解説

第３段階非協同レーザートムソン散乱によるプラズマ計測の進展
村 岡 克 紀，内 野 喜一郎，山 形 幸 彦，宮 崎 浩 一１）（九州大学大学院総合理工学研究院，1)久留米工業高等専門学校）

Development of the Third Stage Incoherent Laser Thomson Scattering Diagnostics of Plasmas
MURAOKA Katsunori, UCHINO Kiichiro, YAMAGATA Yukihiko and MIYAZAKI Koichi1)
Interdisciplinary Graduate School of Engineering Sciences, Kyushu University, Kasuga 816-8580, Japan
1)Kurume National College of Technology, Kurume 860-8555, Japan(Received 25 November 2003)

We classify the incoherent laser Thomson scattering (LTS) diagnostics of plasmas for measurements of electron
density #"and temperature !"(or more generally electron energy distribution functions; EEDFs) as having evolved
from the first stage, in which a whole Thomson spectrum is obtained during a single laser pulse from plasmas having #"above 1018 m−3, through the second stage , in which data accumulation is prerequisite for #" below 1018 m−3,
and to the third stage , in which measurements from a material surface as close as a few tens of µm is required. In thislast case, a strong suppression of stray light in addition to the data accumulation is necessary, and this was first demonstrated for a PDP (plasma display panel)-like discharge in 2000. In order to further expand its applicable range,
we have been pursuing a more systematic approach, taking into account factors such as laser propagation/profile
control, further stray light suppression, and other aspects. In this review article, we describe these developments
and discuss future plans.
Keywords:
plasma diagnostics, incoherent laser Thomson scattering, electron density, electron temperature,electron energy distribution function, near materials surface

１．まえがき性を抱えていた．それらを克服しながら LTS をプラズマ計

非協同レーザートムソン散乱＊）（incoherent laser Thom-

測にとって不可欠の手法に育て上げてきた．その経過を振

son scattering，以下では LTS と略記）法は，レーザー計測

り返って，最近のレビュー論文［４９］において，LTS を次章

法のみならず，プラズマ計測法一般，さらには一般に物質に示す３段階に分類するのが適当であると指摘した．このに外部から刺激を与えてその反応を見るという「能動的計うち，第１，第２段階は計測法としてはすでに完成の域に測法（active diagnostics）」でも特別な位置を占めている．そ達し，それぞれの状況に応じた工夫をして十分に適用でき

れは，外部から生起させる現象の簡明さと，その結果としる段階にある．今後は，たとえば第２段階の産業応用プラて得られたデータ解釈のあいまいさのなさで，計測法としズマ計測 LTS では，商品としてスイッチ一つで電子温度・ての望ましい基本的要件をすべて満たしているからであ

密度の情報がオンラインで表示される安価な商品として開る．

発されるべき段階に達したと言えるであろう．これに対し筆者らは，１９６８年のソ連のトカマク T-3 における LTSて第３段階は始まったばかりであり，そのポテンシャルの実験発表［１］時からそのユニークな特徴に着目し，種々の開拓はこれからの研究にかかっている．

プラズマ現象解明のために過去３０年余にわたって適用範囲

本稿では，以上の第１，２段階の LTS 開発について大略を広げる努力を行ってきた．すなわち，対象プラズマは核を示したのち，第３段階の LTS について現状と今後の方策

融合をめざした高温プラズマ［２‐１７］から，各種放電プラズ

について解説する．

マ［１８‐５４］にわたっているが，それぞれ固有の問題や困難
author’s e-mail: muraoka@ence.kyushu-u.ac.jp
この解説は第２０回年会（２００３，水戸市）にて招待講演として発表された内容を論文化したものです．
!!≫１を満たす条件では，個々の電子の散乱の単純な＊）レーザー波長と散乱実験配位で決まる散乱波数 "とプラズマデバイ長 !! の積 "!! ! 1 の条件を満たす場合は，デバイ長内
重ね合せが観測されるので，非協同トムソン散乱（incoherent Thomson scattering）と呼ぶ．"の電子群がイオンの運動にひきずられたり，または波動現象に伴なう電子の協同的挙動が観測スペクトルを決めるので，協同的トムソン
散乱（collective Thomson scattering）と呼ぶ．

