、』、「「』

ヘリコン波による高密度プラズマ生成の最近の話題
篠

原

俊

二

郎

（九州大学大学院総合理工学研究院）

RecentTopicsonHighDensityPlasmaProductionbyHeliconWaves
SHINOHARA
みπ674∫soψ1〃盟1ッG襯4磁185「6hool

gプEn8inεαShun茸ro178Sc∫81κ8s，κ盟sh扉U111v6ヂsめ7，κα釧8α816−8580，1卯απ（Received29August2001）
AbstractThe

helicon（lischarge

hasresearch

an（i

nism

for

helicon（lischarge

betweenthevariousattracted

sic

experimental

alld

waves（Trivelpiece−Gould
applications

andfuturepractical

remains

computedmode）．In
trendsgrowing

ininterest

asaapPlications．However，thetobesolve（1。This

results，focusing
addition，recent

utilizing

this

on

a

dense

plasmaproblemofmechanism

is

mode

high

regardingarehighlighted．

heliconin

theorywave

of1013cm−3）for

efficiency

discussed

conversion

topicswave

source（orderaproduction

terms

from

physics

of

a

ba−

mecha−

comparison

helicons

into

as

as

well

slow

plasmaKeywords＝
highdensityplasma，hellcon

wave，Trivelpiece−Gould

mode，mode

conversion，damping，plasma

application

1．はじめに衰メカニズムの候補として提案され，実験的に比較，検高周波（RF）領域のヘリコン波［1−5］を用いると，他の証が始まり内外で支持されつつある．これはプラズマ中

プラズマ源より容易に高電離で高密度（7￠・が1013cm−3の波動現象として基礎物理学的に興味深い内容であり，以上）のプラズマが得られるため，この波は基礎実験装

一方ヘリコン波の利点を生かした新しい応用は，プラズ

置やプラズマプロセス，核融合実験，ガスレーザー，宇マプロセス以外でも種々の分野で展開が見られる．

宙プラズマモデリング，プラズマ加速，プラズマ推進な

本解説においては最近までに明らかになったヘリコン

ど，種々の分野のプラズマ源として用いられている．ヘ

波によるプラズマ生成機構解明の現状と，今後の研究やリコン波研究は世界で多くの研究者が，新規課題への挑

応用分野についての展望に絞って述べる．まず次章では戦，予期せぬ問題点とその解決を経て新たな分野と視野

これまでのヘリコン波研究の概説，3章ではヘリコン波による高密度プラズマ生成機構の候補と最近の研究の成を切り拓いてきた．中でも重要な課題例としてプラズマ
コン波による衝突減衰とランダウ減衰が考えられたが，果について，4章ではヘリコン波研究の今後の課題，5
章では将来も含めたヘリコン波の特性を利用した応用例

それでは高効率のプラズマ生成を統一的に説明できず長を示し，最後の6章でまとめを行う．

生成機構解明があげられる．その機構は初期の頃はヘリ年の間題となっていた．最近，励起されたヘリコン波か2．これまでのヘリコン波研究の概説

ら静電波であるTrivelpiece−Gould波ヘモード変換し，そ

ヘリコン波は周波数がωci《の《ωc。領域のホイッスの瀞電波の高減衰によるプラズマ生成モデルが主要な減θ形

1ho〆s8−1襯iゐ5illohα1η＠1865．勺7ε

sh乙側．

κ辺フ

5

Journal

ofPlasma

alxl

FusionResearch

Vol．78，No。i

ハ
oど
皿
＞

ラー波であり，有限境界があるため電磁波と蕗筆電波の性質が混合している（ωd，ωceはそれぞれイオンおよび電子

サイクロトロン角周波数）．実際の実験では，安価なRF

January2002

z7

100

a．2cm3cmノゑグ

叩

領域の波動（印加周波数∫は3−40MHz，入力RFパワー

ε

Pi、，は最大3kW程度）を用い，共鳴加熱を利用しないた

孚

0

ノ， ノク
！！くイチノ
ノ！

10

乙夕＞文

卑

め広範囲の外部パラメータ領域（例えば軸方向印加磁場

ソΦ

βは30Gから1，000G程度）で，高密度（1012cm−3−1014、ら／録95cm

1

仁

！

工
Σ

可能である．封入ガス圧力PoはlmTorr−100mTorr

5

一

ハ
N

cm『3），低温（電子温度孔は数eV）のプラズマが生成

）

0．1

い

0．01

位で，直径5cmから15cmの円柱状プラズマが典型的サ

10cm！・〆＼3。cm0．1

1k／／（cm1）

イズである．
Fig．1

ヘリコンプラズマ源設計の目安は，Fig．1［2］に示す一

DispersionreIationofheliconwavewith

azimuthalmode

number m＝Owith uniform radial density proflle（a：plasma
radius）．Here，excitation frequencyブ，electron densityηe，様密度分布でノn（周方向成分）＝0モードでの円柱プラズ

axialmagneticfieldθandparallelwavenumberκIIarein

マの分散関係が参考となる．吻。／βの値は軸方向の波数units1￠11とともに増加し，々llが同じなら円柱の半径αが大きく

of

MHz，1013cm−3，kG

なるとこの値は小さくなる．次に，現在使用されている（a）

アンテナ例をFig．2［2］に示す．円筒形の側面絶縁部に巻∀いた，ループ，直線バー，サドル型，ヘリカルおよびそ

、

／

and

cm−1，respective［y［21．

（b）＼

れらの混合型コイル等を用いる．大口径プラズマの場合には，円柱端からスパイラル型アンテナを使用してヘリ

（c）

f一一レ

「

／／

＼

（d）

し團1

コン波を励起する場合もある．励起モードは，Fig．2（a），（f）ではη1二〇モード，Fig．2（b〉（Boswellアンテナ），（c〉

・、〆

軸一一一帥μ・一一一

、

一
、

悔

では主として7n＝±1モコド，Fig．2（d）（名古屋タイプ皿

欄唾

騨一

＼

型アンテナ）では4個のコイル電流間の位相を変えるこ
（f）

（e）

とによりn2のモードが選択可能（主としてアπ＝一1と

＼1

γ

＼1

77F1モードを励起），Fig．2（e）では印加磁場の向きにより，主としてノフ2＝一1またはノフ2＝1モードの励起ができる特徴がある（アンテナ構造は次段の3）周方向のモード数1πも考慮する必要がある）．Fig．2にある軸方同に伸Fig。2びたアンテナの長さで決めるだけでなく，複数のアンテ

