J. Plasma Fusion Res. Vol.91, No.4 (2015)２
８５‐２９０

小特集 トレーサー内蔵ペレット（TESPEL）による磁場閉じ込め高温プラズマ研究の進展

４．TESPEL を用いたプラズマ物理の展開
4. Development of the Plasma Physics Research by using the TESPEL

４．
４ TESPEL を利用した原子分子過程研究
4.4 Studies on Atomic/Molecular Processes using the TESPEL
鈴 木 千 尋，村 上泉，小 池 文 博１），東 口 武 史２），大 橋 隼 人３）

SUZUKI Chihiro, MURAKAMI Izumi, KOIKE Fumihiro１）, HIGASHIGUCHI Takeshi２）and OHASHI Hayato３）
核融合科学研究所，１）上智大学，２）宇都宮大学，３）富山大学（原稿受付：２０１
４年１１月１０日）

任意の固体状元素をプラズマ中に導入できるトレーサー内蔵固体ペレット（TESPEL）は，磁場閉じ込め高温プラズマ中で生じる多様な原子分子過程の研究にも活用することができる．大型ヘリカル装置（LHD）では分野間連携の重要性をふまえ，様々な重元素をプラズマ中に導入することで，核融合のみならず，プラズマの産業応用上も重要な各種高 Z 元素多価イオンのスペクトルに関する分光研究が活発に行われ，原子物理学的にも有意義な成果が得られている．本節ではその中でも極端紫外（EUV）領域のスペクトルに関する研究について，これまでに得られた成果を紹介する．
Keywords:TESPEL, high Z element, highly charged ion, EUV spectrum, tungsten, lanthanide, water window

４．
４．
１ はじめに材料としてタングステンが採用されたのをきっかけとして，原子番号の大きな（高 Z）重元素の多価イオンの分光研前章までに述べられているように，任意の固体状元素をプラズマ中の任意の位置に導入できるトレーサー内蔵固体究が盛んになっている．核融合分野だけでなく，極端紫外ペレット（TESPEL）は，磁場閉じ込め高温プラズマ中の（EUV）光を用いた次世代の半導体リソグラフィーや，生体不純物輸送研究において，非常に有用な手段となってい観察用の短波長光源開発といった産業応用の分野でも，スる．ペレットが溶発して不純物が逐次電離され多価イオン

ズ，ガドリニウム，ビスマスといった高 Z 元素のスペクトとなり，プラズマ全体に広がり減衰あるいは蓄積していく

ルに関する基礎データベースの需要が高まっている．この過程で，多種多様な原子分子過程が生じるが，これらは主ような高 Z 元素多価イオンからの発光スペクトルは，エネに分光学的手法で計測・解析することになる．このことはルギー準位構造の複雑さを反映して非常に複雑な様相を呈

逆に，TESPEL を用いて研究対象としたい任意の元素を積し，基礎的な分光データベースさえ十分に整備されていな極的にプラズマ中に導入し，原子分子過程の研究に活用でいのが現状である．このような背景をふまえ，LHD 実験できることを示している．大型ヘリカル装置（LHD）で生成は，これらの元素を TESPEL 等を用いてプラズマ中に導入されるプラズマの場合，非常に幅広い電子温度・密度領域することにより，高 Z 元素の分光研究を近年特に重点的にを有しており，中性原子から高価数イオンまで，多種多様実施している．高 Z 元素多価イオンのスペクトルには，相の発光線が高輝度で観測できる．電子温度・密度分布は高対論的効果や多電子相関効果といった原子物理学的に興味精度のトムソン散乱計測システムで常時計測されているた深い現象が反映されやすいため，核融合やプラズマ応用のめ，衝突・輻射モデルとの比較にも適している．ペレット

