J. Plasma Fusion Res. Vol.83, No.8 (2007)６７６‐６７８

小特集 多価イオン原子過程の基礎と拡がる応用研究

４．多価イオンの応用
４．
１ 高温プラズマ中の多価イオンとそのプラズマ診断への応用
佐藤国憲
核融合科学研究所（原稿受付：２００７年６月１２日）

高温プラズマ中の多価イオンスペクトルの観測は禁制遷移の同定を含め，多価イオンのエネルギー構造を明らかにする上で原子物理学に大きな貢献を果たしてきている．ここではプラズマ診断への応用として，多価イオンの発するスペクトルのうちで，禁制線と荷電交換反応による可視，紫外の長波長スペクトル線を利用した高分解能分光によるプラズマ診断について述べる．
Keywords:
highly charged ion, high temperature plasma, forbidden line, charge transfer, highly excited state, Doppler profile

４．
１．
１ はじめにHelical Device, LHD）
［２］のプラズ マ で 中 心 電 子 温 度 1.5

核融合反応の実現を目的とする，トカマク，ヘリカル等

keV，電子密度 1×1019 /m3 のときに観測される鉄イオンのの磁場閉じ込め装置では，水素とその同位体によって，中Fe XVIII から Fe XXIV にわたる L 殻のスペクトルを示す．

心電子温度，イオン温度共に数 keV の高温プラズマが生成

鉄イオンの Be-like Fe XXIII 132.8 Å，Li-like Fe XXIV 192.0

される．このような高温プラズマでは高エネルギー粒子にÅのスペクトル線が高い強度を持って観測される．（このよるスパッタリング等によって，真空容器壁から炭素，酸計測では低分解能のため O V 192.9 Å等と重なって観測さ素が軽不純物として，鉄，クロム，ニッケルが金属不純物れている）ここで観測される L 殻スペクトルは，すべて 2としてプラズマ中に流入する．一般に軽不純物の割合は電s22px-2s2px+1，x=0,--- ,5 の #"!!の遷移である（Li-like 遷移

子密度の〜３％，金属不純物の割合は電子密度の〜0.3％のは 2s-2p）．図１に示された 160 Åから 200 Åにわたる領域程度である．

では，低電離鉄イオンの M 殻スペクトルが存在するが，こ中心電子温度が 1 keV 以上のプラズマでは炭素，酸素のの放電では中心電子温度が高いため低電離イオンはプラズ

軽不純物はプラズマの中心部で完全電離イオンとなり，もマ周辺の極めて狭い領域に存在するのみとなり（burn out

はや線スペクトルによる放射損失がないためプラズマのエと称する）強度が低く観測されない．

ネルギー閉じ込めに対する悪影響はない．むしろこのよう

以下に，このような多価イオンを利用したプラズマ診断な軽不純物からの多価イオンによる放射損失は電子温度のへの応用について述べる．

低いプラズマ周辺に局在するためにプラズマと真空容器壁

４．
１．
２ 禁制線（forbidden line）との相互作用を低減させる上で役立つ．これに対して，金属不純物の鉄等，特に高 Z のモリブデン，タングステンが高 !の多価イオンから放射される主要なスペクトル線のプラズマに流入するときは，その大きなイオン化エネル波長は必然的に短いものとなり，高温プラズマからの放射ギーのためプラズマ中心でも完全電離イオンに至らず，多測定で不純物量の定量を行う時やスペクトル線のプロファ

価イオンの M 殻，L 殻の電子から大きな放射損失を引き起イル測定によりイオン温度の計測を行うとき，真空紫外，こす．

軟 X 線，結晶分光器が必要とされる．

これらプラズマ中の多価イオンのスペクトルはドップ

ところが高 !多価イオンのスペクトルの特長として，ラープロファイル測定によるイオン温度測定，ドップラー我々が通常観測する電気双極子遷移の他に，禁制遷移としシフト測定によるプラズマ中電場計測等，多様なプラズマての磁気双極子遷移と電気４重極子遷移を観測することが診断に応用される．プラズマの粒子輸送の研究ではレー可能になる．これは共鳴線の遷移確率が概略 !$にスケー