Varioustypes（a）Ioopナを用いることにより，波数勺のスペクトルを制御してプラズマ生成を行う方法も試みられている．ヘリコン波

ofantennae

forexcitation

antenna，（b）antenna

with

no

a

heliconwave：

helicalofpitchangle，（c）antenna

withdoubIesaddle（e）helicalantennawi｛hhalf−wavelengthcoils，（d）type田antenna，and（f）spiraIan−tenna［21．

の分散関係は…様密度分布の場合，以下の式で表される［4］（Fig，1も参照）．

（た12＋た1）吃（ωω1乳・画ωceめられている基本的なヘリコン波プラズマの特徴を，以下（1）に簡潔に述べる．

ただし，々Lは波数の磁場に垂直な成分（飢は基本モード

1）密度ジャンプ：あるしきい値（例えば入力パワー，

として3．8／αの値がよく川いられる），ω1）（・は電子プラズ

ガス圧力）以上で，放電モードが誘導性結合型プラ

マ角1、辮皮数，0は光速度である．一般的なヘリコン波プ

ズマ（ICP：IndugtivelyCoupledPlasmall，8］）から

ラズマのノ、奪本的性質については，文献［1−5］を参照され

ヘリコン波動モードに変わり，1−2桁にもおよぶ

たい．

大きな密度．L昇がある場合が多い（例えば［9−111，

後述のFig．7参照）．それと同時にアンテナ抵抗もヘリコン波研究は70年代頃から始まるBoswellの初期研究が端緒［6，7］となって以来，内外の多くの機関で基ジャンプする．

2）径ノ∫向の波動構造：一様プラズマ密度分布の場合，礎的研究から1、碁川研究まで盛んとな（）た．現在までに得6Recent

じommelltary

Topicsoll

HighDellsity

P至asma

励起磁場はベッセル関数で表される［12］。これは，Production

byHeliconWaves

S。Shinohara

減衰で衝突の大きい場合は文献［35］を参照）．

MHDの緩和現象（ベルトラミー条件，無力配位：

ランダウ減衰が起きるには，ヘリコン波の位相速度が▽×B＝λB（λ：定数））［13］と同じ方程式を満たす

電子速度と同程度でないといけないが，それには数十ためである．実際には非一様密度分布を持つが，実eV以上の高エネルギー電子が必要（バルクプラズマは数

験的にも大体この形に類似した波動構造が得られてeV）である．そのテール電子が存在するかどうかを検証いる［9，14−17］．

するために多くの測定がなされた．分光［36］，静電アナ3）周方向のモード数2ク2：実験で用いられているモード

ライザ［37］，静電プローブ［38］においてビーム電子の存

は一1，0，1が主であるが，2η＝一1モードは在が見られたが，定量的に強い減衰を説明するには問題

規＝1モード等に比べ励起されにくく軸方向の減衰があった（また，電子加速メカニズムについては，アンも大きい（例えば［15，16］）．

テナ近接場［39］や電子捕捉［40］の議論もあった）．静電

5章の今後の展望でも述べるが，最後にヘリコンプラ

プローブ測定等においてはRFノイズを下げるのが重要

ズマの応用例の一部を以下に簡単に記す．産業プロセス

だが，そのレベルを下げるごとにテール部分が減り，結分野では大口径で一様性の良いプラズマ生成，電気的や局そのビームの存在を否定するものまで現れた［姐］．

光：学的に高品質で微細な構造が要求され，高密度，低圧

ここで，ヘリコン波0）減衰機構について考えると，大ブコの特性を生かしたヘリコンプラズマを用いて，エッチ

別して運動論（電子加速）と流体的なメカニズム（後述

ング（Al，SiO2等）や膜の堆積（A1，SiO2，a−C，c−BN，する波のモード変換が例）の取り扱いがある．前者は波cN，sioF，Tio2／sio2等）が精力的に行われている［18−と粒子との相互作用によるものであるが，上述した線形30］．一方ヘリコンプラズマ源も市販（Trikon

Technol−や非線形ランダウ減衰，およびサイクロトロン滅衰

ogy，Inc．（MORI

Instru−（1￠・＞1015cm−3程度必要）では定量的に説明できないの

mentsPtyLtd．等）されている．また，488nmのArIIが現状である（衝突減衰もすべてを説明するのは可能でラインのレーザー発振［31］や，核融合装置でのプラズマない）．その理由は，波動磁場と電場のエネルギー膨B，

生成（例えばオーストラリアのSHEILAHeliac装置

叫；，粒子のエネルギーTとの間に，ヘリコン波では［32，33］では，ダブルサドル型や半ターンアンテナで1013

協B》T》罪Eの関係があるため，全エネルギー確

cm『3以上のプラズマを生成）にも用いられている．な（＝罪B＋T＋四E）の減衰を，Tだけの関与で説明するの

お，基礎実験では希ガス類が主に使用されているが，プが無理であるからと考えられる［42］．

Source）やAustralian

Scientific

ラズマプロセス等の応用では種々の反応性ガスが使われそこで後者のメカニズムに基づいた考えが，最近有力になってきたヘリコン波からの静電波（遅波，TG：る．

Trivelpiece−Gould

Mode）へのモード変換による吸収過3．ヘリコン波プラズマの生成機構

程の理論［42−44］である．はじめにこの理論の内容を紹3．1

介し，次にその検証実験の現状についてふれる．まず静理論的背景

はじめに述べたように，ヘリコン波による異常吸収

電波とヘリコン波との関係について述べる．冷たい一様なプラズマ［45］では分散式は緒について二次方程式と（高効率プラズマ生成）は単なる衝突減衰では実験的に説明できず，以前はランダウ減衰が有力な候補と考えられなり，このホイッスラー領域では1つのた1に対し紐た．ここで衝突減衰とランダウ減衰による波数の虚数部の小さい速波（ヘリコン波）と大きい遅波（TG波）があを，それぞれ式（2）［12，34］と式（3）［12］式に示す．

る［5，9，43，46］．逆に々⊥を…定にしてβを変えて導幽したhrlz・平而上の分散曲線をFig．3に，たllとBを変えた
たiH一レcた上／ω㏄一レe幽13δ4ω1し（2）

