J. Plasma Fusion Res. Vol.87, No.5 (2011)３
１５‐３２５講座 電磁波を用いたプラズマ診断の基礎と最前線

２．電磁波を用いたプラズマ計測の基礎
間瀬淳，川 端 一 男１）

九州大学産学連携センター，１）核融合科学研究所（原稿受付：２
０
１
１年３月３
１日）

電磁波を用いた計測法には，プラズマ中の屈折率（誘電率）が，その密度，温度，および閉じ込め磁場とともに，電磁波の周波数，波数ベクトル，電界ベクトルに依存して伝搬特性が変化する現象を利用するもの，電子の運動に起因する電磁波の放射・再放射過程を利用するものなどがある．最近では，データ処理技術の進歩とも相まって時間・空間分解に優れた計測手法として改良されてきており，磁場閉じ込め装置では不可欠なものとなっている．本章では，その代表的なものとして，干渉法／偏光法，反射法，放射法，散乱法を取り上げ，これ
ら計測法の基本的原理を記述するとともに，各測定法の実際を述べる．
Keywords:
plasma diagnostics, electromagnetic waves, interferometry, polarimetry, reflectometry, ECE, scattering, microwave, laser

２．
１ はじめに変化を模式的に描いたものである．

プラズマ中に電磁波を入射すると，プラズマとの相互作用によって様々な影響を受ける．例えば，プラズマの電子

２．
２ プラズマと電磁波の相互作用密度から決まるプラズマ振動数と電磁波の周波数の比に２．
２．
１ プラズマ中の電磁波伝搬―基礎方程式

よって，入射波は透過，屈折，反射などの伝搬特性を示す．

一般にプラズマ中を伝搬する電磁波の伝搬速度は荷電粒

また，入射電磁波により励振された電子がその加速度の変子の熱速度に比べて十分速いので，伝搬特性を調べる場合

化により電磁波を再放射する散乱，プラズマがサイクロトには後者の影響は無視できる（低温プラズマ近似と呼ばれロン運動することにより静止座標系から観測した加速度のる）．また，イオンの質量は電子の質量に比べて十分大き変化により放射をするサイクロトロン放射などがある．こいので，電磁波の電場に対するプラズマの応答は電子につこでは，電磁波をプラズマに入射し，透過波の位相，偏光

いてのみ考慮すれば十分である．上記低温プラズマ近似

角度の変化量を計測する干渉・偏光計測，カットオフ層では，電子温度が 10 keV 以下の場合良く成り立つが，近年の反射される波を測定し，位相遅れからカットオフ層の位置

大型装置におけるプラズマや，建設中の ITER のプラズマを決定する反射計測，さらに放射および散乱計測について

では，電子温度が 10 keV 以上となり，温度の効果（相対論も簡単に述べる．図１はこれらを利用した計測法について的効果）を考慮する必要が生じてくる．これについては，概観したものである．また，左辺の挿入図は，密度（!"）の第３章で記述する．

時間変化に対応させた透過波（A）および反射波（B）
強度のプラズマが電気的に中性で一様とすると，この中を伝搬する電磁波は，Maxwell の方程式に電流密度 $および空間
電荷密度 $を導入することにより解くことができる［１］．

Reflectometry Induced Radiation( n e , ne )Laser Beam
Laser Beam
B Reflection

すなわち，
!!
&
"
&#"%!&

PlasmaA

B
Time
Scattering
T.S. ( n e, Te , n e )Refraction

図１

"!
&
"
&##%$""!&

Radiation
Spectroscopy
ECE

ne

"%$!
"
&$
!
!%#!#

A Transmission
Interferometer( ne , n e )Polarimeter( B㼝 , B㼝 )および，連続の式と一般化されたオームの法則は，プラズマと電磁波の相互作用の概観図．

2. Fundamentals of Plasma Diagnostics with Electromagnetic Waves
MASE Atsushi and KAWAHATA Kazuo

（１）

!%!
&$

$%!
&
$!
&
"
"&$

（２）

$%'
"
%(

（３）

authors’ e-mail: mase@astec.kyushu-u.ac.jp and kawahata@lhd.nifs.ac.jp

３１５!2011 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.5 May 2011（１）式より，次の波動方程式が得られる．
",,+#+#"" !&##"%
"%#
#&
#
,
3
,
3

$"
%
+%+ +
$/!
$! /%
$
"
0%!
+ +&+)+

（４）

（１２）

$"
%
ただし，+/+%,!"
0+である．
1++%"
0+%
+%+
#- ，+)

ここで，"%"#+3/,&-で記述される平面波電界を+3,!%$"）垂直方向伝搬，%*!（(%90°）：

考へ，（１）‐（４）を線形化し解くと，%#%#"!,
"%#
+%"
%1
*%0

（１０）式 よ り 2(-%(%( の た め に 分 母 %#が 必 要 と な（５）る．すなわち，

あるいは，

$%%%
6
6

$#$#"!0"%#%1が得られる．ただし，$%*%"+は屈折率，*は光速，また
%1
)1
"
,
+%
0
%$"0
#

（１３）

%
%
%
"
%
$%%,
4
4
4
4"%
4
5-

（６）

が得られる．それぞれの式に対応して，"4%"5%# および

（７）

"4!
"5)
%#

は複素誘電率テンソルである．プラズマの特性は，導電率

および

"6)
%#
．
"6%#

（１４）

%1で表される．導電率テンソルは磁場中の)1を介して %0#0となることが!）と同様に得られ，それぞれ正常波（O モー運動方程式，およびオームの法則から得られる．

ド，""!）および異常波（X モード，"*!）と呼ばれ，屈"'""'#!#0+* %!+,
*3

折率は次式となる．
+%+ $"%$% %!$! /%
"
+

（８）

'
#%1++

（１５）
$"
%

%
+%+ +%!+/$( %#$! /%$ % % + %$+ + !+/+!+)+

ただし，0+および +は，それぞれ電子の質量および電荷，1+はプラズマの電子密度である．
5平面内にと（６）式を電界の 4，5，6成分に分け，$ を 4

（１６）

２．
２．
２ プラズマからの放射過程
電子は，その自由運動が磁場の存在によって妨げられ，ると次の連立方程式が得られる．

磁力線の周りを螺旋運動するようになる．このときの加速

"4!%
$%!%
,
4
44
5"5%#

度により生じる放射を電子サイクロトロン放射（ECE）と%$%)"5!$%1
"6%#
(!%
.1
,
-()
.1(
!%
5
4"4",
5
5-

'
%
呼ぶ．放射パワーは，電子サイクロトロン周波数 +)+"

"5"!
$%1
"6%#
,
-()
.1(
,
-%(!%
!$%1
6
6"

