1. 正負水素イオン源と核融合プラ
ズマへの応用

その結果、90 年代後半には、負イオン源を用いた
NBI システムが実用化されるに至っている。
NBI 用イオン源は、数 MW 以上の大電力イオ
ンビームを生成する必要のあることから、高電流

1. はじめに密度・大電流のイオンビームを高効率に生成・加

恒久的なエネルギー源として研究・開発が進めらるイオン源プラズマ生成と大面積ビーム引出れている制御熱核融合では、磁場に閉じ込められし・加速を特徴とする。

速しなければならない。そのため、大体積におけた高密度プラズマ（1x1020m-3 以上）を高温度（10keV 以上）に加熱する必要がある。このようなプラズマの加熱には、大電力（数 MW～数10MW）の水素中性粒子ビームが用いられており、その粒子ビーム発生源として、大型の大電流
水素イオン源が開発されてきた。ビームエネルギ
ーは入射するプラズマへの侵入長で決まり、近年、磁場閉じ込め核融合プラズマ装置の大型化に伴い、この中性粒子入射加熱装置（NBI: Neutral
Beam Injector）の必要とする入射エネルギーは数 10keV から数 100keV に増加している。そして、
建 設 が 開 始 さ れ た 国 際 熱 核 融 合 実 験 炉 ITER
（ International Thermonuclear Experimental

Fig. 1 正負水素イオンに対する中性化効率のビー
ムエネルギー依存性

Reactor）では、1MeV の粒子ビームによる核融合プラズマの自己点火および持続燃焼が計画されている。

以下では、NBI 用正負水素イオン源の動作原理を示すと共に、その特徴である大型容器における水素イオン源で発生させたイオンビームは、そ高効率イオン源プラズマの生成および大面積ビのままでは閉じ込め磁場によりプラズマへ入射ームの制御について延べる。そして、実際に使用できないため、中性ビームに変換する必要があされているイオン源について、その構造等を紹介る。イオンビームは、荷電交換衝突過程により中する。特に、大型負水素イオン源に関しては、最性ビームへ変換させることができるが、正イオン

近の性能向上も含めた動作原理上の特徴についビームの中性化効率は図 1 に示すように、ビームて、今後の開発研究の動向も含めて記述する。なエネルギーの増加により急激に低下し、核子当た

お、本稿は参考文献[1-3]の内容を基にまとめたもりのエネルギーが 100keV では 20％以下になってのであり、詳細はそちらを参照願いたい。

しまう。それに対して、負イオンビームでは、数100keV を超える高エネルギー領域でも 60％程度

2. プラズマ加熱用ビームシステムの構成の中性化効率を維持することができる。一般に、

NBI システムの基本構成を図 2 に示す。磁場に閉

正イオンビームの生成は負イオンビームに比べじ込められたプラズマを加熱するため、入射するて容易であり、核子当たりの入射エネルギーが粒子ビームは、閉じ込め磁場に影響されない中性

80keV 以下であった 1970 年代～80 年代では、粒子にする必要がある。そのため、図 2 に示すよ

NBI 用に正イオン源の開発が行われた。その後、

うに、NBI システムは高エネルギー粒子ビームと必要とする入射エネルギーの増加に伴い、負イオ

してのイオンビーム生成、イオンビームの中性ン源の開発が 80 年代後半から精力的に行われた。

化、残留イオンビーム除去、ビーム検出・測定、
中性粒子ビームの入射、という複数の過程の組み合わせで構成されている。なお、図 2 は負イオン

は、バケット型プラズマ源における大体積プラズ

NBI システムを示しているが、正イオン NBI シ

マ生成について述べる。

ステムでは、残留イオンビームダンプが正イオンに対してのみである点が異なっている。

3.1. カスプ閉じ込め磁場配位バケット型プラズマ源は、容器外側に永久磁石を配置して、多極カスプ磁場を容器内壁面近傍に生成させて、プラズマ閉じ込め磁場としていることに特徴がある。プラズマは容器中央部の無磁場空間で生成されるため、ノイズのない一様なプラズ
マが生成される。そして、容器内壁近傍に生成されたカスプ磁場によりプラズマの拡散が抑えらFig. 2 負イオン NBI システムの基本構成図

れることから、効率よく、高密度なプラズマが一様に生成される。

程度なのに対して、負イオンビームの場合
30mA/cm2 程度であることから、要求されるビー
ムエネルギーと中性化効率の関係を考慮して、正イオン源か負イオン源かの選択がなされる。その境界は核子あたりのエネルギーが 100keV あたりであるが、システム効率を考えると、境界付近のエネルギーでの設計は現実的ではなく、正イオン
源 NBI システムでは 80keV/nucleon 以下で、負イオン源 NBI システムでは 120keV/nucleon 以上で設計する必要がある。

面にカスプ磁場を形成させると、プラズマの壁面への拡散が抑えられることにより、中心部のプラズマは一様となる。そして、カスプ磁場の極数を増加させると、プラズマの一様な領域は壁面へ向かって拡大する。一様なプラズマの領域からイオンを引き出すことになるが、その領域の境界と壁面との距離は、容器に配置した永久磁石並びの列
間距離、すなわち隣り合わせの異なる極性間の距
離に概ね対応する。カスプ磁場の強度はプラズマの閉じ込め性能に関係し、プラズマ生成効率や無磁場領域におけるプラズマ密度に影響するため、
NBI 用イオン源では 1～2kG と高い。

3. 大型容器におけるイオン源プラズマ生
成

N
S

N

S

ne

ne

N

ne

S

して数 MW 以上が必要となるため、イオン源は必然的に大型となる。イオンの生成は実用化されて

SS

NBI システムでは、イオン源からのビーム出力と

N

N

S

N

S
N

電流密度は、正イオンビームの場合 250mA/cm2

拡散するため、パラボラ的な密度分布となる。壁

N

ンビーム出力が必要である。現状の得られている

カスプ磁場のない場合、プラズマは壁面へ自由にS

化効率に依存するが、入射電力の 2 倍程度のイオ

極数とプラズマの一様性の関係を模式的に示す。

N

源は、NBI システムのいわば心臓部であり、中性

図 3 に、線カスプ磁場配位における多極磁場のS

そのうちイオンビームの生成部であるイオン

いる負イオン源も含め、プラズマ放電により行われるため、大体積のプラズマ源において、効率よく一様な高密度プラズマを生成しなければならない。そのため、容器壁面をカスプ磁場で覆ってプラズマの閉じ込め性能を高めたバケット型プ
ラズマ源が多くの場合使用されている。ここで

(a)

(b)

(c)