たil、＝［2πo・5ωた⊥ζ3eXI）（一ζ2）1／ωce（3）

場合のアz・論上平面上の同曲線の計算例をFig。4に示す［47］．その2つの解の曲線（例えば々lr／2、・平而）は低磁易ではつながっているが，∫＜五、H（低域混成周波数）のi、馬磁レ。は電子と中性粒子との衝突と電子イオンのクーロン衝場側（∫＝7MHzでβ＞680G）では交わらない（高密度

突周波数，δは無衝突スキン長6／ωp←，ζ＝ω／ZeIIレll㌃、である

側の曲線がヘリコン波，低密度側がTG波となる）のが特（μh、：電子熱速度）．ただし，式（2）の・＾番右の近似は，徴である．

hllがん1、、、v＝2（ω／ωceδ）と々ul）＝（ω／のc（・）（L5／δとの間のヘリTG波はT》1・VB》1・VEであり短波長のこの波の衝突減

コン波伝搬領域にある場合に有効である［34］（ランダウ

衰は大きく，波数の虚数部々i罵は以下のように表される

7

JoumalofPlasmaand

FusionResearch

Vol．78，No．lJanuary2002

1014

舗，磯髪／

1013

（

笛
貫

10

12

10

11

⇔

）

0

員

B

蜘

［TGl

，ノ！．！4ン！！3・G！

650F

！！

U300G・

1

」

19G

Eo

いll田乳5GI（TGWave）卿員5G2静G

109

0．001

0．01

r

厚

￥1、い00沖1摺1乞5Gl

1010

E

0．1

圏

100

10

1

馬1（c㎡1）［Helicon1團

AntemaFig，3 Electron densityηeas afunction ofparallel wavenumber
kII under different magnetic fields with azimuthal mode
numberm＝0，thefirstradial

mode

and

the

frequency

Fig・5

Scenario of asurface mode conversion
Trivelpiece−Gould（TG）waves．

from

the

heHcontof＝7MHz（calculation）［471，
［44］．

1000

緬血1、
100

ノ1

・…G

hrr（｝一た1レeのce／（ω2＋レぎ）（a）

一・斎・ノ（TGWave〉

目

一

ε
→

一

の，9

0、1c㎡i

100
虐

10

→

謡

ン波の衝突減衰とTG波の減衰（式（2），（4）を参照）を（HeliconWave）
9，一一寛c㎡1

比べると，後者は前者より大きく，磁場に対しては依存300G性が逆であり，衝突周波数に関して前者はレ・に比例，後（b）

者はレ・＝ωで最大となる．なお，この2つの波の満たす
一一一
1cm

1

（TG

Wave）

方程式（一様密度分布）［12，46］は，それぞれが前述した

一，・一〇一麟一顧一ロ騨一暉哺一鞠軸、・

軌1c㎡1

1
0．1

短く，電子ラーモア半径の10倍程度である［50］．ヘリコ！る，1c㎡1

〆

一

ε

ノ

o／

k〃昌0』1c㎡1

0。01

1000

突［48］や電子の熱運動効果［49］を入れたスキン長よりも

一ノ

1
0．1

マ

ZerrGはその実数部より十分大きく，径方向の減衰長は衝

岬♂ρ

10

ゆ

無力配位の方程式の解（短波長と長波長の解）であり，こ！

ノk〃＝α01c㎡1

1

が

1一

ノ

ノ

れはまた平衡磁場（速度）配位を記述するダブルベルト

酵
び
1茎㎡・

ラミ条件と同じ形である［51］．

曜（HeliconWave）

0．01

次にこのモード変換には，共鳴と非共鳴過程があるのを説明する［42，44］．非共鳴過程（Fig．5参照）は，特に

1000
100
目

10

ε
→

謡

1
0。1

0。01

9
10

（4）

30G

（c）

径方向に一様密度の場合，プラズマ表面で密度勾配が大10c㎡1 （TG Wave）

きい時に効く（表面モード変換）．それは境界では，径方囎旧繭圏丁一一一一一一一嗣一一一剛一旧廟隔
1cm
、
ロロ

k

向電流ダ，〜E，＋i（ωc。／ω）Eo〜0のため，径方向電場E，

■θ
o■
ク

ロコリロロリロ

＝傭㎡1》
！

！8

（TG波）》周方向電場Eo（ヘリコン波）となり必然的にじ！びΩ
9 （HehconWave）1

1010

8 10111012

TG波が生成され，その波の大きな減衰のため表面付近
1013

でパワー吸収が起こる（これより磁場とともにTG波の

1014

ロ

振幅と減衰（式（4））が大きくなることがわかる）．逆に

n（cm）

e

非一様密度分布の時は，径方向のある位置でヘリコン波

Fig，4 Relationship between perpendicularwavenumberκまandelectrondensityηechangingparallelwavenumberκII，withthe magneticfieldθequal to（a）1，000G，（b）300G and（c）30Gatfrequencyfof7MHz（calculation）［471，とTG波の紅が一致（共鳴）し，ヘリコン波からのモード変換（Fig．6［52］参照）が起きてパワーが吸収される．

この変換位置7・pは密度分布やhlIにより異なるため，実際はプラズマ全体で変換が起きる．なお，このTG波は誘導性結合アンテナによる直接励起は難しい［42］ため，

8

Recent・（コommentary

ToplcsonHigh

Density

PlasmaProduction

byHelicon

S。Shinohara

Waves

1014
（a）

η

Φ

．u巳＿r9一＿6．．

訟
あ

心
i

仁
Φ

左

（ωce／ω）

①

E
』
α

50

H＼

ηIOW

弓ow

Radialig、6Locationofpointsハ｛？

1（rlow，ηlow）and（η』P，ηup）1，and

the

on

50G

300G

500G

σ

1011

1

1010

軍一一

μ一650G一

Anti−Para曇監el

1013

％

positioncharacteristic

》諺
，f

（b》

∈

F

30G

じコ
、・・渉・岬

命

1014

ηb

〜P

100G

109

化

…1

0

）

雪
で

T6

の

o

コ
＝
Φ
＞
而

i
l

で

⑤1012
ε

oE

1000G 瑚Parallel

1013

ηm

the

density

profile，radialvariation

of

650G

30G
50G

1012

9① 1011per−鋸pendicular（radiaI）wavenumberκ圭in the［ocal approxi−
mation［521．H and TG denote，respectiveiy，the hellcon
andTrivelpiece−Gould branches ofthedispersion curve．

