J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.2 (2013)８
７‐８８

小特集

重イオン慣性核融合のためのエネルギードライバー開発の進展
Progress of High-Power-Accelerator Research for Heavy Ion Fusion

１．はじめに
堀岡一彦
東京工業大学（原稿受付：２
０
１
３年１月１
８日）

１．はじめに×電流（粒子フラックス）で表される．また，燃料標的の数年前に慣性核融合を目的とした MJ 級のレーザー施設

爆縮を駆動する時間は１０nsec 程度である．加速電圧ととも（NIF: National Ignition Facility，国立点火施設）が米国で完にイオンの質量を増加させれば，爆縮に必要なエネルギー

成し，点火実証に向けた研究が進められている．また，フを標的の適切な領域に付与できる．したがって，粒子ビー

ランスでも同様の大型レーザー施設（（LMJ: Laser Mega

ム慣性核融合はパラメータマージンが大きく，100 TW×Joule）計画）が完成しつつある．NIF が点火実証に成功す

10 nsec（1 MJ）のビームパワー（エネルギー）を得るためにれば，慣性核融合の研究はいよいよ発電炉を展望できるエ

必要な 10 MeV×10 MA×10 nsec（プロトンやリチウムなネルギードライバーを検討する段階になると予想される．

どの軽イオン）から 100 GeV×1 kA×10 nsec
（重イオン）のレーザー核融合 は慣性核融合の代名詞でもあり，４０年以

パラメータ領域がイオンビームドライバーの目安とな

上に亘ってエネルギーの集中性と制御性とに優れた高出力

る．１９８０年代の粒子ビーム駆動核融合の黎明期には，コスレーザーが高エネルギー密度プラズマや爆縮物理を解明す

トの面から軽イオンビームがドライバーとして検討されたるためのドライバーとして用いられてきた．NIF の稼働にが，MA 級の大電流のイオンビームは発生も制御も困難でよりレーザー核融合は点火実証を展望できる段階に到達しあることがわかり，粒子ビーム核融合のドライバーはイオ

たが，MJ 級のパルスを高効率・高繰返しで発生できる核ンの加速エネルギーを大きく（イオンの比電荷を小さく）融合炉用のレーザーシステムの開発には難しい課題が残っしてビーム電流を抑制する方向に推移してきた．

ている．

重イオン加速器は発電炉の有力なエネルギードライバー

慣性核融合のエネルギードライバーの役割は，時間的・であるが，100 TW 級のビームパワー付与が可能な加速器

空間的に制御されたパルスエネルギーを燃料標的に付与システムの全体像を確定するには解決すべき重要な検討課

し，均一な爆縮を駆動して点火条件を達成させることであ題が残っている．すなわち，U や Pb などの一価の重イオン

る．イオンビームはレーザーと比較すると発生効率が高いを用いて比電荷を小さくしても，必要なビーム電流はうえに標的へのエネルギー付与過程は古典的でほぼ正確に

10 kA 程度と大きいため制御と収束が難しい．重イオンド

予測と制御が可能という利点がある．レーザーで均一な爆ライバーの課題は，自己電場の影響をどのようにして克服

縮と核融合点火に必要な標的へのエネルギー付与の条件がしながら必要な数の粒子を発生・加速・制御し，ビームパ

明らかになれば，効率が高く必要なパワーを標的の適切なワーの増大とビームの質の維持を両立させて燃料標的への領域に付与できるパラメータを持つイオンビームで代替で照射エネルギー密度を上げるかである．これらのことにつきる．したがって，イオンビームはレーザーで慣性核融合

いては２章でも包括的に議論されるが，基本的な位置づけの点火実証実現後の発電炉システムのドライバーの有力なと研究課題はここ１
０年間さほど変化していない．

候補であると位置づけられてきた．

ドイツの重イオン科学研究所（GSI）では，パルスあたり

荷電粒子ビームのパワーは加速電圧（加速エネルギー）

kJ 級のビームエネルギーを生成できる加速器設備（SIS-18）

1.Introduction
HORIOKA Kazuhikoauthor’s e-mail: khorioka@es.titech.ac.jp

８７!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013を用いて高エネルギー密度状態の物質科学の研究が進めら

ステム設計が可能であること

れるとともに，MJ 級（100 GeV×1 kA）の重イオンビーム

・エネルギープラントとしての現実的な可能性を持つことを発生できる加速器（SIS-100）建設に向けた設備増強の検一方，重イオンドライバーは，核物理や高エネルギー物

討が開始された［１］．また，GSI では，ロシアやフランスの理学のために生成されるビームと比較すると，イオンの運加速器研究者と共同研究が積極的に進められており，この動エネルギーは低くビーム電流が極端に大きいため，空間ビームパラメータの条件下で円筒標的を２次元的に爆縮す

電場に大きな影響を受けることが特徴である．したがっるスキームで重イオン慣性核融合炉のシステム設計が検討て，ビームパワーを増大させるのに特殊なビーム操作が必されている．

要である．その際に生ずるビームの質の劣化（エミッタン
スの増加）を予測するためのビーム物理はそのすべてが明誘導型加速器をベースにした慣性核融合システムは米国

らかになっているとはいえない．

ローレンスバークレー研究所（LBL）で提案された．その後も３０年以上に亘って LBL は重イオン慣性核融合の中心

エネルギードライバーのパラメータと標的爆縮のスキーグループとして誘導型加速器を中心とする高出力加速器やムが相関を持つことも重イオン慣性核融合システムの全体

関連要素技術開発を粘り強く続けている．ハイパワーイオ

像を捉えがたくする要因である．すなわち，球状標的の直ンビーム照射を用いた標的実験や kA 級のビーム物理の研接照射には比較的低加速電圧（〜10 GeV）の多数のビーム究が可能な誘導加速システムの試作には莫大な建設コストが必要であり，円筒状の標的を爆縮するには高い加速電圧がかかるため，これまでの実験的な研究は加速器技術の開（〜100 GeV）とドーナツ状のエネルギー付与を行うための発や標的へのエネルギー付与過程の解明などの要素研究が

ビーム操作が必要になる．一方，最終段部での加速電圧と中心である．大電流ビームの伝送や収束などのビーム物理

ビーム電流値によって加速器システムの構成や炉内のビーの課題は， Scaled Experiments と呼ばれるスケールダウ

ム伝送の形態が異なる．

ンした装置によって行われ，マルチビームの加速やバンチ

この小特集では関連トピックを個別に紹介することは避ング（ビームの縦方向圧縮）に伴うビーム物理の解明が進け，最初に重イオン核融合システムの全体像について検討んでいる．

した後，重要な課題を体系的に紹介することをめざした．
小特集は以下のように構成されている．

日本では GSI や LBLのようなイオン加速器技術の開発やビーム物理の研究の中心になるような大型の施設は存在し

１

はじめに

ないが，イオン源から標的爆縮スキームの検討まで幅広く

２重イオン慣性核融合システムの全体像研究が行われている．プラズマ・核融合学会誌で「重イオ

３

イオン源

ン慣性核融合の新しい展開」と題した小特集が出版されて

４

誘導加速器

から１０年が経過した［２］．レーザーアブレーション型イオ

５

最終集束系

ン源の開発，インダクションシンクロトロンの発明，ビー

６

おわりに

ムに空間的な変調をかけることによる標的照射の均一化を

２章では執筆者全員が参加して加速器システムと重イオ行う提案など，その間に日本の重イオン核融合関連の研究

ン核融合の爆縮スキームを統一的に検討し，重イオンをエグループから発信された成果は数多くある．日本で関連研

ネルギードライバーとする核融合システムの全体像を明確究を行っている主な研究者が協力して，重イオン核融合のにするための課題と個々のトピックとの関連を明らかにしこの１０年間の研究活動を概観するとともに日本での研究成ている．また，２章の議論が重イオン慣性核融合の燃料標

果を中心にその後の新しい展開について総括し，今後を展的の物理から始まっていることは，これまでの小特集には望しようというのがこの小特集が企画された動機である．

ない特徴であり，これに続く章では２章で明確にされた全最初に，慣性核融合のエネルギードライバーとしての重体像と課題とを基に，関連するトピックを重点的に紹介することをめざした．

イオンビームの利点と特徴を再確認しておきたい．重イオ
ンドライバーの利点は以下のとおりである．

参考文献

・基本的に高繰返し能力を持ち長寿命であること
・エネルギー付与領域の標的密度が高く飛程が大きい［１］Proc. 19th Int. Symp. Heavy Ion Fusion, Berkeley (2012) (tobe published ).
［２］小特集「重イオン慣性核融合の新しい展開」：プラズ
マ・核融合学会誌 77, 15 (2001).
［３］Proc. 17th Int. Symposium Heavy Ion Fusion, 東 京 工 業 大学・原子炉工学研究所（２
０
０
８）
．

（付与領域が広い）こと・エネルギー付与過程が高精度で予測・制御可能である
こと・したがって種々の爆縮スキームが検討可能であること
・基本的な発生効率が高いので，標的利得が低くてもシ８８

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.2 (2013)８
９‐９５

小特集 重イオン慣性核融合のためのエネルギードライバー開発の進展

２．重イオン慣性核融合システムの全体像
川 田 重 夫，堀 岡 一 彦１），高 山

健１，２），小 栗 慶 之３），長 谷 川 純１），菊 池 崇 志４）（宇都宮大学，１）東京工業大学，２）高エネルギー加速器研究機構・加速器研究施設，
３）

東京工業大学原子炉工学研究所，４）長岡技術科学大学）（原稿受付：２
０
１
３年１月２
４日）

重イオンビームには，以下のような核融合にとって望ましい性質がある：ビーム生成エネルギー効率が３０−４０％と高いこと，イオンの物質へのエネルギー付与の物理がよくわかっておりおおむね古典的でよく定義されていること，そのエネルギー付与分布が広く物質内部に体積的にエネルギーを付与すること，ビームの軸などのビームパラメータが正確に制御できることなどである．本章ではまず燃料標的の物理に触れ，加速器システムとそのコンポーネント，ビーム物理などについてまとめ，重イオン慣性核融合の全体像を紹介する．
Keywords:
heavy ion beam inertial fusion, heavy ion beam reactor system, target physics, accelerator system,heavy ion beam physics

２．
１ はじめにキームを可能にすると同時にイオンビームドライバーへの慣性核融合における重イオンビームドライバーの可能性

要求パラメータを多様にしている．

は２０年以上前に米，欧，日などで検討され，当時の報告書

表１にこれまでに提案されている重イオンビームによるでは「ビームの高出力化を筆頭に様々な課題が検討事項と燃料爆縮のスキームを示す．直接駆動［１，２］や間接駆動［３］して残されているが，致命的な欠点はみつからない」と結の特徴はレーザーをドライバーとする慣性核融合と相似で論されている．現在に至るまで加速器の高出力化技術は絶ある．すなわち，間接駆動方式と比較すると直接照射方式

えず進歩しており，その成果は欧州の大型ハドロン衝突型

は効率的に燃料を駆動できるが，均一な爆縮が成立するた加速器（LHC）や日本の大強度陽子加速器施設（J-PARC）

めにはビームの照射一様性への要求が厳しくなる．円筒標等に現れている．その一方で，重イオンビームドライバー

的［４］や X 標的
［５］は飛程の大きい重イオンビームドライの検討はその後遅々として進んでおらず，エネルギーシス

バーの特徴を生かした方式である．標的のスケールを大きテムとしての重イオン慣性核融合の全体像はいまだ明確でくすることによってビームの収束性への要求を緩和できはない．

る．しかし，どちらも高速点火方式を前提とするため，エ前章で述べたように，重イオン慣性核融合の最も顕著な

ネルギー付与密度を極端に大きくできるビーム収束法の実特徴は，ドライバーのエネルギー付与過程にある．重イオ

現が鍵を握っている．

ンビームは標的の固体密度領域まで侵入し，レーザーと比

２．
２ 燃料標的の概要と爆縮の物理較すると幅広い領域にエネルギーを付与する．また，イオン種と運動エネルギーにより比較的容易にエネルギー付与

前節で述べたように，燃料標的の爆縮と点火において，分布を調整することができる．このことは，様々な爆縮ス

様々なスキームが提案されている（表１）．直接駆動と間

表１

重イオン慣性核融合標的の各種爆縮スキームとビームパラメータの目安．

直接駆動［１，２］間接駆動［３］

全ビーム
エネルギー
〜数 MJ
〜3 MJ

標的
利得
〜５
０
〜１
０
０

ビーム
エネルギー
〜10 GeV
2〜4 GeV

円筒標的［４］

7.5 MJ〜１０
０

100 GeV

X 標的［５］

5 MJ

〜３
０
０

90 GeV

爆縮スキーム全ビーム
電流〜10 kA〜10-80 kA〜1 kA（20 kA）〜12 kA（〜160 kA）

ビーム
本数
!３
２
〜４
８
1 (1)
2 (1)