Fig. 3 線カスプ磁場配位における多極磁場の極数とプラズマの一様性の関係

多極カスプ磁場の配位は、永久磁石の容器上でプラズマ電子、イオンを含んでいる。1 次電子はの配置の仕方によりいくつかあるが、図 4 に代表カソードのシース電圧に相当するエネルギーを的な配位を示す。永久磁石の並びをビーム軸と平持ってフィラメントから放出されるが、閉じ込め

行にして線カスプ磁場を構成する図 4(a)のような時間τf 後にアノードの壁面で損失するか、または

軸方向配置は、主に円筒容器に用いられる。永久中性ガスとの非弾性衝突やプラズマ電子との相磁石の並びをビーム軸と垂直にして線カスプ磁互作用を通した熱化の過程により損失する。従っ場を構成する図 4(b)のような周方向配置は、方形て、1 次電子束はこうした損失率とバランスする容器でよく用いられる。このような線カスプ磁場

ので、粒子保存の式は、電子のフィラメントからとは異なって、隣り合わせの磁極が 2 次元的に交の放出電流を Ie とすると、
Ie
−1
(3.1)
= ⎡⎣ n0 n f < σ v >col + n f τ f ⎤⎦ ⋅ Veとなる。ここで、n0 は中性ガス密度、nf は 1 次電互に換わるような点カスプ磁場配位もあり、チェッカーボート配位と呼ばれている。チェッカーボ
ート配位は、カスプ磁場の接続長が短いのが特徴である。なお、イオンが引き出される面には磁場が存在しないので、プラズマは引き出し面へ向かって拡散して、イオンが引き出されることに注意する必要がある。
(a)(b)

子密度、<σv>col は非弾性衝突の反応率、V はプラズマ体積である。
イオンは 1 次電子が中性ガスを電離することにより生成されるので、プラズマ電子による電離を無視すると、イオンの生成率 I+は、I+
= n0 n f < σ v > ion ⋅V(3.2)
eで与えられる、ここで、<σv>ion は 1 次電子の速度分布にわたって平均したイオン化率である。生成されたイオンは滞在時間τi 後に、アノード壁や通常は浮遊電位にしているイオンを引き出すための電極（プラズマ電極）およびフィラメントで損失する。イオンの損失率は損失領域へのイオン束としても表すこともできる。従って、粒子保存

Ion Beam

Ion Beam

Fig. 4 多極カスプ磁場配位の例。
（ａ）軸方向線カ
スプ配位と（ｂ）周方向線カスプ配位。

則はn0 n f < σ v > ion ⋅V =ni

τi

≈ ni vi ( Aai + Ae + Ac )(3.3)
となる。ここで、ni と vi はイオン密度とシース端
3.2. プラズマモデリング
多くのカスプ磁場を用いたバケット型プラズマ源では、直流アーク放電によりプラズマを生成し、この時、フィラメントが陰極(カソード)に、壁面が陽極(アノード)になる。ここでは、このよ
うなフィラメント・アーク放電により生成された大体積プラズマのモデリングを行う[4,5]。
簡単のため、プラズマはイオン・中性ともに単原子で構成されているものとする。フィラメン
ト・アーク放電により生成されたプラズマ中には、フィラメントから放出された高速の 1 次電子、でのイオン速度をそれぞれ表し、Aai、Ae、Ac はそれぞれイオン損失に対する実効的なアノード
面積、電極面積、カソード面積を示す。イオン温度は低く、ガス圧力も低いので、vi は熱化していない単一のエネルギーを有すると見なすことができ、そのドリフト速度はボームのシース条件で与えられるとすると、式(3.3)は、
1⎛ kT ⎞
n0 n f < σ v > ion ⋅V = ni ⎜ e ⎟ ( Aai + Ae + Ac )
⎝ M⎠
2

(3.4)

となる。Te はプラズマ電子温度、M はイオンの質のように依存する。ここで、vf は 1 次電子の速度量である。

である。従って、プラズマ体積が大きく、アノー

プラズマ電子はイオン化ないしは 1 次電子の熱化により生成され、アノード壁で損失する。アノ

ド面積が小さいとイオンの生成効率は高くなる
ことがわかるード・シースを超えて壁面へ向かうプラズマ電子

フィラメント・アーク放電では、フィラメント

束は、ボルツマン分布に従うとすると、粒子バラへのイオンのフラックスは、次式の空間電荷流にンスは、対するラングミュアのシース条件を満たさなけ[n n < σv >
0

f

col

]

ればならない。

+ n0 n f < σv > ion ⋅ V⎛ eφ ⎞
1⎟⎟= ne ve Aae exp⎜⎜ −4⎝ kTe ⎠
2
⎛ eφ ⎞⎛ kT ⎞⎟⎟= ⎜ e ⎟ ne Aae exp⎜⎜ −⎝ 2πm ⎠
⎝ kTe ⎠

J+ ≥

1

M

2

(3.8)

Je

ここで、J+ = I+/A はイオン電流密度、Je = Ie/Ac

1

(3.5)

はフィラメントから放出される電子電流密度である。式(3.6)－式(3.8)より、安定なアーク放電のとなる。ここで、ne、ve はシース端における電子密度と平均電子速度、ｍは電子の質量、φはシー
ス端におけるプラズマ電位、Aae はプラズマ電子損失に対する実効的なアノード面積である。ここ
でいうアノード面積は実効的な粒子の捕集面積であり、プラズマ電子とイオンに対しては等しいと見なすことができ、Aa≡Aai＝Aae とおける。
これらの一連のバランスの式を用いてイオンの生成効率を評価する。式(3.1)と式(3.2)より、Ie< σ v >col
1
=
+
(3.6)
I+
< σ v > ion n0 < σ v > ion τ fが得られる。第 1 項は、電子のエネルギー分布に関係しているが、ガス圧力の高い極限でのイオンの生成効率を示している。そして、閉じ込め性能
等のプラズマ源の性能には関係しておらず、放電
電圧すなわち 1 次電子の初期エネルギーに依存した定数となっている。イオンの生成効率の逆数である Ie/I+は 1/noτf に比例しており、効率的なイオン生成には 1 次電子の閉じ込め時間τf の長いことが必要であることがわかる。ガス圧力が高いときもイオン生成効率は高くなるが、装置の真空排気システムが大きくなる上に、後に述べるように、負イオン源動作ではガス圧力の低いことが求められるので、ガス圧力を高くした動作は好ましくない。1 次電子の閉じ込め時間τf は実効的なアノード面積 Aa に対して、
4V
τf ≈v f Aa

( )
m

(3.7)

得られる最小ガス圧力を得ることができる。
vf
Aa
A
n0 ≥
⋅
⋅
1
4V
M 2
< σ v > col < σ v > ionAc− Am< σ v > ion

( )