１０１

J. Plasma Fusion Res. Vol.80, No.2 (2004)１
０１‐１０９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.80, No.2 February 2004

２．LTS による電子諸量の計測

著者らは，LTS によるプラズマ計測法の発展を，Fig. 1

２．
１ 概要

に示すように次の３つの段階に分類した［４９］．以下には，荷電粒子による電磁波散乱について詳しい研究を行った

各段階 LTS における著者らの放電プラズマに対する測定

トムソンが論文を発表したのは１９０３年で，今からちょうど結果を中心に示す．それぞれの経験が次段階の必須の技術

１００年前である．しかし，トムソン散乱断面積が極めて小さやノウハウとなって，現在の第３段階 LTS 開発へ引き継が−29

い（質量が小さい電子にしても，全散乱断面積は 7×10

れている．

m2 でしかない）ので，プラズマのような希薄な荷電粒子群

２．
２ 第１段階 LTS（古典的 LTS）

からの散乱から有用な情報が引き出せるようになったの

1 J 程度のレーザーを用い，典型的な実験配位下においは，大出力電磁波発生が可能なレーザーの発明以降であて，可視域近傍光検出器を用いれば，レーザー１ショットで得られる LTS 散乱光電子数 !%#"は，!%#"#"""!!"#$$＊＊）
る．

計測法としては１９６５年前後には完成していたのであるが程度である．分光により，散乱光子をいくつかの波長に分［５５］，そ の 手 法 が 一 般 に 広 く 知 ら れ る よ う に な っ たの岐することを考えても，電子密度が 1018 m−3 以上のプラズ

は，１９６８年の当時ソ連のトカマク装置 T-3 での測定結果がマならば単一パルスから十分な散乱光子数が得られる．当

公表されてからである［１］．それ以前の核融合・プラズマ

初に述べたトカマクなどの磁界閉じ込め高温プラズマはこ

研究では，欧米で進められていたピンチ方式やステラレーの領域にある．その後，１プラズマショット中にできるだ

タ方式など各種磁界閉じ込めにおいて予想以上に早いプラ

け詳しいデータを集めるための種々の工夫がなされてきたズマ損失のため，温度や密度，および閉じ込め時間の向上［５６］．たとえば，レーザービームに沿って１００点以上の空間が図れなかった．ところが，１９５０年代からソ連で開発され分解測定を行う TVTS（television Thomson scattering）シ

ていたトカマク方式でははるかに良いプラズマ性能が得ら

ステムや，レーザー入射と散乱光観測を１個のポートで行

れていることを上記 LTS により明確に示して，その後現在えるようにした LIDAR（light detection and ranging）LTSに至る核融合研究の方向づけを行ったものである．同時システムがそれである．

に，前節に述べたようにレーザー計測一般にプラズマ研究

各種の放電応用プラズマでも，電子密度が 1018 m−3 以上者の関心を向けさせたことでも記念碑的な成果であった．

あるものについては上記と同様なシステムを用いて散乱光

LTS は，レーザー光の電界によって加速度を得た電子に子数は十分とれる．そこで，著者らは迷光や中性ガスによより放出される二次電磁波が電子の運動によるドップラー

るレイリー散乱を克服する工夫をして，現在までに種々の効果を受けてレーザー光の波長から離れる程度を観測する

プラズマについての計測を行ってきた［１８‐２４，２６，２９］．

ものである．この原理から明らかなように，観測スペクト

Fig. 2 は，放電励起エキシマレーザーへの LTS 装置配置

ル形状はそのまま電子速度分布関数を表し，レーザー入射と観測方向を選んで散乱ベクトル !を測定しようとする方

例［２９］である．本測定を行う際の特徴の第一は，電子密度

向に選ぶことによりその方向速度成分を測定できる．また度が 1026 m−3 以上にも達し，後者によるレイリー散乱が極

散乱光の強度は電子密度に比例するので，適当な方法で計めて大きいことである．第二に，放電時間が 30〜40 ns 程度

測系を較正することにより密度測定が行える．

であり，この間に放電現象が急激に変化することから，時Fig. 1がピーク値で 1021 m−3 程度であるのに対して，充!ガス密The three stages of LTS for measurements of electron properties in plasmas.