ピーク照射
パワー
!数 100 TW〜470 TW〜100 TW（2 PW）
1000 TW
（１
５ PW）

課題
照射均一化
爆縮効率
標的利得，超高出力ビーム
超高出力ビーム＊括弧内は高速点火用ビーム
2. Overview of Heavy Ion Beam Inertial Fusion System
KAWATA Shigeo, HORIOKA Kazuhiko, TAKAYAMA Ken, OGURI Yoshiyuki, HASEGAWA Jun and KIKUCHI Takashi
corresponding author’s e-mail: kwt@cc.utsunomiya-u.ac.jp

８９!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013

接駆動は爆縮と点火を１つのドライバーで行う従来からのンメント精度（標的の位置ずれ）を考慮すると，標的構造スキームであり，円筒標的と X 標的は爆縮と点火の役割をはできるだけ球対称であることが望ましい．

分けた高速点火方式を採用したスキームである．このようイオンビームによる燃料標的の爆縮と点火の長年にわたな多様な爆縮スキームが検討可能なのは，重イオンビーム

る研究によると，入力ドライバーの照射不均一は数％程度

による標的へのエネルギー付与分布を比較的容易に制御で以下に抑える必要があること［６］，入力ビームエネルギー

きることによる．重イオン慣性核融合では間接駆動スキーとして数 MJ〜8 MJ 程度あれば，要求されるエネルギーゲ

ムが優先的に考えられた時期もある．その一方で，重イオインは得られることが予想されている［１，２］．残る問題は，

ン加速器のパルスあたりのビームエネルギーはドライバー

燃料が十分に圧縮されるために，いかに均一に爆縮するか加速器の建設コストに直接影響するため，爆縮効率の高いである．特に燃料標的のミスアラインメントがあると，直接駆動スキームを見直すべきであるという意見もある．

ビーム照射不均一が大きくなり，爆縮不均一が大きくなるシステムの全体像を把握するために，最初に燃料標的の物傾向がある（図２参照）［７］．
実際の核融合炉の安定な運転のためには，ミスショット

理を概観してみよう．
重イオンをドライバーとして想定した場合，エネルギー

により，エネルギーがうまく解放されなかったということ収支を考えると，核融合燃料標的の利得" は数１０程度で十は許されない．燃料標的のミスアラインメントに関する研分である．これは重イオンビームエネルギードライバーの究はこれから必要である．この点を補強するために，最近，効率が，一般に３０％程度と高いことが幸いしている．１００万

重イオンビーム加速器に特有なビーム軸を振動させたビー

kW の核融合炉を想定すると，１秒間に 3 GJ の核融合熱出ム（wobbling ビーム）を用いてビーム照射不均一を緩和す力が必要である．パルスあたり数 MJ の重イオンビーム入る手法が提案されている．Wobbling ビームとは，重イオン力エネルギー !#に対して，１回の爆縮燃焼による核融合出

ビーム加速器最終段近傍で，100 MHz - 1 GHz 程度の高周波力は "!!i である．１秒あたりの繰り返し回数を #"$とす

数で振動する電場磁場によりイオンビームの軸を振動させると，おおよそ "!!#!#"$"3 GJ である．したがって，!#

た ビ ー ム で あ る［８］．Wobbling ビ ー ム を 生 成 す る こ と〜数 MJ 程度で，おおむね #"$〜１０〜30 Hz である．

は，重イオンビーム加速器において技術的に可能である．

次に，重イオンビームと燃料標的との相互作用におけるビーム照射不均一はいくつかの源から導入されるが，最も特徴をまとめておく．重イオンビームと標的の相互作用

危険なものがビーム自身の照射不均一である．ビーム照射は，５章で議論するようにプラズマによる集団的な相互作

不均一は，爆縮加速度や速度そして圧縮コアの形状の不均用もある程度寄与するが，おおむね荷電粒子どおしのクー

一と圧縮密度の低下を招く．

ロン相互作用が中心である．数値的な検討によく用いられビームによって持ち込まれる不均一が時間的および空間

るビームは，10 GeV 程度の Cs や Pb ビームである．した的に振動するとどうであろうか．図３には，爆縮に伴う不がって，重イオンビームのエネルギーは，その飛程内，つ安定性（例えばレーリー・テーラー不安定性）を模式的にまり数100 μmから1 mm程度の厚みの物質にエネルギーを描いている．ある時刻$"!にビームにより不均一が導入さ付与する．

れ，不安定状態にあるとする．$"!$後には図３（a）のよう

図１に典型的な直接照射型の標的の例を示す．レーザーに成長するであろう．しかし $"!$に図３（b）のような位核融合の場合と比べると，かなりの分厚い物質に分布して相のずれた不均一が新たに印加されたとすると，それらのエネルギーを付与する．この点とその相互作用が古典的で重ね合わせで，不均一は決まる．この手法では，成長率は良く定義されている点が，重イオンビームと物質との相互作用における大きな特徴である．そのため，加熱される物
質の温度は，数 100 eV 程度である．直接駆動で爆縮と点火を行うことを考えた場合，炉内における燃料標的のアライ

図２

図１

重イオン慣性核融合における直接照射型の燃料標的の例．

９０

核融合炉中における燃料標的のミスアラインメント，すな
わちターゲットの炉中心からのずれ（displacement）とターゲット上への３２ビームの照射不均一の関係．詳細は文献［７］を参照のこと．

Special Topic Article

2. Overview of Heavy Ion Beam Inertial Fusion System

S. Kawata et al.

手法が実現できれば，wobbling ビームを用いなくても核融合エネルギーを解放できる．様々な課題がお互いに影響しあっており，今後の研究の進展が必要である．ビーム照射
スキームについても，標的の全方向からビームを照射できれば，より均一な照射が期待できるが，炉構成から考えると，Polar drive（核融合炉の限られた立体角からビームを入射ししかも対称性を確保しようとする照射方式）のように炉の上方と下方等のように制限された空間からのビーム
入射で均一な照射が可能であれば，さらに炉構成が楽になる．この点についても今後の研究の進展が望まれる．

２．
３ 重イオン加速器システムの概要
重イオンビーム慣性核融合燃料標的の爆縮と点火の物理の点から考えると，ロバストなターゲット爆縮と点火を実現するために，重イオンビームの総エネルギーとして数
図３

MJ 程度は必要である．重イオン慣性核融合のシステムは，不安定性の成長の源となる不均一が時間空間的に振動する
場合，不安定性の成長を緩和できる．重イオンビーム軸を振動させる等で不均一の源を振動させられる［１０］．

ドライバー（加速器）のパラメータと燃料標的の構造および爆縮のスキームが強い相関をもつことが特徴である．すなわち，燃料標的の構造と爆縮対称性の要請から必要なビームエネルギー，ビーム電流，そして本数が決まる．均
一性から考えると，直接照射スキームの場合，ビーム本数
は３２本程度以上が必要となる［７］．
加速器最終段のビーム本数は加速器システムの構造と構成とを決めるキーパラメータでもある．最終段加速部や炉内でのビーム輸送を考えると，１本あたりのビーム電流量は小さくしたい．一方，加速器システムの構造や炉構成から考えるとビーム本数は少なくしたい．また，ビーム本数を増やすと加速器システムが複雑になりコストが増える．

図４

ビーム本数を減らすとバンチあたりのビーム電流が大きく

Wobbling する重イオンビームがターゲットに照射される
様子．

なり，マージングやバンチングなどのビーム操作が必要になりビーム物理の課題が多くなる．供給可能なビームの本
数とパラメータは，加速器の基本的な構造そのものに加えて，ビーム伝送の制限や加速・伝送やパルス幅の圧縮などのビーム操作に伴うエミッタンスの増加などの検討から明らかにされねばならない．したがって，前章でも述べたよ
うに重イオンドライバーのシステムを検討し全体像を明らかにすることは，合理的な爆縮スキームと実現可能な加速器システムとの整合をとる作業に帰着される．
重イオン慣性核融合システムに必要な基本的なパラメー
タを表２に示す．どのような爆縮スキームを採用するにしても，点火条件を実現するためには１００‐1000 TW のビーム

図５

スパイラル状の軌道に沿って wobbling する重イオンビーム．

パワーを燃料標的の適切な領域に付与する必要がある．10‐100 GeV のエネルギーを持つイオンの照射によって数 MJ

変えることはできないが，振幅は抑えうることがわかる．

のエネルギーを付与しようとすると，必要なイオンの総数

非常に単純で簡単な手法であるが，不均一の成長緩和には

は１０１４‐１０１５個と見積もられる．途中のロスを無視すれば，有効である［９］．
表２図４，図５のような Wobbling ビームによりこのことを実現して，ビームによって導入される不均一性を緩和しよ重イオン慣性核融合に必要なビームパラメータ．

ビーム電圧
ビーム電流
パルス幅
ビーム本数
パルスあたりの重イオンの総数

うとする提案がなされている．重イオンビームの独特な特徴を有効に利用した手法で，核融合燃料の爆縮不均一の緩和を実現できる［１０］．
核融合炉内での燃料標的のミスアラインメントをなくす
９１

10−100 GeV
1−10 kA
10 ns
１−３
２
１
０１４−１
０１５個

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013

加速器のインジェクタ（イオンの導入部）から最終段収束部まで基本的にはイオンの総数は保存されるので，重イオ
ンドライバーの課題は多数のイオンによって生成される空間電荷による電場（自己電場）の影響を加速器の輸送限界以下に維持しながらエネルギーを増大させることである．
重イオンドライバーはハイパワー化に向けたビームの操作が不可欠である．インジェクタ（イオン源と初期加速部）を含む低エネルギー領域では特に空間電荷の影響が大きいため，多数のビームバンチで A（アンペア）級の低電流のイオンを μ 秒級のパルス幅で加速し，加速に伴って電流値を増大させる．ビームを横方向に束ねる操作をマージン
グ，縦方向に圧縮する操作をバンチングと呼ぶが，どちら

図６も大電流イオンビームに関してはまだ確立されていない技

シナリオ A，B におけるビーム電流とエネルギーの関係［１
３］．

術課題である．
まずこれまでに検討されてきた重イオンの加速器システ

ローテーション，横方向位相空間での painting を行いながムを概観してみよう．現在重イオン慣性核融合のドライらの多重回入射，RF バリアー電圧による閉じ込めと圧縮

バーの叩き台としてしばしば参照され，そこからの展開が250 ns→120 ns）を仮定している．この複雑なビーム操作図られているのは１９９８年の I. Hofmann の"Heavy Ion Iner-の過程でどの程度のビームエミッタンスの増加とロスが発

tial Fusion in Europe"［１１，１２］と２００３年の S.S. Yu の"An Up-

生するのかがこの方式の課題の一つである．

dated Point Design for Heavy Ion Fusion"［１３‐１５］である．前

一方，シナリオ B の加速器システムの最大の懸案はマル

者は高エネルギー物理の基盤技術として実績のある高周波

チビーム誘導加速セルを用いた低エネルギーから高エネル

加速器をベースにしたヨーロッパ連合のシナリオ A

ギーまで 10 Hz での加速である．まず，このようなマルチ（図６，図７a 参照）であり，後者は長い経験とパイオニア

ビーム用誘導加速セルの稼働の経験がない．ハードとしてとしての自負を持つ米国の線形誘導加速器技術をベースにマルチビーム対応の複雑構造のセル内の絶縁や電場分布のしたシナリオ B（図６，図７b 参照）である．何れも前述し一様性などの電気的特性から，ビーム間相互作用の非一様た大電流とエネルギーを実現する加速器システムのシナリ性の影響がどうなのか等ビーム物理上解明しておくべき課オである．しかし，そこで想定されている加速器本体も従題がある．シナリオA，Bの全体構成を下表と図７a，図７b来の加速器がもつ空間電荷効果制限，ビームローディンに示す．

グ，ビームを取り巻く環境との間の相互作用の結果引き起シナリオ A:

こされる不安定性を与えるビーム電流限界は越えられなイオン源→低エネルギー入射器（RFQ）＋Funneling システ

い．特にイオン源から取り出されてすぐの低エネルギー域

ム→高エネルギー RF 線形加速器（10 GeV，400 mA，3 km

では空間電荷効果の影響が大きいので，イオン源から低エ長）→Bunch Synchronization Stage（遅延ビームパス）→蓄

ネルギー加速領域はビーム本数を揃えるブルートフォース

積リング（250 ns）→線形誘導加速器（バンチャー）→ビーム

しかない．それ以降も，各エネルギー段階における限界の集合システム→最終ドリフト（6 ns）→最終収束→標的

範囲内で，複数の並列あるいは長パルス幅のビーム加速をシナリオ B:

行い，電流値を稼ぐシナリオにならざるを得ない．そして，イオン源→低エネルギー入射器（静電 Q，1−3 MeV，1 A

最終段におけるアクロバティックなビームハンドリング/beam×100，
20 μs）＋Funneling システム→高エネルギー（最終段圧縮）の導入で，パルス長を圧縮する．どちらのシ

線 形 誘 導 加 速 器（1−10 GeV，200 A/beam，100 ns，3 km

ナリオもこれらの基本的な特徴は同じである．しかし，低長）→ドリフトコンプレッサー（2 kA/beam，
10 ns）→最終

インピーダンス誘導加速器と高周波加速器では加速し得る

収束→空間電荷フリードリフト→標的

ピーク電流に大きな差がある．
図６は横軸がビームエネルギー，縦軸がビーム電流，右一方で，誘導加速器をベースにするという観点から，上にいくほどビームパワーが増大することに対応し，破線

図８に示すように Barnard らによって重イオンドライバー

は空間電荷制限条件である．到達ビーム強度を得るプロセの検討が行われている［１６］．この議論では，図７b で示さス（図６参照）に，シナリオ B は線型の誘導加速器で構成れたような線形誘導加速器（図８a），多段の誘導加速モ

されるのに対してシナリオAでは円形の蓄積リングを導入

ジュールを組み込んだ循環型加速器（図８b），輸送が難しする処が一番大きな違いである．

い低エネルギー領域をソレノイド電磁石で補う線形誘導加シナリオ A では周長 70.5 m の３階対称，Dispersion-free

速器（図８c），さらに重イオン慣性核融合ではほとんど検

region を持つ Lattice のリングで 10 GeV リニアックからの討されていない高価数のイオン（Xe８＋）ビームを用いるア

ビームを蓄積する．詳細をここでは議論しないが，蓄積方

イデア（図８d）が比較検討された．前述のシナリオ A，B

法はこれまで加速器社会ではまだ経験がない複雑な手法ので述べられていることと同様に，この場合もいずれの構成

合わせ技のビーム操作（入射前の線形加速器内での RFでも一長一短があり，ビーム物理とコスト比較の観点から
９２

Special Topic Article

2. Overview of Heavy Ion Beam Inertial Fusion System

図７a

シナリオ A
［１
２］
．

図７b

シナリオ B［１５］．

S. Kawata et al.

ンの効果が期待できるであろうが，過去の大型線形加速器
建設の相場から外挿すると概ね１億円／MeV になるだろう．パワープラントに到る前段階として，ITER やレー
ザー慣性核融合の National Ignition Facility（NIF）と同レ
ベルの重イオン慣性核融合の実験施設を建設するにしても国家プロジェクトとしての位置づけと合意がなければ事は進まないと思える．

２．
４ 加速器要素技術とビーム物理の課題
この節ではシナリオ A，B のドライバーシステムの中で
図８

重要な要素技術と研究課題について論じる．

誘導加速器をベースとした重イオン慣性核融合のドライ
バーシステム案［１６］．

いずれのシステム要素についても，ハード面では技術的にブレークスルーが必要な物はないと思える．一方，放置

合理的な加速器システムを検討しなければならない．

すればビーム物理上 fatal な問題であっても，各種エラーに例として，マルチビームの線形誘導加速器によるシステ

よるビームへの影響が定量的に評価可能なものについて

ムについてコスト評価が行われている［１７］．論文中にも断は，エラーの数を減らして，影響の抑制を図った上に，りが書かれているとおり，もちろんこのコスト評価は材料ビームへの影響の対処療法を駆使することで克服は可能でや技術的な課題によって価格変動が起こることが予想されある．即ち，これまでの加速器建設と同じ手法が取り得る．

るが，試算によると電磁石によるビーム輸送ラインが全体

それでも回避できない原理的困難（例えば，空間電荷効果（〜$1.4 B）の ほ ぼ 半 分 の 予 算 を 占 め る と 考 え ら れ て い

制限電流を超えたビームの加速，リウビルの定理は成立しる．モジュール化された機器についてはマスプロダクショていても位相空間内の不可避的なフィラメンテーション等
９３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013

によるエミッタンス増大，残留原子や分子との散乱によるす手段として重イオン慣性核融合システムの最も合理的なエミッタンスの増大，電子捕捉・剥ぎ取りによる突然のロ全体像を示す必要がある［１８］．

ス）等については，事前の評価を行った上で供給し得る

加速器システムとしての成立条件と核融合標的爆縮から

ビーム電流とエミッタンスを把握することになる．また，の要求が互いに関連する複雑な状況を整理して問題点を議

加速器の入・出射でのビームロスもまた不可避である．そ論するには，統一的な指標が必要である．幸いなことに，の絶対値は実際に稼働させてみないとなかなかわからな

加速器科学にはエミッタンスという概念が導入されていい．表３は，これらの中でいままでの加速器と幾分趣を異る．イオン源から慣性核融合の燃料標的の照射部まで，加にするが，カテゴリーとしては fatal/non-fatal な課題を併速器システム内を長距離に亘って加速・変調・輸送され，せて列記した．そのいくつかは後の章の中でさらに議論さ標的に照射される多数のイオンの複雑な挙動を，６次元位れる．

相空間上の粒子分布（エミッタンス）の時間発展として統一的に捉えることができる．

２．
５ 重イオン慣性核融合のドライバーと標的爆
縮スキームの全体像

よって，加速器システム内のビームの制御性と同時に，標

この章の最後に，重イオンビーム慣性核融合システムの的へのエネルギー付与密度の評価が可能である．標的へ必

全体像の捉え方についてまとめておく．これまでに述べた

要なエネルギー密度を付与できるビームの性能は標的構造

ように，慣性核融合のエネルギードライバーへの基本的なに依存しており，エミッタンス "!で与えられる．一方，イ

要求事項は，１ショットあたり数 MJ 程度以上のエネル，各加
オン源が供給できるビームの初期エミッタンスを ""ギーを燃料標的の均一な爆縮に必要な領域に付与すること

速器内のビーム操作に伴うエミッタンスの増大率を !
，最"である．重イオンビームの制御性とエネルギー付与特性の終段圧縮と炉内伝送に伴うエミッタンス増大率を !
とする#

多様性は，円筒状，球状標的の直接照射，間接照射，高速と，加速器システムの最終段階でのエミッタンス "!は，規格化したエミッタンスでビームの質を評価することに点火など，様々な燃料標的形状を用いた核融合システムの
"
!""
"!! !
#!!
!

検討を可能にしている．一方，このことは加速器設計を複#雑にするとともにイオンビーム核融合の統一的なシステム
評価を一つに絞ることを困難にしている．すなわち，重イと表現できる．

オン核融合システムのドライバー（イオン加速器）の条件

重イオン慣性核融合ドライバーは，インジェクタ部分でと標的構造や爆縮条件とは密接に関係しており，標的形状

非常に大きなフラックスを必要とすること，加速・電流増によって必要とするビーム本数（ビーム電流値）が異なる．

幅・変調を受けながらビーム輸送されること，最終段部で一方，ビーム電流の違いは加速器設計に大きな影響を及ぼ

縦方向の急激なパルス圧縮を行う必要があること，加速器

す．また，イオン加速領域の伝送条件や炉内の伝送条件にが供給可能な条件と標的からの要請条件との整合性を取る

よって達成可能なビームパワーが制限される．そして加速必要があることなどが特色である．従来の加速器科学の枠

器システム最終段階でのビームパワー密度の限界は，標的組みを大きく超えるビームパワーを発生するために複雑な形状や燃料爆縮のスキームを選択するマージンを小さくす

ビーム操作を必要とするが，規格化した指標を導入して統る．

一的に論じることが可能である．すなわち，このような規

このように，様々なキーとなるパラメータがお互いに相格化した指標を基にすると，標的を必要なエネルギー密度関していることは，全体像の検討を複雑にしている一方，まで標的爆縮する条件は ""!"!と明快に表現でき，重イオ

システム設計にフレキシビリティを与えているとも考える

ン核融合システム全体像の評価は，標的構造に応じて要求こともできる．高出力加速器システムの構成と標的構造のされるビームエネルギー付与密度と要求できるビームの質

組み合わせを様々な影響因子を考慮して再検討し，いくつとの整合をとることに帰着される．
重イオン加速器のビームパワーを慣性核融合のドライ

かの選択肢の中から連続的かつ安定にエネルギーを生み出
表３

重イオン慣性核融合ドライバーのハードとビーム物理の課題．

段階
イオン源
低エネルギー部
中間，高エネルギー部

シナリオ A
イオン供給能力ビームマージンング時でのエミッタンス増大
フルエネルギー RF 線形加速器のコスト低減

ビーム蓄積

ペインティングで得られる最終エミッタンスの評
価，RF バリアーバケットハンドリングに伴う縦方向
エミッタンス増大，ビームロス評価
ロスビームによる真空度への影響

パルス圧縮
最終収束
中和伝送

専用誘導加速セルと駆動電源システム，理想的電圧勾配の実現
大口径，超伝導４極磁石の実現，熱負荷評価
プラズマチャンネルに許されるジッターの評価

９４

シナリオ B

多重ビーム誘導加速に伴う諸課題：
BBU と収束系，インピーダンス管理
収束系ミスアライメントと Beam 中心の位置管理

Special Topic Article

2. Overview of Heavy Ion Beam Inertial Fusion System

参考文献

バーのレベル（〜100 TW）まで高めるのに重要な要素は，
１

大量の低速イオンを発生させ方向性を付与するイオ［１］S. Kawata et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A 606,
152 (2009).
［２］B. G. Logan et al., Phys. Plasmas 15, 072701 (2008).
［３］D.A. Callahan-Miller and M. Tabak, Phys. Plasmas 7, 2083
(2000).
［４］M. M. Basko et al., Phys. Plasmas 11, 1577 (2004).
［５］E. Henestroza and B.G. Logan, Phys. Plasmas 19, 072706(2012).
［６］S. Kawata et al., J. Phys. Soc. Jpn. 53, 3416 (1984).
［７］S. Miyazawa et al., Phys. Plasmas 12, 122702 (2005).
［８］H. Qin et al., Phys. Rev. Lett. 104, 254801 (2010).
［９］S. Kawata, Phys. Plasmas 19, 024503 (2012).
［１０］S. Kawata et al., Plasma Fusion Res. accepted (2013).
［１１］I. Hofmann, Nucl. Instrum. Methods A 464, 24-32 (2001).
［１２］S.S. Yu et al., Fusion Science Tech. 44, 266 (2003).
［１３］http://hif.lbl.gov/tutorial/assets/fallback/index.html［１４］C.R. Prior, "Status of the HIDIF Study", Proc. EPAC1998,
323 (1998).
［１５］R.O. Bangerter, "The Induction Approach to Heavy-Ion
Inertial Fusion: Accelerator and Target Considerations",
Il Nuovo Cimento 106A, 1445 (1993).
［１６］J.J. Barnard et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A
415, 218 (1998).
［１７］W.R. Meier, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A 415, 249(1998).
［１８］P.A. Seidl and J.J. Barnard ed., http://ahif.lbl.gov, Workshop on Accelerators for Heavy Ion Fusion, (2011).