(3.9)
最小ガス圧力は、概ね、全損失面積とプラズマ体
積の比に依存していることがわかる。従って、アノード面積が小さく、プラズマ体積の大きいプラ
ズマ源では、動作ガス圧力を低くすることができる。
一方、プラズマ源の閉じ込めを向上させるためにアノード面積を減少させると、プラズマ放電が効率の悪い放電モードにスイッチしてしまう現象が場合によっては生ずる。この放電モードスイッチでは、プラズマ電位が正から負へ大きく変化するため、カソード・シースにかかる電圧が低下する。その結果、1 次電子のエネルギーが減少し、電離効率が低下する。式(3.4)と式(3.5)より、プラズマ電位は以下のように表される。

( )M⎛ eφ ⎞
exp ⎜
=
⎟
2π m
⎝ kTe ⎠

1

2

< σ v > col ⎞⎛1+⎜⎟
Aa + Ae + Ac ⎝< σ v > ion ⎠Aa−1(3.10)
ここで、プラズマ電位が正であるためには、アノード面積は次の条件を満たさなければならない。
Aa
Aa + Ae + Ac≥( ) ⎛⎜⎝
2π m
M

1

2

1+

< σ v >col ⎞⎟< σ v > ion ⎠(3.11)
カソードに対しては、次の条件が課せられる。

Ac
Aa + Ae + Ac

≥

I+
Ie

( )
m

1

2

(3.12)

Mとなる。式(4.2)は、与えられた引出電圧に対して、引き出されうるイオン電流は、引出し孔径 2a で効率のよい放電にはアノード面積を小さくするはなく、引出し系のアスペクト比 2a/d によっての必要があるが、アノード面積は全損失面積に対しみ決められることを示している。なお、Ii/Vext3/2て、式(3.11)を満足するように大きくしなければをパービアンスと言い、引き出されるイオン電流ならない。一方、高効率放電には、式(3.12)より、の特性を示す量を表すが、式(4.2)から、引出電極

フィラメントを太くして、本数を増やせばよい

系における最大パービアンスを求めることがでが、その場合、式(3.11)に示すように、等価的にきる。

アノード面積が減少することに注意する必要がアスペクト比は、イオン放出界面を安定に保つ
ために、通常 1 以下にするので、50kV で水素正ある。
水素放電プラズマ中には、原子状イオン H+および分子状イオン H2+、H3+が存在する。NBI シス

イオンを引き出そうとするとき、孔径に関係な
く、引き出されうる電流は 0.5A 程度である。そテムでは、イオンはビームとして引き出し・加速

こで NBI 用イオン源では、得られるイオン電流をされた後に中性化されて原子(H0)ビームとなる増加させるため、多円孔または多スリットの引出が、分子状イオンは、イオンビームエネルギーの電極系を用いることにより、等価的にパービアン

1/2 または 1/3 のエネルギーの中性原子ビームにスを増加させている。この場合、引き出されるイ

なってしまうため、原子状イオンの比率（プロトオン電流は、単純に開口部面積に比例して増加すン比）を上げる必要がある。プロトン比は、プラることになる。円孔から最小発散角で引き出されズマ密度とイオンの閉じ込め時間に依存して増うるイオン電流は、式(4.1)における Ji の 0.6 倍程加するので[6]、放電電力を増加させるとプロトン度なので、50kV で 70A 程度の水素正イオンを引比は大きくなる傾向にある。また、イオン閉じ込

き出そうとすると、電極の透明率（開口率）を 50%

め時間はプラズマ体積と実効的なイオン損失面

として、直径 20cm 程度の円形電極が必要となる。

積の比に依存するため[7]、カスプ磁場を強くした

このように、NBI 用イオン源では、大電流を得る

大型放電室がプロトン比の向上には有効である。

ために、電極面積が大きくすると同時に、多ビー
ムレットを扱う必要がある。

4. 大面積ビームの引き出し・加速

加速されたイオンビームは中性化ガスセル中をドリフトするが、ビームに沿って薄いプラズマ

4.1. ビーム引き出しと電極構成が生成される。その結果、電子が正イオン加速器

一般に、引き出されうるイオン電流密度はイオンの空間電荷により制限され、平行 2 枚電極間では、Child-Langmuir 則によって、次のように与えら
れる。
Ji =

4
9

ε0

( )
2 Ze

1/2

Vext

M

(4.1)

2

ここで、ds はイオンシースの厚さ、Vext は引出電
圧、Z はイオンの電荷数である。ここで、直径 2a、プラズマ境界での電極厚さを含めた引出しギャ
ップ長 d の円孔引出し系を考えると、引き出されうるイオン電流 Ii は、

I i = πa J i =2

πε 0 ⎛ 2 Ze ⎞⎜⎟9 ⎝ M ⎠

1/ 2

逆流電子は加速効率を低下させると共に、アーク室を損傷させるので、接地電位に対して負にバイアスした抑制電極を接地電極の上流側に設置して、逆流電子の抑制を図っている。

3/2

ds

を逆流し、アーク放電室の天板に入射する。この示す[8]。２段の引出し・加速系であるが、逆流電
子の抑制電極を含めて、４枚の電極により構成されている。図には、ビームの軌道に沿って生ずる
様々な衝突過程によって引き起こされる現象をイラスト的に示している。大電力ビームを扱う
NBI 用イオン源では、加速効率および電極熱負荷2⎛ 2a ⎞
3/ 2⎜ ⎟ Vext⎝ d ⎠図 5 に、正イオンの引出し・加速電極系の例を(4.2)

は極めて重要であり、こうした現象を考慮する必要がある。特に、加速器内の中性ガスは、様々なレットを偏向させることができるため、この孔軸損失を引き起こすため、イオン源の動作圧力は低変位法を大面積多ビームレットの収束に利用しくすることが望ましい。

ている。ここでは、この孔軸変位法によるビーム
レット・ステアリングについて述べる。
一般に、両面（上下流）の電界強度が異なる電
極孔は静電レンズとして働く。図 6 に 3 枚の電極を用いた 2 段加速の加速電極系を示す。電極の孔
軸をビームレット軸に対して変位させている。な
お、ここでは、接地電極に対する電位差が小さく、ビームレットの偏向に対して大きな影響を与えないため、逆流電子に対する抑制電極を省略している。2 つの電極ギャップにイオンを加速する電界がかかっているとき、電極１の入口側と出口側には発散レンズと集束レンズがそれぞれ形成され、このレンズ効果の組み合わせにより、電極 1の静電レンズ効果が決められる。

SourcePlasmad2

d1

Fig. 5 正イオン源の引出し・加速電極系の例。４枚電極２段加速で、正イオンの加速に伴う様々な衝突過程をイラストで示している。

Electrode 2

Electrode 1

δ2

δ1

Beam
Axis

E1

4.2. ビームレット・ステアリング

E2

多ビームレットにより構成される大面積ビーム

Potential V1+V2

V20

は、限られた開口の入射ポートを通過させるため

Beam
Energy

V1

V1+V2

0

に、収束させる必要がある。その方法として、多孔の電極を幾何学的に湾曲させて、多ビームレッ
トが 1 点に焦点を結ぶようにすることが考えられる。この方法は、比較的焦点距離が短く、冷却水