＊＊）それ以前にも，マイクロ波の電離層プラズマからの協同トムソン散乱が観測されていた例はあるが，実験室プラズマの計測はレーザー発明以降である．

１０２

Commentary

Fig. 2Development of the Third Stage Incoherent Laser Thomson Scattering Diagnostics of Plasmas

Fig. 4

Arrangement for a Thomson scattering in the plasma of adischarge-pumped excimer laser.

K. Muraoka et al.

Temporal evolutions of electron temperature Te and electron
density ne for a gas mixture of Kr/F2/Ne =30 Torr/1.5 Torr/
3 atm.

えていた．そこで電子間緩和効果をとり入れたところ，太線で示すように実験結果に近いスペクトルが得られた．
同様の測定を放電開始後の異なる時刻において行い，シミュレーションの結果（実線）と一緒に Fig. 4 に示す．横軸にはサイラトロンスイッチトリガーからの時間を，縦軸には !!，"!の経時変化を示している．ここで，電子間緩和をとり入れていないシミュレーションの電子速度分布関数はマックスウェル分布ではないので温度として表すことはできないが，平均エネルギーから換算して !!とした．実験結果とシミュレーションを比較すると，!!については実験値
は両シミュレーションの中間になっているが，"!について
は電子間緩和効果をとり入れたシミュレーションの方が実
験結果との一致が良い．
エキシマレーザー励起放電中の電子挙動，特に電子エネルギー分布関数や電子温度は今のところ LTS でしか明らかにできないと考えられる．その意味で，LTS はこの放電
Fig. 3

Thomson scattering spectra for an excimer laser pumping
discharge in a gas mixture of Kr/F2/Ne =30 Torr/1.5 Torr/3
atm.

研究に有力な手法を提供している．
２．
３ 第２段階 LTS（低密度プラズマ LTS）
１９８０年後半より，集積回路プロセスなどの高度化の要求

間分解能１ns 以下が望ましいことである．前者についてが高まるにつれ，そこで用いられている低圧グロー放電には，ダブルモノクロメーターの使用によりレーザー波長について物理化学反応の起点になる電子の諸量を求める必要あるレイリー散乱光がドップラー広がりをしているトムソ

が大きくなった．特に，このような放電で広く用いられてン散乱光への影響を少なくすることで，また後者についてきた探針測定では，それをプラズマに挿入することによるはサブナノ秒レーザーを用いて解決した．

擾乱や反応生成物のプローブ表面への堆積などから，非接Fig. 3 に，Kr/F2/Ne＝30 Torr/1.5 Torr/3 atm のガス組

触計測への期待が高まった．これら低圧グロー放電で得ら成で得られたトムソン散乱スペクトル例を示す．このグラれるプラズマ密度が 1018 m−3 以下であることから，LTS

フでは，横軸には観測波長のレーザー波長との差の２乗

では放電と同期した多数のレーザーショットによるデータ

を，また縦軸には信号強度を対数表示している．このスペ蓄積と微弱光計測のための光子計数法の併用が必須であっクトルの直線性から電子エネルギー分布関数はマックス

た．

ウェル分布であると判断できる．この例では，電子温度!!＝2.7±0.3 eV と評価できる．また，全トムソン散乱光強度より電子密度 "!＝(1.8±0.2)×1021 m−3 を得た．当初の０種々の発展の結果，この実験を行うのにスタンダードなシステムの例を Fig. 5 に示す［２８］．レーザーに YAG レー

次元シミュレーションは電子−電子衝突を考慮せずに行わ繰り返し 10 Hz），分光器にはダブルモノクロメータを用れ，細線のようなマックスウェル分布から外れる結果を与い，散乱光観測には光電子増倍管を光子計数モードで使用

ザーの第２高調波（波長 532 nm，パルスエネルギー 0.5 J，

１０３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.80, No.2 February 2004

Fig. 5

Fig. 6

Example of raw data of 1,024 scattered signals observed fora 1 mTorr discharge at "#=1.5 nm. The SN ratio for thiscase is about 30.