みならず，基礎的な原子物理学への寄与も期待される．

22

溶発雲内部では 10 m−3を超える高密度プラズマが生成さ

本節では，TESPEL と斜入射分光器を用いた高 Z 元素多れ，溶発雲からのスペクトルはシュタルク広がりや輻射捕価イオンの EUV スペクトルに関する研究に焦点を絞り，獲に関する情報を含んでいる．強磁場環境であるので，次項でその概要を簡単に述べた後，４．
４．
３以降で具体的なゼーマン分裂やスペクトル線の偏光も重要な要素である．

成果の例をいくつか紹介する．レーザー生成プラズマにおこのように多種多様な原子分子過程研究に活用できる可能ける実験結果も合わせて，スペクトルのZ依存性を整理し，性がある．

疑似的なモーズリー則を導出した結果についても紹介する．

近年，国際熱核融合実験炉（ITER）におけるダイバータ
National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: csuzuki@nifs.ac.jp

２８５!2015 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.91, No.4 April 2015

４．
４．
２ 高 Z 元素導入実験の概要

４．
４．
３ タングステンのスペクトル

実験手法の詳細については過去の本誌記事［１］や他の文ITER におけるダイバータ材料であるタングステンは，献［２‐５］にゆずり，本項では概要を簡単に述べる．中性粒子

高 Z 元素ゆえに放射損失によるプラズマへの影響が大きいビーム入射（NBI）加熱で生成された LHD の水素プラズマため，核融合プラズマ中での挙動研究の重要性は高いが，中に，原子数で１０１７個のオーダーの粉末状元素を封入した

分光解析による挙動研究のためには，スペクトルを十分にTESPEL を入射して，EUV 領域のスペクトルを観測した．

記述できる原子モデルが必要である．同時にモデルの妥当

ス ペ ク ト ル は 2 m の Schwob-Fraenkel 型 斜 入 射 分 光 器性を実験データによって検証する必要がある．我々は，タ（SOXMOS）［６］で観測された．使用した回折格子の刻線数ングステン多価イオンの詳細な原子モデルを構築し，小型は 600 mm−1 で，最終的な波長分解能は 0.01 nm 程度であ電子ビームイオントラップ装置（CoBIT）を用いたタング

る．炭素や希ガスの既知のラインを観測することで，誤差ステン多価イオンの EUV スペクトル測定や［８］，LHD プ

0.01 nm 以下の精度で波長校正を行うことができた．フラズマへ TESPEL 等でタングステンを導入して EUV 分光

レームレートは 0.1−0.2 s に設定し，LHD プラズマの横長計測を行い［３，４］，原子モデルによる計算と比較して検証断面中心を通る視線積分のスペクトルを観測した．

し，原子モデルの高精度化を進めてきた［９］．本項では，原子番号５０以上で，これまでに TESPEL 入射実績のあるLHD での EUV 分光計測との比較により得られた成果につ元素を表１に示す．放射崩壊を起こさない範囲で，トレーいて述べる．

サーの量，背景プラズマ密度，加熱パワーを制御すること

高Z多価イオンのスペクトルは，EUV領域でUnresolvedで，様々な電子温度の状態を得ることができる．特に，Transition Array（UTA）とよばれる特徴的な構造を示す

TESPEL 入射後に加熱パワーを下げることで，中心部のみ［１０］．UTA は，本質的に分解不可能な多数の発光線にで局所的に温度が急激に低下し，最終的には中空状の電子よって形成されている．タングステンの場合，プラズマの温度分布をもつプラズマが得られている．この中空状プラ電子温度が 1 keV 程度の時，主量子数 !!４−４遷移によズマの電子温度は，LHD としては非常に低い 500 eV 程度

る UTA が，4.5−7 nm の領域に現れる．LHD で観測された

以下で，狭帯域化した特徴的なスペクトルが得られている

この領域のスペクトルの一例を図２に示すが，5 nm付近と［５］．この方法で得られた電子温度によるスペクトルの顕6 nm付近にピークがある二山の構造が見られる．タングス

