰に酸素イオンの割合が増加しそれに伴ってポテン放出された電子がプラズマ中にもどり、通常正にシャルが低下し、あるガス圧以上になると今度は帯電しているプラズマの電位を下げると考えら

ガス圧の効果によって上昇をはじめると推測さ

れている。

16

と考えられる。いずれの手法も低速電子をプラズマに付加する働きを持ち、この作用によってプラ
ズマポテンシャルを低下させている。また負電極の 位 置 も プラ ズ マ に 大き な 影 響 を与 え る 。 図
6-2-12 はプラズマポテンシャル（黒丸）、イオン
平均価数（白丸）の負電極位置依存性である。

図 6-2-12 プラズマポテンシャルのバイアスディスク依存性

VI.マイクロ波の周波数、強度の効果
図 6-2-11 プラズマポテンシャルのバイアスデマイクロ波の入射パワーを上げることでビーム

ィスク電圧依存性

強度の増強が容易に達成できることからプラズ
マパラメータのマイクロ波の強度依存性に関す

プラズマチャンバー中に負電圧を印加した電極る実験は 1980 年代からなされている。グルノーを挿入するとビーム強度が増加することも良く

ブルのグループは Minimafios を使用して、プラズ知られているが、この負電極もプラズマポテンシ

マ中電子密度を測定し半経験式を得た。[19]ャルを低くする働きがあることが判明した。図

ne ~ 2 x1011

11+6-2-11 はプラズマポテンシャル、Ar のビーム強PRF (W )(cm −3 )PRf (W ) + 260(4)度、生成されたイオンビーム強度の平均化数の負電圧依存性である。府電圧の上昇と共にプラズマ

ある一定範囲内（入射マイクロ波パワー1kW 以

ポテンシャルは低下し、それに伴って、多価イオ

下）で成り立つ経験式であるが、この式から明らンのビーム強度は上昇、生成されたイオンの平均

かなように電子密度は低いマイクロ波パワーで価数は高くなる傾向にある。

は急激に増加するがパワーの上昇と共にその増負電極は電子をプラズマ中から逃げ出した電子

加率は徐々に小さくなる傾向にある。近年プラズ

を負電圧によって押し戻し負電荷数を増加させ

マ中の電子密度は入射マイクロ波の増加と共にることでプラズマポテンシャルを低くしている

増加するわけではなくある一定値以上にはなら17

ない事を示した実験結果が同グループによって込め磁場が弱いにもかかわらず多価 Ar イオンビ14)示された。 これは後述するようにマイクロ波のーム強度は CAPRICE よりも強くなっている。

プラズマへの吸収機構、電子の損失率過程と強く結びつき、ＥＣＲイオン源の物理的な性能限界を与える要因となっている。
ビーム強度に対するマイクロ波の周波数依存性
は近年種々のイオン源からのビーム強度を測定した実験結果の蓄積により明らかな効果がある
ことがわかってきた。図 6-2-13 は磁場強度及び構 造 が 式 （ 3 ） に ほ ぼ 沿 っ た ３ 種 類（10,14.5,18GHz）のイオン源からの多価 Ar イオ
ンビーム強度である。周波数が高くなればなるほ
図 6-2-14 Caprice(10GHz),RIKEN(10GHｚ)の

どビーム強度が増加している事がわかる。

Ar ビーム強度
近年のイオンのプラズマ中での閉じ込め時間の測定からイオンの閉じ込め時間はで表されることがわかった。ここで L はプラズ
マの大きさをあらわす。つまりチャンバーが大きいほど閉じ込め時間が長くなる。[20]図 6-2-13 Caprice(10,14GHz),RIKEN(18GHｚ)

VIII.モデルによる計算の Ar ビーム強度

ＥＣＲイオン源の開発当初は与えられたプラズ

VII.サイズ依存性

マ中での電子密度、温度等からのビーム強度、イオンの価数分布に関するモデル計算が主であり、開発当初から ECR イオン源は生成できるイオン

イオン源の構成要素（磁場、マイクロ波等）がプの平均価数がイオン源の大きさによることがわ

ラズマに与える影響に関する情報はほとんどなかっていた。図 6-2-14 は理研で製作された ECRく、イオン源設計に関する指針を与えるものではイオン源（10GHz、チャンバー体積~3L,最大磁なかった。 1990 年代に入って、徐々に磁場、マ~1kW)とグルノーブルで製

イクロ波強度等がプラズマに与える影響の計算作された ECR イオン源 CAPRICE（10GHz,~0.5L, 最を通してビーム強度を計算するモデルの開発が大磁場 0.8T、RF パワー ~1kW）の Ar ビーム強度