、一

7，

齢8

、
一

1

欄謬苧諮1／

．．

300G

1000G

1010
×

瞬

109

100

10

まずヘリコン波が励起されなければモード変換ができ

魔000

Pln（W）ず，TG波は存在しにくい．

TG波は電子の慣性を無視せずに誘電率テンソルを使Fig．7

うと必然的に存在しその減衰も大きいため，この理論が提唱された後にTG波を考慮に入れた多くの計算がなさ

ElectrondensityηeparalIeI

and（b）antトpara胴elasafunction（flI］ingpressure

of

input

antennapowercurrentRnfor（a）

directions

Po＝5葉mTorr）（experiment）［47］．

れ，た（以前は電子の慣性を入れない（TG波は入らない）

計算であった［53］）．パワー吸収やアンテナープラズマ

電場や電流の微細な分布測定は難しく，磁場分布の測定

結合の計算（よ，フーリエ分解した一次元コード135，

でもヘリコン波成分からの分離が困難であることによ

42，54−57］や有限要素法を用いた二次元コード［58］で行る．ただし，のce／の＜6の低磁場［61］の場合のみ，ヘリコ

われた．この慣性を入れない場合と入れた場合の比較計

ン波との差が小さく微妙だが分散関係からTG波が同定

算も，ン。／のが小さい領域［591と大きい領域（ただし＜！0

されている．それ以外は，アンテナ抵抗（アンテナープ程度）［60］で最近報告されている．ここで注意すべきは，

ラズマの結合度）のパラメータ依存性と軸方向の磁場分計算を行う際に径方向の空間サイズを非常に小さく取ら布について，実験と計算結果の若干の比較が，低圧力領

ないと，TG波の空間構造を記述できないことである．ま域［35，41，62，63］で行われているのみである．しかしな

たモード変換現象を上記モデルで説明したが，実際の系

がら最近，低圧力から高圧力領域まで，アンテナスペク

では種々の波数を持ったヘリコン波とTG波が空間的に

トル，圧力，磁場等を変えて実験［11，47］を行い，その混在（プラズマ周辺ではエバネッセントな近接場も存在）

様々な結果（アンテナ抵抗，磁場構造，密反ジャンプ）をし，様々な径方向位置でモード変換する．そのためエッ

このモデルによる計算と直接比較［35，50，60］して，間接

ジ領域のTG波吸収を除き，バルクプラズマ領域ではTG的ながら幅広い領域で検証できたという報告があり，以波は局所的に吸収する分布を取らず，この現象を計算や下にその結果を記述する．なおこのモデルの提唱とその実験において空間的には明瞭に捉えにくい．

検証（最近多くの機関でも行われつつある）により，こ3．2のモード変換がヘリコン波の主要な生成機構として，現

モード変換理論と実験との比較

在一番有力な考え方となっている．

次にモード変換理論に関連する実験結果について述べる．残念ながらこのTG波の直接的な観測による検証は

実験は直径5cm，長さ100cmのパイレックスチュー

まだなされていない．それはヘリコン波と区別しやすい

ブ側面に巻いたリング型アンテナ2本または4本

9Journal of Plasma and Fusion Rese'arch

2.0

O
Pabs

:;. 1.5

Pth

/

o

/v i

oco 0.5!Q<llf nth=3.2xlO 11
cm 3
0.0

O

:4

O 2 4 6 8 10

Absorption curve (full curve) at a critical antenna corre‑s ponding to the cou p]ing of the discharge to the high mode'/

4line shows the plasma loss assumed to depend linearly:̲ AAA AC̲̲̲̲,1‑'.. /,J,̲‑1'‑.. d. ,. ,.
̲̲'‑

oo

of density nth [35]. The jump to the point H, shown by anarrow, occurs at a critica[ absorbed power Pth. A straight

( b)

H‑TG
‑A‑ Exper,‑‑･‑‑‑‑‑ TE‑H

̲r

,

15

10

PAr= 51 mTorr
Bo = 300 G

1

on density, Ploss = ane. Calculation parameters: para[lelantenna currents, Po = 6 mTorr and Te = 8 eV. The broken
absorption curve was com puted with a finite gap between
the antenna and plasma, at antenna radius of 3 cm.

5

3
2 1 ., Pc

8c

Plasma Density (1011cm 3)

Fig. 8

AC

‑

/

71

:lL

PC

// ‑‑
/
o

yl

(D

Bc = O̲̲ ̲̲̲̲‑̲̲O̲̲̲̲
. 1 4 // 0 ‑ O‑‑‑̲C

/

H //

CL

(a)

h Exper.

8c 2

c5

o 1.0

Theor.

pAr= 51 mTorr

E 3

J:

Ploss

J'anuary 2002

Vol.78, N0.1

PAr= 6 mTorr

H5‑ Exper.

Bo = I OO G‑‑‑‑‑‑‑･ TE‑HO̲3 PC

20

15

10

5

(c)

H‑TG

8c 2
u)

(In =O

Ei‑'1 ) jC, RF=''l] (AC) iC )1 LLC7 /L11,47].

)

i

) l

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ln J)J‑n l (pc)

7 J')

L‑ylC;

'='.

f*.‑i

:J ; '*C ‑'vt;':* '/:)f;,' ;+̲)

7:I IJ)J[lL C, '¥1)t )i , 2) ‑I‑j

L RF J J J l' / / 7 MHz, 7lj' *J‑.; rlv' i l}15e

/

7

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r7 SI i/"=̲J+'IyJ(x)Jlllj)
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O

y

,

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C/J

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.‑ ,**.