著な変化の一例を，テルビウム（Tb）に関して図１に示す．

テン多価イオンの原子構造が十分に考慮されていない従来磁場閉じ込めトーラスプラズマを利用した重元素多価イモデル［１１］では，6 nm の山が再 現 で き て い な い．我 々オンからの EUV スペクトルの観測は，過去にも多くの元は，内殻励起状態を含む多くの電子配位と微細構造レベル素について行われているが，不純物はレーザーブローオフを取り入れた衝突・輻射モデルを構築し［９］，佐々木の電法で導入されたため，高価数イオンと低価数イオンの発光離平衡モデル［１２］を仮定して，図３に示すように，電子温が重畳したスペクトルが得られている［７］．図１に見られ度が 1 keV の場合，タングステン多価イオンの二山ピークるような電子温度によるスペクトルの明瞭な変化は，不純の UTA スペクトルが再現できることを確認した．5 nm物の導入に TESPEL を用いたことで得られた結果といえる．

は，主に 4dn−4dn‐１4f 遷移，6 nm は，主に W２９＋−W３６＋の内殻励起状態からの 4p６4dn−4p５4dn＋１遷移によって形成されている．このような内殻励起状態からの発光が強くなる

表１Z
AtomZ
Atom．
これまでに TESPEL 入射実績のある重元素（Z ! 50）
５０Sn６８Er６０Nd７０Yb６２Sm７４W

６４Gd７９Au６５Tb８２Pb

ためには，基底状態からの電子衝突励起だけではなく，さらに上のレベルからの放射遷移等による寄与が重要である

６６Dy８３Bi

図２
図１

電子温度による Tb の EUV スペクトルの変化．（上から，最大電子温度 1.5 keV，1.1 keV，0.6 keV，0.4 keV）

２８６タングステンのEUVスペクトル．3.75秒はTESPEL入射前，4.35 秒は中心電子温度が約 3 keV，5.35 秒は約１keV の時のスペクトル．

Special Topic Article

4.4 Studies on Atomic/Molecular Processes using the TESPELC. Suzuki et al.

プラズマの電子温度は 200 eV 程度から 2 keV程度までの非常に広い範囲にわたる．これに応じて，広い範囲の価数の希土類元素多価イオンが生じ，これらからの発光スペクトルを得ることができる．例えば，Tb（Z＝６５，テルビウム）の Pd-like イオン（パラジウム（Z＝４６）様イオン）の電子状態のエネルギーは中性原子の基底状態を基準として，3 keV 程度であるので，N 殻（主量子数 '##の電子殻）電子の電子殻内副殻間遷移による発光を見ることができる．
希土類元素の N 副殻間遷移は 5−10 nm 程度の EUV 領域に観測される．プラズマ中の多価イオンは最外殻が開殻になる場合が多い．このようなイオンの１電子双極子遷移は外殻励起状態からの遷移のみならず，内殻励起状態からの遷図３移も見られる．例えば，Tb２７＋ 1s２2s２2p６3s２3p６3d１０4s２4p６4d２

電子温度 1 keV（実線）および 2 keV（点線）の場合における，原子モデルで計算したタングステンのスペクトル．
佐々木の電離平衡モデル［１２］を仮定した価数分布で合成した．

＝［Ni］
４s２4p６4d２配置への副殻間遷移は 4s２4p６4d4f からの4d−4f 遷 移 の み な ら ず 内 殻 励 起 配 置 4s２4p５4d３か ら の4p−4d 遷移も観測される．実際，$#50 から希土類元素にこともわかった．そのため，多くの内殻励起状態を考慮しかけての N 開殻イオンにおいては，4p−4d 励起と 4d−4fていない原子モデルでは 6 nm のピークは再現できていな

励起のエネルギーがあまり変わらないので，内殻励起配置

い．プラズマの電子温度が 2 keV を超えると UTA ではな

4s２4p５4d３と外殻励起配置 4s２4p６4d4f がともに存在するのはく，孤 立 し た 発 光 線 群 へ と ス ペ ク ト ル 形 状 は 変 わ り，自然である．さらに，両配置が同一の対称性をとるとき強W３７＋−W４５＋イオンからの 4p−4d，4s−4p 遷移による発光