進んできた。代表的なモデル計算は準線形拡散項の比較である。理研の ECR イオン源の場合、閉じを含むフォッカープランク方程式を基にしたも場

0.5T,RF パワー

18

のである。詳しくは文献[22]を参照されたい。

収されるが入射マイクロ波が強くなりすぎるとこのモデル計算によってイオン源の構成要素がより多くの電子がマイクロ波によって生成されプラズマに与える様々な効果が分かってきた。中る電場によってロスコーン内に散乱されるよう性ガス圧に対してはガス圧の上昇と共に電子のになりプラズマ中での電子密度を押し下げる結

閉じ込め時間は短くなり、電子温度は減少、電子果となる。[22]これらの条件はイオン源を構成す

密度は増加する傾向にあることが分かった。磁気る要素(磁場強度、形状、ガス圧等)の条件によっミラー比の上昇は電子閉じ込め時間、電子温度、て異なることは明らかである。詳細な計算により電子密度の増加を促す。これらの結果は前述の実

イオン源の構成要素がどのように吸収パワーの験から得られた傾向と一致している。ビーム強度限界を決定するのかを将来解明してくれることのマイクロ波周波数依存性も同様の計算から明を期待したい。

らかになった。
図 6-2-15 はガス圧と入射マイクロ波に対する多価 Ar イオンビーム強度の依存性の計算結果を表す。 ビーム強度は入射マイクロ波パワーの増
加と共に増加するが、マイクロ波の増加に伴いどこまでも増加し続けるわけではなくある最適なマイクロ波パワー及びガス圧があり、それらの値
以上では減少することが見て取れる。またガス圧が高いほどより低い価数のイオンができやすい傾向にある。ある一定ガス圧で入射マイクロ波のパワーをあげていくと、低いパワー領域では電子温度、密度を増加させビーム強度が増加するが、

図 6-2-15 フォカープランク方程式による Ar ビ

パワーを上げすぎると電子の温度が高くなりすーム強度の計算結果

ぎ効率よくある価数のイオンを生成できなくなる。また一定マイクロ波パワーでガス圧をあげてこれらの研究結果から明らかのように現状ではいくと電子温度がさがり、やはり生成効率が下がイオン源を構成する外部要素を用いて３つのプることになる。

ラズマパラメータ電子密度（ne）、イオンの閉じ込

イオン源内プラズマの電子密度、温度がどこまめ時間(τc)及び電子温度(Te)を独立に制御するこで大きくできるかは、イオン源の性能の限界を決とは困難である。さらにイオン源として考えた場定する上で興味深いが、吸収されるマイクロ波の合プラズマ密度を増加させつつ、ある特定の方向

パワーは入射パワーに比例して増加するわけで（ビーム引き出し部）へ、ある特定の価数のイオ

はなく、ある一定の値以上では減少する傾向も見

ンの損失を最大にすることが望まれ、この条件がられることが計算から分かってきた。これはマイ設計により複雑さを加えている。しかしながら幸クロ波による高エネルギー電子のロスコーン中

いにも磁場強度、形状は全てのパラメータを増加への散乱確率とプラズマ中の電子生成確率とのさせる傾向にあるが、中性ガス圧の増加によって、競争によって決定される。入射マイクロ波のパワ

電子密度を下げることなく電子温度、イオン閉じ

ーが低い時はほとんどすべてのマイクロ波が吸込め時間を減少させることができる。基本的には

19

これらの組み合わせによって、電子密度を減少さの表から明らかなように高周波数になるほど超せることなく、閉じ込め時間、電子温度を制御し伝導コイルが使用され、永久磁石使用の場合は特定の価数のイオン生成にイオン源を最適化す

14GHz のマイクロ波使用が限界となっている。

ることが可能となる。

I.常電導型 ECR イオン源
発明当初から積極的に製作開発され最も普及したＥＣＲイオン源である。図 6-2-17 は RIKEN

6-2-4. ECR イオン源の現状

18GHz ECR イオン源から生成された代表的な多価
イオンビームの強度を表したものである。 これは RIKEN RIBF 計画[44]の一環として大強度多価
イオンビーム生成用として１９９５年に製作されたイオン源であるが、２０００年に入って、磁場強度、形状等の最適化を行いビーム強度が大幅に増強された。特に１９９９年から現在までの間に Ar8+などのイオンビーム強度は倍以上の増強がなされた。