とその高調波周波数において極大値をもち，電子温度や，（９）条件により密度にも依存するようになる．一例としてトー

ただし，(は電磁波の伝搬方向 %と外部磁界 !#（6方向）のラスプラズマの主半径方向に放射される 1次サイクロトロ

なす角である．

ン放射強度 #+-を観測する場合を考える．#
+-の値は
1,
1,

（９）式の "4，"5，"6が 0 でない解を持つためには係数のプラズマの放射係数と放射波の吸収のつりあいとして記述

行列式が０となることが必要であり，これより $の４次式

される輸送方程式で表さ れ る 分 散 式 が 得 ら れ る．こ れ を (に つ い て解く

+1,
%*#
10
++#
+!$1,
1,
1,
% %*4 10と，よく知られた関係式
$%!,
%
%
$%!,
%
%
%
1
0
1
6
60
4
4",
4
54
4!,
4
5（１０）
2
(
-%(%!
%
%
%
%
%
%
$ !%
0
1
,
6
64
4$ !,
4
4"%
4
5-

（１７）

の解として与えられる［２］．ただし，10は放射波に対するが得られる．実際の計測法との対応により，伝搬方向が磁媒質の屈折率，+-は放射係数，$,+-は吸収係数であ1,
る．周 波 数 を 一 定 と し て（１７）式 を 4に つ い て 積 分 す る

界に垂直および平行の場合を考える．

と，次式が得られる．
#+4$!+3/.
%#
!*
/
1
1,
1,
'0

!）平行方向伝搬，%"!（(%0°）：
"

&#")

%

（１０）式より 2(- (%#となり
%

$ %%
%
4
4&,
4
5

（１８）

*
4+*4
% % $1,
1,
&#!)

（１１）

ただし，#
+%"
.''+は黒体放射強度，*'%*%&
1 は光学的' %,が 得 ら れ る．正 符 号 の と き 電 界 の 4，5成 分 の 間 に厚さと呼ばれている［１，２］．放射波を受信するアンテナの"5%,"4，負符号のとき "5%!,"4の関係が成り立つこと

実効面積は *%"+%に比例するため，*
1 '$の場合，受信パが（９）式の一番目の式よりわかる．前者は左回り円偏波，後ワーは .''+#+に等しくなる．#+は受信機のバンド幅であ者は右回り円偏波と呼ばれており，添字に/および2を用いる．

ると，屈折率の表式は次式となる．

２．
２．
３ 散乱の過程
電磁波をプラズマ中に入射するとその電界により電子が３１６Lecture Note

2. Fundamentals of Plasma Diagnostics with Electromagnetic Waves

A. Mase and K. Kawahata

励振され電磁波を再放射する．その過程をトムソン散乱とられているが，非熱的揺動に対しては $+!,%"となること呼ぶ．散乱波スペクトルは電子の速度によりドップラーシ

5/"がわかる．例えば，（２２）式におい て，.
.-#"!!#!"!!$，

フトを受けるため，スペクトルの幅を測定することにより.*'1019 m−3，&2'10−5 m3 と す る と，$+!,#"!&!"!'

温度の情報を得ることができる．

となる．したがって前者では，$"" 向上のため大出力パル

入射波（!.!
-+）の波数ベクトルの方向と+2の角度をなす

ス光源が必要であるのに対し，後者では低出力の連続光源

方向に単位立体角，単位周波数あたりに散乱される電力はを用いて測定することができる．測定の波数分解$,は，入

!!
!2!
-,
#2+
-1,
#/..-&2,*$+4 は散乱中心における入射
射波の発散角 $+1'#
"
,+4（#

（１９）

ビームの幅：強度 ""4"*#の点の直径）で決定され，$,)#となる［３］．ただ し，-#-2!-.，!#!2!!.の 関 係があとなる．また，入射ビームに沿った空間分解 $!は，ビームる．それぞれ，エネルギー保存則，および運動量保存則に幅と散乱角で決定され，$!)%
4"2.
0+2で与えられる．

対応しており，後者の関係をブラッグの条件と呼んでい２．
３ 電磁波計測法の原理

る．また，/.は入射波の電力密度，&2は散乱体積，,* はトムソン散乱の断面積である．$+!!
-,は電子密度揺動のス

図１に示した電磁波とプラズマの相互作用を利用した代

ペクトル密度で，電子およびイオンが Maxwell 分布をして表的な計測法について，それぞれの手法およびシステムを
記述する．

いるとき

２．
３．
１ 干渉／偏光法

#

*
*
#
#
&#
!!
5,
6,
$+
-,
"- (&
) - %&+
' %'+
3333.
""&#

干渉計測は，電磁波の屈折率がプラズマの電子密度に依（２０）存することを利用し，電磁波のプラズマ中伝搬と真空中伝

""
#
""
#
，33.#+で 近 似 さ れ る［４］．33-#+
,(%-"
,(%."
--,
-.,

搬の間の位相変化量を測定することによって，電子密度をは，それぞれ電子およびイオンの熱速度，(はイオンの荷測定する計測法である．
入射波は磁場と垂直方向に伝搬させることが多く，屈折

電数，#

率は（１５）‐（１６）式で与えられるが，異常波では，電子密度と

!"

#
5,
%&+
5,
""&#!&#(+#*!5 !
+,"*&%5#*!#5"
#

(+
5,
5
*
##

磁場の関数となり解析が複雑になるため，一般的には正常

5

!5#

**2,2
#

-+-を満足する場合に波が多用される．ただし，-%-1-!

（２１）は，異常波と正常波の屈折率は近似的に等しくなる．図２

!

33-，
5#-"#
-,
!"
，
&#+
,
))-,

6#-"#
33.
-,
&#"
%.,
'#+
(%-"
""&#,
+

は最も単純なホモダイン干渉計のシステム構成図である．
プラズマ断面の中心から距離 5だけ離れ，6軸に平行に正常波を入射させる．真空中の伝搬に比べてプラズマ中を伝である．&$"のとき（２０）式右辺第２項が省略できる．この搬したことによる位相差 (+5,は次式から求められる．

とき ))-%"",&)であり，電子密度揺動の波長がデバイ長

'#

'#

"

"

*
(+
5,
,!!,1,,6# # * +
"!",
,6
#* +
) '
'

より小であるため電子は個々独立に散乱に寄与することに
なる．

（２４）

&#"の条件のとき電子のデバイ長より大きなスケール

ただし，,!##*")および,1はそれぞれ真空中およびプラズの揺動を対象とするため，電子とイオンが一体となった集

マ中の波数である．.-$.+（.+はカットオフ密度）の時，団的な運動を観測することになる．この領域をコレクティ）．
(+
5,は次式のようになる（0#5ブ散乱と呼んでおり，イオンの熱的揺動の測定や，プラズ**). 0 0# # !""#0 0* *' . 0 6 #
(+
5,
,
,(
+ !5 ,
#
-+,
-+,
)
.+ 4
)
.+ '
（２５）
#