Fig. 7Full spectra measured from the same discharges as examined in Fig. 6. In each case, the straight line fitted to the spectra indicates that the spectrum was clearly Gaussian inshape.

Arrangement of the ECR device as configured for the Thomson scattering experiment, measuring at a scattering angleof 52°. Ports A and C were used to allow the configurations
shown in Fig. 8.

している．このシステムを用いて得た電子サイクロトロン
共鳴（ECR）プラズマからのトムソン散乱信号例を Fig. 6に示す．この図の結果を得るのに 1,024 回のデータ積算を行っており，SN 比３０が得られている．同様の測定を異なる波長で行い，２つの放電条件について縦横軸に Fig. 3 と同様の表示をして Fig. 7 に示す．このスペクトルと強度から求めた !!と "!を図中に示している．
次に，レーザー入射，散乱光観測配位を Fig. 8 のように変化させて !!，"!の測定を行った．ここで，（a）は散乱ベ
クトルを磁界と直角方向，（b）は平行方向にして，それぞれの方向の !!を測定できるようにしている．結果を Fig. 9に示す．同図（a）より，ECR 入力パワーを固定してガス圧を上昇させると，電子密度は当初は直線的に増加するが1 mTorr程度から飽和すること，同図（b）より電子温度は逆に急激に降下した後一定値に落ち着くことが示された．

短時間（典型的には 20 ns 程度）だけ光検出器のゲートを開

また後者には，レーザー光の入射と散乱光観測の方向を変いて，プラズマ光の積算はその間だけに抑えることが必須

えて，ECR 条件を満たすために印加 し て い る 磁 界方向（!!"）とそれに直角方向（!!!）の電子温度を区別して測定である．
２．
４ 第３段階 LTS（物体近傍プラズマ LTS）

している．その結果から，低圧では !!! !!!"であるが，圧１９９０年代後半になると，誘電体バリア放電（DBD）に関力上昇とともにその異方性が失われることが認められた．

する興味が高まってきた．これは大気圧近傍のガス圧で電

これは，電子の磁界に直角な平面内での ECR加熱効果とガ極間に誘電体をはさんで放電させるもので，誘電体上に電ス粒子による散乱効果を考慮して理解できるものである．

荷が蓄積して 10 ns 程度の短時間に放電が終わるために，

Fig. 9 のような電子温度の異方性は LTS にして初めて検高い圧力下であるにもかかわらず電子温度のみが高いグ

出可能なものである．また，誘導加熱プラズマ（ICP）におロー放電を容易に発生できるものである．この現象自体はける EEDF の，低ガス圧時のマックスウェル分布からの外１９世紀半ばから知られており，オゾン生成などに広く用いれを得た結果を，Fig. 10に示す［３０，３１，３６］．そのほかにも，られてきた．最近の関心の高まりは，主としてプラズマ

LTS の 特 長 を 生 か し た 測 定 を１９９０年 代 に 多 数 行 っ た

ディスプレイパネル（PDP）の励起や，環境有害物質の無［５６］．なお，電子密度の検出下限としては，5×1015 m−3

害化プロセスとして有効であることによっている．

の値が得られている［４５］．

前述の第１，第２段階 LTS 測定はバルクプラズマに関す

なお，この第２段階 LTS のデータ積算を CW レーザーるもので，その計測系に特徴的なことは，Fig. 5に示したよ（たとえば，Ar レーザー）を用いて行う試みがなされたが，うに「バッフル」，「ビューイングダンプ」などで特徴づけ

プラズマ背景光も同時に積算されるため計測が行えないこられる「迷光除去」のための部品の存在である．この迷光とが明らかになった．すなわち，LTS 信号の積算に必要なはレーザー光が入出射窓によるレーリー散乱やそこでの汚１０４

Commentary

Fig. 8Development of the Third Stage Incoherent Laser Thomson Scattering Diagnostics of Plasmas

K. Muraoka et al.

Experimental configuration for observing scattering from the electron velocity distribution functions (a) perpendicular to the magnetic fieldand (b) parallel to the field.