Fig. 6 ３枚の電極を用いた２段加速電極系。電極１と電極２の孔軸をビームレット軸に対して変位させている。

路のない慣性冷却の電極に対して適用可能である。しかし、冷却水路を有する強制冷却の電極で薄肉レンズの近似として、レンズの焦点距離はは、このような幾何学的な電極成形は難しいた

図 7 に示すように、円孔の場合とスリットの場合

め、個々のビームレットが共通の 1 点（焦点）にに対して、それぞれ以下のように与えられる

集まるように、プログラム的に各ビームレットを[9,10]。

ステアリングする必要がある。電極の孔軸をビー

f =ムレットの軸から変位させることにより、ビーム

4V
E d − Eu

（円孔）

(4.1)

f =

2V
E d − Eu

(4.2)

（スリット）

計を行う。なお最近は、3 次元計算機シミュレー
ションにより、このような孔軸変位によるビーム

ここで、V はレンズ位置におけるイオンのエネル

レット・ステアリングを扱うことが可能となってギー、Eu と Ed は電極の上流側と下流側の電界強いる。それを用いることにより、孔軸変位におけ度をそれぞれ表す。さてここで、図 6 に示されたる空間電荷、電極厚さ等の非線形の効果も検討す

円孔電極による正イオンの加速電極系を考える。

ることができる。

ビーム軸からのレンズ軸のずれをδとすると、ビームの偏向角θは、
θ =δ / f(4.3)

Beamletで与えられ、集束レンズのときは軸変位方向に、(a)

発散レンズのときはその反対方向に偏向する。2θ

δ

段加速の場合、最終の偏向角は、各電極におけるf

偏向角の和として与えられるが[11]、その際、各電極ギャップにおけるビームの軸方向の加速を考慮する必要がある。図 6 では、電極 1 による偏Beamlet向角θ1 は、第 2 段ギャップにおけるビームの軸θδ

方向加速を考慮して

(b)

1

θ1 =

δ1 ⎛ V1 ⎞ 2

(4.4)

⎟
⎜
f1 ⎜⎝ V1 + V2 ⎟⎠fと書かれる。電極 2 による偏向角θ2 は、電極 1におけるビーム偏向による径方向のビームのずれδb を考慮して、

θ2 =δ 2 − δb ,f2

δb = ∫

d2

0

δ1 ⎛

1

⎞ 2
V1
⎜⎜
⎟ dx
f1 ⎝ V1 + E 2 x ⎟⎠Fig. 7 ビーム軸からレンズ軸がずれたときの静電レンズ効果によるビームレット偏向。
（ａ）集束
レンズのとき、および（ｂ）発散レンズのとき。

(4.5)となる。式(4.1)より、電極 1 と電極 2 の焦点距離
は、f1 = 4V1/(E2 – E1) と f2 = 4(V1 +V2)/(-E2) にそれぞれなるので、結局、最終の偏向角θf は、

θ f = θ1 + θ2⎡
⎧ ⎛ d + d r ⎞12 ⎫ ⎤
rE
r
δ
1
−
⎪ 1 2E⎪E1⎢⎟ −1⎬ − δ2 ⎥=⎨3⎜
4(d1 + d2rE ) ⎢ 2 rE ⎪ ⎜⎝ d1 ⎟⎠
⎪⎭ ⎥⎦
⎩
⎣
(4.6)
となる。ここで、rE=E2/E1 は上流側と下流側の電界比を表している。rE=1 ならば、電極 1 はレンズとして働かない。通常は、電界比を 1 より大きくして（rE>1）集束レンズとして働かせることにより、ビームの加速中における発散を抑えている。
このように、最終のビームの偏向角は、第 1 近似として、各電極孔の変位によるビーム偏向の線形和として解析的に扱うことができ、これを用いて、多くの場合、大面積多ビームレットの収束設

5. NBI 用正イオン源の例
NBI 用大型正イオン源は、1970 年代に精力的に開発され、1980 年代に稼働を始めた大型の核融合実験装置の主要な加熱装置である大電力 NBI シ
ステムに使用された。ここでは、現在も使用されている NBI 用正イオン源について簡単に紹介する。
NBI 用正イオン源の特徴は大型・大電力にあり、物理的には、イオン源プラズマの一様性、プロトン比、ビーム加速・ステアリング、等に、技
術的には、ビームによる電極の熱負荷と逆流電子によるアーク放電室天板への熱負荷の処理等に関心が払われている。一般に、イオン源プラズマ
は大体積を有するマルチカスプ磁場で囲まれた
大型アーク放電室で生成され、そのプラズマ密度は(1-5)x1012cm-3 程度と高い。電離度は 1-5%、ビーム電流とガス流束の比であるガス効率はで、正イオンを 2 段で引き出し・加速する。多ス

20-40%に達する。一方、電極の熱負荷が高いため、リットによる引き出し・加速を特徴としており、各孔列間に冷却水路を埋め込むことで強制水冷

電極の透明率は 60%にも達している。TFTR におを行っている。しかし、電極の透明率(ビーム孔のけるビームエネルギーは 120keV で、12cmx43cm開口率)を下げないようにするため、冷却水路を細の電極から 73A の重水素ビームを数秒間生成しくしていることから、水路長さは 25cm 程度以下ており、その電流密度は 230mA/cm2 である。ビにして冷却効率を確保する必要がある。その結ーム発散角は、スリット方向で 7mrad、スリット

果、大面積の電極は、通常、冷却水路に垂直な方と垂直方向で 12mrad である。方向により発散角向に長い、方形をしている。

が異なるのはスリット方式の特徴である。

Fig. 9 欧州の JET 装置の NBI システムで使用されている正イオン源
JET 装置で用いられている NBI 用正イオン源を図 9 に示す[13]。レーストラック形のアーク室の断面は、50cmx22cm であり、2 次元的に NS の極性が反転するチェッカーボート配位による閉
じ込め磁場が形成されている。3mTorr の低ガス
圧力で 0.34A/kW のアーク効率を達成しており、プロトン比はフィルター磁場を組み合わせること に よ り 、 87 ％ に 向 上 し た 。 電 極 面 積 はFig. 8 米国の TFTR 装置や DIII-D 装置の NBI シ
ステムで使用されている正イオン源

45cmx18cm で 、 多 円 孔 の 4 枚 電 極 か ら は 、
80keV-60A の水素ビームが 15 秒間得られている。
その時の電流密度は 200mA/cm2 でビーム発散角