ン源部
２

空間電荷効果を避けながら加速とビーム操作を行う
中間加速部

３

標的照射に必要なレベルにビームパワーを増幅させる最終段圧縮部である．また，標的爆縮に必要なエネルギー密度は，
４

S. Kawata et al.

標的構造の検討とイオンビームと標的との相互作用によって決定される．
研究開発の重要なポイントとなる高フラックス・イン
ジェクタ，マルチビーム伝送，最終段圧縮のビーム物理について，スケール実験を行いながら定量的に検討を行う必要がある．日本の重イオン慣性核融合の研究グループでは，これらの課題について重点的に研究がすすめられている．レーザーアブレーションプラズマを利用したイオン源
は，高フラックスと低エミッタンスを両立させ，重イオン
ドライバーの要求を満たせる可能性がある．また，中間加速部のビーム操作とパワー増大に関しては，新しく提案された誘導加速シンクロトロンが新しい構成の重イオンドラ
イバーのシナリオを提供できるかもしれない．新しいアイ
デアが各方面から出された現在，炉の概念設計を行う等して，将来の重イオンビーム慣性核融合炉への道筋を再構成しておく必要がありそうである．この小特集の以下の章では，これらの重要課題に焦点を絞って論じている．

９５

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.2 (2013)９
６‐１０１

小特集 重イオン慣性核融合のためのエネルギードライバー開発の進展

３．イオン源長谷川純
東京工業大学（原稿受付：２
０
１
３年１月１
８日）

重イオン慣性核融合のドライバー加速器に向けたイオン源開発の現状について報告する．誘導加速器をベースとした概念設計を念頭に，イオン源に要求される性能やビーム引き出しのスケーリング則，大口径シングル
ビームやマルチビームレットを用いた引き出しスキームについて解説する．いくつかの大電流イオン源の課題について述べた後，著者らが近年取り組んでいるレーザーアブレーション型イオン源についても簡単に紹介する．
Keywords:
high-current ion source, surface ionization, gas discharge, vacuum arc, laser-ablation

３．
１ はじめにような立場から，本章ではまず，ビームの引き出しを支配

重イオン慣性核融合（Heavy Ion Fusion; HIF）においてするスケーリング則について簡単にまとめた後，誘導加速イオン源に要求される性能は，燃料標的を加熱・爆縮し十器ベースのドライバー加速器システムの概念設計の枠組み

分な核融合利得を得るために必要なビームパラメータかにおいてイオン源に要求される性能を示す．また，いくつら，加速器の上流に遡って逆算することで原理的には決定

かのHIFイオン源の研究開発の現状と今後の見通しについされる．もちろん，その際には加速器内でのビーム損失やて述べた後，著者らが近年取り組んでいるレーザーアブ

エミッタンス成長などを考慮しなくてはならず，また，レーション型イオン源の研究成果についても簡単に紹介すビームの加速・貯蔵方法やビーム本数といったドライバー

る．

加速器システム全体の設計思想によってイオン源の仕様が

３．
２ イオンビーム引き出しのスケーリング則

変わることはいうまでもない．特に，エネルギードライ
バーとしての重イオンビームの特徴は，燃料標的中での飛イオン源のビーム引き出し部では空間電荷効果が現象を程をレーザーに比べて圧倒的に長くできることであり，こ支配的している．イオン放出面の湾曲を無視して１次元的れがHIFの燃料標的設計に非常に大きな自由度を与えていなビーム引き出しを仮定すると，引き出されるビーム電流る．この特徴を生かし，X 標的方式［１］や円筒圧縮方式［２］密度の上限はよく知られた Child-Langmuir の式により与といった新しい爆縮方法も最近提案されており，それに伴えられる．

いドライバー加速器システムのあり方を再検討しようとする機運が高まっている［３］．新しい燃料標的デザインのい")* !

くつかはまだ初期アイデアの段階であり，爆縮過程の詳細

"!
#

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

（１）

な数値シミュレーションによる今後の検証と淘汰を待って

ここで，'と # はそれぞれイオンの電荷と質量，$ と &いる．したがって，次世代のドライバー加速器システムのはそれぞれ引き出し電圧と引き出し電極間の距離である．

概念設計が，これらの新しいアイデアを取り入れつつよりところで，真空中における絶縁破壊電圧 $( は電極間距離

具体的なものに収斂するには，まだかなりの時間がかかるが 1 cm より大きい場合，電極間距離の平方根に比例するだろう．

（$("&"!#）ことが知られている．
（１）式における最大の一方，イオン源から引き出されるビーム電流が空間電荷

加速電圧が $( によって与えられるとすると，イオン源かと絶縁破壊限界により制限されるのは普遍的な原理であら引き出せるビーム電流密度は "!
&&!%の関係から &)*""る．また，ドライバー加速器の低エネルギー輸送部では空とともに減少することがわかる．
一方ビーム引き出し孔の半径を %とすると，イオン源か

間電荷効果が顕著なため，輸送可能なビーム電流密度にはら引き出されるビーム電流 !
)* は，もちろん上限がある．つまり，HIF イオン源の開発においては，燃料標的やその周辺の加速器システムの概念設計に!
)* !

かなりの不確定性があったとしても，入射器や低エネル
ギー輸送部におけるビーム輸送制限からイオン源の満たす

"!
#

#

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

（２）

で与えられる．ビーム光学系からの要請により，引き出しべき性能の上限がある程度決まるという側面がある．この3. HIF Ion Sources
HASEGAWA Jun

author’s e-mail: jun.hasegawa@es.titech.ac.jp

９６!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

3. HIF Ion Sources

J. Hasegawa

電極のアスペクト比 $!
%は 0.5 未満であることが望ましい．

ギーを 10 GeV 程度まで上げることができ，このときイオアスペクト比を固定した場合，引き出せるビーム電流値はン源が供給すべきイオンの総個数は１
０１５〜１０１６個となる．

（２）式より ##!"のみに比例する．（２）式においても最大加燃料標的を照射する直前のビームパルス幅を 10 ns とする

速電圧が絶縁破 壊 限 界（#%!%!!"）で 決 ま る と すると，と，これは約 100 kA のビーム電流に相当する．このような#!
$!
&'!% の関係が即座に導かれる．この関係式から，絶縁大電流イオンビームを供給する加速器システムとして，破壊を起こさずにビーム電流値を増やすには，%をなるべ

ヨーロッパと日本では RF 線形加速器と貯蔵リングを用いく大きくすればよいことがわかる．つまり，%とともに電る方式［５，
６］，米国では誘導加速器を用いる方式［７］が提案

流密度は減少するものの，その分大口径で引き出すことでされた．どちらの方式においても，空間電荷効果によるビーム電流を稼ぐ「大口径シングルビーム方式」がこれにビーム輸送制限から，複数のイオン源からパラレルにイオ相当する（図１（a））．構造がシンプルで低エミッタンス

ンビームを引き出し，バンチングとマージングを繰り返しのイオンビームを得やすいことがこの引き出し方法の利点ながら最終的に 10 GeV，100 kA を達成するという戦略をだが，大口径のイオン放出面をいかに安定に形成するかが取らざるを得ない．RF 加速器・貯蔵リング方式は，高エネ鍵となる．

ルギー物理実験で培った従来の加速器技術の延長線上にあ

これとは反対に，電流密度 "&' を高く保ちつつ全体のり，イオン源に要求される性能についても従来のものと基ビーム電流を稼ぐことも可能である．そのためには図１

本的には変わらない．一方，誘導加速方式は加速器技術の（b）に示すように %を小さくし（アスペクト比を保つため

観点からはより野心的であり，イオン源はアンペア級の大$も小さくなる），多数本の細いビームを同時に引き出し

電流イオンビームを供給することを求められている．低エ

た後に下流で１本のビームにマージングする「マルチビー

ネルギー輸送部において約１００本のビームをパラレルに輸

ムレット方式」を採用すればよい［４］．この方法の利点は，送・加速する典型的な概念設計［８］においては，イオン源装置が比較的コンパクトにできること，マージング後の１台あたり約 0.5 A を供給しなくてはならない．誘導加速

ビームの形状と方向を制御しやすいこと，イオン源の選択方式においてイオン源に要求される性能を表１にまとめの幅が広いことである．一方，マージングに伴いエミッタ

る．すでに述べたように，イオン源の仕様はドライバー加ンスが大幅に増加してしまうのが欠点である．したがっ

速器システムの設計に強く依存するため，従来とまったくて，ドライバー加速器が要求する低エミッタンスビームを異なる新しいコンセプトの燃料標的が将来選択された場合

得るには，マージング前の個々のビームレットのエミッタには表１の数値が大幅に変わる可能性もある．それを踏まンスが十分小さくなくてはならない．

えた上で本章では従来の概念設計に基づいて以後の話を進めることにする．

３．
３ ドライバー加速器用イオン源への要求仕様

大口径シングルビーム方式では，その名のとおりイオン

直径が約 5 mm の DT 燃料ペレットを爆縮し十分な核融源から約 0.5 A の単一のイオンビームを引き出す．エミッ

合利得を得るには，およそ 3−7 MJ のエネルギーを 10 ns

タンスに対する要請を満たすには，イオン温度はかなり低程度の時間スケールで燃料標的に投入する必要がある．一く（〜0.1 eV）なければならない．また，良好なビーム引き方，燃料標的中のイオンの飛程は，効率的な爆縮のために出し光学系を構成するには，イオン放出面が非常によく定

2は 0.02−0.2 g/cm 程度と十分短くなくてはならない．質量

義された球面形状であることが求められる．この方式に数が２００程度の重イオンを用いると，イオンの運動エネル

は，表面電離型イオン源などイオン放出面が固体のイオン源が最適である．
一方，マルチビームレット方式を採用する場合は，表面電離型以外のイオン源が候補となる．表面電離型イオン源
でも原理的には 1500 K 以上という高温の動作条件のもとで 100 mA/cm2 近い高輝度イオンビームを供給することができるが，動作温度の上昇に伴い中性ガスの放出が深刻な問題となるため実際には適さない．代わりにガス放電型，真空アーク放電型，レーザーアブレーション型イオン源な
どの使用が検討されている．この方式で引き出されたビー
ムのエミッタンスは，マージング過程における空間電荷効
果に強く依存し，幸いなことに個々のビームレットの初期
エミッタンスに対してはあまり敏感ではない．実際，Grote
らはイオン温度として 1−2 eV まで許容できることを示しており［９］，イオン源の選択の幅を拡げている．

３．
４ 表面電離型イオン源
図１

大口径シングルビーム引き出しとマルチビームレット引き出しの概念［４，９］．

表面電離型イオン源には，接触電離型（contact ionizertype）と熱イオン放出型（aluminosilicate type）の２つがあ９７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013

表１

誘導加速器ドライバー用イオン源の仕様［４］
．

ビーム電流
パルス幅
立ち上がり時間
繰り返し周波数
イオン質量
イオン価数
規格化エミッタンス
価数純度
ビーム電流変動
波形一様性
波形再現性
エネルギー拡がり
寿命

表面電離型イオン源に共通する欠点は，その動作原理
上，供給イオンがアルカリ金属イオンに限られてしまうこ

0.5 A
20 μs
"1 s
10 Hz
100−200 amu
１＋〜３＋＜1.0 #mm-mrad
＞９
０％
"1 ％
＞９
５％
"1 ％
"2 kV
108 pulsesとである．このことは，単にイオン種の選択の幅を狭めるだけでなく，アルカリ金属の性質に由来する様々な副次的問題を引き起こす．HIF イオン源からのビームの引き出し
はパルス動作（占有率〜２×１０−４）であるのに対し，アル
カリ金属蒸気は高温に保たれたエミッタから常に放出される．このため，アルカリ金属による加速器コンポーネントの汚染や，イオン・中性原子間の荷電交換反応によるイオ
ンビームの損失・品質劣化に注意を払わねばならない．また，長時間の連続運転に対しては，接触電離型ではアルカ
リ金属の供給ラインの信頼性が，熱イオン放出型ではエミッタの寿命が問題になるかもしれない．表面電離型イオ
ン源はスケール実験用の大口径・大電流イオン源としてはる．どちらの場合もイオン放出面が固体でその形状が非常十分な実績があるものの，フルスケールのドライバー加速によく定義されるため，ビーム引き出し系の収差が小さ器用のイオン源としては解決すべき技術的課題も残されて

く，ビームパルスの立ち上がり時間が短いという特徴を持いる．

つ．電 流 密 度 は そ れ ほ ど 高 く は な い（〜10 mA/cm２）

３．
５ ガス放電型イオン源

が，大面積化することで大電流イオンビームの引き出しに対応できる．また，典型的な動作温度は 1000〜1300 K 程度

ガス放電プラズマを利用したイオン源は最もオーソドッ（〜0.1 eV）であり，低エミッタンスビームの引き出しが期クスであり，PIG 型や ECR 型を始めとして様々な方式のも待できる．このような理由から，これまで行われたほとんのが実用化されている．プラズマからのイオン供給電流密どすべてのHIFのスケール実験において表面電離型イオン度（ボーム電流密度）は以下の式によって与えられる．

源が用いられてきた．

""
#

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

接触電離型では，カリウムやセシウムなどのイオン化エ
ネルギーの小さいアルカリ金属原子が，タングステンなど（３）の仕事関数の大きな金属の表面から脱離する際に，高い確ここで，%，$，#(はそれぞれプラズマ密度，ボルツマン定率で電子を剥ぎ取られイオン化する現象を利用する．例え数，電子温度である．イオン放出面の形状は，（１）式のば，1300 K 程度に加熱されたタングステンをイオンエミッ!
% とのバランスで決まる．形成されたイオン放&' とこの !