かし DBD はその長さが 1 mm 前後であり，特に PDP では
壁面に沿ったプラズマ厚み 200 µm 程度の放電を用いるので，従来のような「迷光除去」はできない．しかもプラズ
マ寸法も小さいので観測体積が小さいために信号観測のためにデータ積算が必要なことは第２段階 LTS と同様である．
こ の 第３段 階 LTS に つ い て，次 章 に お い て，い と ぐ
ち，初期データと現状，および今後の計画について述べる．

３．第３段階 LTS のいとぐち，現状，および今後の計画
３．
１ いとぐちDBD への LTS 適用の可能性について初めて討論したのは，１９９８年７月１５日に京大会館で行われた「マイクロ放電
研究会」
（主催：橘

邦英京大教授）の懇親会において，和邇浩一氏（現：カナダ iFire 社）を中心とする松下電器グ
ループの方々とのものであった．実際の PDP 励起放電では，サステイン電極により得られる放電プラズマの両側に「リブ」と呼ばれる隔壁があり，またそれと 200 µm ぐらいの間隔で対向してトリガー電極を設けた対向壁がある．この状況では LTS はとても実施できないが，上記討論中に和Fig. 9

邇氏が「リブもトリガー電極も対向壁も取り払って，サスElectron density (a) and temperature (b) measured as afunction of the argon gas pressure. The gas pressure andmagnetic field coil current Ic were held constant at 1.0 mTorr
and 165 A, respectively. In (b), the open and closed circles
represent Te‖, and Te⊥, respectively.

テイン電極だけのオープンな半空間で測定できれば，形成プラズマの本質的な性質は把握できるのではないか」との発言が大きな突破口になった．
帰任してしばらくは，当時着手していた PDP 放電プラズ

れなどで乱散乱されたものが容器壁面などで何度か反射さマ内の電界計測計画に追われて検討できなかった．そのれて最終的に計測系の立体角内に入って受光されるもの

後，この電界計測には本研究室の修了生である崔永旭博士

で，その抑制に上記「迷光除去」部品が必須であった．しを中心とするソウル大グループが成功［５７］したとの報によ１０５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.80, No.2 February 2004

Fig. 10

Thomson scattering spectra from the plasma at variouspressures.

り，急拠１９９９年秋より LTS の検討に入った．
この LTS を実施する上では，２．
４節で述べたように当初より２つの問題が予想された．それは，（i）散乱対象のプラズマ体積の一辺が寸法 100 µm 前後のきわめて小さいものであるから，その中に含まれる電子数が小さく，したがって散乱光子数が小さいこと，（ii）プラズマが物体に 100 µm程度と近接しているので，レーザービーム周辺部の広がり

Fig. 11

Schematic diagram of (a) the experimental apparatus and(b) electrode configuration.

Fig. 12

Spatial distributions of (a) ne and (b) Te at a position of Z
=0.1 mm.

光が物体にあたって大きな迷光を生じさせること，である．この両者について検討した結果，次のように評価した．
（i）については，当時シミュレーションで予測されていた電子密度 1018 m−3 に対して，予想される散乱光配置，レーザー波長（532 nm）とエネルギー（10 mJ）などを用いると，受光全光子数は１レーザーショットあたり 0.1 光子程度と予測された．これは，第２段階 LTS で用いた多数回のデー
タ積算をパルス放電と同期させて行い，光子計数法と併用すれば何とかスペクトル計測が可能な範囲であると判断した．
（ii）については，第１段階で用いたような Fig. 2 に示す
ダブルモノクロメータでは不十分である．しかし，レー
ザーラマン散乱において微弱信号を大きなレーザー光の存在下で検出する必要から開発されてきたトリプルグレー
ティング分光器（triple grating spectrometer; TGS）の導入
により，かなりの程度克服できると判断した．
以上の検討結果を基に，手造りの放電部分と TGS を作成
し，２０００年春までには準備が整い，ファーストシグナルを得たのは同年６月２１日であった［４３］．
３．
２ 初期データと現状
当時の実験装置配置を Fig. 11 に示す［４３］．TGS は，中心波長にある強い迷光を１として，スペクトル計測を行うのに必要な中心波長から 1 nm 以上離れた波長で迷光抑制率
10−8 を実現した．同時に精密 な 軸 合 わ せ 技 術 を 駆使し