図 8 に、TFTR 装置や DIII-D 装置で使用されは 10mrad である。

た正イオン源を示す[12]。プラズマ源は、断面が

図 10 に、JT-60 装置で用いられている NBI 用

24cmx57cm で、深さは 30cm である。天板は逆正イオン源を示す[14,15]。アーク室の大きさは、

流電子による熱負荷を除去するために強制水冷

断面が 25cmx40cm、深さが 34cm であり、逆流を行っている。引き出される正イオン電流とアー電子に対するビームダンプを天板に備えている。

ク電力の比であるアーク効率は 0.6-0.7A/kW と高カスプ磁場の強度を壁面上 2.7kG まで上げるこい。また、プロトン比は 80-85%である。加速器とにより、プラズマの閉じ込めを向上させ、90％は逆流電子に対する抑制電極を備えた 4 枚電極という高いプロトン比を得ている。また、0.7A/kW

という高いアーク効率も達成している。多円孔の素ビームが得られており、フィラメントを用いた

4 枚電極による加速器で、面積 12cmx27cm、透明

直流アーク放電によるイオン源と同程度の性能

率 40％の電極から 75keV-35A の水素ビームが 10が得られている。但し、RF が引き起こすプラズ

秒間得られており、その時の電流密度はマ密度やプラズマ電位の変動によると思われる

250mA/cm2 である。ビーム発散角は 17mrad でが、ビーム発散角が直流イオン源に比べて大きある。

い。また、プロトン比も 70-75%とあまり高くない。

Fig. 11 ドイツの AUG 装置の NBI システムで使用されている RF 正イオン源

6. 負水素イオン源の種々の方式
Fig. 10 日本の JT-60 装置の NBI システムで使用されている正イオン源

前述したように、核融合炉規模の装置で必要とす
る NBI の入射ビームエネルギーは 1MeV 以上であり、中性化効率の観点から、核子当たり 100keV

以上の正イオン源では、いずれもフィラメント

以上の入射エネルギーを必要とする NBI システを用いた直流アーク放電によりイオン源プラズ

ムでは、負イオンビームの使用が必須となる。そマを生成していたが、数 10 時間というフィラメのため、NBI 用負イオン源の開発は、正イオン源

ントの寿命によりイオン源のメンテナンス周期の開発からあまり遅れることなく、1970 年代前半が決まってしまう。一方、RF を用いた高周波放には開始されていた。ここでは、開発された負水電では、フィラメントのような消耗部がなくなる

素イオン源の種々の方式を簡単に紹介する。

ため、メンテナンス周期は飛躍的に延びることが6.1. 二重荷電交換期待される。図 11 に AUG 装置で用いられている
NBI 用 RF 正イオン源を示す[16]。周波数 1MHz

初期に開発された負イオン源として二重荷電交の高周波を石英管に巻き付けたコイルアンテナ

換方式と呼ばれるものがあり、図 12 に示すようを用いてプラズマと誘導結合させている。プラズに、アルカリ金属蒸気等の電子を与えるドナ物質

マと石英管の間にはファラデーシールドが設け中に正イオンビームを入射・通過させ、二重荷電られており、石英管のスパッタリングを防いでい交換反応により負イオンビームを得る[17]。Cs 蒸る。RF 電力は 100kW 程度で、55keV-95A の水

気中で最大 25%と荷電交換効率が高く、大量の負イオンビームの生成が可能なため、1A 以上の負るが、動作ガス圧力が 0.1～1Torr と高いのが問

イオン電流を得ることができた。しかし、負イオ題であった[19]。長パルス、低動作ガス圧力用にン源の全体構成が複雑であると共に、高い荷電交

改良されて、20～30mTorr で 100mA/cm2 の負イ

換効率を与える正イオンビームのエネルギーがオンが得られるようになっている[20]。

5keV 以下と低いため[18]、発散角の小さい大電流を得ることが難しい。その結果、低発散角で質の良い負イオンビームが得られないという問題があった。最近、ITER における計測ビーム用に、
二重荷電交換方式を用いた負ヘリウムイオン源の開発が行われている。

Fig. 13 表面生成方式負イオン源の動作原理

Fig. 12 二重荷電交換方式負イオン源の動作原理

6.2. 表面生成型
1970 年代中頃から開発された表面生成方式の負イオン源は、図 13 に示すように、プラズマ中に設置した仕事関数の低い固体表面（コンバータ）に正イオンを入射させ、表面で負イオンに変換されて反射してきた粒子を負イオンビームとして引き出す方式で、コンバータに負のバイアス電圧（100～200V）を印可する。また、表面には Cs を吹き付ける等の方法で低い仕事関数を維持してFig. 14 表面プラズマ型表面生成方式負イオン源。
1. 磁極、2. アノード、3. カソード、4. プラズマ、
5. H2 ガスおよび Cs 供給用空洞、6. 絶縁物、7. 電子捕集板、8. 引出用電極、9. 加速用電極。

いる。図 14 に、ExB グロー放電カソード表面をコンバータとして利用する表面プラズマ型また一方、プラズマ生成効率を高くすることによっはマグネトロン型と呼ばれる方式を示す[19]。コて動作ガス圧力を低くした表面生成方式として、

ンバータと負イオンを引き出すためのプラズマ

図 15 に示すマルチカスプ型が開発されている電極の間にシート状の水素と Cs の混合プラズマ[21]。高効率なプラズマ生成が可能なマルチカスを生成し、コンバータから反射して放出された負プ型アーク放電室内にコンバータを挿入し、Cs

イオンを直接引き出す構造となっている。1～

蒸気をコンバータ表面に吹き付ける方法で、

3.7A/cm2 という高い負イオン電流密度が得られ1mTorr の動作ガス圧力の時、1A の負イオン電流

が 3x25cm2 のスリットから得られている[22]。表面生成方式は、加速器用負水素イオン源として用H2*(excited state) + eslow( ≈ 1eV)
→ H– + H(6.2)

いられ、初期の負イオン NBI の概念設計の際のイ

この反応過程と断面積が詳細に調べられ、負イオオン源としても採用されたが、表面プラズマ型、ンの生成確率が比較的大きいことが示された

マルチカスプ型のいずれにしても、コンバータ表[24,25]。しかし、生成された負イオンは、2eV 以

面の Cs 層の制御が難しいと共に、表面が損傷す上の電子との衝突により容易に消滅するので、振るため、長パルス化及び寿命に問題があった。ま

動励起分子の生成に必要なプラズマ条件と整合た、負イオンのエネルギー分布が広く、良質な負させる必要がある。そこで、磁気フィルターと呼イオンビームが得られないため、実際の NBI でのばれる横磁場をフィラメントのある領域とプラ使用には問題があった。