タとして用いた場合，エミッタ表面から脱離するセシウム

出面（プラズマメニスカス）がビーム光学的に最適である

イオン量は中性原子の約５００倍である．一般に，エミッタを保証は全くなく，大口径の場合は特に収差の問題が避けらより高温にして脱離レートを上げることで電流密度を上げれない．したがって，必然的に細く（〜mm）て高電流密度ることができるが，中性原子の割合も同時に増加してしま（〜100 mA/cm2）のイオンビームを多数引き出すマルチ

うため注意が必要である．

ビームレット方式が前提となる．仮に電子温度が 1 eV のキ

熱イオン放出型イオン源では，アルカリ金属元素を含む

セノンプラズマから 100 mA/cm2 の Xe＋ビームを引き出す（SiO2），X はアルカリ金
アルミノケイ酸塩（X2O･Al2O3・%ことを考えると，（３）式より約 7×1012 cm−3 のプラズマ密属原子）により表面をあらかじめコーティングしたイオン度が必要であり，これはガス放電で十分達成可能な値であエミッタから 1300〜1400 K 程度の高温下で放出されるイる．

オンを利用する．接触電離型に比べ中性原子の放出が１桁

ガス放電型イオン源の中でも，マルチカスプ型は大体積以上小さいことが特徴である．比較的低い動作温度でも接のプラズマを生成できることから，多数本のビームレット

触電離型と同等の電流密度が得られ，約 1000 K の動作温度の引き出しに適している．Kwan らは

２＋

13 MHz の RF を用のもとで約 80 mA/cm の高輝度 K イオンビームを引き出いてアルゴンプラズマを生成し，18 kW の投入 RF パワー

した実績がある［１０］．大口径化も容易であり，Yu らは直のもとで 100 mA/cm2 のマルチビームレット（６１本）を引

径 17 cm の熱イオン放出型イオン源から 2 MeV，0.8 A のき出すことに成功した［１３］．このとき個々のビームの 4

K＋ビームを 1 #-mm-mrad 以下の低エミッタンスで引き出RMS 規 格 化 エ ミ ッ タ ン ス は 0.0186 #-mm-mrad と 小 さすことに成功している［１１］．ローレンスバークレー国立研

く，また，最大パワー投入時においても Ar＋の割合が９０％

究所の HCX（High Current Transport Experiment）計画で近くと価数純度も十分に高いことを報告した．さらには，直径 10 cm の表面電離型イオン源から大電流（〜200

Kwan らは，１１９本のビームレットを 400 kV の加速電圧で＋−500 mA），低エミッタンス（〜0.18 #-mm-mrad）の K

引き出し，静電四重極レンズに入射することでビームマー

ビームを引き出し，静電四重極レンズアレイの非線形集束

ジングによるエミッタンス成長について調べた［１４］．彼ら場がエミッタンス成長に与える影響などについて調べられはマージング後においても４RMS 規格化エミッタンスはた［１２］．

1 #-mm-mrad を下回り，ドライバー加速器の要求を十分に
９８

Special Topic Article

3. HIF Ion Sources

J. Hasegawaとを見出した［２０］．これは，Ba2＋から Ba3＋へのイオン化エ満たすことを示した．
ガス放電型イオン源において問題となるのは，加速器側

ネルギーが約 34 eV と比較的高いことに起因する．

への中性ガスの流入とそれに伴う背景ガス圧の上昇であ

他の金属についても，価数分布がデータテーブルにまとる．イオンと中性原子の荷電交換断面積が数 100 keV のエ

められている［２１］．ただし，これらの価数分布はアーク放

ネルギー領域でちょうど最大になることがこの問題を深刻電の開始から十分に時間が経過した（＞100 μs）準定常状にしている．加速されたイオンが電子を受け取り中性化す態のもとで測定されたものであることに注意しなくてはな

ると，その高速中性原子は周囲の構造物をたたき，ガス放らない．アーク放電初期のプラズマはより高い価数のイオ

出をさらに引き起こす．また，加速電極間で中性原子がインを含んでおり，平均価数は放電時間とともに徐々に低下

オン化すると，それらが中途半端な加速エネルギーを受けすることが知られている［２２］．パルスビーム（〜20 μs）

取ることにより，イオンビームのエネルギー分布を拡げ，の引き出しを放電のオン・オフにより行おうとする場合，

縦方向エミッタンスを増大させてしまう．したがって，ガ

この価数分布の変動は大きな問題となる．これを回避する

ス放電型イオン源においては，低いガス圧での動作と高密には，エネルギー効率の低下やパービアンスミスマッチの度プラズマの生成をいかに両立させるかが鍵となる．

問題についてはある程度妥協し，準定常的なアーク放電プ
ラズマ（＞100 μs）にパルス電圧（20 μs）を印加してイオ

３．
６ 真空アーク放電型イオン源

ンビームを引き出せばよい．Anders らはこの方法により真空アーク放電では，陰極表面に陰極点と呼ばれる微小Bi＋が支配的なイオンビームを低エミッタンス（〜0.006 !-な（〜μm）高温領域が形成され，そこから吹き出す金属プ

mm-mrad）で引き出すことに成功した［２３］．Bi は非放射ラズマにより放電が維持される．陰極材料を変えることで性とみなせる最も重い元素であり，同位体純度も非常に高様々な金属のプラズマを高フラックスで供給できることかい（99.9％ が209Bi）ことから，重イオンビームドライバーのら，ドライバー加速器用の大電流イオン源として早くから

イオン種の候補として有力である．

注目されてきた［１５，１６］．真空アーク型イオン源では通常，

以上のように，真空アーク放電型イオン源では価数純度

パルス形成ネットワークにより一定のアーク電流（〜１００‐の要請から使用できるイオン種がかなり限られてしまうも500 A）を流してプラズマを生成する．１つの陰極点が流のの，HIF イオン源として高いポテンシャルを有している．

せる放電電流は高々数アンペアであり，その寿命は数マイ

今後はイオン源工学的な観点からさらに検討が必要だろう．

クロ秒と短い．したがって陰極表面には平均して数１０個の例えば，イオンビームのパルス占有率（〜20 μs×10 Hz）に対陰極点が同時に存在し，それらが生成・消滅を繰り返しなしアーク放電の動作時間をどの程度にするかは，価数純

がら陰極上を移動することが知られている［１７］．この陰極度，エネルギー効率，陰極寿命などの兼ね合いから決定す点のランダムな振る舞いが原因で，真空アーク放電プラズ

る必要がある．

マから引き出されたイオンビームにはビームノイズと呼ば３．
７ レーザーアブレーション型イオン源

れる供給量変動がみられ，これが安定なビーム輸送を行う上で問題となる．Humphries らは，プラズマに対して負に高強度レーザーを固体に照射して得られる高密度プラズ

バイアスされた金属メッシュによりプラズマ電子を閉じ込

マが高価数イオン源として高いポテンシャルを持つこと

めると同時に，引き出し電極間に形成された仮想陽極によは，１９６０年代初頭のレーザーの発明以後，早い段階から認りイオンビーム電流量を制限するグリッド制御引き出し法

識され，これまで多くの研究がなされてきた．一方，レーを提案し，これを真空アークイオン源に適用した［１８］．

ザー生成プラズマは，高価数イオンが比較的容易に得られ

Oks らは，ビーム引き出し部ではなくプラズマのドリフトるという特徴の他に，固体表面に垂直な方向に高い膨張速領域でグリッド制御を行うことで，ビームノイズの変動を度を持ち，パルスあたりのイオン生成量が豊富である，と５‐７％程度まで減らすことに成功している［１９］．

いった大電流で低エミッタンスのイオンビームを得るのに表１にあるように，イオンビームの価数純度への要求は必要な特徴も同時に備えている．Barabash らは，いち早く厳しい．ガス放電プラズマの場合は，投入RFパワーによりこれらの点に注目し，207Pb 標的に CO2 レーザーを照射しプラズマ温度とイオン価数分布をある程度制御することがて低価数のイオン（Pb＋，Pb2＋）を生成し，重イオン慣性可能である．一方，真空アーク放電の場合は，個々の陰極

核融合のドライバー加速器用イオン源としての可能性につ点を流れる放電電流は数アンペアとほぼ一定であり，アーいて検討した［２４］．長谷川らは，Nd:YAG レーザーをあえ

ク放電全体の放電電流値には依存しない．生成されるイオて 108 W/cm2 程度の低い照射強度で用いることでCu＋およンの価数分布は，陰極点近傍の局所的なプラズマパラメー

び Cu2＋イオンが支配的なプラズマを生成し，そのイオン

タに強く依存するため，放電条件を変えてもあまり変化し供給能力がドライバー加速器からの要請を十分満たすことない．真空アーク放電型イオン源においてイオン価数分布を示した［２５］．

を制御する現実的な方法は，価数純度の高いプラズマが生

一般に高強度レーザーのパルス幅は，CO2 レーザーの場

成される陰極材料を選択することである．Qi らは，陰極に合で数 100 ns，Nd ガラスレーザーやNd:YAGレーザーだと

Gd，Y，Pb，Ba を用いた時のそれぞれのイオン価数分布を10 ns 前後と短い．その一方で，パルス幅 20 μs のイオン調べ，この中では Ba がドライバー加速器用イオン源としビームを引き出すにはレーザーアブレーションプラズマのて最も適した価数分布（９５％以上が Ba2＋イオン）を持つこ

供給時間は当然 20 μs 以上でなければならない．レーザー
９９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013

自体をロングパルス化することでプラズマ供給時間を延ばすことも可能だが，必要なレーザーエネルギーがパルス幅に比例して増大し，エネルギー効率の低下や装置の大型化を招くため，あまりよい方法とはいえない．よりシンプル
で効率のよい方法は，プラズマの膨張距離（レーザー標的と引き出し電極間の距離）を伸ばすことである．レーザーアブレーションプラズマは，レーザー照射中および照射直後に圧力勾配による流体的加速を受けることで，ドリフト
速度だけでなく大きな運動量拡がりをもつ．このため，数m の距離をドリフトさせるだけで 10 μs オーダーの時間拡がりを容易に持たせることができる．その反面，イオン供給電流密度はプラズマの３次元的な膨張に伴い急激に減少してしまう．これを抑制するために，岡村らはドリフト
図２

チューブにソレノイド磁場を印加してプラズマの横方向のプラズマピーク電流密度のドリフト距離依存性．

拡がりを抑えつつ，縦方向のみに１次元的にプラズマを膨張させることを試みている［２６］．図２はレーザーアブレー
ションプラズマのピーク電流密度をドリフト距離に対してプロットしたものである．この結果から，磁場がない場合，
ピーク電流密度はドリフト距離の３乗に反比例して減少す
るが，100 G 程度のソレノイド磁場を印加してプラズマをガイドすることで，その減少率を大幅に緩和できることが明らかになった．
レーザーアブレーション型イオン源のもう一つの問題
は，真空アーク型イオン源と同様にプラズマフラックスの変動が大きいことである．これを解決するために，吉田らはレーザーアブレーション型イオン源にグリッド制御引き出しを初めて適用した［２７］．図３はビーム電流密度の引き出し電圧依存性をグリッド制御の有り無しで比較した結果である．プラズマ供給量が過多（ !
#> !
$%）の場合においても，グリッド制御によりイオン放出面がきちんと定義されることで Child-Langmuir 則にしたがったビーム引き出し

図３（!""!!）が行われている様子がわかる．一方，グリッド制

ビーム電流密度の引き出し電圧依存性［２７］．

御を行わないと，プラズマ供給量が過多の場合は発散ビー補としていくつかのイオン源について概観してきた．電流ムとなってしまい，Child-Langmuir 則が予測する引き出し

密度や供給電荷量に関しては，いずれのイオン源も要求さ

電圧依存性から大きく外れてしまう．この結果は，レーれる性能を満たす十分なポテンシャルを有しているが，ドザーアブレーション型イオン源においてもイオンビームのライバー加速器に適用するにあたっては解決すべき技術的

安定な引き出しにグリッド制御が有効であることを示して課題も数多く残されているのが現状である．接触電離型イ

いる．

オン源は従来のスケール実験において十分な実績と技術的

レーザーアブレーションプラズマを生成直後から磁場や蓄積があるものの，実際にフルスケールのドライバー加速

電場を用いて積極的に制御し，大電流，低エミッタンスの器に使用するには長時間運転における信頼性や寿命の問題

イオンビームを生成する試みも，著者らのグループによりを解決する必要がある．一方で，マルチビームレット方式進められている．そこでは，レーザー標的近傍に印加したを採用することでイオン源の選択の幅が拡がるため，高エ縦磁場による磁気ノズル的効果を利用したプラズマイオン