m−3 オーダー，電子温度が 1〜3 eV 程度であることが示さて，Fig. 12 のような結果が得られた．この図から，壁面かれた．この電子密度は３．
１節で予想したより１桁大きい値

ら 100 µm 位置での分布測定が行えており，電子密度が 1019

であり，その分だけ計測光子数に余裕が生まれることに
１０６

Commentary

Development of the Third Stage Incoherent Laser Thomson Scattering Diagnostics of Plasmas

K. Muraoka et al.

なった．更に詳細な時空間分解測定にプラズマ放射計測をが，同時に信号もそれに応じて小さくなる．そこで散乱体

組み合せて，マイ ク ロ 放 電 構 造 に つ い て 知 見 を 深 めた

積のスリットへの結像，その立体角の分光器グレーティン［４７］．

グとの結合なども考慮した総合的なトレードオフの検討がその後の研究により，現在では空間分解能 50 µm，壁面

必要で，そのような定量的評価法を確立する．

からの距離 60 µm までの測定が可能になっている［５３］．

以上の考察，検討，実験の結果を基に，放電プラズマの３．
３ 今後の方向

電極近傍プラズマについて LTS 実験を実施し，有効性を検以 上，第３段 階 LTS の い と ぐ ち か ら 現 状 ま で を 述 べ討する必要がある．その際，対象プラズマは先ずは平行平た．これにより明らかになった「物体表面近傍 100 µm 以内

板電極の RF 放電とする．それは，第３段階 LTS の検証とまでのプラズマが LTS により計測でき る」と い う事実

ともに，この配置の下での陰極近傍プラズマ内の電界計測

は，プラズマ研究に大きな武器を与えることになると判断をすでに行い［５８］，そこでの電子温度・密度の情報が得らされる．そこで，以上の第２段階 LTS からの自然発展的なれれば，この放電の理解に多大な効果があるからである．

研究を広い視野から見直し，真に「第３段階 LTS」の名に（D） レーザービームのプラズマへの影響の評価と抑制
これまで第１，２段階の LTS を主として YAG レーザー

値する計測法として確立すべく検討および実験を進めていの第２高周波（532 nm）を用いて進めてきて，希ガスや H2

る．
その内容は，以下のとおりである．

プラズマについては問題なく行えてきた．ところが，各種（A） レーザービームのプロファイル制御

放電ガスには不安定なラジカル等を含むことが多い，残存

レーザービームの断面プロファイルの基本モード（TEM

中性粒子からのレーリー，ラマン散乱の影響がかなり大き００）はガウスモードであり，この場合は ! "ファクタが１とい場合があることなどから，より長波長の YAG レーザー

なる．このレーザー伝送をレンズや格子により制御して，の基本波（1.06 µm）を用いたシステムの開発も行ってきた測定点での断面プロファイルをステップ状（中心部は一定［５４］．最近この波長域での光電子倍増管が開発されたから強度，その外側は限りなく０にする）に近い形にする．理である［４０］．しかし，場合によってはこの波長でも問題が論的には回折効果や特殊レンズ効果を用いて可能で，レー生ずることがある．

ザー加工などに用いられている．これを本研究のように 10

LTS 実験にはパルスあたりに 1 J 以上のレーザー出力がµm レベルで実現できるかどうか，ステップの外側のほぼ必要で，このような条件を満すもので YAG レーザーよりゼロ強度の有限値の程度の評価等，本研究に固有の考察を