マ波動に起因する密度揺動の測定に利用されている．この

"

とき，
*
% %
#
%
5,%
.
"
%
!,
!!
$+
-,
,-#.-&2(%
# *$+
%.-%)
*
#

（２２）

したがって，干渉計を構築しプラズマの有無による干渉位!*

5, は密度 .-の揺らぎのうちで，波数 ,となる．ただし，.
を持つ成分の振幅である．
散乱法では，散乱角 +2を固定することにより，一定の波数に対する密度揺動の周波数スペクトルが求まり，それを種々の散乱角で測定することにより，波数スペクトルが得られる．また，
#
%
%
#
"
%
%
5-+
!!
.
-,
0
!
2
,!,,
#
$#& ' .-*$+
*
#

（２３）

の関係により密度揺動レベルの値も決定できる．
熱的揺動からの散乱の場合$+!,&"であることがよく知

図２

３１７

干渉計の基本構成．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.5 May 2011

相の変化量を測定することによって電子密度を求めること() % )'" ),)*(*)$! #&!
) * ),",#!*#

ができる．この計測システムでは，プラズマを透過したプ
ローブ光（マイクロ波あるいはレーザー光）とプラズマに（２７）

入射する前に分岐しておいた参照光をビームスプリッタに干渉計に使用する光源の波長を選択する場合，いくつか

おいて合成し，検出器で二乗検波したのち積分することにの条件を考慮する必要がある．主なものとしては，計測対より，象とするプラズマからの条件（カットオフ効果，屈折効果），実験装置からの条件（測定ポートの大きさ，機械的振

#
"
!"(
*+
-/*+
-/(
'*
"!#(
!')
+
$
#
!"#
-/'
#"!####"!"!#(（２６）

動の大きさ），および計測装置からの条件（レーザー光源，
検出器，光学部品）である．ここでは，計測対象とするプが得られ，プラズマの密度変化に対応する位相変化 'を計

ラズマから必然的に決まるものについて述べる．
標準的な磁場閉じ込め装置で生成されるプラズマを測定測することができる．
この検出法には次の二つの問題点がある．一つは計測信対象と考える．プラズマの電子密度分布を測定するために号が入射光の強度（!"!#）変化 の 影 響 を 受 け る こ とであは，測定コードの多チャンネル化が必要となる．この時プる．強度変化は，入射光源自身の出力変化とプラズマによ

ラズマの凹レンズ効果を考慮する必要がある．プラズマはる屈折効果によって生じる．もう一つは，(-/'からは干渉

誘電媒質であるため，電子密度勾配によってプラズマ中心

位相の増減を判断することが困難なことである．これらのから外れたところを通過するレーザー光は屈折し，ある振問題点を解決する手法としてヘテロダイン検出法がある．

れ角以上になると測定が困難となる．今，電子密度として

図３（a）にそのシステム構成図を示す．この検出法では，周#パラボラ分布 )'(
*
*#
%)
"!(
)
$)!*
+を仮定するとプラズマ

波数のわずかに異なる（ビート周波数$*）二本の光源を用による最大の振れ角は次式で与えられる［５］．

いる．プラズマを透過する前と後のプローブ光（*#）と参照

)
%$/
+
,!" !
)(

光（*"）との干渉信号を検出器 (#."#/)を用いて計測する．
それぞれの検出器の出力は，図３（b）に示すようにビー

)!
'#
)!(#
$ ##
)( %
)&&
!(*

ト周波数を持つ cos 波となる．二つの信号のゼロ点間の時間差（$+）は干渉位相差（'）に比例することになる．この（２８）)(%"の場合に一方，最大の振れ角を受ける場所は，)!#

位相差は位相検出器を用いて計測することが可能である．
物理量が回転対称を持つ場合，観測された線積分値は!
%の地点となる．揺れ角度が大きくなると，透過'は *$!

アーベル変換によって空間分布に変換できることはよく知

光観測用窓からレーザービームが外れたり，隣接するチャられている．多チャンネル干渉計を用いて測定されたプランネル間の混信が生じて測定が困難となる．このことからズマによる位相差分布を'(,)とすると，プラズマの軸対称

多チャンネル干渉計に使用するレーザー光の波長の上限性が仮定できる場合には，（２５）式より電子密度分布 )*(*)

は，は次式から求めることができる．

# !"#
$!)!
(&"
!
"&#"!"!() $（２９）で与えられる．一方，干渉計による計測では，（２５）式より，
位相変化量は波長に比例することになる．したがって，波(a)

長が短くなると位相変化量が小さくなり，十分な計測精度が得られなくなる．この二つの条件から，現在の核融合実験装置では，10〜200 μm が最適波長となる．実際に LHD，
KSTAR 装置等では波長 118.8 μm の CH3OH レーザーが用いられている．
これまで紹介した干渉計測では，磁場に垂直方向に伝搬する電磁波を考えたが，一般に閉じ込め装置での磁場は三次元の磁場成分から構成されている．したがって，レー
ザー光の伝搬方向に沿った磁場成分を持つことになる．
今，磁場中に閉じ込められたプラズマ中を磁場方向に進む
直線偏波した光を考えると，その偏波面は回転するように(b)なる．これはファラデ−効果とよばれ，その回転角の大きsr

さは電子密度と磁場成分の積に比例する．したがって，電子密度の情報が得られている場合には磁場強度の情報が，逆に磁場の情報が得られている場合には電子密度の情報が得られることになる．
今，完全電離したプラズマ中を磁場 !の方向へ伝搬する
図３

ヘテロダイン干渉計の構成．

直線偏波した波を考える．２．
２節で記述したように，直線偏３１８Lecture Note

2. Fundamentals of Plasma Diagnostics with Electromagnetic Waves

A. Mase and K. Kawahata

まず，O モード伝搬における密度分布再構成を考える．
真空窓（位置 *1）から反射点（位置 */）までの群遅延（あるいは位相遅れ）は次式となる．
*
/

$

$
!##

*,
$
)
*&
%
$ )!#! /$
"
&
*

Y
Y2

+*

（３２）

*
1

（３２）式よりアーベル変換を利用して，各周波数におけるカットオフまでの距離が，
*/
,

)
*&
%
&
*
*/,&
*
%
$ ) $
##
$+
( %
*/,!*$&

Y1

（３３）

"

で求められる．したがって，入射周波数を掃引することにより，密度分布が得られる．
X モードの場合は，O モードの場合のように解析的に解
図４

くことはできないため，遂次法を利用する．すなわち，プレーザー偏光計測の概念図．

ラズマエッジから)番目のカットオフ周波数 ')のところま波は右回りと左回りの円偏波に分解され，各々の偏波に対で密度分布が既知であるとすると，') の周波数における位