ネルギー加速器開発の歴史とともに発展してきた従来型のの方向付け［２８］や，外部電場によるプラズマポテンシャル

様々なイオン源も候補となりうる．本章では，代表的なもの制御を利用する新しいイオンビーム引き出し方法［２９］なのとして，ガス放電型イオン源，真空アーク型イオン源，どが検討されている．これらの方法をうまく組み合わせる

レーザーアブレーション型イオン源を取り上げた．中でもことで，プラズマ供給量変動の抑制やイオン利用効率の向マルチカスプ型の RF イオン源は，ドライバー加速器用イ

上だけでなく，イオン価数分布の制御を行うこともできる

オン源としての性能を満たしうることが実験ですでに実証だろう．

されており，最も有力な候補であるといえる．真空アーク型イオン源はイオン供給量変動や価数純度の問題を抱えて

３．
８ まとめ

はいるが，様々な工夫によりかなり改善されてきている．

以上ここまで，HIF のドライバー加速器用イオン源の候動作原理や構造がきわめてシンプルなことはこのイオン源
１００

Special Topic Article

3. HIF Ion Sources

J. Hasegawa［８］E.P. Lee and J. Hovingh, AIP Conf. Proc. 249, 1713 (1992).
［９］D.P. Grote et al., Phys. Rev. Special Topics Accel. Beams
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［１５］I.G. Brown, editor, The Physics and Technology of Ion Sources(Wiley, New York, 1989), 397.
［１６］S. Humphries Jr. et al., chapter 19 in The Physics and Technology of Ion Sources (Wiley, New York, 1989), 397.
［１７］J. Hasegawa et al., Jpn. J. Appl. Phys. 37, 3530 (1998).
［１８］S. Humphries Jr. and H. Rutkowski, J. Appl. Phys. 67, 3223
(1990).
［１９］E.M. Oks et al., Rev. Sci. Instrum. 65, 3109 (1994).
［２０］N. Qi et al., Nucl. Instrum. Methods A 464, 576 (2001).
［２１］I.G. Brown, Rev. Sci. Instrum. 65, 3061 (1994).
［２２］A. Anders and J. W. Kwan, Nucl. Instrum. Methods A 464,
569 (2001).
［２３］A. Anders and E. Chacon-Golcher, J. Appl. Phys. 93, 2298
(2003).
［２４］L.Z. Barabash et al., Laser Part. Beams 2, 49 (1984)［２５］J. Hasegawa et al., Nucl. Instrum. Methods B 161-163, 1104
(2000).
［２６］M. Okamura et al., Rev. Sci. Instrum. 81, 02A510 (2010).
［２７］M. Yoshida et al., Jpn. J. Appl. Phys. 42, 5367 (2003).
［２８］池田峻輔他：電気学会パルスパワー研究会資料，PPT13-7 (2013).
［２９］磯野文香他：電気学会パルスパワー研究会資料，PPT13-8 (2013).

の大きなアドバンテージとなるだろう．レーザーアブレー
ション型イオン源は研究開発の歴史は長いものの，ドライ
バー加速器用イオン源としてのポテンシャルはいまだ未知数な部分も多い．従来の研究では多価イオンの供給が主な目的で，大電流で低エミッタンスのイオンを低価数で供給するという視点に立つ研究が限られていたことも原因である．また，供給量変動が非常に大きいため，数 10 μs にわ
たって安定にイオンビームを引き出すことは難しいとされてきた．しかし，本章で紹介したように，グリッド制御によるイオン放出面の安定化や外部磁場によるプラズマ供給
量の動的制御を行うことで，この欠点を克服できる可能性がある点に注目すべきである．レーザーアブレーションプ
ラズマを効率的にガイド・輸送する手法を確立することで，比較的小型のレーザーを複数台用いるだけでフルス
ケールのドライバー加速器が必要とする電荷量を十分供給できる可能性があり，今後のより積極的な検討が期待され
ている．

参考文献
［１］E. Henestroza et al., Phys. Plasma 18, 032702 (2011).
［２］M.M. Basko et al., Laser Part. Beams 20, 411 (2002).
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［４］J.W. Kwan, Nucl. Instrum. Methods A 464, 397 (2001).
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［６］T. Katayama et al., Laser Part. Beams 3, 9 (1985).
［７］R.O. Bangerter, Proc. Int. Symp. Heavy Ion Inertial Fusion,
106A, Frascati, Italy, 1445 (1993).

１０１

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.2 (2013)１
０２‐１０９

小特集 重イオン慣性核融合のためのエネルギードライバー開発の進展

４．誘導加速器
高山

健１，２）

１）

高エネルギー加速器研究機構・加速器研究施設，２）東京工業大学（原稿受付：２
０
１
３年１月１
８日）

１９２８年の提案から８５年が経過した誘導加速器の進化の後を追う．その粋を結集して実現しようという重イオ
ン慣性核融合用の線形重イオンドライバーを紹介する．KEK において，その原理実証が slow/fast cycling synchrotron の形で２００６年と２０１２年になされた円形誘導加速器（誘導加速シンクロトロン）が詳細に照会される．その重イオン慣性核融合実現へ向けた役割も述べられる．
Keywords:
induction accelerator, liniar induction accelerator, induction synchrotron, barrier bucket, switching power supply,
storage ring４．
１ 原理と進化

不可欠となる．この目的のため，大電流電子ビームを加速

Wideroe の論文から Kerst の実験的検証へする装置を必要とした．数百アンペアの電子ビームは RF

電子誘導加速器の論文として初めて世に出たのは１９２８年

線形加速器で加速できない状況下，Astron への入射器としの Wideroe のそれに遡る［１］．以降，この論文に基づく実験て電子線形誘導加速器が開発された．１９６３年に 350 A，300

研究がヨーロッパで盛んに実施された．この中には Ru-

nsec の電子ビームを 3.7 MeV までの加速に成功している

therford や Walton の仕事も含まれる．米国でも Breit and［４］．１９６８年には 800 A 電子ビームを 6 MeV まで加速した

Tuve，Lawrence and Livingston の関連研究を経て，Kerst［５］．以後の線形誘導加速器で重要となる高圧パルス生成

による完全な実験的検証で Betatron の技術と軌道安定の技術，パルストランス内絶縁技術等の基盤技術が一連の開基礎理論は確立したといえる［２］．Betatron と呼ばれるこ発研究の中で確立するとともに，大電流加速器の抱えるとになった円形誘導加速器のベータートロン条件，軌道安

ビーム不安定性などのビーム力学の課題が認識された．

定のための field index の条件が明確になるとともに，ビー

Astron プロジェクト自身は１
９７２年の Christofilos の突然のム取り出し技術などの進歩があり，15 - 200 MeV までの高病死もあって終結した．

エネルギー Betatron が建設され，医療現場での X 線源，核

既存シンクロトロンや FFAG での誘導加速

物理への利用を含む各種応用に使用されるにいたった．初強収束シンクロトロンの発明とほぼ同じくして提案され期開発の時期が第二次世界大戦と重なり，研究者間の情報

た Fixed Field Alternative Gradient Synchrotron（FFAG）の共有の程度が現在とは違い，Betatron の技術はヨーロッの初期加速に，上記加速用の１対１パルストランスが導入

パ，旧ソ連，米国で独立に確立された側面もある．

された．これが円形加速器に誘導加速装置としてパルスト

Linear Betatron

ランスが使用された最初のケースである［６］．RF 加速が

１９５０年代の中ごろより Betatron の加速機能のみを活か可能になるエネルギーまでをこの加速装置で，加速周期のす加速器形態への進化が図られた．米国と旧ソ連で独自に初期段階のみ長いパルス長の矩形の誘導電圧を発生し，補考案された Linear betatron（線形誘導加速器）である．加助的に加速するものであった．そこでは，１加速周期の間

速装置は正に１対１のパルストランスに他ならない．複数に１回だけパルストランスは駆動される．誘導電圧が発生のパルストランスをビーム進行軸に直線に並べたきわめてしている間に，リング内電子は多数回周回して加速され単純な構成である．負荷である個々のトランスと駆動する

る．初期 FFAG は１９６４年に研究を終了し，研究者は各地に

１次側パルス電源が１対で構成され，２次側に発生する誘

散った．国内で最初に建設された東京大学宮本研究室の強導電圧が上手く荷電粒子ビームに付与される仕組みであ収束シンクロトロンでの初期加速は誘導加速に頼った

る．この形態への進化の動機はシンクロトロンにおける強［７］．一方，ビームハンドリングの補助手段として誘導加収束原理を最初に発明したことでも知られている速を使用した例が少数だがある［８］．最近リバイバルされChristofilos の核 融 合 装 置 Astron の ア イ デ ア［３］にある．

た陽子FFAG加速器複合体の入射用小型FFAGでの加速をAstron はミラー磁場内に作るプラズマ閉じ込め用の反転

Betatron 加速で行う手法が提案されていたが，テーブル

磁場の形成が鍵であった．反転磁場を生む E-layer 電子がトップの１MeV の小型電子加速器で田中等によって実証

4. Induction Accelerators
TAKAYAMA Ken

author’s e-mail: takayama@post.kek.jp

１０２!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

4. Induction Accelerators

K. Takayama

された［９］．ガイド磁場全体の磁束を変化させて発生させ速器が DARHT-I，II（LANL），AIRIX（フランス CESTA），

る電場での加速であるので，従来の Betatron の延長といえDragon（中国）として建設された．X 線の利用は大きな質るだろう．

量を持った爆発現象のリアルタイム X 線写真観察を目的に

電子線形誘導加速器の進化している．15 - 20 MeV，1 - 4 kA,<200 nsec の電子ビームをLLNLではAstron入射器としての電子線形加速器技術を標的に供給している．

基礎に，より大電流の高エネルギーの線形加速器の開発が近年の動向スタートするとともに，旧ソ連の Veksler のアイデアに始まるイオンの電子リング加速器の開発が１
９７０年代に LBL

開発の歴史は古いが，現在までそのアクティヴィティがと旧ソ連で精力的に行われた．後者（LBL）は電子リング

継続しているものにイオン線形誘導加速器がある．２章での加速に伴う原理的不安定性の数学的証明が出て直ぐに活記述したように７０年代中頃に提案されたイオン慣性核融合

動を停止したが，前者（LLNL）は Strategic Defence Initia-のドライバーとして加速デバイス自身の低インピーダンス

tive（SDI）との関係で大きな研究開発予算がつぎ込まれの特性に着目し，当初から候補として米国では LBL とた．１９８３年に Advanced Test Accelerator（ATA）として

LLNL の研究者が継続的に開発に携わってきた［１６］．これ75 nsec，10 kAの電子ビームを４５MeVまで加速することにに呼応し，国内でも川崎等により小規模であるがイオン線成功した後［１０］，下に記述した有為な応用が展開されるに

形誘導加速器の研究が開始された［１７］．しかし，３０年以上

及び，世界的に類似加速器の建設がブームとなった．

経過しても R&D レベルを脱しないのは重イオン慣性核融

Modified Betatron合システムの実現可能な完全シナリオが書けていないこと

線形誘導加速器より円形加速器の方が加速効率がよく，に加え，先行するレーザー慣性核融合と磁場閉じ込めシナ

加速器システム全体の施設占有面積が少なくてすむのは容リオである ITER からの結果がまだ得られていないという易に理解できる．上記線形加速器の開発動機と同じくし

現状が大きな要因になっている．次節ではまだ R&D 段階て，ビーム仕様も類似の，kA オーダーの電子ビームを２０‐にあるとはいえ，重イオン慣性核融合システムに想定され５０MeV に加速する Betatron の開発が７０年代後半 からスているイオン線形加速器のアウトラインについて言及す

タートし，９０年代初頭まで実施された．旧来の Betatron

る．これ等とは別に，長岡技科大の八井等が完成させた重と大幅に異なるのはビーム電流であった．低エネルギー域

イオン用の線形誘導加速装置は当初からその実用的な応用の空間電荷効果を抑制する目的でトロイダル磁場を導入しを志向した［１８］．

たり，コンパクトにする目的で空芯の超伝導コイルを導入

２０００年に KEK で従来のシンクロトロンの RF空洞をパルした．このような磁場配位を持った Betatron を Modified

ストランス（誘導加速セル）に置き換えた誘導加速シンク

Betatron と 呼 び，Naval Research Lab．で Kapetanakos

ロトロンの概念が提案された［１９］．それまでの円形加速器

等［１１］により，Univ. of California Irvine 校では石塚等［１２］に誘導加速装置を導入したケースとは大きく異なり，イオによって建設された．しかし，電子ビームの取り出しの困ンの周回周波数に同期してこの誘導加速セルを駆動させる難さもありすべての活動は終了している．

