J. Plasma Fusion Res. Vol.99, No.4 (2023) 120-126

研究最前線

LHD 重水素プラズマにおける核弾性散乱効果の観測実験
Observation Experiment of Nuclear Elastic Scattering Effects
in LHD Deuterium Plasma
松 浦 秀 明，小 川 国 大 1 ，2 ），磯 部 光 孝 1 ，2 ），長 壁 正 樹 1 ，2 ），西 谷 健 夫 3 ），川 本 靖 子 1 ），杉 山 翔 太 4 ），木 村 建 斗，梅 崎 大 介

MATSUURA Hideaki, OGAWA Kunihiro 1 ，2 ）, ISOBE Mitsutaka 1 ，2 ）, OSAKABE Masaki 1 ，2 ）, NISHITANI Takeo 4 ）,KAWAMOTO Yasuko 1 ）, SUGIYAMA Shota 4 ）, KIMURA Kento and UMEZAKI Daisuke
九州大学大学院工学研究院， 1 ）核融合科学研究所， 2 ）総合研究大学院大学，
名古屋大学大学院工学研究院， 4 ）量子科学技術研究開発機構

3）（原稿提出：2023年 2 月 1 日）

高温プラズマの散乱過程としては Coulomb 散乱が支配的であるが，イオンのエネルギーが高まると散乱過程に核力の影響（核弾性散乱）が現れる．核弾性散乱が核燃焼プラズマに及ぼす影響については，古くより数値解析による予測がなされてきたが，実験による検証は十分とは言い難い．近年，著者等は LHD（Large Helical
Device）重水素プラズマを対象に核弾性散乱効果の検証実験に取り組んだ．核融合研究は，MeV オーダーのイ
オンによって核燃焼を維持する核融合プラズマの実現に挑戦する段階にあり，核弾性散乱の影響はその大小はあるにせよ計測値に様々な形で現れる可能性がある．本稿では，最近の LHD 実験における，核弾性散乱効果を対象とした研究の現状を紹介する．
Keywords:
nuclear elastic scattering, Coulomb scattering, DD fusion reactivity, neutron decay time, ion heating,Boltzmann–Fokker–Planck model

1 ．はじめにではない．核弾性散乱効果は，粒子のエネルギーが増加

粒子のエネルギーが高まると，散乱過程に核力の影響すると，より大きく現れると予想されている．それは，が現れる．核燃焼の維持には，MeV オーダーのエネルギー

核弾性散乱が一度の散乱で大きな割合のエネルギーを受を持つ核融合反応生成イオンが重要な役割を果たす．高け渡す大角度散乱であり，また散乱によって輸送される

速イオンによるバルクプラズマの加熱は粒子の散乱を介エネルギーは粒子エネルギーと共に増大するためである．

して行われるため，核燃焼プラズマにおける高速イオン

核弾性散乱はイオン－イオン間の散乱過程である．将の基本的な散乱現象・減速過程を正確に把握しておくこ

来の核融合炉で想定される高エネルギー NBI（neutralとは重要である．

beam injection）加熱（Coulomb 散乱を仮定）や電子サ粒子のエネルギーが高まると，実測されるイオン間の散乱断面積は，Coulomb 散乱断面積とは異なる値を取る．
実測値から純粋な Coulomb 散乱の寄与を除いたものは核弾性散乱断面積と定義される［1］．図 1 に陽子－重陽子（p-d），陽子－トリトン（p-t），陽子－ 3He（p-3He）間の核弾性散乱断面積を実験室系における陽子エネルギーの関数として示す［2］．核弾性散乱断面積の絶対値は，DT（deuterium-tritium）核融合断面積のピーク付近の値より若干小さい程度である．図に示した核弾性散乱断面積
は，陽子エネルギーが数 MeV 程度まではエネルギーの増加と共に増加し，その後緩やかに減少する．核弾性散乱が有意に生じるには，およそ80 keV 以上の陽子エネルギー

図1が必要であるが，それ以上のエネルギー領域においては，
核融合反応断面積のように桁に及ぶ大きな変化がある訳

陽子エネルギーに対する核弾性散乱断面積（陽子−重陽子（p-d），陽子−トリトン（p-t），陽子−3He（p-3He））［2］．

Kyushu University, FUKUOKA 819-0395, Japancorresponding author’s e-mail: matsuura@kyudai.jp