‑'･ *f Jxf'= j

fli L f..‑ nll*

)

tV¥

(! JI

. );E' T')

2.0 2,5Center Density, no( I 12O cm 3)

3.0

plasma resistance with H‑TG model vs. center density no,rents [60]. Arrows show ex perimentall y measured density

jumps. Dotted curves in Figs. (b) and (c) are computedwith TE‑H model. (a) Po = 51 mTorr and B = O G; (b) Po= 5i mTorr and B = 300 G; and (c) Po = 6 mTorr and B

L

)" ;

r *' f=41 /{1fd;'1l) ) F 1' + ( I= I OO G. In Figs. (a) and (b), theoretical curves were com‑puted with edge density nedge = 0.5 no, for the paralle[ cur‑

L CO)'= T'‑

Measured antenrta [oading resistance and computed

parallel (open symbols and dashed curves) antenna cur‑/i

0.5 1 .O I .5

for the parallel (solid symbols and so]id curves) and anti‑e/ 7

1 'L(Tllj ) 4J ;Ii (".L'IL35]) t ) ,I I H

t7 ‑ I

7 ) L44, 521. tf

̲lliCi ̲ ̲lO)J .' ii/r , I T7 7
) O

) /

Fig. 9/fi;, rx* /l j , Fig.8L3 ;]l /J ‑1J+‑ f) +Jll! ilt iC J

*C ‑tr =1*l

; >[j

f

0.0

1,000 Gll]IS I cm f IT rISJ 2cm). Fig. 7 L47] iC f; J;
)

.o

7)

)

'̲"t+ ), >"<il ' +1=/l'/ L/; ; f 4 ‑) fl p',!*l )(itTf"ili 45cm i'‑' ; 170cm) ; :Ofd '/oC'fOf,̲‑̲*.** ̲ *"' iiL ‑ , ‑ ‑ ,̲f1:jJ'‑'

rents, and with nedge = no for the anti‑parallel currents. In
Fig. (c), nedge = 0.2 no.

'( )t,̲･･/ r7‑ly (fJI l]]]l Ptl*) L

V 4[Pi‑c{'{;‑.''}1 .. ‑** . .

J.I

I* f

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IJ' I V// 7

35, 44

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L f+.‑ ( L fd > v+) *' ',1‑'1;",*ii'*‑1 < ‑‑‑‑)': (/‑ Lf.̲" L35, 60i .

Trlvelpiece Gould. TE‑H : Tr'.ms¥'erse I' .lectrlc‑Ilelicon

10

="T')

c' ) 7 ) (Il‑TG. : I‑Ielicon‑

RecentToplcs（）nH1gllDensityPlasmaProductioll

σommelltary

byHelicollWaves

S．Shh／ohara

密度依存性の計算結果が，アンテナ構成（Fig。9（b）のPC（a）とAC）や，磁場と圧力（Fig．9（b），（c））によらず，実験的に得られたものと良く一致している．他の様々な条件でも良く一致［35，50，60］し，さらに蛇足ながら，ランダウ

減衰の有無は計算上ほとんど差がない結果となっている

1

［35］．

0

0

ノー

2．5

モデルや実験結果より小さく（特にACの場合（Fig．9

＿20

2
1．5
r（cm）

一一方，TE−Hモデルを使った計算では，抵抗値が上記

＿10

Z（cm）

（b））），低圧力での計算においては密度依存性の曲線が大＿301

きく振動（多くのシャープなピークが現われる）し，実

0、5

際と合わない（例えばPo；6mTorr［60］）．これは後述す

＿40
（b）

る二次元パワー吸収分布計算（Figlo（c）［60］）に示すよ

うに，TE−Hモデルのヘリコン波のみでは軸方lfijO）減衰が小さく定在波があり，さらにピーク抵抗を持つ密度時には径方向に定在波（一次と二次のモードの場合が明瞭）が立ち，キャビティ共鳴となることによる（逆にアンテ

1

ナ抵抗はhIIの特定の値でピークを持つ）。いずれにしろ

0O

実験においては，このように振動した抵抗曲線は見られ

＿10

2．5

2
1．5

r（cm）

ない．さらにFig．ll［60］に示す軸方向磁場B、の軸方向

＿20

Z（cm）

分布を比較すると，密度ジャンプ後（Fig．！1（b））はH−TG＿30

1モデルでは実験結果を説明できるが，TE誼モデルでは

0．5

振幅の軸方向の減衰が小さく実験とまったく合わないこ

＿40
（c）

と力賜っかる．

ここでH−TGモデル計算で予想されるパワー吸収分布の，密度と磁場に対する依存性を述べる．プラズマ端のO

密度が下がる（急峻な分布）と，プラズマ端でのTG波（非共鳴過程）の吸収が減り，主としてバルクでのTG波（共鳴過程）の吸収が増える（Fig．lo（a）と（b）［60］）．しかしながら，全体ではバランスしてアンテナ抵抗はあま

一40

一2

2，5

り変わらない．ただし前述したように，TG波はヘリコン

−20

Z（cm）

1．5

波が励起されないと存在しないことに注意が必要であr（cm）

る．次にFig．12（b）［60］（計算）に示すように，磁場の増加（密度に対しては弱い依存性）とともに非共鳴過程の

一40
Fig，10Absorptlon

profiles，in

TG波の役割が大きくなるため，プラズマ端でかつアン

logarithmicscale，atρo＝6mTorr，

θ＝100G，ηo＝2×1012cm−3andparallelcurrents［601．
H−TG

mQdel

for（a）uniformwithηedge＝Ol（c〉TE−H

model

and（b）nonunlform
fortheuniform

テナ近傍より下流側に吸収が大きくなる．これに対し

plasmaTE−Hモデルでは，当然ながらプラズマ中心付近での吸plasma．

収が大きい．この計算においては便宜」二，アンテナ近傍（軸方向電場鳥駕o））．密度分布は実験条件に合わせて，領域での吸収パワーP、，壬，は軸方向に4cmまで，ブラズマ

ル（ズ）＝恥一（71（rフ2、、、lg、、）X2の分布形（η、、，lg、、：エッジ密度，

端近傍領域での吸収パワーP、，，1は径方向に端から0．2cm

ズ：規格化した半径≦1）を用い，実験のアンテナ抵抗に（ブラズマ全領域の15％を占める）内の領域でのパワーとは，プラズマがない時の抵抗（いわゆる真空抵抗または定義し，両領域の共通部分での吸収パワーはPu・とした．