ものであった．２００６年に KEK 12 GeV 陽子シンクロトロン

マイクロ波自由電子レーザーとフラッシュ X 線ドライバー（Slow Cycling Synchrotron）を用いて誘導加速シンクロト

LLNL で ATF に遡っ て 開 発 さ れ て い た Electron Test

ロンの完全実証がなされた［２０］．後で詳述するが，２０１２年

Accelerator（ETA）からの電子ビーム（4.5 MeV，10 kA，にはテスト実験ながら，KEK の旧 500 MeV Booster（Rapid

30 nsec）で 35 GHz のマイクロ波自由電子レーザーを駆動

Cycling Synchrotron）を誘導加速シンクロトロン（デジタ

した［１３］．結果は尖頭出力 1 GW という圧倒的なもので

ル加速器）に改装し，１０Hz 運転の１加速器周期加速最終段

あった．この成果を受け，マイクロ波増幅装置の駆動用加（５０msec）まで重イオンの加速を実証している．

速器として大きな関心を集めるに到った．しかし，電子線

４．
２ イオン線形誘導加速器［２１］形誘導加速器では 200 GHz 以上の自由電子レーザーを駆動するに足るビームクオリティを持った電子ビームを供給す

重イオン慣性核融合用の線形誘導加速器は高エネルギーることは難しいことがわかった．少なくとも１‐200 GHz の物理実験と同ように標的パラメータが明確に定まっている

周波数帯域の GW 出力を可能にする自由電子レーザーの駆ので，それを満足するような加速器設計を行えば足りる．

動加速器としてのステータスは確立したようにみえるが，要素技術のポテンシャルが仕様を満足するレベルに達してこの周波数の応用はパルスレーダー程度に限定されるのおれば，最小コストになるように，その組み合わせを考えで，今のところ大きな展開はないのが実情である．国内でて実現をすればよい．しかし，要素技術が仕様を満たしても低エネルギーの電子ビームドライバーであったがプラズいない場合でも，特段のブレークスルーを必要としない場

マ加熱を目的に旧原研那珂研究所で 45 GHz［１４］，Linear

合は，そのゴールへ向けて，いくつかの段階を設け，お金

Collider 用の多段マイクロ波源として高エネルギー加速器とマンパワーを効率的に動員すればよい．しかし，それで研究機構（KEK）では 9.4 GHz の 100 MW クラスのマイクも全体計画が承認されていない場合は，小さなゴールを決

ロ自由電子レーザー［１５］が実証された．

めて地道なステップを踏むしかない．現状のように，要素

１９９０年代になり，0.5-10 MeV の光子エネルギーを持った技術を段階的に実証していくようなプロセスを踏まざるを

X 線を発生させる電子ビームのドライバーとしての誘導加得ない．時々，全体シナリオに立ちかえって，物ごとを見
１０３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013

図２

図１

Modular Linac.

イオン線形誘導加速器多重ビーム用加速セルユニット．

なおす時期もある．
現在実現の課題となっている重イオンドライバーの異なるアプローチを整理する．最終段階で必要とするビーム強度とパルス幅の要求から二つのアプローチが考えられている．何れも線形誘導加速器を前提にしている．
（１）多重ビームを同時加速する Single driver approach
図３

［２２］

Modular multiple-linac アプローチ．

（２）複数ドライバーを動員するModular driver approach［２３］

価イオンに変換し，加速効率を稼ぐことが可能であり，加前者は図１にみられるように，上流で生成した複数の低速電圧は最終的に百 MeV に留まるも，イオンエネルギー

電価数のイオンビームを平行に誘導加速セルに入射する．

では GeV レベルを得る．加速モジュール構成は多重ビーム

PFN に充電した電圧を下流のスイッチで回路を閉じ，複数

ライナックのそれと比較すると単純な構成となる．このモビーム加速に共通の磁性体コアに印加することによって励ジュールを必要数だけ動員したものが，重イオン慣性核融磁される．結果，２次側に発生する誘導電圧で加速する．

合システムの重イオンドライバーとなる．その概念が図３

多重ビームは加速セル間に置いた収束デバイスでガイドすに示される．実証用のドライバーのコストが概ね１千億円

る．低エネルギー域はソレノイド磁石，高エネルギー域はと予想されているので，その予算化への道のりはきわめて

超伝導四極電磁石が想定されている．

遠いといわざるを得ないだろう．

図に示す加速セルユニットは１‐2 MV/m の加速勾配を持

４．
３ 誘導加速シンクロトロンの原理と特徴［２１］ち，横方向収束の視点からは half-lattice period（hlp）に対応する．数百台から 1,000 台の hlp を直線に並べて，必要な１９３１年のサイクロトロン発明以来，１９４５年に発明された10 GeVクラスのエネルギーを得ることを想定している．こ

従来型シンクロトロンを含め，すべての円形加速器では荷の多重ビーム線形誘導加速器の R&D が２
０年以上 LLNL と電粒子の加速のため，加速空洞に定在波として励起する高LBLの協力で推進されてきたが，Multi-beam linac（MBE-4）

周波電圧を利用してきた．高周波電圧は時間の三角関数でで４本のビームを 2 MeV に加速し，それを合流させる実験

変動するが，時間軸上で傾きを持った電圧は粒子を集群

結果までにしか到っていない．今後，本格的な Multi-beam（バンチ）として進行方向に「閉じ込める」機能を持つ．バ

linac を実現する上で検討しなくてはならない課題としてンチの中心を高周波ゼロ位相からずらした位置に確保するは以下が列挙される［２１］．

ことによって，１兆個もの粒子集団であるバンチ全体が一緒に「加速」されるという特徴があった．この事実から高

１．多重ビームの制御とアライメント

周波加速器は進行軸方向に「閉じ込め」と「加速」を同時２．速度勾配を持ったバンチの伝搬に行う「機能結合型」といえる．既存高周波円形加速器で３．加速ギャップを経由するビームバンチ内相互作用

は高周波空洞と高周波アンプ自身の「共振周波数の有限な（Wake-field 効果）

可変幅」の制限から，実際に加速されるイオンの質量数と４．多重ビームのマージングに伴うエミッタンス増大

電価数比が限定された．また，一定速度以上での入射が必

５．電子雲の影響要であった．このため LinacやBoosterなどの入射器を必要６．コストとした．一方，図４上段に示す誘導加速シンクロトロンで図２に示す Modulator Driver アプローチでは，加速セル

は高周波電圧に代わって，１対１のパルストランスであるで加速するビームは上流からの一本のみである．中段で多誘導加速セルに発生する高圧誘導パルスを使用し，２種類
１０４

Special Topic Article

4. Induction Accelerators

図４

K. Takayama

誘導加速シンクロトロンの原理を従来の高周波シンクロトロンとの対比で示す．

図５

誘導加速システムの等価回路と各キーデバイス．

の加速セルを「加速」と「閉じ込め」用に使い分けるので，

く不可能であったクラスターイオンを含むすべてのイオンのビームハンドリングの自由度を大幅に改善する．誘導加速

繰り返し加速が可能になると考えられている．これは，図４

シンクロトロンは「機能分離型」といえる（図中段参照）．

下段にみられるような原理的には大型の入射器なしの円形

誘導加速セルを駆動する電源はコンデンサと高速スイッチ

加速器１台で相対論的速度までイオンを加速できることをング素子からなるスイッチング電源である．このスイッチン

示唆している．図５に誘導加速システムの全容を示す．こグ素子のトリガ信号は加速器リングの軌道上に置いたバンの中ではスイチング電源が鍵となるハードデバイスであチモニタによって得られるバンチの通過信号をデジタル処る．閉じ込めと加速用の誘導加速セルに一対一で対応して理することによって作り，スイッチを動作させ，イオンの周いるこの電源をイオンビームの周回に同期してトリガする．

回に合わせて毎回パルス電圧を誘導加速セル上に発生させ４．
４ デジタル加速器［２４］る．これによって加速途上の非相対論的速度から相対論的速度までの粒子速度の変動に対応できる自動同期加速を保誘導加速シンクロトロンは加速周波数のバンド幅制限が証した．この結果，陽子から従来の円形加速器ではまった

1 MHz 以下にはないという特性から，原理的には主加速器
１０５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013

入射・出射

リングに入射するイオンの速度に下限は存在しない．そこで，KEKデジタル加速器ではイオン源からのイオンを直線

ビーム入射には静電入射キッカーが用いられる．0.8 m加速器等を使わずに直接主加速器リングに入射している．

長の平行なアルミ電極板の一方をアース電位，他方を 20

全体のアウトラインを図６に示すとともに，個々のデバイ

kV の電位になるよう，入射タイミング前に高電圧が印加スの役割を簡単に記述し，デジタル加速器における特有なされる．5 msec 長の入射パルスのテールが入射 して直ビームハンドリングと誘導加速について記述する．

ぐ，電極に保持された電荷をアースに流し，この電位をゼイオン源と入射ビーム生成

ロに落とす．イオンパルスのヘッドが１周して入射位置にイオン源として，サイクロトロン等のイオン源として一達する時にはもはや電極板間に電場は存在しない．即ち１

般的な Electron Cyclotron Resonance Ion Source（ECRIS）

ターン入射法が採用されている．

が使用されている．主加速器のガイド磁石の入射磁場域に加速終了後のビームの取り出しは，フェライトキッカー

おける残留磁場に最大 4 Gauss 程度のバラつきがある．こ

電磁石とセプタム電磁石の組み合わせで行われる．加速終れらのバラつきに起因する平衡軌道の歪みが補正できる程

了後，ベータートロン位相で９０度だけセプタム電磁石の上度の入射磁場強度を必要とする．その結果，200 kV 程度の流に置かれたキッカー電磁石で蹴られたイオンバンチはリ

入射電圧は必要になる．このため，このイオン源は 200 kV

ング周回軌道から分離され，セプタム電磁石のアパチャーの高電圧プラットフォームの中に収められている．プラッに飛び込み，セプタム電磁石の磁場でさらに偏向され，取トフォーム内の電力負荷を最小化し，冷却水の使用を不要

り出しラインにガイドされる．

にするため，永久磁石 X‐バンドの ECRIS は主加速器の運加速器リング転サイクルに同期して１
０Hz のパルスモード運転を行って加速器リングは８台の機能結合型電磁石８台（M1-M8）いる．尖頭出力 700 W，9.35 GHz のマイクロ波が約 5 msecで構成される．完全に８階対称性を持つ．電磁石は両端部

幅，10 Hz で TWT から供給される．

が所謂 F セクター，中心部が D セクターになっている．電生成された 5 msecのプラズマから10 kVの引き出し電圧

磁石の間の直線部（S1-S8）には入射キッカー，取り出しで取 り 出 さ れ た イ オ ン は，直 後 に 置 か れ た Einzel Lens

キッカー，取り出しセプタム電磁石，誘導加速セル，位置

Chopper で横方向の収束力を受けるとともに，リングへのモニタ，電流モニタ等が並ぶ．主電磁石は自身のインダク

入射に合わせた 5 msec の幅にチョップされる．このチョッパー機能は Einzel Lens の中間電極電圧をチョッピング時

表１間幅のみ 5 kV の負のパルス電圧で変化させることで実現

加速器周長
最大磁束密度
最大加速電圧
繰り返し数
ベータートロン周波数，!"!
!#加速イオン数／パルス
イオンエネルギー

している［２５］．このパルス電圧は半導体スイッチで駆動するMarx Generatorで生成されている．チョップされたイオ
ンパルスは後段の 190 kV 加速部で加速され入射イオンパルスとなる．図６に示すBM1分析磁石でイオン価数が選択された後，Low Energy Beam Transport Line を経て，主加速器リングへ伝送される．

図６

KEK デジタル加速器のアウトライン．

１０６

マシン・ビームパラメータ．
37.7 m
0.84 Tesla
3.24 kV
10 Hz
2.17/2.30<109〜70 MeV/auSpecial Topic Article