120Ⓒ2023 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchFront RunnerObservation Experiment of Nuclear Elastic Scattering Effects in LHD Deuterium Plasma	

H. Matsuura et al.

イクロトロン共鳴加熱が電子加熱を促進する中で，イオ

クオンテイル）が形成される．反跳されるバルクイオン

ン加熱を促進する核弾性散乱過程は重要な役割を果たすが燃料イオン（例えば重陽子）の場合は，核融合（例え可能性がある．

ば DD（deuterium-deuterium））反応率係数が変化する

散乱の影響を観る際に，（1）散乱の起こり易さ（断面ことになる［8］．核弾性散乱の影響は，核融合反応で生成積）と，（2）散乱が起こった時のインパクト（散乱当たりされる粒子の放出スペクトルにも及び［11，12］，その高速の輸送エネルギー），の両者を考慮する必要がある．両イオン診断への応用が検討されている．

者を勘案した物理パラメータとして“エネルギー損失率

上述の通り，高速イオンが核弾性散乱を起こすと，そ［J / s］”と言う指標が存在する．核弾性散乱によるエネの減速（イオン加熱）が促進されるが，状況によっては，ルギー損失率は，イオンエネルギーの増加と共に上昇し，あたかも高速イオンの減速が核弾性散乱によって遅れた

概ねイオンのエネルギーが 1 − 3 MeV 辺りでイオン同士のかのように観える場合がある．ここでは，“高速イオン－

Coulomb 散乱によるエネルギー損失率と同程度の値に近高速イオン”間のエネルギー輸送を対象として議論する．
例えば，重水素プラズマに 60 keV の重水素ビームを入

づく［3，
4］．
Coulomb 散乱は微小角の散乱過程として取り扱われる

射した場合を考える．ビーム重水素とバルク重陽子の DD場合が多いが，核弾性散乱は大角度の散乱過程と見なす

核融合反応により中性子が発生する．ビーム入射をしばらことができる．微小角散乱過程では，散乱当たりの輸送

く維持し，中性子発生率がほぼ一定となった後，60 keV

エネルギーが小さく，高速イオンは多数の散乱を繰り返の重水素ビームを切断すると，中性子発生率は速やかにしながら徐々にエネルギーを失う．この様な現象は，一低下（減衰）する．中性子発生率がビーム切断時の 1 / e ま

般に Fokker–Planck（FP）方程式を用いて記述できるこで減衰するのに要する時間を中性子減衰時間 τn と定義すとが知られている．大角度散乱は，理論上，高速イオン

る．中性子発生率の減衰中に，もし 180 keV の軽水素ビーが持っている全てのエネルギーを一回の散乱で失う場合

ムが入射されていた場合，どの様なことが起こるであろもある不連続（discrete）なエネルギー変化を伴う散乱現

うか．LHD においては，軽水素ビームが入射されなかっ象であり，FP 方程式でその現象を正確に記述することはた場合と比較して，DD 反応による中性子発生率の減衰が難しい．

遅れる（中性子減衰時間が増大する）様子が複数のプラズ

JET（Joint European Torus）において，DT 反応で発マで観測されている［7，9］．中性子減衰時間の増加は，即生した α 粒子の核弾性散乱による中性子放出スペクトルの

ち，60 keV ビームで形成された高速重陽子の Maxwell 分

歪みや高速イオンの増加を捕らえた実験が存在する［5，6］布への緩和時間が増加することを意味し，何らかのプロが，高エネルギーイオンによって引き起こされるこの様

セスで高速陽子から減速途中の高速重陽子にエネルギーな現象を，既存の装置で観測するのは簡単ではなく，工が輸送された可能性が考えられる．高速陽子から高速重夫が必要である．それは，これまで核弾性散乱効果に対陽子へのエネルギー輸送過程には，大きく 3 種類のチャンする検証実験が少なかった理由のひとつと思われる．著

ネルが存在すると考えている（図 2 ）．ひとつ目は，①軽者等は，2017 年の LHD 重水素プラズマの点火以降 6 年に水素ビーム－減速途中の高速重陽子間の Coulomb 散乱を渡って，核弾性散乱効果を観るための実験を実施した［7-