表１代表的な ECR イオン源
図 6-2-16RIKEN 18GHz ECR イオン源の断面図

現在のイオン源を大まかに分類すると、永久磁石を用いた ECR イオン源、ミラー磁場を作るソレ
ノイドコイルに常伝導コイルを用いたもの、超伝

また~200W のマイクロ波パワーで Ar8+, 1mA のビ導コイルを用いたものに分けられる。表１は使用

ーム強度が得られた。これは他のイオン源で必要

マイクロ波周波数毎に分類された代表的なＥＣであったパワー（約 1kW）の５分の１程度で済ん

Ｒイオン源である。イオン源に名称が付いているでいる。このイオン源は大強度ビームを供給する

ものはそのまま載せ、付いていないものは研究所上で最も効率の良いイオン源として知られてい名で示してある。詳しい仕様、性能等は参考文献

る。1990 年代以前に製作された数多くの ECR イオ

を参照してほしい。 表の中で括弧の付いたもの

ン源は前述の経験則と異なる磁場構造をしていは現在建設中、もしくは計画中のものである。こるものが多く、１９９０年代後半から前述の経験

20

則に沿って改良が加えられた。特に Br 及び Binj の型の重イオン癌治療装置のイオン源としての使増強により強度ビーム強度の増強、より多価のイ用も計画されている。図 6-2-18 はオークリッジ

オン生成に成功している。

で原子物理の基礎研究用に開発されたイオン源のビーム強度である[30]

図 6-2-17RIKEN18GHz ECR イオン源のビーム強図 6-2-18 永久磁石型 ECR イオン源（ORNL）の O

度

ビーム強度

III.超伝導型 ECR イオン源
II.永久磁石型ＥＣＲイオン源

高周波数(18GHz 以上)のマイクロ波を用い且つ永久磁石を用いた ECR イオン源はソレノイドコ

前述の磁場条件を満たそうとした場合、例えばイルによって消費されていた電力を０Ｗにする

28GHz マイクロ波使用の場合は最大磁場 3Ｔ以上ことで、大電力の供給の難しい高電圧のプラットを必要とする。消費電力の省力化を考えた場合、ホームに設置することを目的として開発された。

必然的に超伝導技術の使用が必要不可欠となる。

当初は小型のイオン源が主であったが、前述の磁

１９９０年代から磁場強度形状とビーム強度の場形状がプラズマに与える影響の解明等により、関係が明らかになるにつれて、大規模加速器研究

永久磁石を用いても大強度多価イオンビーム生施設において、超伝導 ECR イオン源製作計画が提成が可能であることが分かり、より多価イオンの案された。1995 年にカタニアの原子核研究所にお生成を目指した開発が試みられた。唯一の問題点

いて 14,18GHz のマイクロ波を使用した超伝導であった、永久磁石によって形成されるミラー磁ECR イオン源(SERSE)が製作され、大強度多価イ場の弱さもプラズマチャンバー内に鉄ヨークを

オンビームの生成に成功している。[35] 1990 年

入れることでより強い磁場の発生が可能になっ代後半まで、超伝導 ECR イオン源は液体ヘリウム8+による冷却でコイルの超伝導状態を維持していで500μA のビーム強度が得られており、常伝導た。このため蒸発によるヘリウムの減少を補うた

ECR イオン源と遜色無い性能が得られている。こめの供給システムが必要であり、事実上液体ヘリの種のイオン源はタンデム型静電加速器やコッウムの液化装置をもつ限られた研究機関のみがククロフト型静電加速器の高電圧ターミナルに使用可能であった。１９９９年になって、理化学設置され種々の分野で利用されている。また普及研究所、筑波大学において高温超伝導体を用いたた。[30] 13GHz のマイクロ波を用いることで Ar

21価イオンビーム強度を表 2 に上げる。

電流導入棒と小型冷凍機を用いることで液体ヘリウムの供給を必要としない ECR イオン源用超

前述のように磁場強度ばかりでなく、形伝導コイルの製作が行われた。２０００年にはこ状もビーム強度の増強に重要な役割を果たしての２台のイオン源から多価イオンビームの生成いるが、現在磁場形状をより自由に変化させ、ビに成功した。[36,37]

現在重イオン加速器用のーム強度の増強を図ることを目的とした超伝導イオン源等として稼動している。この成功をうけ

ECR イオン源製作の計画が 15pμA のビーム強度のて JINR(ロシア)において２００４年に１台目イ

U35+イオンビーム生成のために理化学研究所で進オン源の製作、ビーム供給に成功し、これをプロ行している。図 6-2-19,20 は理研で製作中の超伝ットタイプとして２台目の製作に着手している。