ズマ電極のある領域の間に発生させて、上述の２つの過程に最適な電子エネルギー分布になるよ
うにプラズマ領域を分離するタンデム方式（２チャンバー方式）が考案された[26]。その原理図を
図 16 に示す。振動励起分子は磁場の影響を受けずに拡散するため、高エネルギー電子との衝突による振動励起水素分子の生成領域（ドライバー領域）と低エネルギー電子の振動励起分子への解離
性付着による負イオン生成領域（引出領域）を分
離・独立させることができ、その結果、体積生成方式による負イオンの生成・引き出しが可能となった。
Driver Region

Extraction
RegionB
Fig. 15 マルチカスプ型表面生成方式負イオン源

H2 + efast→ H2* + efast’H2* + eslow→ H– + H

H– Ion6.3. 体積生成型
1978 年にプラズマ中での振動励起準位を経由した負水素イオンの生成過程が見出され[23]、プラ
ズマ体積中での負水素イオン生成過程であることから体積生成（Volume Production）方式と呼ばれた。プラズマ中の高エネルギー電子（>20～

Magnetic Filter

PlasmaGrid

Extraction
Grid

Fig. 16 磁気フィルターを用いたタンデム方式（２チャンバー方式）。体積生成による負イオン生成過程が示されている。

40eV）との衝突により生成された水素の振動励起
分子に、低エネルギーのプラズマ電子（～1eV）が解離性付着することにより負イオンが生成される過程で、次のように表される。
H2 + efast(>20eV)→ H2*(excited state) + efast

この体積生成方式負イオン源は、マルチカス
プ・バケット型プラズマ源を使用することができるため、正イオン源の技術を適用することができ(6.1)

ると共に、ビーム発散角が小さくビームの質がよいという特徴を有しているため盛んに研究され、加速器用負水素イオン源にも適用された。その結いた負イオン NBI システムが建設され、1996 年

果、1980 年代末には大型負イオン源により 3.4Aには初の入射実験が行われた[37]。現在は、負イの負イオン電流が得られたが[27]、低動作ガス圧

オン NBI システムの高性能化及び 1MeV までの力（7mTorr 以下）で電流密度が低いため、NBI

高エネルギー加速へ向けた研究が行われている。

システムとしての実現性に問題があった。

次節では、NBI 用負イオン源として開発された体6.4. プラズマ中への Cs 添加による表面効果
体積生成方式負イオン源のアーク放電室に少量のセシウム（Cs）を導入することにより、負イオ

積生成型負イオン源とそれに Cs を添加した Cs
添加プラズマ方式負イオン源について、その構造等について詳述する。

ン生成効率が数倍増加し、同時に引出電子電流及7. NBI 用大型負イオン源

び動作ガス圧力も低下することが 1988 年に見出

前節で述べたように、現状の負イオン NBI システ

された[28,29]。早速、大型の体積生成方式負イオ

ムでは、体積生成型負イオン源をベースとした Cs

ン源に Cs が導入され、最適化の結果、10A の負添加プラズマ方式負イオン源が用いられている。

イオン電流が得られた[30]。Cs を導入することに負イオン源の電流密度は 30mA/cm2 程度であり、より負イオン電流が増大するのは、図 17 に示す

正イオン源に比べて 1/5～1/10 と小さい。また、

ように、Cs が付着することによりプラズマ電極表

数 100keV 以上のエネルギーに加速するため、イ面上の仕事関数が低下し、水素原子及び水素正イ

オン源周辺の絶縁距離を大きくする必要がある。

オンがプラズマ電極表面上で負イオンに変換さそのため、イオン源のサイズは正イオン源に比べれる表面生成過程が原因とされている[31]。

てさらに大きくなり、1m を超える。ここでは、
NBI 用大型負イオン源の構成、動作特性等について具体的に述べる。

Ho Atom
Cs-Seeded
Source Plasma

7.1. 負イオン源の構成とその動作特性
H– Ion体積生成方式では、振動励起分子を生成するのに適した電子エネルギーは 20eV 以上と比較的高い

H+, H2+, H3+
Positive Ionのに対して、振動励起分子に電子が解離性付着しPlasma Grid

Cesium Coverageて負イオンが生成されるのに適した電子エネル
ギーは 1eV 程度と低い。また、生成された負イオ
ンは 2eV 以上のエネルギーの電子により容易に

Fig. 17 Cs 添加プラズマ方式負イオン源における表面効果による負イオン生成原理

壊れることから、図 16 に示すように、磁気フィルターを用いて、電子のエネルギー分布を空間的に制御する必要がある。Cs 添加プラズマ方式におプラズマ中への Cs 導入による表面効果を用いいても、プラズマ電極表面で生成された負イオン

た大型の水素負イオン源が精力的に開発され、が高エネルギー電子により壊されないよう、磁気

16A を超える大電流負イオン生成[32]、高エネル

フィルターにより負イオン生成領域の電子温度

ギー加速（400keV）[33]、低ガス圧力動作（３を低下させる必要がある。

mTorr 以下）[34]、低発散角（3～5mrad）[35]、大型負イオン源で用いられる代表的な磁気フビーム収束 [36] 等の性能を立証し、負イオン

ィルターの方式を図 18 に示す。ロッドフィルタ

NBI の現実的な設計を可能とした。Cs の消費量

ー方式では、永久磁石を中に入れたロッドを複数も少なく、Cs に起因する問題も少ないことから、

本プラズマ中に挿入して、プラズマ電極の前面に

この Cs 添加プラズマ方式による負イオン源を用

フィルター磁場を形成する[38]。プラズマ源の外側に 1 対の強力な永久磁石列を配置することによ

この Cs による触媒効果は、図 17 に示されていり、フィルター磁場を形成するのが外部磁気フィるように、Cs に覆われたプラズマ電極上での表面

ルター方式である[39]。また、プラズマ電極（PG）

効果と考えられている。表面における負イオンへに直接大電流を流すことにより、プラズマ電極のの変換効率は、中性分子や分子イオンに比べて、前面にフィルター磁場を形成する PG フィルター

中性原子や原子イオンの方が高いため、プロトン

方式も利用されている[40]。

比の高いプラズマ源、すなわち、カスプ磁場が強く、プラズマ体積とプラズマ損失面積の比の高い

N

S

(a)

B

Permanent
MagnetB

B

プラズマ源が Cs 添加プラズマ方式負イオン源にArc
Chamber

とって有利である。この閉じ込め性能の高いプラズマ源では、動作ガス圧力を低くすることができBる点も、負イオン源に対して有効である。
Plasma Grid

Permanent
Magnet

(b)
S

B

N

Arc
ChamberS

N

Plasma Grid

Arc
Chamber

(c)