介したエネルギー輸送チャンネルである［13］．二つ目と9］．本稿では，主な観測データに基づいて，核弾性散乱効

して，②軽水素ビーム－減速途中の高速重陽子間の核弾

果の検証実験研究の概要について紹介する．

性散乱を介したエネルギー輸送チャンネルがある．但し，この過程は，僅かなビーム成分間の 2 次の衝突項であり，加えて核弾性散乱断面積が Coulomb 散乱と比較して小さ

2 ．核弾性散乱効果と実験の概要
現状，核弾性散乱が関わる全ての現象を一括りに核弾

いため無視できる．三つ目に③軽水素ビームのエネルギー性散乱効果と呼称している．核弾性散乱そのものは，高が核弾性散乱を介して，一旦バルク重陽子に輸送され，速イオンが存在すれば必ず生じる基本的な現象であり，反跳されたバルク重陽子が減速途中の重陽子群のエネル

影響の大小はあるにせよ，その効果は様々な形で諸々のギーソースとなる現象が考えられる．これは，バルク重事象に現れ得る［10］．高速イオンはバルク粒子による散乱を受けて減速（バルク粒子にエネルギーを付与）するが，
Coulomb 散乱の場合，イオンのエネルギーが増加すると電子へのエネルギー付与割合が高まることが知られている．Coulomb 散乱に加えて核弾性散乱を考慮に入れた場
合，高速イオンとバルクイオン間に新たなエネルギー輸
送チャンネルが開かれ，核弾性散乱を考慮しない場合と比べてバルクイオンへのエネルギー輸送率が増加する（高速イオンの減速が促進される）．核弾性散乱による大角度
散乱を介して一度に大きなエネルギーを付与されたバルクイオンは，高速領域に反跳される．連続的な反跳の積

図2

み重ねにより，高エネルギー領域に非 Maxwell 成分（ノッ121

ビーム入射重水素プラズマにおける，高速陽子-高速重陽子間のエネルギー輸送チャンネル．

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.99, No.4

April 2023

陽子を介した核弾性散乱による高速イオン間の“間接的”以下の高純度の軽水素を使用した．また，僅かなノックなエネルギー輸送チャンネルと見なせる［9］．この過程でオンテイル成分を捕えるために，高速イオンに強い感度は，バルク重陽子の数密度が減速途中の高速重陽子密度をもつ DD 反応の利用を想定した．100 keV の重陽子エネ

より数桁大きいため，核弾性散乱頻度が Coulomb 散乱頻

ルギーに対する DD 反応の断面積は，2 keV の値と比べて度よりも小さいにもかかわらず，Coulomb 散乱を介した

約 6 桁大きくなるため，DD 反応を用いることにより，僅輸送過程①と同程度の値になり得る［9］．①のエネルギー

かな高速イオンの存在を確認することが可能となる．DD

輸送率は，重陽子ビームの切断後急速に低下するのに対反応率の変化は，反応で発生する中性子発生率を計測すして，③のエネルギー輸送率は，バルク重陽子及び軽水ることで確認することができる．但し，イオン温度が高素ビーム分布関数が変化しなければ，ほぼ一定値を維持すぎると熱核融合反応率が高まるため，ノックオンテイ

することが特徴である．この様に，“高速イオン－高速イ

ル形成による反応率変化量が相対的に小さくなり，計測オン”間においても，核弾性散乱がエネルギー輸送過程の感度が低下する．反対にイオン温度が低すぎると，僅に関わる可能性があり，ビームエネルギーが 180 keV 程度

かなプラズマ揺動で熱核融合反応率が敏感に変化するたであっても，条件によっては核弾性散乱効果を観測する

め，反応率の変化をノックオンテイル形成によるものとことが可能になると考えた．

断定することが難しくなる．実験では，これらの考察か

図 3 に，核弾性散乱によって形成されるノックオンテ

らイオン温度を 2 keV 程度にすることを目標とした．最後

イル（赤線），及び軽水素ビームに不純物として含まれるに重要なのは，電子温度である．Rutherford の微分散乱

重水素により形成される減速重水素分布関数（青線及び断面積は相対速度の 4 乗に逆比例するため，高速イオンは，

緑点線）の解析例を示す．解析では，180 keV，2 MW のその大きな割合のエネルギーを相対速度がより小さい電

軽水素ビームを入射したイオン温度 2 keV の重水素プラズ

子に選択的に受け渡して減速する．電子温度が低いと減マを想定し，Boltzmann–Fokker–Planck（BFP）解析［14］速効果が強まる．今回の実験では，その効果は，高速ビーにより分布関数を評価した．予想されるノックオンテイル