導 ECR イオン源のコイル形状及び磁場強度である。

現在はほとんどの超伝導 ECR イオン源はこの手法[43]を採用している。

図 6-2-19、RIKEN 28GHz ECR イオン源のコイル
構造

表２VENUS(28GHz)のビーム強度

表１にあるように数多くの超伝導 ECR イオン源が製作、設計されているが、現在最も高磁場、高周波数の使用で成功を収めているのはローレン

図 6-2-20 RIKEN 28GHz ECR イオン源の磁場強スバークレー研究所（アメリカ）において製作さ度れた VENUS(Binj= 4T, Bmin= 0~1T, Bext= 2T, Br= 2T)と呼ばれるイオン源である。[40] 現段階での多22

6－３．レーザーイオン源（レーザーアブ
レーションによるプラズマ生成）
レーザーイオン源はレーザーと物質との相互作用によって生成されたプラズマを利用したものである。図 6-3-1 にイオン源の概念図を示す。レ
ーザーの照射によって生成されたプラズマ中の
電 子 は レ ーザ ー に よ って 加 速 さ れお お よ そ 数
100eV 程度まで温度上昇する。この電子がプラズ
マ中でイオンと衝突を繰り返すことで多価イオンが生成される。 生成されたプラズマは固体ターゲットに主直方向に高速度でひろがる。これら
図 6-3-1 レーザーイオン源の概略図で紹介したイオン源のように磁場によるプラズ
マの閉じ込めがないため、多価イオンで生成は主にレーザーによって生成されたプラズマ中の電子温度、密度に強く依存したものとなる。このため生成されたイオンの平均価数はレーザーのパ
ワー密度 P(W/cm2)依存しパワー密度の上昇と共に増加する。電子温度と生成されたイオンの平均価数はパワー密度に強く依存し、Te ~ ( PZ ) 2 / 7の関係で表される。
通常レーザーイオン源はレーザーがパルス状に

図 6-3-2 生成されたイオンの平均価数のパワ発射されるため、イオンビームもパルス状になる。

ー密度依存性

イオンのパルス幅はターゲットから引き出し電極部までの距離に依存する。またパルス幅はプラ

大強度ビームを取り出すためにはパワーの大きズマ中でのイオンの速度分布によっても広げらなレーザーを使用することが必要不可欠である。

れる。

CO2 レーザーは大強度（1~50J, パルス幅 1μs）をレーザーイオン源はレーザー発生装置、レーザ

容易に出せるレーザーとしてレーザーイオン源

ー収束用光学系、ターゲットを含む真空槽の３つに広く用いられている。通常 CO2 に N2（CO2 分子構成要素から成り立つ。真空槽には高電圧が印加の励起状態を比較的長く維持する効果を持つ）とされ、レーザーによって生成されたプラズマからHe（レゾネーター中に均一な放電を発生させる効

イオンのみを取り出す。

果を持つ）を混合して用いる。パルス形などがこの混合比に依存するため、目的に応じてその混合比を変える。

23

比較的低い価数のイオンを大強度で出したい場

オン加速器の大半は ECR イオン源を外部イオン

合には N2 ガスの量を増加させ（CO2:N2:He~1:1:3）

源として用いている。特に大強度直流イオンビー

かつターゲット表面上でレーザービームをデフ

ムを必要とする加速器（たとえばサイクロトロ

ォーカスさせて、プラズマを生成する。この場合ン）の多くは特に ECR イオン源を用いている。

時間的、空間的なパワー密度が弱くなるが、時間

多価イオン生成は加速器の小型化、加速電圧の的空間的なイオン
大量の低
逆に高い

生成量は増加する。このため低減化が図れ、特にその利用価値は高い。またイ

価数イオンが生成される。

オン生成ばかりでなく、イオン源内プラズマから価数のイオンを生成したい場合は前生成される、超紫外光、X-線の利用も計画されて述のようにパワー道度を上げる必要がある。パワいる。超紫外光はリソグラフィーへの利用が期待ー密度を上げるためにはレーザーの出力パワーされる。

を増加させるとともに、パルス幅の短縮、レーザ

レーザーイオン源は大強度のパルスビームが生ースポット径を小さくすることが必要となる。図成されるため、パルスビームを加速する加速器

6-3-2 は生成されたイオンの平均価数のパワー密（例えばシンクロトロン）に用いられる。しかし度である。この場合は CO2 の混合比をあげる。

ながら開放型のプラズマであるためビーム安定（CO2:N2:He~4:1:7）

性に難点があった。近年レーザープラズマを直接

パルス幅はターゲットから引き出し電極までの加速器に入射する試みがなされ、加速器の加速最距離（70~100cm）とイオンエネルギーのばらつき

大電流値を越えたビーム加速に成功した。

（エネルギー幅~keV/q）によって決定される。

[45,46,47] 加速ビーム電流の限界はビームによ相対的な運動量の広がりを小さくするためにはる空間電荷効果によるものであるが、プラズマの引き出し電圧をあげることで、絶対値を現象させ入射によってその効果が相殺され、限界を超えたるためにはパルスにあわせた引き出し電圧の変ビームが加速されたものと推測される。ビーム強調を行うことが必要となる。