い配置間相互作用が見られて，励起状態の変形やこの状態線になる．

からの遷移に特徴的な変化が観測される．
一般に同じ対称性をもつ２つの電子配置 "!と ""があり，

LHD における最近のタングステン入射実験では，複数の分光器による同時計測を実施して様々な波長域での分光

ハ ミ ル ト ニ ア ン " に 対 し て エ ネ ル ギ ー 期 待 値 が，データを取得し，原子モデルとの比較によるスペクトルの

"*"!)
"*"")
"!*
""*
#"!!，(#"""，そして，配置間相互作(理解を進めている．特に，CoBIT の実験により明らかに用行列要素が ("*"")"!*#"!"とおけるとき，配置間相互なった，2−4.5 nm 領域に見られる '#4−5，'#4−6 遷移作用，すなわち，電子相関効果を受けた原子状態のエネルによる発光ピーク群は，ピーク波長が多価イオンの価数とギー期待値 "%,!
%#!
!
"は次式で表される［１５］．
%２０＋ともにシフトしていることを利用し，W３０＋−Wのタン""!"*
*!
"．
#&#!
，%%"%,$"%%"%"%%!"&&'&

グステン多価イオンの価数分布を推定することができるよ
うになった［１３］．発光ピーク群は電子温度の変化に敏感に（１）

さらに，"! と ""から基底状態 "$への双極子遷移振幅を，"%+!+"$)，%#!
!
! を双極子演算子として，#%#("とお追随して変化し，価数分布も変化していることがわかった．

けば，配置間相互作用，すなわち，電子相関効果を受けた,原子状態からの双極子遷移振幅 #%!
%#!
!
"は次式で表され

４．
４．
４ 希土類元素スペクトルの理論的検討
前項のタングステンの例のように，重元素多価イオンかる［１４］．

らの '#4−4 遷移の UTA 放射は特定の波長範囲内に多数

"!"
,!
"．
#&#!
#，%%
#%
$#%"
"%%!"&&' &&の遷移が集中する．このことは，反射率ピークに波長幅をもつ反射鏡を光学系に用いる，半導体リソグラフィー装置（２）用光源への応用を考えた場合，線スペクトル放射と比較ししたがって，エネルギー差 "!!!"""が小さい場合には，双て高強度かつ高変換効率となり得る光源放射特性をもつた

極子遷移振幅は電子相関効果の影響を大きく受けることがめ都合がよい．このため，スズプラズマからの13.5 nm付近あると考えられる．希土類元素の N 開殻イオンの場合，同の UTA 発光を用いた次世代半導体 EUV リソグラフィー技

一の配置，例えば，4s２4p５4d３や 4s２4p６4d4f がそれぞれ多く術が現在開発 段 階に あ り，将 来 的 に は さ ら に 短 波長のの対称性の異なる（微細構造）準位に分裂して広いエネル

6−7 nm 付近のBEUV（Beyond EUV）リソグラフィー用のギー範囲に分布してそれぞれブロックを作っているが，光源としてガドリニウム近傍の希土類（ランタノイド）元（２）式のような変更は各対称性毎に同様に起こるので，素の適用が検討されている［１４］．一方で，希土類元素多価4s２4p５4d３や 4s２4p６4d4f のいずれかの配置からの遷移がブイオンからのスペクトルは後述のように原子物理学的にもロックごと消失するといった効果もみることができる．

興味深く，LHD では Z 依存性の理解の観点から広範囲の希Bauche 等［１５］は Pr２１＋イオンの 4s２4p５4d３と 4s２4p６4d4f から土類元素について EUV スペクトルの観測実験を実施しての遷移でこの効果を理論的に指摘した．図１の Tb イオンいる．のスペクトルが電子温度の低い領域で狭帯域化することも，この効果によって説明できる．このような電子相関効