ム陽子と重陽子分布関数上のノックオンテイルの 2 種類（赤線）の大きさはバルク Maxwell 分布のピークより 4 −の高速イオン成分を介して 2 重に効くため，電子温度の5 桁程小さく，軽水素ビームに 1 % 程度のモル比（ξ）で影響は大きな因子となることが予想された．特に，軽水含まれる重水素による減速分布（青線）と比較しても約 1

素ビームの通過領域（プラズマ中心部）の電子温度は重桁小さい．このような状況でノックオンテイルを捕える要である．実験では，中心電子温度ができる限り 10 keV

ためには，工夫が必要である．実験では，重陽子分布関以上となることを目標とした．

数上のノックオンテイルとビーム入射による減速分布を

3 ．実験結果識別するため，入射するビームイオン種として軽水素を選択した．ここで，軽水素の中に天然存在比として僅か

本節では，LHD で観測された結果より，3．
1 ノックオに含まれる重水素の存在に注意が必要である．重水素のンテイル形成による核融合反応率の上昇，3．2 核弾性散

天然存在比は 0.015 ％（N / A）程である．天然存在比の重乱による高速イオン間のエネルギー輸送を示唆する中性

水素を含むと仮定した軽水素ビームを入射した場合の減子減衰時間の遅れ，3．3 他に実施した実験の概要につい

速分布（核弾性散乱を考慮しない場合）を，図 3 に点線（緑て述べる．

線）で示している．軽水素に含まれる重水素の混入割合は，

3．
1

DD 反応率に対する核弾性散乱効果の観測

計測精度を高める観点から，できるだけ少なくすること最初に，第 21 サイクル LHD 実験で得られた代表的な結が望ましい．実験では，含まれる重水素のモル比が 1 ppm

果を示す．実験では，電子密度 0.5 × 1019 m － 3，イオン温度 2 keV，中心電子温度 10 keV 程度の重水素プラズマに，
高純度の軽水素ビーム（ビームエネルギー180 keV，入射
パワー 4 MW）を放電開始後 3.8 s に入射した．図 4 に，入射前後の（a）ビームパワー，（b）電子温度，（c）電子密度，（d）イオン温度，（e）中性子発生率 Sn の時間推移

を 示 す． 中 性 子 発 生 率 は，235U fission chamber（FC），
10

B 及び 3He 比例計数管の 3 種類の検出器［15］で計測されるが，ここでは FC 及び 10B 比例計数管の値を示している．
水素ビーム入射直後（3.8 s）に中性子発生率が上昇を開始し， 1 桁程度上昇している様子がわかる．水素ビーム入射前に 2.0 keV 程であったイオン温度は，最大 2.6 keV 程まで上昇しているが，この温度変化では，中性子発生率の増加量を説明できない．図 5 に BFP 解析の結果を示す．
図3

点線（緑）は，熱核融合による中性子発生率の時間推移（橙軽水素ビーム入射時のノックオンテイル（赤線），軽水素
ビームに混入した重水素が形成する重陽子減速分布関数
3He
反応断面積．
（青
［1%］
及び緑点線
［N/A］
）
，及び D
（d,n）

色点線は軽水素ビームを入射する直前の発生率）である．
実験では高純度の軽水素ビームを使用したが，NBI 装置
122

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H. Matsuura et al.

定したパラメータにおいて BFP 解析は実験で観測された
約 1 桁の中性子発生率の上昇幅を概ね再現可能であることがわかる．但し，実験においては，何らかの事由で軽水素ビーム中に 0.2 ％を超える重水素が含まれており，その影響で中性子発生率が上昇した可能性も完全には否定できない．第 21 サイクルの実験でノックオンテイル形成を示唆する結果は得られたものの，この実験のみではその断定には至らず，ノックオンテイルの形成を結論付けることは断念した．
翌年度，再度実験に挑戦した．その結果を図 6 に示す．
図 4 と同様，入射前後の（a）ビームパワー，（b）電子温度，（c）電子密度，（d）中性子発生率 Sn の時間推移を示している．但し，イオン温度については，計測精度を高めるた
め，CXS（charge exchange spectroscopy） に よ る 測 定を行った．図では，経過時間 3.6 及び 4.6 s 付近の両時刻で中性子発生率に鋭いピークが観られるが，これは，イオ
ン温度を計測する目的で垂直方向の重水素ビームを短パ
ルスで入射したためである．この実験においても，前年度（図 4 ）と同様に高純度軽水素ビームを入射した直後（3.8 s）より 1 桁以上の中性子発生率の増加が観測された．
発生率の増加量はプラズマ条件によって変化するが，同様の結果は複数のショットで確認されている．高純度軽水素ビーム入射前後において，イオン温度はそれぞれ 2.11
及び 2.37 keV であった．熱核反応による中性子発生率の増加は，1.6 倍程度と見積もられ，このショットにおいても，実測された中性子発生率の増加はイオン温度では説明できない．
図4