する屈折率 %
"0""-&は（１１）式で与えられる．

相は，さて，実際の装置に適用して回転角の大きさについて調

*
'
*%
)&

'
(
&/%
$&
)&

べてみる．図４に示すようにトカマクプラズマ中を電磁波と書ける．周波数 ')"#では，

波面の回転角 % の大きさは，

$

#

$$

"0!"-&!
,３０）%$ () %+,$$'$##"!#%'$) ),!/##+（
'$
$
#

（３４）

%

がトロイダル磁場!+に対して垂直方向に伝搬する場合，偏$$'.
) "# %
*
"
'
+*
)&
&

*
'
*%
)&

' '
(
'
( )"#%) "# %
*
"
'
*
"# %
'
&/%
+*"#$*
$&
&
)"
)"#&
)"#&
)"#&
&
$

#

%

で与えられる．回転角は，電磁波の伝搬経路に沿った電子（３５）密度とポロイダル磁場の電磁波の伝搬方向成分（!/）との積の積分値に比例していることになり，干渉計測による電となる．ただし，$*は )番目と )"#番目の周波数に対す

子密度分布の同時計測によって磁場分布の測定も可能となるカットオフ層間の距離であり，#る［６］．トカマク装置では，ポロイダル磁場分布の測定か
ら電流分布の評価が可能となり，その情報を基に電流分布$*$の制御や MHD 不安定性等の研究が行われている．

$

*
'
*%
)&

(
' &
$
'
*
"
'
&/%
+*&
! ) "# %
%
)"#&
)"#&
('
"# %
*
"
'
)"#
)"#& &%

偏光計は，プラズマの内部磁場の測定のために開発され（３６）た計測法であるが，磁場分布の情報がわかっている場合には，回転角度を測定することによって電子密度の情報が得として求めることができる．これをプラズマエッジから遂られる．この計測法については，２．
４．
１節においても述べ次計算することにより密度分布を得ることができる［７］．

る．
２．
３．
２ 反射法

Ls

実験室プラズマ測定に最も一般的に用いられている周波

Cutoff layer

Source数掃引反射計（FM リフレクトメータ）を例にとって，そのLr

測定原理を記述する．反射計の基本構成を図５に示す．
空間的に電子密度が変化しているプラズマ中に周波数 *Detectorの電磁波が入射される場合を考える．磁場に垂直に伝搬する電磁波に対する屈折率は，その電界ベクトルが磁場に平φ(t)行な O モード，および垂直な X モードに対し，それぞれ，

rc

Plasma

rant

（１５）
‐
（１６）式 で 与 え ら れ る が，"( お よ び ") が０とな る*$*$%（%はプラズマの半径）*で電磁波は反射される．*
で入射した波が *$**で反射され再び %に戻ってくるまでに 受 け る 位 相 変 化 量 &は，WKB（Wentzel-KramersBrillouin）近似を適用とすると次式となる．
%&%'(")"(!) +*!
&
$$
*
*

(
$

図５

（３１）
３１９

周波数掃引型反射計の基本構成と掃引波形．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.5 May 2011

正常波（O）モード伝搬では，密度揺動 $-+は密度の特性

反射計測定では，正常波のカットオフあるいは異常波の長 %.#-+!
*-+!
*/'(を用いて次式で表すことができる．

右回りカットオフを用いることが多い．磁場閉じ込め装置
では，それぞれ90 GHz以下および60−140 GHzのミリ波帯

/!
%.
$
-+!
-+%$

に分布していることがわかる．システムとしては，周波数（４０）掃引反射計，振幅変調（二波長）反射計，パルス（短パル

位相の摂動成分は，入射波の波数を +!とし往復光路を考慮

ス，超短パルス）反射計が考案されているが，周波数掃引すると $/となり，結局次式が得られる．
%##+!$

反射計が最も多く適用され，実績も多い．

$
-+!
-+(
$
%%#
+!%-'

密度分布導出を目的とした周波数掃引（FM-CW）反射計において，反射波と参照波間の干渉によるビート信号のX モードに対しては，例えば，（１６）式から得られる右回

周波数は次式で与えられる（図５）．

りカットオフの条件を用いる．揺動により反射点の位置が最初の位置 2から 2+に変化したとすると，

*
)(
#*
!
#0
'
'
(
'
& #(
/
)

#

"'
2+(
)#!'
)!
,+'(
"*
)!'
&)#!
-+'
2+(
-+*
,+(
$
)
"$
)
"$
#!

#
!"!

)+
#
(
)(
'
# #!"! 0#
"
'
)
/
(
.3

（４１）

%
)(
)(
*/" 2!%1#(
!(
0'
1'
'
（３７）

（４２）
で表され，密度揺動とともに磁場揺動の影響も受けること

ただし，(は反射波と参照波の間の遅れ時間，#*!
#0は周波になる．2+における磁場 "'2+(を，それ2+(および密度 -+'数掃引率である．一例として，(#5 ns とすると，#*
!
#0#

ぞれ $
2について解くと，結2#2!2+のまわりで展開し，$

10 〜10 Hz/s に対し *'& #200 kHz〜200 MHz となる．導局 X モードの場合の位相摂動成分は

1215波管やケーブルなど伝送線路での反射波，さらに真空窓や
2#
$
%%#
+!$

真空容器壁での反射波は異なるビート周波数をもつ成分となり信号処理回路に入力される．したがって，入射波と反

#
+!)
$
-+!
))+)!
$
"!
"*
-+"'
)0
#
+(
#
!
%%*
).)(
!
%."))+)!
")（４３）

射波の分離を良くし，これらスプリアスな反射を抑制するで与えられる［８］．ただし，%% は磁場の特性長である．なため，送信，受信ホーンを別々に設けることが多い．スプ

お，一次元モデルが成り立つためには不安定波動の波長がリアス反射を減少させることは装置の工夫である程度は可

入射波のビーム幅および密度の特性長より十分長いことが能であり，信号周波数を予測すれば異なるビート周波数を必要となる．

分離することができるが，プラズマ中に低周波揺動成分が揺動スペクトルの空間分解測定のためには，周波数固定

存在しているとき，特にその周波数がビート周波数領域にの発振器を多数個重畳することが考えられるが，周波数掃広がっている場合は，信号をマスクするようになり密度分引反射計においても，発振周波数を階段状に掃引（周波数布の再構成が困難となる．その解決策として，!）周波数掃ホッピング［９，１０］）することによりプラズマ中の測定位置