B

B

B

B

IPG

Plasma Grid

Fig. 18 磁気フィルターの種々の方式。
（ａ）ロッドフィルター、（ｂ）外部フィルター、（ｃ）PG（プラズマ電極）フィルター。

Fig. 19 Cs を導入する前と導入した時の負イオン
電流のアーク放電電流依存性。

表面効果による負イオン生成の特徴を示す例
負イオンは残留ガスとの衝突により容易に電子が剥離して、中性化されるので（中性化損失）、
加速途中での負イオンの損失を抑えるためには、加速空間のガス圧力を下げる必要がある。そのため、イオン源の動作ガス圧力は低くなければならないが、体積生成方式では 1Pa（7.5mTorr）以下の低ガス圧力では負イオン電流が少なく、また、同時に引き出される電子電流が増加する。ここ
で、少量の Cs をプラズマ中に添加すると、低ガス圧力において負イオン電流が 3～10 倍に増加し、同時に引き出される電子電流も低下する。Cs
添加効果の例を図 19 に示す[30]。図からわかるよ
うに、Cs を添加することにより、より低いガス圧
力で負イオン電流が 6～7 倍に増加している。

として、図 20 に示すような負イオン電流のプラ
ズマ電極温度依存性がある[41]。プラズマ電極表面が 0.5～1 原子層の Cs で覆われたときに最小の仕事関数を示すが、それは、添加した Cs 量にも依存するが、プラズマ電極温度が 200～400℃程
度のときに実現する。図 20 より、プラズマ電極
温度の増加と共に負イオン電流が増加しているのがわかる。また、引出電流は負イオンと同時に引き出される電子を含んでいるため、プラズマ電
極温度の増加と共に引出電流が減少しているのは、引き出される電子が減少していることを示している。これらは共に 250℃あたりで飽和しているが、この条件では、これよりプラズマ電極温度を高くすると、電極表面上の Cs が蒸発を始めて、

最適な Cs 原子層を維持できなくなるためである

イオン源では逆流電子に対する抑制電極を接地と考えられる。

電極の上流側に設置するが、現状で使用されている負イオン源では逆流正イオンが少ないため、それに対する抑制電極は使われていない。
Permanent Magnet

Cooling Tube

N S

S N
Negative
Ion Beam

(a)
N S

S N

Fig. 20 Cs 添加プラズマ方式負イオン源における負イオン電流と引出電流のプラズマ電極温度依存性

PlasmaGrid

Extraction
GridElectron
Suppression
Grid

Grounded
Grid

B
Electron

Negative
Ion Beam(b)

7.2. 負イオンの引出しと加速

ElectronB

負イオン引出しには必然的に電子の引出しを伴うことから、負イオン源におけるイオン引出し・加速電極系は、正イオン源とは構造が若干異なる。図 21 に、負イオンの引出し・加速電極系のFig. 21 負イオン引出し・加速電極系の例。引出電
極に埋め込まれた永久磁石列に（ａ）垂直な断面
図と（ｂ）平行な断面図。

例を示す。引出電極（EG）には、負イオンと共に引き出される電子を除去するために、永久磁石

引出電極に埋め込まれている永久磁石の磁化が埋め込まれている。引き出された電子は、この方向は、図 21 に示されているようにビーム軸に永久磁石の作る磁場により偏向されて引出電極平行であり、プラズマ電極孔のイオン引出界面付に入射するが、引出電極の熱負荷を抑えるため近に十分な電子抑制磁場が形成されるようになに、引出電圧は 5～15kV と低い。電子抑制電極っている。そのため、永久磁石の極性が 1 列おき（ESG）は通常、引出電極と同電位であるが、引に反転しているが、引き出される負イオンビーム

出電極孔内部で発生した 2 次電子が下流の加速空レットは、この磁場によりわずかに偏向し、しか間へ漏洩しないように、シールドとしての役割をもその偏向方向が 1 列おきに逆転する結果、全体果たしている[42]。後述するように、この電極は、のビームとしては偏向方向に分離するように拡ビームレットのステアリングにも利用することがってしまう。偏向した負イオンビームは電極のがあり、その場合は、ステアリング電極（SG）と孔軸から変位するため、4.2.に記述したように、も呼ばれる。引き出された負イオンは、引出電極

電極孔の静電レンズ効果によっても、負イオンビの磁場の影響をあまり受けずにほぼ直進し、接地ームレットは偏向してしまい、しかもこの効果の電極（GG）に向かって所定のエネルギーまで加方が大きな影響を及ぼす。そこで、接地電極また速される。多段加速の場合は、各加速段に対応しは電子抑制電極の孔軸を変位させることにより、て加速電極（AG）を加えることにより、数 100keV

この負イオンビームレットの引出電極の磁場に以上の高エネルギーまで負イオンを加速する。正

よる偏向を補正している。孔軸変位によるビーム

レット・ステアリングは、線形的に重ねることができるので、引出電極磁場による偏向を補正するための孔軸変位量を大面積ビームの収束のための孔軸変位量に足し合わせることが可能である。
図 22(a)に、大面積多ビームレットを収束させる
ために接地電極の孔軸を変位させたときのビー
ムプロファイルを示す[36]。引出電極の磁場により負イオンビームレットが 1 列おきに逆方向に偏向するため、全体としてビームが分離しているのがわかる。この引出電極磁場による負イオンビー
ムレット偏向を補正するための孔軸変位を接地電極に対して線形的に足し合わせたときの結果を図 22(b)に示す。全てのビームレットが収束されているのがわかる。こうした負イオンビームレ
ットのステアリングは、電子抑制電極の孔軸に対しても行うことが可能であり、その場合、この電Fig. 23 大型ヘリカル装置の負イオン NBI システ
ムに使用されている負イオン源。左はアーク放電
室からの写真、右はビーム下流から接地電極を臨んでいる写真。

極はステアリング電極として働く。
負イオン源の仕様は 180keV-30A であり、水素

111.2 m downstream

1.2

(a)

0.8
0.6
0.4
0.2

Current Density (a.u.)

Current Density (a.u.)

1.2

111.2 m downstream

ガスを使用している。アーク放電室の大きさは、(b)

断面が 35cmx145cm、深さが 21cm で、周方向に0.8

永久磁石が配置されたラインカスプ磁場で覆われている。また、35cm の間隔で 1 対の強力な永0.6久磁石列が長手方向に配置されており、それによ

0.4

りプラズマ電極前面に外部磁気フィルターが形

0.2

成されている。磁気フィルターの強度は中心付近

0-30 -20 -10 0 10 20 30
Horizontal (X) Position (cm)

0-30 -20 -10 0 10 20 30
Horizontal (X) Position (cm)Fig. 22 大面積多孔電極から引出し・加速された負イオンビームのプロファイル。
（ａ）多ビームレットを収束させるために接地電極の孔軸を変位させたとき、および（ｂ）引出電極磁場によるビームレット偏向を補正するための孔軸変位を（ａ）の接地電極の孔軸変位に足し合わせたとき。