希土類元素を封入した TESPEL の入射を受けた LHD
２８７

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果によるスペクトルの狭帯域化とエネルギーシフト（（１）［１９］．数 値 解 析 で は 更 な る 高 温 プ ラ ズ マ，す な わ ち式参照）は，希土類元素よりも少し低い原子番号の元素で"#!800 eV では，"#3.2 nm の放射が強くなることが予想も起こることが知られており，O'Sullivan 等［１６］によってされている．しかしながら，衝突・輻射モデルによる数値Sn（Z＝５０，スズ）について議論されている．

解析と比較しやすい，光学的に薄く（電子密度：##"１０１２

この効果は，エネルギー差 !!!!!""が大きくなると，弱−１０１４ cm‐３）かつ高温（電子温度："#"1−3 keV）プラズくなると考えられる．最近の LHD での実験では，Yb のスマを実験室レベルで生成することは困難である．そこで，ペクトルが調べられた が，4d−4f 遷 移 と 4p−4d 遷移の数値予測を実証しつつ，重元素多価イオンのデータベース

UTA は独立に現れスペクトルは分かれて見える．前項でを構築するため，LHD プラズマに金，鉛，ビスマスを包含述べた，W（Z＝７４）の LHD での実験や，後述のさらに重した TESPEL を入射し，異なる電子温度における準平衡状い元素のスペクトルでも同じ傾向が観測されている．

態の水の窓軟 X 線のスペクトルを取得し，原子コードと比較することにした．このように，LHD は自由度のある実験

４．
４．
５ 水の窓領域の重元素スペクトルを行うことができる装置である．

波長 ""2.3−4.4 nm の領域の軟 X 線は「水の窓」と呼ば

図４は，LHD で観測された各元素からの放射スペクトルれており，水にほとんど吸収されない反面，生体を構成すである．点線は TESPEL 入射前，実線は TESPEL 入射後のる炭素に強く吸収さ れ る．こ の 波 長 領 域 の X 線 を使う放射スペクトルである．各図の右側には，実線のスペクトと，水分中の生きた細胞の内部構造をナノメートルレベル

ルが観測された際の電子温度の空間分布を示している．電の分解能で観察することができるようになることから，軟子温度により重元素イオンの価数が異なり，UTA スペク

X 線顕微鏡をめざした研究が行われている．最近では，厚トル構造が変わるだけでなく，元素を変えることにより，い細胞組織を観察するための"" 4.5 nm 領域の炭素の窓にUTA のピーク波長の変化も観測される．このときのプラついても検討が進められている［１７］．いずれにしても，水ズマパラメータはトムソン散乱により評価され，電子密度の窓軟 X 線を用いた生体細胞の撮影をシングル シ ョッは ###１０１３ cm‐３，最大電子温度は図４に示すように "#"ト，すなわちフラッシュ撮影することは小型の実験室規模

1.5−3.2 keV の領域にある．ここで観測された LHD によるでは未だに実現されていない．水の窓軟 X 線光源には単一keV オーダーの高温プラズマ多価イオンからの各元素の放ショットで撮影ができる明るさと照射時間を短くすること

射スペクトルの主ピークは主量子数 #"4−4 遷移による放も求められている．しかしながら，１パルスあたりのエネ

射 で あ り，ピ ー ク 波 長 は そ れ ぞ れ ""4.3 nm（７９Au），ルギーが小さいため，多重ショットを駆使して試料撮影が4.1 nm（８２Pb），4.0 nm（８３Bi）であった．また，これらの行われているのが現状である［１８］．このため，ターゲットピーク波長は電子温度と共に大きく変わることもなく，相を氷結固定化するなどの工夫を施さなければならない．

対的に電子温度の低い実験室レベルのLPPからの放射スペ

著者等はビスマスやジルコニウムを用いる光源を提案しクトルのピーク波長とも大きな差はなかった［１９］．ところている［１９，２０］．それは，前項 で 触 れ た 半 導 体 リ ソグラ