回路抵抗）も含まれているので，計算より少し高めに

このTG波によるエッジでの吸収という計算〕ウ測は，分なっている（0。5Ω程度）．この図（および他の結果）より

光測定16羽によりil、着圧力ドでホットスポットが，アンテ

密度ジャンプ後では，有力なH−TGモデルによる抵抗のナ近傍の1、且d辺領域で観測されている結果とは矛盾してい11

JoumalofPlasmaan（lη。＝2x1011cmおFusionResearcll（a）

VoL78，No．l

1．5

January2002（a）

一〇一一8鵠OG
O

PC

51mTorr一〉く一100G

0．0

十300G

ノ
ノ

AC

ノ
ノ

（
⊇一〇．5
＄

十1000G

バ1・0＼｛口十Exper．

ンピ1x

ご

H−TG

で

×／！＋

×

0，5

一一一TE−H

．璽

▽一一▽

L−1．0

o
騨

一20

Φ
⊆

◎

｛．0

Σ
罵

0．5

Φ

一15

一10

η＝1x1013cm−3

葦

Z

、￥
、
、
ヤ・

（b）

ぜ
㌔O，5
ぜ

、

〆

0．0

1，0

一じ、

，
ノ
ノ
，

a

十

0，0

（b〉

0

，

＋一一一一一一＋一一一一一＋

0

一5

ナ十

〉〈

x

鯨、触一一十一一十

、

イ

、
、
、

一〇，5

∠

0．0

、
、
、

1，0

（c）

一1，0

一20

Fig．11

Axial

−10

Axial

Position（cm）

profiles

ぜ

0

−15

−5

ぺΦ0．5

ご

oftheβz（zcomponent）magneticfield

onaxis，as measured（crosses）and computed with theH−TG（solid curves）andTE−H（dashedcurves）models，
for

the

anti−para［Ielandβ＝300G

antenna

l601．（a）Low

mode

lump，ηo＝2×1011cm−3and（b）high

beforethedensity

mode

＿十

0，0

1011

currents，ρo＝51mTorr

density

十

r▽

1012

10｛3

PlasmaDensity，η。（cm弓）afterthelump，ηo−1013cm−3、Fig．12Fractions

ofthe
gion

of

the

uniform

power

Pa

absorbedinunder−antenna

region．Solid

brokenトなTG波となると考えられるが，メカニズムはcomputed

H一TG∫＞湘の場合とほぼ同様であるとして解釈できる．

spectively，atβ＝300G，ρo＝51mTorrand
in

wlth
the

antenna

model

and

and

with

variousparts

under−antenna

the

rents

the

the

edge［ayer；and（c）in

ない．なお，磁場が大きい場合（∫＜魚）はエバネッセン

l（b）intotal

plasma［60】：（a）in

edge

TE−H

layer

curves

re−

of

the

were

model，re−parallelcur−

Ioops，

以上のように，モード変換によるTG波の吸収というモデルで実験結果を矛盾なく説明できることがわかった

4．今後のヘリコン波研究の課題が，現在残されている大きな課題として，TGモードの直接検出がある．これは前述したように微細な空問構造を

前節ではモード変換理論が有望であると述べたが，ま調べるため困難であるが，この電場によるイオン分布関だ完全には確定したわけではない．最近ではTG波のよ

数変化のレーザー誘起蛍光法による検出［65］，マイクロうな小スケールの波を検知するために，相互相関励起散波遠赤外レーザーによる共同散乱法［66］，散電プローブ

乱法［69，70］も始められている．そこで提唱された初期による電位測定［67］，電流プローブ法による測定［68］等

的アイデアは，（1）パラメトリック減衰によるヘリコン波が試みられている．

からのイオン音波とTG波の励起，（2〉ヘリコン波のイオ

ン音波プラズマ乱流へのパラメトリックな不安定性による励起［71］，である．また，低域混成波の生成に対する12

Commentary

RecentTopicson耳ighDensity

PlasmaProduction

byHeliconWaves

S．Shino｝1ara

蛋割［35，47，72−75］は限られた領域（磁場，ガス圧力，密る［46］．この領域でも実験が行われたが，数十G度：）だが興味深い対象であり，ICP，CCP（容量性結合型の所で他の磁場より高い密度が得られることがあっア。ラズマ）［1］，表面波［1］等も，ヘリコン放電のモード遷た［46，91，92］．RFパワーに対してはっきりした密移を含む，時空間的発展の総合理解に関連してくる可能度ジャンプがある場合［47］やない場合［92，93］もあ性三がある。いずれにしろ今後のさらなる研究の展開で，り，ICPとヘリコン放電との境界（磁場領域［！7］），

ヘリコン波プラズマ生成機構の理解の確立が待たれる．

非一様磁場中の電子共鳴加熱現象［63］，磁場の密度

次：にその知見を基に，まだ試みが不十分であるパワー吸分布への影響［92］も含め検討する必要がある．

収の空問分布の絶対測定［16，76］や，輸送を含めた粒子

5）磁場配位と境界条件：ヘリコン波実験では一様磁場とエネルギーのバランス［77，78］も正確に評価して，ヘが多いが，他の様々な配位が試みられている．発散

リコンプラズマ源設計の最適化を図る必要がある．

［63，92，94，95］（計算は［96］），収東［92，94，95］，カスプ磁場［97−99］でのプラズマ生成や波動特性が調べ以下にヘリコン波研究で残された興味深い問題や，考られ，境界条件の影響（ホイッスラー波とヘリコン

えられるこれからの主なトピックスをあげる．

1）高密度限界：ヘリコン波では容易に！013cm−3以上波との中間領域）も求められた［95］．また，プロセの密度が得られるが，プラズマを用いた加速器等でスプラズマで用いられている磁気中性線放電はさらに高い密度が必要である．種々の装置［79−（NLD：M＆gnetlc

NeutralLoop

Discharge）［100］に81］で高密度放電が試みられ，現在1014cm−3程度のおいても，ヘリコン波が伝搬している計算結果

最高密度が得られているが，密度がパワーに対して［101］もある．下記の6）の課題と絡みプラズマ源生

飽和する傾向にある．それは中性ガスのポンピング

成条件の最適化を図ることが重要である．

／枯渇［80，82］，プラズマと壁との相互作用，非線形

6）アンテナデザインと制御：7％＝一1，0，1，2の周方向拡散現象等が原因と考えられ，さらなる高密度化にモード（複数のアンテナ電流間の位相制御による回
転磁場方向の選択［14，102，103］を含む）や，軸方向はそれらの克服が課題である．

［11，35，47，50，60，104］のモードを制御したプラズマ

2）高イオン温度と異方性：電子とのクーロン衝突から予想されるものよりもイオン温度が高く（〜1eV），生成実験や計算が多く行われている．高次モード

磁場に垂直方向が平行方向よりイオン温度が高い場（径方向）［60，105，106］の存在による軸方向のビート

合や，低域混成波近傍で最大になることがある［83−

した振幅分布，解；1と一1モードの合成による励起

85］（電子サイクトロン共鳴を用いたプラズマ源でも（計算）［107］や80MHz以上の高い周波数での放電同様に，高いイオン温度が観測される場合がある［108，109］も研究されている．密度分布制御では磁［86］）．これらは物理的興味があるだけでなく，実用