ザーブローオフや不純物ペレット入射によってプラズマ中$ルするのに対し，禁制線の遷移確率が概略 !（!!#%の時に入射された多価イオンのスペクトルの振る舞いから不純$""!，!"#%の時 $""!）にスケールするため，高い物粒子の輸送係数が求められる［１］．

!のイオンでは禁制線の遷移確率の大きさは許容共鳴線の図１に核融合科学研究所の大型ヘリカル装置（Largeものに近づくためである［３，４］．多価イオンの禁制線のう4. Application of Highly Charged Ions 4.1 Highly Charged Ion in High Temperature Plasma and Its Application to Plasma Diagnostics
SATO Kuninori
author’s e-mail: sato.kuninori@LHD.nifs.ac.jp

６７６!2007 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

図１

4.1 Highly Charged Ion in High Temperature Plasma and Its Application to Plasma Diagnostics

K. Sato中心電子温度 1.5 keV のプラズマで観測される多価イオンスペクトルの例．80 Åから 200 Åの領域では，鉄の L 殻からのスペクトルが大部分をしめる．

ちで，特に基底配置内準位間の遷移は基底準位であることビームで実現されるものであり，多価イオンの高励起準位から占有密度（population density）が高く，強い強度をも間の遷移を可視，紫外域で測定する荷電交換分光（Charge

つことと長い波長を持つことから，プラズマ診断に有用なExchange Spectroscopy）としてプラズマ診断に広く適用遷移として利用されている［５，６］．

されている［１２‐１４］．プラズマ中の固有不純物としての炭禁制線の例として，鉄の窒素様イオン Fe19+の基底配置素，酸素，測定のために導入されるネオンを例にとって，内 準 位 間 の 禁 制 遷 移 を 図 2 に 示 す．こ の 図 2 に 示 さ れた，Fe XX 2665.2 Å（2s22p3 2D3/2-2s22p3 2D5/2）のスペクトルは特に紫外域に存在するため，ドップラープロファイルによるイオン温度測定に利用されている．ベリリウムからモリブデンにわたる ns2npk の基底配置内準位間の禁制遷移は理論値も含めて文献［７］にまとめられている．
基底配置内準位間の遷移の禁制線の特徴はその長波長性にあるが，このことはとりもなおさず基底準位からの励起エネルギーが極めて小さいことを示す．一般に，プラズマ中のプロトンの運動速度は電子に比べて小さく，多価イオンの衝突励起過程に関与しないが，イオン温度が数 keVを超えるときはプロトン衝突励起が励起エネルギーの小さい禁制遷移の強度に大きな影響を与える［８，９］．

４．
１．
３ 荷電交換反応を利用したプラズマ診断
多価イオンはその深いクーロンポテンシャルのため他の原子，電子と強く反応する．例として炭素の完全電離イオンの荷電交換反応を見ると，
C６＋＋H → C５＋（n）＋H+の衝突断面積は１０−１５ cm２以上の値を持つ．上記の反応は低エネルギー衝突では，主量子数 n＝４への極めて選択的な電子捕獲であるが［１０］，高エネルギー衝突では高励起準位への電子捕獲断面積も大きくなる
［１１］．

図２

この多価イオンの高エネルギー衝突と高励起準位への電子捕獲はプラズマの中性粒子加熱と診断用高エネルギー
６７７

鉄の窒素様イオン Fe１９＋の基底配置内準位の禁制遷移．波長の右側の数値は遷移確率（sec−1）を示す（2.91＋4 は 2.91．
×104 を意味する）

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.83, No.8 August 2007

移るものであり，微細構造間の小さいエネルギー差の遷移では極めて大きな断面積を持つ．この "-mixing は衝突が支配的な占有密度分布の成立に働くものであり，高密度プラズマのとき，高励起準位への荷電交換反応による占有密度の分布は，結局，統計重率 （2 2"＋1）に比例するようになる．これら "-mixing の効果については文献［１４］に詳しく述べられている．
ドップラープロファイル測定が可能な高分解能計測では，同時にドップラーシフトの測定によってプラズマのトロイダル，ポロイダル方向への回転速度が求 められる
［１６］．近年では，このドップラーシフトを測ることによって，radial force balance の式からプラズマ中の径電場を導出し，プラズマの閉じ込め特性を議論することが行われている［１７‐１９］．プラズマの圧力分布など不均一性によって作り出される径電場は，電子の損失が優勢なら正の電場となり電子ルートと呼ばれ，イオンの損失が優勢なら負の電場となりイオンルートと呼ばれる．これら径電場の遷移に
図３