引速度をプラズマ揺動の時間スケールより速くする，"）を変更することができる．

信号解析法を工夫・改良する，#）揺動の影響を受けにく

２．
３．
３ 電子サイクロトロン放射法

い方式を採用するなどが考えられてきた．

電子サイクロトロン放射（ECE）の強度は反射計による揺動測定は空間分解が非常に良いという特

!(

"!)
$
)(
&$
-'
"!
"!')!(

徴を有しており，特に周辺プラズマ領域の不安定波動の測-定に利用されてきた．発振周波数を )!とし，プラズマの有（４４）

無による位相変化を %とすると，反射波信号および参照波で与えられる［１］．ただし，$- は光学"!は黒体放射強度，(

信号はそれぞれ，

的厚さ，'は真空容器壁の実効的反射係数である．した

#1#!)
)!0
/2'
"%(および #-#")/2)!3!'の 条 件 に 選 ぶ と $が っ て，(
)(
&$
- $"
-'
"!と な る．

（３８）""(!'の領域では，壁での反射を繰り返すことによ- $"と書けるので，%を非摂動成分と摂動成分の和 %!"$
%で表り吸収が大きくなり黒体放射のように振る舞う．一方，

わすと，ミキサの中間周波数（IF）出力は，"!'$(のときは光学的に薄く，$
)(
"!'(と
&$
'
-'
-!
"!(
なる．

&!#!")
%!"$
%(
%2
/2'
)
/2%!"$,.%!( （３９）#!"'図６に示すような座標系をもつトカマクプラズマからのとなる．ただし，振幅変調の効果は無視している．右辺第サイクロトロン放射について考える．簡単のため，プラズ

一項は密度分布に依存する量であり，周波数を掃引しない

マは光学的に厚いとする．トーラス型装置の場合，閉じ込

場合時間的にゆっくり変動する量となる．したがって高周め磁場がプラズマの断面にわたって変化している．した

波信号出力は（３９）式右辺第二項のみとなり，振幅が %の摂

がって ECE は )#-))+に対応する 2#2')(を中心に幅動成分すなわちプラズマの揺動成分に比例することにな

!"
('
-))+(
!
#2
*2*
- ##)-)

る．

（４５）

反射波信号の摂動成分とプラズマ揺動との関係は，ミで共鳴的に現れるので，パワーはそこでの局所温度に比例

ラー反射モデル（一次元モデル）で近似できる場合，以下する．光学的厚さが１より大きい時は，ECE は /)(での'のように導出することができる．

み発生し，他の場所で吸収されることなくプラズマの外へ
３２０Lecture Note

2. Fundamentals of Plasma Diagnostics with Electromagnetic Waves

A. Mase and K. Kawahata

出てくる．したがって受信周波数の帯域幅を適当に選択す件では，個々の電子の運動を反映するため，散乱測定によることにより空間分解の良い測定が可能となる．例えばトり電子温度が得られることを記述した．密度 5×1019 m−3，

カマク装置の場合，閉じ込め磁場は

電子温度 5 keV のプラズマを考えたとき，&$'#7×10−7 m!+#!! """)のため %##
(*"
%(*
(
)'
#(
%1.4×106 m-1 すなわち，&($6.3×10−6 m（(*#90°）となる．また，#'!(&"により散乱 パ（４６）

ワーが非常に小さいことから，入射光源として大出力ルで与えられる．ただし，"は大半径，'は小半径の中心から

ビ ー レ ー ザ ー（波 長 694.3 nm），Nd ガ ラ ス レ ー ザ ーの位置，!!は中心での磁場強度である．受信機の帯域幅（1.06 μm）およびその高調波などが使用されている．

$+と空間分解 $'の間には"$+#! +&' #$'"")('受光系はポリクロメータ（回折格子，プリズム，干渉フィルター）と検出器（光電子増倍管，MCP，CCD カメラ）を組み合わせたものが用いられている．

（４７）

トムソン散乱法による電子温度測定は確立された手法との関係が成り立つ．例えば，"#1 m，!!#3 T のとき，帯して，ほとんどの磁場核融合実験装置に適用されている．

域幅500 MHzに対して空間分解〜1 cmが得られる．放射周時間変化の測定については，大出力多パルスレーザーに依

波数は，大型装置で期待される閉じ込め磁場 !#3−5 T存するが，プラズマの維持時間が長い場合（１０秒以上），出'#85−140 GHzとなり，基本波および第#を考えると，+&'"

力 2−3 J，繰り返し 1 Hz の Q スイッチルビーレーザーが適!
#）がミリ波領域になる．前述のように２高調波（&#"

用できる．さらに時間変化の詳細を得るために，繰り返し"#*!)のときには実効的に黒体放射のように振る舞& %"100 Hz，出力約 1 J で発振する Nd:YAG レーザーあるいは

い，受信パワーが電子温度に対応するようになるが，壁でHgBr エキシマレーザー等が用いられている．

の反射を経ているため，ポロイダル断面内の +#&+&'に対

一方，空間分布を詳細に測定するために TV トムソン散

応するすべての領域からの放射が受信機に入ってくる可能

乱システム（TVTS）が開発されている．すなわち，入射性があり，全体の平均値を見ることになる．局所温度を議

レーザービームに沿って各点からの 90°散乱波を広角レン論するためには，*& %"となることが望ましい．実際には

ズを用い縦列の光パイプ郡に集光し，それぞれ分光する．

基本周波数の正常波モードおよび第二高調波の異常波モー位置を垂直軸，波長を水平軸としてCCDカメラ等で撮像すドが *& %"となる場合が多く，電子温度の評価に利用されることにより１ショットで電子温度および密度の空間分布ている．放射の分光測定法としては，主として，ヘテロダを得るものである．

イン法，フーリエ分光法が用いられている．

プラズマ閉じ込め装置が大型化し，特に核融合点火のレ

２．
３．
４ トムソン散乱法

ベルに達したとき，このトムソン散乱測定装置の設置にも前述した散乱の素過程では，散乱パラメータ %$"の条!）測定用ポートの大きさ，数ともに制限される，"）プラ
ズマ装置周辺にある光学系および計測器のすべてが遠隔操作可能であること，等制約が課せられる．この時複雑な光学系，高度な技術を駆使して設計製作された TVTS の使用も困難になってくる．この制約を満たし，しかも大型装置であることを逆に利用したのが LIDAR（Light Detection
and Ranging）あるいは飛行時間型トムソン散乱法である．
LIDAR の名はレーザー光を用いるため付けられているもので，マイクロ波領域の電波を用いて目標物の距離と方位を知るレーダー（Radio Detection and Ranging）と区別しTorus Center

レーザーレーダーと呼ぶこともできる．この手法をトムソ
ン散乱測定に適用すると，レーザー光を入射し 180°後方散乱波を受光するとき，散乱中心の位置より検出器までの距離の違いにより到達時刻が異なるため，散乱波スペクトルの時間変化から電子温度の空間分布が得られることにな
る．検知することができる距離差の最小値，すなわち測定の空間分解は，
$)#$'
(
"
#
%"(
$(