場の絶対値と配位［92，97−99］，低域混成波共鳴層の的にはプラズマエッチング等に好ましくなく，低域利用［75］，アンテナモード選択も行われ，これらを混成波共鳴やパラメトリック過程のメカニズムを調考慮に入れ目的に応じてアンテナデザインの最適化

べ，イオン温度の抑制を試みる必要がある．

を行う必要がある．

3）不安定性：分散関係（Fig，1参照，ただし々llは一定

7）小容量化と大容量化：大口径／大容量化はプラズマとする）からも実験的にも，一般的には磁場の増加

プロセス，プラズマ基礎実験装置や核融合（5節もとともに密度が上昇するが，不安定性により磁場の参照）に重要であり，直径40cmを超えるプラズマ増加に対して密度が飽和や減少をすることがある．

生成には，マルチチューブ［46］，容器端に設置した

静電的な不安定性（抵抗性ドリフト波やケルビンヘ

スパイラルアンテナ［17，93］，カスプ磁場配位［97−ルムホルツ不安定性）［87，881が異常拡散（主として99］（さらにはバイァス電極との併用による密度分布

径方向）の原因と考えられるが，閉じ込め改善，高制御［110−114］），側壁からの蛇行したアンテナによ

パワーでの非線形効果（例えばポンデロモーティブる励起［115］（直方体型のプラズマ源）が試みられて

カ［89，90］），パラメトリック効果，径方向電場，プ

いる．…方，コンパクトなヘリコンプラズマ源はビーム等の応用に重要である．壁による境界条件

ラズマ流も含め興味ある課題である．
4）低磁場での生成：コスト的に低磁場（ωがωceに近い［11，116］（軸方向の定在波の影響［117］，プラズマと領域）が望まれるが，2ω＞ωceとなるとヘリコン波

壁との相互作用，チャージングも含む）や，作動圧はエバネッセントな波となり，TG波とカップルす力と磁場を考慮することが肝要であり，現在では直13

JoumalofPlasmaand

FusionResearch

Vol．78，No．lJanuary2002

径5Cm，長さ10−15cm程度のサイズのプラズマが装置（ループ型アンテナ，∫＝7MHz，Pi，，≦100kW〉で，生成されている［117，1181．これらの開発は，ヘリコ閉じ込め改善，イオン加熱（中心イオン混度が≦100eVン波動の理解の進展をベースに個々の要求条件に応で電子温度より高い），ホローな電子温度分布（中心でじて行う必要がある．

≦10eV，端で≦30eV）が得られていることである［130］．

単純トーラスプラズマ生成はドイツのプラズマ研究所

5．ヘリコン波を用いた応用研究の展望（Greifswald）［131］，インドのプラズマ研究所［132］，名2章で述べたようにヘリコンプラズマ源は容易に高密

古屋大学［123］で行われ，生成法やコヒーレントな渦構度が得られ，それを生かして種々の分野で応用されてい造等が調べられている（トーラスプラズマ生成の計算もる．しかしながらプラズマプロセス分野では，現在必要ある［133］）．

とされる密度がそれほど高くなく（ヘリコン波生成プラ

直線状の大口径，大容量プラズマ（直径15−80cm，長ズマ密度より1桁以上低い場合が多い），このプラズマ

さ100−500cm程度）をヘリコン波で生成して基礎実験

源の最適化が十分でない（例えば大きな拡散容器の使用を行う機関は，計画中も含め様々な所（例えば，アメリのため，壁のクリーニングが難しい［119］）のが現状であカ［84，134−137］，九州大学［95，110−ll4］，宇宙科学研究る．今後，装置の改良が望まれると同時に，高密度が必所［138］，ドイツ［139，140］）にある．これらのヘリコン

要（例えば磁性膜エッチングプロセスロ19］）となる状汎源は，従来の取り扱いが不便なBaOを用いたDC放電にが増していくと思われる．これからのキーワードとしてよる大型基礎フ。ラズマ実験装置［14H43］と遜色ない大は，低圧力，低磁場（または永久磁石），基板バイアス電

きさまで近づいてきており，運転，保守，高密度達成の圧の独立制御，負イオン，素過程（原子，分子，ラジカ

容易さを生かした今後の研究の進展が期待できる．例と

ル，イオン，電子）を考慮した粒子の温度（分布関数）制して宇宙のシミュレーション実験（磁気圏での物理現象）

御等が考えられる．

を目的に，ヘリコン波の特徴を生かした研究がある

一方，ヘリコン源では高密度で解離が進むので，ラジ［84，85，134］．そこではHELIXソース部（直径15cm，長カル源や負イオン源に有利であると考えられ（例えば

さ160cm）につながれた大型装置LEIA（直径180cm，長［120，121］），今後多くの利用が待たれる．イオン源（プさ440cm）を用いて，定常，高密度，高ベータ（20G

ロセス用の例では［122］）も有望であるが，高フラックス以下の低磁場では≦10）のプラズマを生成し，その性質の中性粒子ビーム源としては，電磁石や永久磁石を用いを調べる研究がなされている．また，長波長と高い中性たコンパクトな水素，窒素，酸素源等も考えられる（も粒子密度が実験室プラズマで間題であったアルヴェン波

ちろん用途に応じて大型化も容易である）．例えばその研究も，高密度，高電離生成のため実験が容易（直径15応用として，大型ヘリカル装置LHDでのプラズマ周辺

cm，長さ250cmのALESPI装置）［135］となった（一方，

計測計画［123］，表面とビームの相互作用や膜の成長の小ソースで工夫した宇宙船近傍のシミュレーション研究研究がある（ただし非常にプラズマ容量が小さくなってもある［144］）．今後，非線形波動現象，種々の構造形成

きた場合，ヘリコン波が励起されているかは今後確認がや不安定性，衝撃波，乱流，異常加熱，磁力線再結合現必要である）．また，ヘリコン波プラズマを用いた粒子加象等（電気二重層やオーロラ生成機構も含む）の研究の速，レーザー発振法等のさらなる改良や，他のプラズマ展開に貢献するものと思われる．なお大口径装置に直接源と同様，ヘリコン波プラズマを用いた化学分析，環境

ヘリコン波動を励起しプラズマを生成する際は，境界ややバイオ関連も伸びる可能性がある（変わった研究とし密度分布のヘリコン／ホイッスラー波動伝搬への効果て』毒ガスの無害化［！24］も提案されている）．