で約 50G である。Cs オーブンがアーク室の天板に 3 個取り付けてあり、バルブの開閉及びオーブン温度により、Cs の導入レートを制御している。
負イオン加速器は、4 枚電極 1 段加速で、770 のビーム孔が設けられている。ビーム面積は25cmx125cm で、長手方向に 5 分割されており、各々が 13m 下流の共通の焦点位置を向くように角度をつけて接続されている。同時に、各分割電極のビームレットが共通の焦点に向かって偏向7.3. 大型負イオン源の実例するように接地電極の孔軸を変位させている。プ
ラズマ電極は Mo 製で、電極温度を 200℃以上に前述したように、負イオンを用いた NBI システム

保てるよう熱的に絶縁されている。引出電極と接は 1996 年に JT60U トカマク装置に、1998 年に

地電極は銅製で、各孔列間に水冷管を埋め込んで大型ヘリカル装置（LHD）において初めて実用化

強制水冷を行っている。引出電極には、電子抑制

された[37,43]。図 23 に、大型ヘリカル装置の負のための永久磁石が水冷管に沿って埋め込まれイオン NBI システムで使用されている負イオンている。引出電極孔の内部は下流に向かってテー

源の写真を、図 24 にその構造図を示す[44]。

パー状に拡がっており、電子抑制電極との組み合わせにより、2 次電子の加速空間への漏洩を防止

図 25 に JT-60U トカマク装置の負イオン NBIしている。負イオンビームレットの引出電極磁場システムに使用されている負イオン源の構造をによる偏向の補正は、電子抑制電極の孔軸変位に示す[46]。負イオン源の仕様は 500keV-22A で、より行っているので、電子抑制電極はステアリン

重水素ビームを生成している。アーク放電室は、グ電極でもある。負イオン電流はアーク電力に比

断面が「かまぼこ」のような半円筒形状をしてお例して増加し、180keV-30A が達成されている。

り、直径 2ｍ、長さが 1.7m である。プラズマ電

アーク効率は概ね 0.15〜0.2A/kW である。ビーム

極に 3〜5kA の電流を流すことによってフィルタ

発散角は 10mrad 以下である[45]。

ー磁場を形成する PG フィルターを利用している。ビーム面積は 45cmx110cm で、5 分割されており、各々216 のビーム孔が設けられている。加速器は 6 枚電極 3 段加速である。また、半円筒状のアーク室にすることにより、プラズマ損失面積とプラズマ体積の比を最小にしてプラズマ閉じ
込め性能を高くした結果、0.3Pa（2mTorr）以下の低ガス圧力での動作が可能である。

Fig. 25 JT-60U トカマク装置の負イオン NBI シス
テムに使用されている負イオン源の構造

7.4. ITER-NBI システム用負イオン源
国際協力によりフランスに建設される ITER（国際熱核融合実験炉）では、1MeV-40A の重水素負イオン源を用いた NBI が計画されている。図 26にその概念図を示す[47]。参考設計では、ビーム
面積が 1.64mx0.6m で、合計 1300 個のビーム孔
Fig. 24 大型ヘリカル装置の負イオン NBI システ
ムに使用されている負イオン源の構造図。下図は負イオン引出し・加速電極系を示す。

が設けられており、5 段加速により 1MeV までビームを加速する。そのため、1MV 耐圧の絶縁物や電極支持のシールド構造等により、巨大な加速器となっている。プラズマ源は「かまぼこ」型のア
ーク室を用いたフィラメント・アーク放電方式で

あり、イオン源の大きさは、直径 3.3m、高さ 2.6

重水素負イオンが得られている。RF プラズマ生ｍにも及ぶ。

成部の構造は基本的に図 11 に示す RF 正イオン源と同じであるが、巨大な ITER-NBI 用負イオン源に適用すべく、複数個の RF プラズマ生成部をプ
ラズマ拡張室の天板に配置する構造の設計が代替案として提案されており、それに向けた各種
R&D が行われている。

8. おわりに
核融合プラズマの主要な加熱機器である NBI シ
ステムに用いられる大型の正負水素イオン源に
Fig. 26 ITER で計画されている NBI システム。
1MeV-40A の重水素負イオン源が必要である。

ついて、大体積におけるイオン源プラズマ生成お
おび大面積のビーム引出し・加速に焦点を当てながら、その特徴について記述した。これらの特徴

加速器の構造をシンプルにして高電圧機器のは、数 MW～数 10MW の大電力ビームを生成す

コスト低減を図るため、ビームレットをいくつか

る NBI 用イオン源にとって、イオン源プラズマのにまとめた束にして、1MV に 1 段で加速する方生成効率、ビームの加速効率等の動作効率と密接式（SinGAP）が代替設計として提案されているに関係しており、電力効率を上げると共に機器の[48]。この場合の加速ギャップ長は約 1m になる損傷を防ぐ意味でも極めて重要である。

が、電子の加速の抑制、耐電圧等、解決しなければならない課題が多い。

現状の NBI システムで使用されている大型の正イオン源については、ほぼ完成された技術であり、今後は、RF イオン源の最適化に向けた研究が行われるであろう。一方、大型の負イオン源に関しては、実際の負イオン NBI システムで使用されるようになったものの、数多くの課題が残されている。プラズマ中を横切るフィルター磁場の存
在はプラズマの不均一性を引き起こしており、ビームの均一性を向上させるためには解決しなければならない問題である。加速電子の抑制も電極
熱負荷の低減のために必要であり、負イオンビー
ムの高エネルギー加速に伴う耐電圧の問題も存

Fig. 27 RF 負イオン源の構造在する。また、フィラメントの寿命によりメンテ
ナンス周期が規定されるフィラメント・アーク放プラズマ源として 1MHz 程度の RF 放電を利用した方式の負イオン源が最近開発されている[49]。図 27 にその構造を示すが、円筒状の絶縁管電方式に対して、損耗部を有しない RF 負イオン源の開発もさらに進める必要があろう。
こうした課題の解決は、ITER-NBI システムのにコイルを巻き付け、RF 誘導放電により生成し実現に必要な 1MeV-40A の負イオン源の開発にた高密度プラズマをプラズマ室に拡張・拡散させ向けて必須であると言える。NBI 用イオン源は、て、フィルター磁場を用いて負イオンを生成す

加速器で使用される正負水素イオン源と原理的る。小型のイオン源で、ビーム面積も小さいながには同じ部分が多いが、実際に使用される条件がら、Cs を導入することにより、20mA/cm2 以上の非常に異なっていることから、イオン源規模、ビーム電流、ビーム加速方式等、その構造に大きな違いがある。一方で、原理的に同一な点に着目して、加速器および NBI 用イオン源の研究者は同じ
テーブル上で議論することも多い。今後もこのよ
うに、互いにフィードバックさせながら、水素イオン源の開発を進めていくことになるであろう。
参 考 文 献[1] Yasuhiko Takeiri, "Giant Ion Sources for Neutral
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