（４８）

で与えられる［１１］．ただし，(% はレーザーのパルス幅，($
は検出器および信号処理部を含めた応答時間である．例え
図６

ば，10 cm の空間分解を得るためには 600 ps が必要である．

トカマクプラズマからの電子サイクロトロン放射．
（a）
サイクロトロン周波数の変化，（b）
サイクロトロン放射スペクトルの例．

本方法の実用化は，短パルスレーザーの開発と光検出器
さらにデータ収集系の高速化に基づいている．光源として
３２１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.5 May 2011

は，レーザーレーダーの分野でも用いられてきたルビー，

路長の変化によるものである．通常の高温プラズマの計測

Nd:YAG，Nd：ガラスレーザー，および沃素レーザーが高では第２項は無視できることから，第３項の機械的振動の出力パルス動作可能であり主流となっている．一方，光検影響を取り除く必要がある．そのために，通常二つの対策出器としてマイクロチャンネルプレートの高速応答性を利が行なわれている．一つは干渉計全体を一つの除振架台の用した光電子増倍管（MCP-PMT）があり，二枚重ね MCP上に設置し，外部からの機械振動を遮断するものである．

使用で立ち上がり時間 200−300 ps と，通常の分割形ダイ

もう一つは，二波長干渉計を構築し，それぞれの波長の干ノードを用いたホトマルに比べて約一桁応答が速い．

渉計測からプラズマによる位相変化量を求めるものである．

一方，コレクティブ散乱は，密度揺動の最も信頼できる測定法として多くの磁場閉じ込め装置に適用されてきた．

二波長干渉計のシステム構成図を図７に示す．これはマ

特にミリ波〜遠赤外レーザー領域では，入射光源の高性能

イケルソン型干渉光学系である．波長の異なる２本のレー化およびサブミリ波帯におけるショットキーバリアダイ

ザー光 %
+""
+#&をダイクロイックミラー（DM1）においてオードの信頼度向上により，ヘテロダイン受信方式の採同軸の１本のレーザービームにする．これをプラズマに入用，多チャンネル散乱角の同時測定が可能となり，波動の射し，反射ミラー（CCM）で戻されたものを DM4 を用いて伝搬方向，ショット毎の !-+スペクトルの導出などによ

再びそれぞれのレーザー波長成分 %+""+#&に分離し，検出

り，微視的不安定性と閉じ込めに関する研究が大きく進展

器%)$")%&でヘテロダイン検出する．検出器 )"，)#の参するようになった．

照波信号を用いてそれぞれの波長に対する干渉位相変化，'"，'#が測定される．

イオン温度測定のための熱揺動による散乱は，入射波とこの２つの干渉位相情報から次式を用いてプラズマによして正常波モードを用いる場合は，干渉計と同じく赤外／
遠赤外線レーザーが必要で，&$"の条件のための小角度

る位相変化量が計測される．

散乱の制限，レーザー出力／パルス幅等が課題となり，小'' !('% $ " ##，"!(型トカマク TCA での測定例はあるが［１２］，大型装置では未だ実績はない．

($)##
)"

（５０）

最近成果を上げているのが，右回り／左回り異常波モー

図７の右に示したものは，イギリスにある世界最大のトド間の通過帯域を利用するもので，60-140 GHz のミリ波

カマク装置 JET における測定結果である［１６］．JET では，

ジャイロトロンが光源として使用されている．赤外／遠赤波長 195 μm と 119 μm の２種類のレーザーを用いた２波長外線と比較して #,が小さいため，散乱角に対する自由度が干渉計測を行っている．図７（a），（b）
は，それぞれ 195 μm

大きい．JET における散乱システム［１３］は，ヘテロダインと 119 μm の干渉位相信号であり，機械的な振動によって受信方式で，光源にはジャイロトロン（140 GHz，400 kW，

プラズマによる位相変化よりも大きな位相変化が観測され

パルス幅0.5 sec，ただし，200 Hzで変調），局部発振器にはる．この２つの信号から最終的にプラズマによる位相変化

Gunn 発 振 器（140 GHz，1 mW），伝 送 線 路 に は 直 径量を求めたものが（c）である．

31.75 mm のコルゲート導波管が，それぞれ用いられてい干渉計は測定精度の高い電子密度計測法であり，ほとんる．実験では高速イオンの速度分布が観測されており，核どの磁場閉じ込め装置で用いられている．しかし，一般に反応アルファ粒子の計測につながるものである．最近で*を超えることから，何ら干渉計では干渉位相の変化量が#は，TEXTOR［１４］および LHD［１５］においても計測が進めかの原因，例えば固体ペレットの入射による高密度プラズ

られ，高速イオンの測定で実績が上がっている．

マの生成等にともなって計測位相にジャンプが発生すると，それ以降の計測が困難となる．特に，長時間放電時の２．
４ 電磁波計測法の実際―最近のトピックスについて計測では解決しなくてはならない課題である．そこで，近２．
４．
１ 干渉／偏光計測

電子密度計測法の開発が進められている．ここでは偏光計

年，信頼性の高い電子密度計測を目的とした複数の先進的干渉法の測定原理では，プラズマによる干渉位相の変化について述べた．しかし，実際に干渉計を構築して干渉計測を行ってみると，プラズマ以外の成分による位相の変化を計測することになる．これを式で表すと，次のようにな
る．
"#

!"&

&
%'$#
!
*'
'##"! )!$+%
&
""
"#

*%!
!
$
( !!#(!$ &*' #
" #"
（４９）
$%& "
)
)
""

図７

最初の項はプラズマによる位相変化であり，第２項，第３項はそれぞれ中性粒子密度と機械的な振動による干渉光
３２２二波長干渉計のシステム構成図．右図は JET トカマク装置
における測定結果例［１６］．

Lecture Note

2. Fundamentals of Plasma Diagnostics with Electromagnetic Waves

A. Mase and K. Kawahata

した後位相検出を行う．アップコンバータを使用したヘテを用いた電子密度計測について紹介する．
偏光計では，磁場の情報が得られている場合には，そのロダイン検波方式の例を図９に示す［２１］．このシステムで計測から電子密度の情報を得ることができる．具体例としは，IF の安定度が，マイクロ波発振器でなく，IF（図９でて，大型ヘリカル装置（LHD）で行われた CO2 レーザー偏は"$）を作り出す高周波発振器で決まるため，高い安定度

光計［１７］を紹介する．ヘリカル型磁場閉じ込め装置では，が得られる．この装置は Tore Supra に用いられているシスプラズマを真空容器外部に設置した磁場コイルを用いてプ