［95，145］も考慮する必要がある．

高温プラズマ／核融合実験では，容器内壁の洗浄が宇宙空問でのヘリコンプラズマの利用として，プラズ

URAGAN−3ステラレータでヘリコン波と認識せずに行われ［125］，プラズマ生成は2章で触れたSHEILA He−

マ推進（プラズマロケット）の提案と基礎研究が始まっ

1iac装握［32，33］のみならず，最近では韓国の小型トカマ

あることを利用した，NASAによる2018年の有人火星飛ている［146，147］．比推力が大きく惑星間飛行に有利でク［126］，ドイツのTJ−Kトルサトロン［127］，核融合科学」計画［148］もある．大口径で軸方向に短いプラズマと研究所のCHS［128］，金沢工業大学のHelitotrollDR［129］小口径ブラズマ源の生成法，プラズマのデタッチメント

装置で行われつつある．ヘリコン波の役割はまだ明らかと加速法，不純物や壁との相互作用等の問題点はあるではないが，興味深いのはオーストラリアのHlが，今後関連した活発な研究が出てくるものと思われHeliac！4

Recellt

σommentary

TopicsonHigh

Dellsity

PlasmaProduction

byHeliconS．Shinohara

Waves［8］」．Hopwood，PlasmaSources．Sci．Technol．1，109（1992）．

る．また，宇宙船のラジエータ表面のクリーニングとし［9］T．Sholi，Y．Sakawa，S．Nakazawa，K．Kadotaて，水蒸気を用いたヘリコンプラズマを使う提案［149］Sato，Plasmaも出されており，これからも種々のアイデアが出てくる

Sources［10］S．Shinohara，Y．Miyauchi

買丁能性がある．

and．T．

Sci．Tec紅nol．2，5（1993）．

andY．Kawai，PlasmaPhys．

Control．Fusion37，1015（1995〉。

［！1］S．Shinohara，N．KanedaandY．Kawai，ThinSolidFilms

6．おわりに

316，139（1998）．

［12］F』F．Chen，Plasma

ヘリコン波は高効率で1013cm｝3以上の高密度プラズ

Phys．Control．Fusion33，339（1991〉．

［13］J．B．Taylor，Phys．Rev．Letむ33，U39（1974）．

マを容易に生成できる特徴があり，今まで述べたよう［！4］Y．Yasakaに，多くの研究者により懸案の生成機構が段々明らかと

andY．Hara，JPn．J．ApPL

Phys．33，5950（1994）．

なってきた．3章で述べたヘリコン波からモード変換し［15］M．Light

た＝静電波（TG波）による吸収機構が最有力となっている

andF．F．Chen，Phys．Plasmas2，1084（1995）．

1！6］S．Shinohara，Y．Miyauchi

が，今後は生成機構の完全な立証をはじめ，4章で触れたヘリコン波研究の課題等でヘリコン波プラズマの性質

andY．Kawai，JPn．J．ApPl．

P量1ys．35，L731（1996）．

［！7］S．Shinohara，S．Takechi，N，Kane（laをより明らかにし，その知見をベースにプラズマ生成の

PlasmaTechnoL

andR。W．Boswe11，J．Vac．Sci。

B9，310（1991），［19］T．Mieno，T．Shojiの応用分野の新規展開が待たれる．

Y．Kawai，Phys，Contro1．Fusion39，1479（1997）．

［18］AJ．Perry，D．Vender

最適化を図る必要がある．さらに5章で述べた応用研究
例のように，ヘリコン波プラズマの特徴を生かした種々

an（l

and

K．Kadota，App1．Phys．Lett．59，

2675（1991）．

本解説を書くにあたって，内外の多くの研究者（特に［20］N．Jiwari，H．Iwasawa，A．Narai，H，Sakaue，H．Shindo，

最近の共同研究者であるShamrai博士）との議論が役に

T．Shoji

立ちました．また，いつも激励していただいています河（1993）．

andY．Horiike，JPn．J．ApPl．Phys．32，3019［21］G．Girouit−Matlakowski，C．Charles，A，Durandet，R．

合良信教授に感謝します．

Boswe11，S．Armand，H．M．Persing，A．J．Perry，P．D．

（追記）2001年秋に行われたアメリカ物理学会プラズマ

Loyd，D．Hy（1e部門では，「ヘリコンプラズマ源に関する応用」のタイトandD．Bogsanyi，J．Vac．Sci．TechnoL

A12，2754（1994），

ルで，ミニ会議がまる1日割かれて行われた（内容は，［22］T．Tsukada，H．Nogami，Y．NakagawaandE．Wani，Jpn．

http：／／ulysses．phys，wvu．edu／escime／postersession．html

J．App1．Phys．33，4433（1994）．

を参照）．講演数が50近くあり多くの活発な発表がなさ［23］D．R。Mclくenzie，W．D。McFa11，H．Smith，B．Higgins，R。

れ，ヘリコン波プラズマ研究の裾野の広がりと今後の研W．Boswe11，A。Durandet，B．W．JamesandI．S．Falconer，

究のさらなる進展を期待させた（なお本解説はその最新：Nuc1．lnstrum．Metho（1sB106，90（1995）．

［24］Y．Nishimoto，N．TokumasuandK．Maeda，Jpn．」。Appl．

結果も入れている）．

Phys．34，762（1995）．
［25］S．一H．Kim，1．一H。Kim

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Co1が

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教授
and

T．Klinger，Proc，6ゾXXV11惚用副onα1

Ph（3no1η611α

疋グくウ
、

磁

㌔
、
㌧
ヤ

〃1101π之64Gα36s，Nagoya（2001）』

VoL4，p．193．
［141］」．M．Urrutia

andR．L．Stenzel，Phys．Plasmas3，2589

・専門はプラズマ物理学（核融合，宇宙プラズマ，プラズマ応用も意
識．最近は特に，1）ヘリコン／ホイッ解明，2）電場印加による高速プラズマ流／種々の渦／［142］W．Geke㎞an，D．Leneman，P．Priby1，S．Vincena

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はら

篠原俊二郎

東大理学部助手を経て九大総理工助

VoL3，P．5．

［140］C．Franck

しのAIAA〃聖S〃E乙SAEZ45【EE／on〜Pro−

1slonα刀46とEx11競1，Cleveland（1998）AIAA98−3934．

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・家族は妻と子ども2人＋カメ2匹．