度の安定性も格段に改善された。この種のイオン

磁場によってレーザープラズマ中のイオン、電源はシンクロトロンを用いた重粒子線がん治療

子が閉じ込められイオン価数分布に影響を与えに大きく貢献するものと考えられる。

ることは容易に想像がつく。特に軸方向に磁場を

8.さいごに印加した場合、プラズマの同径方向への広がりを妨げ、比較的低いパワー密度（P<10102W/cm ）
ここまで駆け足で重イオンに関する物理、現状でも生成されたイオンの平均価数が下がらなかの一部について述べてきたが、筆者の力不足、執ったとの報告もある。

筆の時間不足で非常に偏ったものとなってしまったことは否めない。しかしながら、どの様にし７．イオン源の応用例

たらビームが増えるのか、生成されるビームの価数をあげるにどの様にしたら良いかなどの疑問

多価イオン源の応用には列挙の暇がない。重イのごく一部には回答を与えられたものと考えてオン加速器の外部イオン源として数多く用いらいる。この章が少しでも読んでくださった方々のれてきた。PIG イオン源は ECR イオン源の製作

お役に立てば幸いである。

以前にはその主流を占めていたが、現在では重イ

24

参考文献

30(1991)L930[1] プラズマの基礎に関しては数多くの教科書が出版されている。入門書として最適なのは[18] Z. Xie et al, Rev. Sci. Instrum. 65(1994)2947

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はイオン、電子衝突から記述され、プラズマの運[23]D. May et al, RSI 77(2006)03A328

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[29]T. Nakagawa et al, JJAP 30(1991)L930

23(1976)1042[30]D. Hitz et al, Proc. 16th Int. workshop on ECR ion[6]D. Winter Lecture Notes in Physics No83 p1-80

sources, (AIP, New York, 2005)p123[7]B. wolf, IEEE trans. Nucl. Sci. 19(1972)74[31]L. Sun et al, RSI 75(2004)1514[8]A. Pasjuk et al, Rep. JINR P9-11914, Dubna, 1978[32]M. Sekiguchi et al, Proc. 12th Int. Workshop on[9]V. kutner et al, Rev. Sci. Instrum. 61(1990)487

ECr ion sources (Univ. Tokyo, Tokyo, 1995)326[10]マイクロ波とプラズマの相互作用については[33]P. Sortais et al, Proc. 12th Int. Workshop on ECR

各種の良書が出版されている。F. Chan の著書はion sources (Univ. Tokyo, Tokyo, 1995)p44

この分野の入門書として最適である。Stix のプラ[34]Z. Xie et al, RSI 69(1998)625

ズマの波動[35]S. Gammino et al, RSI 70(1999)3577

吉岡書店はこの分野の良書として知られている。

[36]T. Kurita et al, NIM B192(2002)429[11]G. Budden, Radio waves in the ionosphere,[37]T. Nakagawa et al, NIM B236(2004)392

Cambridge University Press, Cambridge, UK, 1966[38]A. Kitagawa et al, RSI 71(2000)1061[12]H.

[39]T. Nakagawa et al, RSI 73(2002)513

Arai

et

al,

Nucl.

Instrum.

Methods

A491(2002)9[40]D. Leitner et al, NIM B235(2005)486[13]R. Pardo et al, Rev. Sci. Instrum 67(1996)1602[41]H. Zhao et al, J. Chinese Phys. Soc. 31(2007)8[14]M. Imanaka et al, Nucl. Instrum. Method[42]G. Ciavola et al, ibid, p13

B237(2005)647[43]T. Nakagawa et al, ibid, p133

[15]S.

Gammino

et

al,

Rev.

Sci.

[44] Y.Yano, Nucl. Instrum. Method in press

Instrum.

70(1999)3577[45]M.

[16]M. Mark et al, Proc. 7th Int. Workshop on ECr ion

77(2006)03B303

sources, Julich,1986 (KFA, 1986)p152[46]K. Sakakibara et al, ibid. 03B304[17]T. Nakagawa et al, jpn. J. Appl. Phys.

[47]H. Kashiwagi et al, ibid 03B305

25

Okamura

et

al.,

Rev.

Sci.

Instrum.