が，LHDと実験室レベルのLPPでは電子温度が大きく異なフィー露光用""13.5 nm光源および""6−7 nm光源の波ることから，生成されている多価イオンの価数も異なって長を ""3−4.5 nm の水の窓〜炭素の窓軟 X 線光源にまでいる．現在，この LHD 放射スペクトルの詳細な解析を行っ拡張できそうだからである．この拡張性（疑似モーズリーているところである［２１］．の法則）については４．
４．
６で述べることにする．高輝度かつ一方，LHD で生成される高温プラズマでは，例えば，ビ高効率のレーザー生成重元素プラズマ光源を実現するため

スマスプラズマからは "#3.2 nm の放射があると期待されには，放射スペクトルや出力エネルギーの評価などの実験ていたが［１９］，観測されることはなかった．このことは，的アプローチだけでは不十分であり，衝突・輻射モデルなこれまでの衝突・輻射モデルの修正と改善が必要であるこどによる理論的予測も必要不可欠であることはいうまでもないことである．４．
４．
３で述べたように，タングステンプラズマを例とする解析でも衝突・輻射モデルの構築は多準位系の計算であるため，難度の高い研究である．しかしながら，衝突・輻射モデルが高度化すると，放射流体計算との組み合わせで予測とスケーリングが行えるようになり，実験室光源の実現に向けて弾みが付くことになる．したがって，重元素多価イオンの放射スペクトルを衝突・輻射モデ
ルと比較するベンチマーキングが重要になる．
例えば，実験室レベルでのレーザー生成プラズマ（LPP）方式でビスマス（８３Bi）を用いた実験では，電子温度が最大でも "##500 eV 程度までは生成できよう．衝突・輻射モ
デルによる数値解析でも予測できることであるが，この程度の電子温度では "# 3.9 nm の放射が強いことが予測さ
図４

れ，LPP でもそ の よ う な ス ペ ク ト ル が 観 測 さ れ ている
２８８

重元素プラズマ多価イオンからの水の窓軟 X 線スペクトル．

Special Topic Article

4.4 Studies on Atomic/Molecular Processes using the TESPELC. Suzuki et al.とを示唆している．各種原子コードでの数値解析および他の方法での多価イオン生成実験を併用しながら，理論と実験の不一致を理解していく必要がある［２２］．この不一致を理解することにより，実験室レベルでの高輝度水の窓軟 X
線光源を実現するための指針を明らかにすることができると期待される．重元素多価イオンプラズマのデータベースの構築に TESPEL はなくてはならないターゲットとなっている．

４．
４．
６ 疑似モーズリー則の検討
これまでに述べたように，様々な重元素 TESPEL を用いた LHD プラズマ放射特性に関する研究が行われてきたが，ここでは軟 X 線〜EUV 領域において主要な UTA 放射となる ##4−4 遷移に着目する．シミュレーション計算からは
高 Z になるにつれ UTA 放射の発光波長が短波長化していくという原子番号依存性が報告されており［２３］，これは適した重元素を用いることでプラズマ光源の UTA 発光波長を選択することが可能であることを示唆している．実験により系統的な原子番号依存性を測定することで具体的な

図５

重元素 TESPEL による LHD 発光スペクトル．

UTA 発光波長をデータベース化することは，UTA プラズマ光源の将来的な汎用性を考えると非常に重要である．実
用的にはリソグラフィー用光源のように光学的に厚い LPPの研究が進められているが，LHD プラズマは光学的に薄く，電子温度と電子密度が調節でき直接測定も可能なので，その発光スペクトルは重元素では実験値の再現が難しいモデル計算の評価に適している．
実験と理論両面からの様々な重元素プラズマの発光特性の評価は別の機会に譲り，ここでは ##4−4 遷移の UTA放射のピーク波長にのみ焦点を絞る．発光波長の原子番号依存性といえば，特性 X 線についてはモーズリー則（Moseley'slaw）によって示すことができ，ボーアモデル（Bohr model）か!"