重水素プラズマに高純度軽水素ビームを入射した場合のプラズマ状態の時間推移．

図5

軽水素ビーム中の重水素混入割合毎の中性子発生率の時間推移（実験条件は図４に相当）．

のコンディショニング等により，軽水素ビーム中に予期せず重水素が含まれていた可能性もある．青線は，軽水
素ビーム中に 0.02，0.2，1 ％モル比の重水素が混入していたと仮定した場合の，ビーム重水素とバルク重陽子間のDD 反応による中性子発生率であり FP 計算により評価した．赤線は，BFP 解析によるノックオンテイル形成を考図6

慮した場合の中性子発生率の時間推移である．まず，仮123

高電子温度の重水素プラズマに高純度軽水素ビームを入射した場合のプラズマ状態の時間推移．

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第 22 サイクル LHD 実験では，前年度の実験で懸念点

ムが無い場合（青の点線）， 2 本の軽水素ビームを入射しとなっていた軽水素ビームへの重水素混入の可能性を調た場合（赤），の 3 ショットについて，中性子発生率（縦軸）

べるための実験も実施した．結果を図 7 に示す．図にはを自然対数表示として示す．軽水素ビームを入射した場

3 つのショットを重ねて示している．中性子発生率 Sn は，合，軽水素ビームが無い場合と比較して，その入射パワー

低発生率域で感度が高い 3He 比例計数管の値を示した．

に応じて中性子減衰時間が増加している様子が観られる．

ショットでは，いずれも電子温度を 2 keV 程度に抑えた．

これらのショットでは，中性子減衰時間の増加は，軽水

前述の通り，このような低電子温度では，中性子発生率

素ビーム入射による電子温度・電子密度変化からは説明にノックオンテイル形成の影響は現れ難くなる．これらできなかった［9］．

のショットでは，いずれも中性子発生率は 1011 s － 1 程度の温度，密度，入射パワーが異なる複数のショット条件値であった．発生率の一部には熱核融合やノックオンテ

に対して，FP モデルで計算した中性子減衰時間（τFP）をイル形成に起因するものも含まれると考えられるが，仮横軸として，FP・BFP 解析値（丸印），実験による観測に，もし全てが軽水素ビームに混入していた重水素によ結果（四角）を同じ図面にまとめた（図10）．解析値（丸るものと見なしても，その混入密度比は 0.02 ％程度と推印）は，（1）軽水素ビームの入射が無い場合（黒），（2）軽定された．以上の議論から，我々は，中性子発生率の上

水素ビームを入射しているが核弾性散乱を考慮しない場

昇はノックオンテイル形成による可能性が高いと考えている［8］．
3．2

核弾性散乱を介したエネルギー輸送

本節では高速重陽子の減速挙動を観測することによって核弾性散乱を介したエネルギー輸送過程を捉えた実験例を紹介する．図 8 に代表的な実験における（a）ビームパ
ワー，（b）電子温度，（c）電子密度，（d）中性子発生率 Sn の時間推移を示す．実験では，軽水素及び重水素ビームを入射した重水素プラズマにおいて，放電開始後 4 s に重水素ビームのみを切断した．切断後，中性子発生率が速やかに低下している様子がわかる．中性子発生率が重水素ビー
ム切断前の値の 1 / e となる中性子減衰時間に注目する．図9 に，図 8 の中性子減衰過程（緑）に加えて，軽水素ビー

図8

図7

低電子温度の重水素プラズマに高純度軽水素ビームを入射した場合のプラズマ状態の時間推移．

重水素ビーム切断後の重水素プラズマ状態の時間推移．

図9

124

重水素ビーム切断後の中性子発生率の減衰．

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H. Matsuura et al.