テムで，IF 周波数は 300 MHz，
（３７）式で表される周波数掃ラズマを閉じ込めている．そのため，プラズマ中の磁場強引に起因する差周波数は，掃引時間 5 μs のとき 50 MHz

度は高ベータプラズマの場合を除いて計算することができである．位相検出には，IF 周波数で動作するクオドラ

る．LHD では波長 10.6 μm の CO2 レーザーを用いて，主にチャー位相（I/Q:In-phase/Quadratuer-phase）検出器が用

長時間放電時における干渉計フリンジの飛びによる問題点

いられている．I/Q 検出器の例を図１０に示した．sin およびを解決するために接線入射の偏光計を開発してきた［１７］．

cos 二出力の演算により，位相と振幅の両成分を分離導出

機械的振動の影響を防止し，測定精度を上げるために，することができる．

ファラデー回転角のみの計測を行っている．図８は，干渉

I/Q 検出器を用いて位相変化を精度よく求めるために計と偏光計を用いた測定結果を比較したものである．干渉は，ミキサ出力に生じる DC 成分（オフセットと呼ばれる）

計測では水素の固体ペレットの入射に伴って干渉位相のをキャンセル必要がある．I/Q 出力（!'
&'!）を
#
%!，!"

ジャンプが観測されるのに対して，偏光計では位相のジャそれぞれ直角座標の #軸，$軸に入力すると，円軌道（リンプが観測されず信頼性の高い測定が可能となっている．

サージュ図形）を描くようになるが，円軌道の中心が原点"以下になるようにレーザー波
偏光計では，位相変化量を!

からずれている場合，位相量の導出に誤差をもたらす．

長を選択することによって，たとえ超高密度の発生によっI/Q 検出器のオフセットは，ハードおよびソフトの両面て一瞬計測信号が途絶える場合が生じても，計測信号の復でキャンセルする方法が提案されている．ハードを用いた

帰と共に信頼性のある密度情報を得ることができる．

キャンセル法では，局部発振波の経路を分割し，一方の経２．
４．
２ 反射計測路に電圧制御による可変アッテネータおよび移相器を挿入

既存の磁場閉じ込め装置では，周波数掃引反射計（FMし，１８０°の位相差が付くようにする．この二つの経路をマリフレクトメータ）が広く適用されている．反射波と参照

イクロ波スイッチ経由で I/Q 検出器に接続する．当初の波間のビート周波数を密度揺動の周波数と比較し十分に高I/Q出力と１８０°位相の異なるI/Q出力が交互に得られるが，い領域にするため，また，プラズマの特徴的な変化より早く掃引するため，HTO（Hyperabrupt Varactor-Tuned Oscillator）などの電圧制御発振器（8-18 GHz）および逓倍器（×4〜×5）を用い，高速かつ広帯域の掃引を行っている．
実際に掃引速度にともない密度分布再構成の信頼度が向上することも確認されている［１８］．信号解析法については，
フリンジ波形の零クロスをカウントする初期の手法から，
ビート信号の時間・周波数解析を行う，短時間高速フーリ
エ 変 換（Fast Fourier Transform : FFT）
，最 大 エ ン ト ロ
ピ ー 法（Maximum Entropy Method : MEM），ウ ェ ー ブ
レット変換［１９］，およびウィグナー分布［２０］などが適用されている．
反射計による密度分布測定の場合，受信機としてホモダイン方式を用いることが多いが，密度揺動測定では，揺動

図９

アップコンバータを用いたヘテロダイン方式反射計［２１］．

成分による位相変調と振幅変調を分離するため干渉計と同様にヘテロダイン方式が用いられ，中間周波数
（IF）
に変換

図８

偏光計（左図）と干渉計（右図）を用いた電子密度計測の比
較［１
７］
．

図１
０ クオドラチャー位相検出器．

３２３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.5 May 2011

両信号を加算することにより，信号成分が残りオフセット

ELM によるバーストの影響を受けた結果，磁気セパラト

成分が精度良くキャンセルされることになる．特性の揃っリクスと比較して，数 cm の急激な外側への変位が見てとた二台の I/Q 検出器を用い，一方に１８０°の位相差を付けるれる．この領域での補償を行うためカルマンフィルタ［２３］ことも可能である．ソフトを利用したキャンセルでは，反を施すことを試み，磁気セパラトリクスとよく一致した値

射波が存在する条件で，移相器によりリサージュ図形を描が得られている．

かせることができれば，オフセット（原点のシフト）を求

反射計密度分布の評価には，O モードおよび X モード両めることができるため，その値を考慮して解析することが者が重要な役割を果たしていることを記述したが，近年のできる．

フラットトップの密度分布を有するプラズマでは，コア部

密度分布測定反射計として実績があるのが，ASDEX-U

領域を O モードシステムで評価するのは困難である．X

で稼動しているシステムである［２２］．光源は，8−18 GHz

モードシステムの場合，カットオフ層にトーラス装置でのの HTO に数種類の逓倍器を組み合わせ１
６−108 GHz の広磁場の空間分布の効果が重畳されるため，反射波を観測す

帯域システムとなっている．これにより，低磁場側（LFS）

ることができるようになる．

‐O モ ー ド，２‐X モ ー ド），高 磁 場 側
0-12.4×1019 m−3（５反射計は，前述したように，波数分解は良くないが空間（HFS）で 0.3−6.7×1019 m−3（４‐O モード）の密度領域が分解に優れているという特長があるため，大型磁場閉じ込カバーされる．X モードシステムは，エッジプラズマの密

め装置の密度揺動（MHD 不安定性，低周波揺動，ICRF

度測定，および O モードシステムの初期値提供に役立てて波動など）測定に幅広く適用されている．揺動測定で得らいる．密度分布再構成は，反射波信号に時間・周波数解析

れた結果が正確なものであるためには，ミラー反射の条件を施すことで得られる．動的な周波数校正が HTO の同調として，端子および駆動回路に存在するすべての遅延時間を考慮す'###""， """$'(#($(

ることにより行われている．この方式は，ITER プラズマ（５１）における周辺ぺデスタル領域を精度良く測定するために重を満足する必要がある．揺動の波数が入射波の波数より十要である．

分に小さい（揺動の波長が入射波の波長より十分に大き図１１は，H モードプラズマに対して，高磁場側（HFS）おい）ということから，MHD 不安定性や最近ではアルベン

よび低磁場側（LFS）反射計により得られた密度分布を，

固有モードへの適用が注目されている．

Li ビームプローブ法による結果と比較したもので，両者は

図１３がアルベン固有モードの生成を観測した例で，二系良く一致している．図の RT は，ニューラルネットワーク

統の X モード反射計で測定したものである［２４］．周波数解析によりリアルタイムで得られたプロットで，オフライ

85 GHz は低磁場側から，周波数 103 GHz は高磁場側からのンで得られる平均化分布と良く一致している．*!"のセ測定に対応している．反射波位相揺動のスペクトルより，

パラトリクス位置における値は若干ずれている（%##"0.6

アルベンモードの時間的振る舞いを観測することができる．

×1019 m−3）が，密 度 分 布 の 傾 き も よ く 一 致 し て お り，

最近注目されている課題に，ポロイダル方向の回転速度

ITER プラズマの位置情報として制御に利用するために有の測定があり，手段として使用されているのがドップラー

効であると考えられる．

反射計である［２５］．反射計測定では，プローブビームを反

図１２は，リアルタイムで得られた分布から評価されたセ

射面（カットオフ層）に垂直に入射するため，"&'
"%!
")(
$!