!#"
##!"
"
#'#& %"!$"&
ら #!#'遷移 の 波 長 は %, #!$!"%と表わすことができる．ここで，!$ はリュードベリ定数，s は遮蔽定数で，遷移に関与する電子より内側の束縛電子に よ る 遮 蔽 効 果 を 補 正 す る 項 で あ る．例 え ば，##"!#%###"&遷移に対応する +$線の波長は，$#"

図６!#""!"& と 表 す こ と が で き る$"!$!"%
より %+$ #%［２４］．

n ＝ 4 − 4 遷移の UTA 放射ピーク波長の原子番号依存性．曲
線は ps-LPP に対する擬似モーズリー則（本文参照）．

##4−4 遷移の UTA 放射についてはどのような関係が成り立つであろうか．###!なのでボーアモデルでは準位のするイオン価数の分布にも違いがあり，ピーク波長が若干エネルギー差がゼロになってしまうが，実際には主量子数異なっている．このようにプラズマ生成条件によってだけでなく角運動量量子数の関与もあって決まるので，実UTA 放射のピーク波長はずれるが，代表的なベンチマー

験的にはその寄与を含めた遷移波長と原子番号の関係が観クデータとして ps-LPP の原子番号依存性について関係式測されることになる．

&#!"!
を導出する と，%.-* ##"と擬似!
"!#$!
('"!$!"%#$&

図５に８３Bi，８２Pb，７９Au，７４W，６４Gd およ び６０Nd の重元モーズリー則（Quasi-Moseley's law）の形で表せることが素 TESPEL による LHD プラズマ発光スペクトルを示し，明らかになった［２５］．UTA 放射は主に 4d−4f 遷移が寄与##4−4 遷移の UTA 放射ピーク波長の原子番号依存性を，していると考えられるが，スレーター則より求められる 4d

Nd:YAG レーザー（パルス幅 150 ps，波長 1064 nm）による電子の遮蔽定数は $#$'!$)となり，擬似モーズリー則のLPPのものと併せて図６に示す．電子温度はLHDプラズマ値よりも大きい．また，有効核電荷のべき乗もモーズリーとしては相対的に低い 1 keV 以下だが（Bi のみ約 3 keV），

則からのずれ，前述の ###!遷移であることの寄与も総じ

ps-LPP よりは十分高温である．LHD は準平衡状態の発光て，一般的な物理的解釈は明らかにできていないのが現状スペクトルであるのに対し，LPP はプラズマ生成から消失であり，今後の課題である．しかし，今回導出した擬似までの時間積分スペクトルであるため，UTA 放射に寄与

モーズリー則を用いれば，どの元素がどの波長の UTA 放２８９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.91, No.4 April 2015

射光源として適しているか見積もることができ，今後，未参考文献

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［２４］H.G.J. Moseley, Phil. Mag. 26, 1024 (1913).
［２５］H. Ohashi et al., Appl. Phys. Lett. 104, 234107 (2014).

る．またその 際 に は，対 象 元 素 TESPEL を 用 い た LHD
プラズマのスペクトル解析が光源プラズマ最適化に大きく寄与することになるであろう．

４．
４．
７ おわりに
本節では，プラズマ中の原子分子過程研究に LHD プラズマと TESPEL を活用した例として，高 Z 多価イオンのEUV スペクトルに関する最近の主要な研究成果を紹介した．多価イオンからの高輝度スペクトルが容易に得られる光源としての LHD と，任意の固体状元素を直接コアプラズマに導入できる TESPEL の特徴により，タングステンなど核融合プラズマ中の不純物挙動の解明のみならず，プラズマの産業応用や，基礎的な原子物理学にも貢献ができる有意義なデータが得られることが示された．
最後に，本節では紙数の制約で省略したが，可視域の分光計測においても，タングステン原子や低価数イオンの未知の発光線の探索や，多価イオン禁制線の新たな同定といった重要な成果が得られていることを強調しておきた
い．

謝

辞

本節で紹介した内容の一部は，科学研究費補助金（課題番号２３２４６１６５，２３７４０４１２）および核融合科学研究所共同研
究（NIFS１２KLPF０２５，NIFS１３KLPH０２０）の支援による成果である．また，LHD における実験遂行に際しては，LHD実験グループの支援を得た．

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