LHD プラズマに導入されたネオンの Ne X × 5249.2 Å（n＝１１→１０）のドップラープロファイル測定から求められた，２つの放電モードでのイオン温度とその空間分布．!
は規格化半径を示す．電子ルートのモードでは，中心の電子温度は 2.0 keV 電子密度は 0.6×10１９m−３，イオンルート時では中心電子温度 1.6 keV，電子密度は 0.9×10１９m−３である．文献[18]から転載．

ともなうプラズマの閉じ込め特性の変化の内，荷電交換分
光によって測られたドップラーイオン温度とその空間分布の様子を図３に示す［１８］．

参考文献［１］N. Tamura et al., J. Plasma Fusion Res. 78, 837 (2002).
［２］M. Fujiwara et al., Nucl. Fusion 40, 1157 (2000).
［３］K.T. Chen et al., Atom. Data & Nucl. Data Tables 24, 111(1979).
［４］森 一夫：分光研究 31, 151 (1982).
［５］佐藤国憲：分光研究 32, 152 (1983).
［６］S. Suckewer et al., Phys. Rev. A 20, 578 (1979).
［７］V. Kaufman et al., J. Phys. Chem. Ref. Data 15, 321 (1986).
［８］K. Sato et al., Phys. Rev. Lett. 56, 151 (1986).
［９］K. Sato et al., Phys. Rev. A 36, 3312 (1987).
［１０］S. Ohtani et al., J. Phys. Soc. Jpn. 56, 1271 (1987).
［１１］R.E. Olson, Phys. Rev. A 24, 1726 (1981).
［１２］R.C. Isler et al., Phys. Rev. A 24, 2701 (1981).
［１３］R.J. Fonk et al., Phys. Rev. Lett. 49, 737 (1982).
［１４］R.J. Fonk et al.,Phys. Rev. A 29, 3288 (1984).
［１５］H.W. Morsi et al., Plasma Phys. Control. Fusion 37, 1407(1995).
［１６］K. Ida et al., Rev. Sci. Instrum. 71, 2360 (2000).
［１７］S.-I. Ito et al., J. Nucl. Mater. 220-222, 117 (1995).
［１８］K. Ida et al., Phys. Rev. Lett. 86, 5297 (2001).
［１９］S. Okamura et al., Nucl. Fusion 39, 1337 (1999).

完全電離イオンが高励起準位へ電子捕獲を行うとき，可視，紫外域で強く発光するスペクトル線を以下に示す［１５］．
C VI ：2070.3 Å（n＝6→5），3433.7 Å（n＝7→6），
5290.5 Å（n＝8→7）．
O VIII ：2975.8 Å（n＝8→7），4340.7 Å（n＝9→8），6068.5 Å（n＝10→9）．
Ne X ：2777.9 Å（n＝9→8），3884.0 Å（n＝10→9），5249.2 Å（n＝11→10）．
上記の波長は重心としての波長であり，実際には相対論効果によって縮退が解けているため，プロファイル測定のためには微細構造まで考える必要がある．このため，微細構造間にどのような占有密度分布が実現しているのかを知るためには，荷電交換の断面積として，主量子数 n に加えて軌道量子数 "への依存性とカスケードの効果を取り入れねばならない．加えて，占有密度の分布に影響を及ぼすものとして，プラズマ特有の "-mixing の効果がある．これは捕獲された電子が放射遷移によって下準位に移る前に，他のイオン，電子との衝突によって準位（n, "）から準位（n, "!）に６７８