パラトリクスの位置（平均密度の 30％ の位置）の時間変化

を中心に分布する揺動が測定されるが，入射角を傾ける

で，$$2.8 sec の ELM 発生以前では磁気セパラトリクスの（)!%!!）ことにより，ブラッグの条件から決定される波数

位置と比較して 1 cm 以内の差であるが，$$2.8 sec では（波長），すなわち，ポロイダル成分の情報が得られること

図１
１ 反射計と Li ビームプローブにより得られた密度分布の比
較：図１２の赤矢印の時間に相当［２
２］
．

図１
２ （a）
ダイバータ内側における D &放射，（b）
セパラトリック
位置の時間変化［２
２］
．

３２４

Lecture Note

2. Fundamentals of Plasma Diagnostics with Electromagnetic Waves

A. Mase and K. Kawahataている．ECE および反射計測では，イメージング手法を駆使したプラズマ内部構造の詳細な計測手法の開発が進められているが，高温度領域での相対論効果の影響の考慮が重要となってくる．二・三次元電磁界コードによる電磁波伝搬の計算機シミュレーションを併行して進めることが不可欠となっている．

参考文献［１］プラズマ・核融合学会編：プラズマ診断の基礎と応用（コロナ社，東京，２００６）．
［２］G. Bekefi, Radiation Processes in Plasmas (Wiley, New York,1966).
［３］M.A. Heald and C.B. Wharton, Plasma Diagnostics with Microwaves (John Wiley & Sons, New York, 1965).
［４］J. Sheffield, D. Floura and N.C. Luhmann, Jr., Plasma Scattering of Electormagnetic Radiation (Elsevier, 2010).
［５］D. Veron, Infrared and Millimeter Waves ed. K.J. Button(Academic, New York, 1979) Vol. 2, Chap. 2.
［６］G. Dodel and W. Kunze, Infrared Phys, 18, 773 (1978).
［７］K.W. Kim et al., Rev. Sci. Instrum. 68, 466 (1997).
［８］N. Bretz, Phys. Fluids B 4, 2414 (1992).
［９］S. Da Graca et al., Plasma Phys. Control. Fusion 49, 1849
(2007).
［１０］T. Tokuzawa, A. Ejiri and K. Kawahata, Rev. Sci. Instrum.
81, 10D906 (2010).
［１１］H. Saltzmann et al., Rev. Sci. Instrum. 59, 1451 (1988).
［１２］R. Behn et al., Phys. Rev. Lett. 62, 2833 (1989).
［１３］H. Bindslev et al., Phys. Rev. Lett. 83, 3206 (1999).
［１４］S.B. Korsholm et al., Rev. Sci. Instrum. 77, 10E514 (2006).
［１５］S. Kubo et al., Rev. Sci. Instrum. 81, 10D535 (2010).
［１６］G. Braithwaite et al., Rev. Sci. Instrum. 60, 2825 (1989).
［１７］T. Akiyama et al., Rev. Sci. Instrum. 74 2695 (2003).
［１８］T. Tokuzawa, A. Mase, N. Oyama, Y. Kogi, N. Goto, L.G.
Bruskin, S. Kubota, A. Itakura and K. Yatsu, Rev. Sci. Instrum. 70, 1068 (1999).
［１９］L.G. Bruskin, A. Mase, T. Tokuzawa, N. Oyama, A. Itakura
and T. Tamano, Rev. Sci. Instrum. 69, 425 (1998).
［２０］P.S. Bizarro and A.C. Figueiredo, Nucl. Fusion 39, 697(1999).
［２１］F. Clairet et al., Rev. Sci. Instrum. 81, 10D903 (2010).
［２２］J. Santos, L. Guimarais. M. Manso and ASDEX Upgrade
Team, Rev. Sci. Instrum. 81, 10D926 (2010).
［２３］R.E. Kalman, J. Basci Eng. 82, 35 (1960).
［２４］S.E. Hacquin et al., Plasma Phys. Control. Fusion 49, 1371
(2007).
［２５］G.D. Conway and the ASDEX Upgrade Team, Plasma
Phys. Control Fusion 50, 085005 (2008).

図１
３ 反射計によるアルベン固有モードの観測［２４］．

になる．これについては，第３章で記述されることになっ
ている．

２．
５ まとめ
電磁波を利用したプラズマ計測は今日の核融合プラズマ実験装置において欠くことのできない有用な計測手法となっている．これは， 電磁波計測法の特長であるプラズ
マに擾乱を与えることなく，幅広いプラズマパラメータ領域の計測が可能であることに起因している．この計測法を用いることによって，プラズマの電子温度／密度分布の情報，内部磁場分布の情報，プラズマ回転速度分布の情報，
プラズマ揺動分布の情報等が得られ，バルク／高速イオンに関する情報も得られるようになってきている．
しかしながら，核燃焼プラズマの計測を目前とした現在，確立した計測手法であっても新たな課題に向けた開発
研究が必要となってきている．干渉計測では，プラズマの大型化，高密度化，長時間化に伴い，より短波長のレー

間 瀬淳

九州大学産学連携センター特命教授（九州大学名誉教授）．最近は，プラズマ計測の研究を通じて得られた経験をもとに産学共同研究に携わり，実用化，製品化を目指した仕事を進めている．核融合プラズマ診断，ミリ波デバイス
およびシステムの開発と応用，マイクロ波生体検知，生体イ
メージングなどの研究に従事．

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

!!!!!!!!!!!!!

!!!!!!!!!!!!!!

あつし

かわ

はた

かず

お

川 端 一 男１
９
７
６年名古屋大学大学院理学研究科物理学専攻博士課程修了．名古屋大学プラズマ研究所助手を経て，１９９５年核融合科学研究所教授となる．主としてマイクロ波からレー
ザー光に至る電磁波を用いたプラズマ計測法の開発を通してトーラス磁場配位におけるプラズマ閉じ込め研究に従事．

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

せ!!!!!!!!!!!!!

ま!!!!!!!!!!!!!!

ザー光源を用いた信頼性の高い計測手法の開発が進められ!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

３２５