は，高速陽子及びバルク重陽子分布関数が重水素ビーム
切断後少なくとも 100 ms 程は定常に維持されるため，ほぼ一定値を取る．注目点は，この実験条件において，ビー
ムエネルギーが 180 keV 程度，かつ核弾性散乱断面積がCoulomb 散乱断面積より数桁小さいにも関わらず，バルク重陽子密度が減速途中の重陽子密度より数桁大きいため，両輸送パワーが同オーダーの値となり得る点である．
間接的な輸送パワーは核弾性散乱効果が有意に現れるか否かの，ひとつの指標となると考えている．
3．3

その他の実験

核弾性散乱効果の確認のため，他にもいくつかの実験を試みたので紹介する．ひとつは，僅かな軽水素を含む

図10 FP 解析に基づく中性子減衰時間（τFP）に対する中性子減
衰時間の測定値及び BFP・FP 解析値（τn）．

重水素プラズマ（トロイダル磁場 2.75 T）に，37.5 MHz，
1.45 MW 程の高周波加熱を施し，生成される高速陽子の合（FP，緑），（3）軽水素ビームを入射し核弾性散乱を考

核弾性散乱による重陽子速度分布関数上のノックオンテ

慮した場合（BFP，赤），の 3 種類である．解析では重陽

イル観測を試みた実験である．軽水素ビームを入射した場

子の閉じ込め時間を 40 ms とした．実験結果（四角）は，合と同様に，高周波入射直後に，加熱だけでは説明でき

軽水素ビーム入射が無い場合（黒）と有る場合（赤）の 2ない中性子発生率の上昇が観測された．実験では，NPA種類である．中性子減衰時間は，軽水素ビームから減速（neutral particle analyzer）による，重陽子・陽子の高途中の重陽子への，Coulomb 散乱，及び核弾性散乱によ速成分の計測も実施しており，現在，解析・検討を進め

るバルク重陽子の反跳を介した“間接的”なエネルギーているところである．

輸送によって増加する．核弾性散乱を考慮した場合の中

本稿では，DD 中性子を利用した観測実験・解析につ性子減衰時間は，実験で得られた値とほぼ同程度の値といて述べてきたが，DD 反応と比べて断面積により急峻なっていることがわかる．

なエネルギー依存性を持つ 6Li（d，p）7Li ＊ 反応の利用も最 後 に， 軽 水 素 ビ ー ム か ら 減 速 途 中 の 重 陽 子 へ の考えられる．同反応で生成される励起状態の 7Li ＊ は，基Coulomb 散乱による加熱率と，核弾性散乱によるバルク底状態に遷移する際に 0.48 MeV のガンマ線を放出する．

重陽子の反跳を介した“間接的”な加熱率を BFP 解析に

6より評価し，比較した．解析では，図 8 で示したショッ

100 keV 以下のエネルギーを持つ重陽子が反応にほとんトを想定した．重水素ビームを切断した後の，軽水素ビー

ど関与しないため，バルク状態の揺動を気にせずノック

ムから重陽子減速成分へ輸送されるパワーの時間推移をオンテイルの形成を観測できる可能性がある．実験では，

図11 に示している．（1）緑色の実線は，高速陽子から減速

LiF（95 ％濃縮 6Li）粉末を加熱整形して，直径 1.3 mm 高

途中の重陽子に，Coulomb 散乱を介して輸送されるパワー

さ 1 mm 程度の円柱状焼結ペレットを製作し，これを，高である．一方赤線は，（2）高速陽子の核弾性散乱によりバ

純度軽水素ビーム加熱を施した重水素プラズマに入射しルク重陽子が反跳され，重陽子の減速成分へ“間接的”た．ペレット入射後の 6Li（d，p）7Li ＊反応で発生するガンLi（d，p）7Li ＊ガンマ線生成核反応は，DD 反応と異なり，に輸送されるパワーを示している．Coulomb 散乱を介しマ線を十分な鉛遮蔽を施した LaBr（Ce）シンチレーショ

た輸送パワー（1）は重水素ビーム切断後，重陽子減速分布

ン検出器で，同時に Li の空間分布を CXS で計測した．結が Maxwell 分布へ緩和するにつれ急速に減少する．一方，果については，現在，解析・検討を進めているところで