長波長のものに CO2 レーザー（10.6 µm 帯）がある．この波加える必要がある．

長帯で LTS 散乱システムが構成できれば，光子エネルギー（"$" 0.1 eV）が小さいのでプラズマ中の構成粒子への化学

一般的に TEM００モード以外のモードも発振している場
合 に は ! "!!と な る が，こ の 場 合 に つ い て も 上 の! ""!の場合と同様な検討を加え，観測点でのレーザー作用が小さい こ と，残存中性粒子によるレーリー散乱（##!#；#：レーザー波長）等がほぼ無視できることなど

ビーム断面形状の最適化への制御を図る．

から，極めてメリットが大きい．他方，波長が長いために（B） レーザービームの物体への入射による迷光発生の抑

回折限界から決まる集光程度が 10 µm 以上になること，光制と定量化検出器として原理的に１個の散乱光から検出できる光電子
倍増管のような光子計数的な手法が使えない，等の欠点が第３段階 LTS では，レーザービームプロファイルの裾野ある．

の部分が幾分なりとも物体の側面ないし表面に入射するのは避けられず，それが大きな迷光の原因となる．その程度

そこで，散乱光を電波的に検出するホモダイン・ヘテロ

を定式化するとともに，迷光抑制に果すビューイングダン

ダイン検波法の適用を検討して，その適用限界を明らかにプなどの効果をより積極的に取り入れる．

する．ホモダイン・ヘテロダイン検出には，レーザーの発振時間を延ばして帯域を広くすること，局所発振器に適当以上（A），（B）の検討結果を，真空容器にアルゴン，窒素，水素ガスを充填して，レーザーレイリー散乱，ラマンなものを得ること，広帯域検出器が必要である．

散乱を用いて実験的に検討する．その際，電極形状を模擬（E） まとめと今後の展望した物体を挿入して，それによる迷光発生の程度を定量的以上，LTS の進展を質的に異なる第１段階，第２段階をに評価する．これにより今迄経験的に行われることが多経て，新しい第３段階の開発を進めつつある状況を説明しかった LTS の迷光抑制プロセスについて，アプローチ法とた．計測対象プラズマとして誘電体バリア放電を用いて，して一定の規格性を与える．

表面から 20 µm 程度と評価されている陰極シース内の電子（C） 分光器のリジェクション向上と散乱体積の最適化

温度，電子密度を空間分解 10 µm で測定することが最終目標である．特に，不安定なラジカルを含むプラズマでも計分光器の迷光抑制率に関しては，微弱光検出を要する
レーザーラマン散乱などで詳しい研究が行われてきた．本

測できる CO2 レーザーを用いたシステムが構築できれ研究で対象とするプラズマ（電子温度 1〜5 eV 程度）を LTSにより測定する場合，レーザー波長から 1 nm（"#"1 nm）

ば，この波長（10.6 µm）の回折限界と併せ考えて，「究極の程度離れたところでは測定を行う必要があるので，"#"1

この第３段階 LTS が完成すれば，当面の計測対象である

LTS」と言えるであろう．

nm での迷光により迷光抑制率を評価する．

誘電体バリア放電に加えて，放電形成，維持に重要な役割

分光器の入口スリットを狭くすれば迷光は小さくなるを果しながら計測法がないために調べられることが少な
１０７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.80, No.2 February 2004

かった大気圧アーク放電など各種放電の電極から 10 µm

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程度の「シース内」を計測する武器が与えられることになり，きわめて大きなインパクトが期待される．

謝辞
本研究を進めるに当り，多くの方々のご協力を得てきた．特にレーザー全般についての前田三男教授のご指導には深く感謝申し上げます．また，３０年余にわたり研究の各段階に関与した九州大学の大学院生諸君等の献身的協力なしには本研究は遂行できなかった．個別には，第２段階
LTS における M. D. Bowden 博士，第３段階 LTS 立ち上げ時における野 口 康幸 博 士 の 寄 与 が 大 き か っ た．さらには，３．
１節にも述べたように，第３段階 LTS への着手の糸口を与えられた和邇浩一博士，およびその後の進展に強力なサポートを与えてこられた鈴木敬三博士にも深く感謝い
たします．

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