核弾性散乱を介して“間接的”に輸送されるパワー（2）ある．

4 ．おわりに
核弾性散乱の影響は様々な形で現れる可能性があるが，一連の LHD 実験においては，反応率係数及び高速イオンの減速に関する基本的ないくつかの現象に絞って，その観測に挑戦した．観測においては，LHD に備わっていた下記の特徴が幸いしたと考えている．（1）180 keV negativeNBI 装置が設置されていたこと，（2）プラズマ体積 30 m3に対して，10 MW を超えるビームが設置されており，ビー
ム加熱パワー密度が大きかったこと，（3）イオン及び電子温度のカップリングが弱く，ノックオンテイルの成長に必要な高電子温度と，計測感度を高めるための低イオン
図11

温度が両立できたこと，（4）軽水素ビーム中の重水素混入

 ーム入射高速陽子からビーム入射高速重陽子へのビ
Coulomb 及び核弾性散乱を介した輸送パワーの時間推移．

割合を低下させ軽水素の純度を高めるための設備が予め
125

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.99, No.4

謝設置されていたこと，また，（5）高性能の計測機器が充実

April 2023

辞

20KLPH047）
本研究はNIFS 一般共同研究（17KLPH029，

していたこと，等である．
イオン及び電子温度が同程度となる装置では，LHD 実で実施されました．実験において多くの有益なアドバイ験で採用した手法そのままでは，計測感度が低下する可スをいただきました LHD 実験グループの皆様に深く感謝

能性も考えられ，測定にはさらに工夫が必要となるかも申し上げます．

しれない．しかし，核弾性散乱に伴うエネルギー輸送率
自体は，ビームエネルギーや温度の上昇と共に大きくな参考文献ることを強調しておきたい．今後，より高いビームエネ［ 1 ］J.J. Devaney and M.L. Stein, Nucl. Sci. Eng. 46, 323(1971).
［ 2 ］S.T. Perkins and D.E. Cullen, Nucl. Sci. Eng. 77, 20(1981).
［ 3 ］Y. Nakao et al., Nucl. Fusion 21, 973 (1981).
［ 4 ］H. Matsuura et al., Nucl. Fusion 39, 145 (1999).
［ 5 ］J. Källne et al., Phys. Rev. Lett. 85, 1246 (2000).
［ 6 ］A.A. Korotkov et al., Phys. Plasmas 7, 957 (2000).
［ 7 ］H. Matsuura et al., Nucl. Fusion 60, 066007 (2020).
［ 8 ］H. Matsuura et al., Nucl. Fusion 61, 094001 (2021).
［ 9 ］H. Matsuura et al., Phys. Plasmas 29, 092502 (2022).
［10］松浦秀明 他：プラズマ・核融合学会誌 91, 449 (2015).
［11］L. Ballabio et al., Phys. Rev. E 55, 3358 (1997).
［12］M. Nocente et al., Nucl. Fusion 53, 053010 (2013).
［13］H. Nuga et al., Nucl. Fusion 59, 016007 (2019).
［14］H. Matsuura et al., Plasma Phys. Control. Fusion 53,
3035023 (2011).
［15］M. Isobe et al, Nucl. Fusion 58, 082004 (2018).

ルギーに対してそれなりの工夫をし，将来的な炉心プラ
ズマに，より近い状態で核弾性散乱効果を捕える実験が望まれる．ノックオンテイル形成と言う現象自体は，言わば核弾性散乱効果のひとつの象徴にすぎない．ノック
オンテイルの形跡を確実に確認しておくことは重要であるが，そこに留まらず，核弾性散乱が生み出す新しいイ
オン間のエネルギー輸送チャンネル，その核燃焼プラズ
マ内のパワーフローへの影響について理解を進めておく
ことが本質であろう．併せて，エネルギー輸送過程を解析するための，より詳細なモデルについても検討が必要である．実験では，正確な高速イオン速度分布関数を想定可能な NBI 加熱を用いたが，核弾性散乱研究が本来対象としてきたものは，核融合反応で生成される 1 MeV を超える核融合反応生成イオンであることは言うまでもな
い．未来の核融合プラズマの核燃焼維持に重要な役割を果たす高速イオンの散乱現象・減速過程の，より正確な理解に引き続き取り組んでいくことが望まれる．

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