4. Induction Accelerators

K. Takayama

タンスと抵抗成分，外部に置かれたコンデンサ，チョーク

閉じ込め用のパルス電圧 #""は毎周回発生する．一方，加コイル等の組み合わせで共振電源回路を構成している．10

速電圧は磁場の励磁パターンを決めると，#'%&!$
""
$!!
$%
#

Hz 共振周波数を実現するように，パラメータは設定され（$：主電磁石の曲率半径，"：リング周長，!：主電磁石ている．他，加速器パラメータとビームパラメータを表１の磁束密度）にしたがって周回に伴う必要な電圧パターンに示す．電磁石本体は中心磁束密度最大 1.1 T までの励磁#'%&は一意に決まる（図７を参照）．連続的に変化するこのは可能であるが，現在の電源の制約から 0.84 T が最大磁束必要な加速電圧には，異なる加速セルを複数台運転にエン密度である．

トリーさせ，固定の誘導加速セルのパルス密度を制御し，軌道補正［２６］加速電圧パルスを重畳することで対応する．また，#'%&が低エネルギー入射がデジタル加速器の特徴であるので，

固定の #!##を越えると複数の加速セルを同時にトリガして必然的に入射磁場は低い．200 - 300 Gauss 程度である．先述対応する．加速が進むに伴い，イオンの周回周波数が上記したように，８個の電磁石の残留磁束密度は最大 4 Gauss

繰り返し数を越えると，複数の加速セルを運転に動員し，の間でバラつきを持つ．これが平衡軌道の歪みの原因とな

間歇運転をする．これらの加速セル運転モードは事前にる．軌道の歪みは最大 20 mm にもなる．これを補正するた

FPGA コードにプログラムしておき，スイッチング電源のめに，M1-M3，M2-M4，M5-M7，M6-SM8 の組み合わせでゲートトリガ信号を生成して実現している［２７］．

所謂 Back-leg coil を主電磁石のリターンコア部に８字型にビームコミッショニング

巻き，独立の電源を配置し補正する．主コイルによる励磁

ビームハンドリング：誘導加速シンクロトロンは加速と閉に伴う誘導電圧を相殺するためにこの８字巻線は不可欠でじ込めの機能を分離しているので高周波加速器では不可能ある．入射したビームの位置情報を５台の位置モニタで取であったビームハンドリングが可能になる．バリアー電圧

得し，それを元に，平衡軌道のフーリエ解析を行い，２次パルスの断熱的・非断熱的操作によって種々のビームハンまでの低次項を最小化するように励磁電流の組み合わせをドリングが試みられた．図８に Bunch squeezing と呼ばれ求め，通電する．

る断熱操作の典型例を示す．そこでは一旦バリアー電圧間誘導加速とビーム閉じ込めに捕捉されたビームバンチが，下流側のバリアー電圧パル

誘導加速と閉じ込めは複数の加速セルを使い分けること

スを時間軸上徐々に上流側に移動させることによってバンで行う．ただし，加速セルに発生させるパルス電圧には以チ幅が縮小していく様子がみられる．この過程を計算機シ

下の技術的制約がある．

ミュレーションでも追った．理論的予想に寸分違わない
Bunch squeezing が行われた［２８］．

!出力パルス電圧値は最大 2 kV/cell，その振幅は加速サ

加速：前節で解説された手法で加速されるのであるが，加イクル内では固定

速電圧パルス #!##はその flat-top 幅が #""で捕捉したビーム!パルス長は最大５msec，これ以下は加速サイクル内パルスを十分にカバーするように生成される．磁場のランで自由に可変プパターンからユニークに決まる理想的粒子の周回周波数!パルス繰り返し数は最大 1 MHz，これ以下は加速サイ

からパルス長，生成のタイミングがすべて計算されるのクル内で自由に可変で，これらを事前に FPGA コードにプログラムしておく
Fully Programmed Control Method が暫定的に取られている．図９に加速サイクル最終点（50 msec）に達したイオンパルスを示す［２９］．

図７

図８

励磁パターンと密度制御された加速電圧パルス．

１０７

Beam squeezing 実験，左：模式図，右：ビームパルスとVbb 波形．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013４．
５ 重イオン慣性核融合へ向けた誘導加速シンクロトロンの役割（展望）デジタル加速器開発自身には元来，重イオン慣性核融合用のドライバーとして応用する動機はなかった．したがって，重イオン慣性核融合用のドライバー線形誘導加速器とここに議論された誘導加速シンクロトロンまたはデジタル加速器との間には直接的に共有する・共通する技術要素は思いの他少ない．動作の繰り返し数，加速セルあたりの出力電圧，パルス幅等を比較すると明白である．しかしながら，誘導加速システムの制御システムに注目するなら，大いに貢献できるであろう．デジタル加速器で開発された加速器全体の動作をオーヴァーオールに把握した上で，加速
図９

加速終了時点で周回するイオンパルス（中心が加速終了時
50 msec に対応する）．

セルのゲートトリガ生成を司るFPGAを用いた制御システ
ムと同じコンセプトで線形誘導加速器は稼働させ得る．一方，早い高圧誘導電圧パルスの立ち上がりの時間要請は半ビーム寿命：低エネルギー重イオンビームの寿命は２つの導体スイッチの利用が不可欠と思えるが，デジタル加速器

要因によって決まると考えられている．入射して直ぐの低の継続的進化の中で，最新鋭のスイッチ素子をカスタム

エネルギー域ではイオンが電子を捕獲したり，残留分子やメードでパッケージ化し，高圧スイッチング電源に搭載す原子による電子の剥ぎ取り現象が起こる．イオン電価数のる．完成次第，ビーム加速に導入し，その性能を明らかに変化によって遠心力とローレンツ力のバランスが突然崩れしていく．一連の研究開発で得られる知見は重イオン慣性るので，瞬時にしてイオンは失われる．一方，残留イオン

核融合用のドライバー線形誘導加速器終段の駆動電源製作との多重クーロン散乱によって徐々にエミッタンスが大きには大いに役立つ筈である．

くなり，真空容器のアパーチャー限界で失われる．いずれ

慣性核融合システムの基幹部であるイオンドライバーの原因で決まる寿命も，真空度の逆数の関数である．デジ（イオン加速器）としての誘導加速シンクロトロンは，ヨータル加速器はもともと 40 MeV 陽子用の Booster リングでロッパの高周波シンクロトロンをベースにしたシナリオのあったので，その時には真空度は問題にならなかった．リR&D を進める上で有用な要素を持つ．加速と閉じ込め機

ング真空容器内には，キッカー電磁石，等の多くのアウト

能を分離する特徴を活かし，平坦部の局所電流を空間電荷

ガスソースになる機器が設置されている．また，これらを制限電流以下に抑えた状態で，リングあたりのイオン数を内蔵するために直線部の真空容器は巨大で，表面積が大き

稼ぎ，加速終了時に多彩なビームハンドリングを駆使しい．これらの遺産のいくつかがデジタル加速器に今も残るて，期待される形状のビームを供給できるだろう．誘導加−8Torr 程度に留まっている．こ速シンクロトロンでは運動量分散関数がゼロの位置に加速のため，入射して 5 msec でビーム強度は１割程度に落ちる

セルを置かねばならないという制約条件があるが，これは［２９］．

想定されている蓄積リングの前提条件に合致する．一方，アップグレード：デジタル加速器は今後の予算獲得にも拠シナリオ A での高周波線形加速器を小規模にし，蓄積リンるが，性能アップが図られる予定である．まず，現在のグ自身を誘導加速シンクロトロンに置き換え，その入射段

ECR イオン源では生成が難しい完全電離炭素イオンや高階で，バリアーバケットでビームを蓄積し，それを誘導加

電離金属イオンの生成のために Laser Ablation Ion Source

速で最終エネルギーまで加速するシナリオはあり得る．この開発を行っている［３０］．また，真空度の改善はビーム強の場合早いサイクルで動作するパターン電源駆動の電磁石度を確保する上で不可欠なので，直線部真空容器サイズので構成された誘導加速シンクロトロンは不可欠である．

ので，平均真空度は 5×10

最小化と真空排気系の増強を行う計画である．前節で示し

４．
６ KEK デジタル加速器の応用

た誘導加速システムの心臓部であるスイッチング電源のス
イ ッ チ ン グ 素 子 と し て Power MOSFET を 使 用 し て い

まだ改装中の数年前から，得られる重イオンの利用が議る．７個直列で１スイッチングアームを構成し，４アーム論されてきた．もともと小さいシンクロトロンなので，原でフルブリッジを形成する．直列構成はこの素子本体の耐子核・素粒子実験に用いるにはエネルギー不足である．そ

圧限界に由来する．この素子の代わりに高耐圧特性を有す

こで，当初から物質材料，生物，医療に焦点を絞って検討

る SiC-JFET を用いたスイッチング電源の自主開発を行っされた．元来この分野は，サイクロトロンの一人舞台でてきた［３１］．既存のスイッチングアームは SiC-JFET１個あった研究領域である．理化学研究所，日本原子力研究開または２個直列構成に置き換わるので，電源自身はコンパ

発機構高崎量子応用研究所，大阪大学核物理研究センクトになり，また，ゲート信号数の圧倒的減員により電源

ター，東北大学サイクロトロン・ラジオアイソトープセン

本体の制御性が格段に増すと期待されている．順次，新型

ターの活躍をみればわかる．いずれも組織のミッションと電源に置き換えられていくであろう．

して多目的利用が長年に渡って実施されてきた．高エネル
ギー加速器研究機構デジタル加速器はまだミッション加速
１０８

Special Topic Article

4. Induction Accelerators

K. Takayama［９］H. Tanaka et al., Proc. Particle Accelerator Society Meeting
2009, JAEA, Tokai, Naka-gun, Ibaraki, Japan, 1152 (2009).
［１０］L. Reginato, IEEE Trans. Nucl. Sci. 30, 2970 (1983).
［１１］C.A. Kapetanakos et al., NRL/MR/6793-92-7161 (1992).
［１２］H. Ishizuka, Phys. Fluids B2, 3149 (1990).
［１３］T. Orzechowski et al., Phys. Rev. Lett. 57, 2172 (1986).
［１４］K. Sakamoto et al., J. Appl. Phys. 75, 36 (1994).
［１５］K. Takayama et al., J. Appl. Phys. 77, 5467 (1995).
［１６］ERDA Summer Study of Heavy Ions for Inertial Fusion,
LBL, LBL-5543 (1976).
［１７］S. Kawasaki et al., Rev. Sci. Instrum. 54, 1300 (1983).
［１８］T. Tanabe et al., Phys. Rev. Lett. 56, 831 (1986).
［１９］K. Takayama and J. Kishiro, Nucl. Instum. Methods A 451,
304 (2000).
［２０］K. Takayama et al., Phys. Rev. Lett. 98, 054801-4 (2007).
［２１］K. Takayama and R.J. Briggs (Eds), Induction Accelerators(Springer, 2010), Chapter 10 by JJ.Barnard and R.J.Briggs.
［２２］S. Yu et al., Fusion Sci. Technol. 44, 266 (2003).
［２３］B. Logan, Technical Report HIFAN, LBL (2008).
［２４］T. Iwashita et al., Phys. Rev. ST-AB, 14, 071301 (2011).
［２５］T. Adachi et al., Rev. Sci. Instum. 82, 083305 (2011).
［２６］K. Takayama et al., 19th Int. Symp. on Heavy Ion Inertial Fusion (HIF2012), Berkeley, California, USA (2012).
［２７］Y. Barata et al., Proc.Particle Accelerator Society Meeting
2012, Osaka, Japan, 226 (2012).
［２８］Liu Xingguang et al., 3rd Int. Workshop on Recent Progress of Induction Accelerators, Chendu in China, October 2011.
［２
９］K. Takayama et al., submitted to Phys. Rev. Lett. (2013).
［３０］M. Okamura, 19th Int. Symp. on Heavy Ion Inertial Fusion(HIF2012), Berkeley, California, USA (2012).
［３１］K. Okamura et al., IEEE Trans. Plasma Sci. 40, 2205 (2012).
［３２］堀岡一彦 他：プラズマ・核融合学会誌 86, 269 (2010).

器の位置づけになっていないので，公募研究の予定は現状ではない．しかし，学術的にきわめて意味が大きいと看做される研究に軸足を置いて応用研究はスタートする．これまで既存の施設ではマシーンタイムが取り難いという事情もあった．研究グループが専用の照射ベンチを持ち込み，
照射ラインの運用展開を図る予定である．現在，公式な応用研究は総合研究大学院大学・学融合研究「模擬宇宙線を用いた宇宙物理の展開」が採択され，着々と照射準備が進んでいる．
一方，高エネルギー温密度科学の実験にデジタル加速器からの重イオンビームの利用の可能性が検討された．加速されるビーム電流が小さいというハンディを Half Minibeta収束レンズを用いて標的材料中の局所ビーム電流値を大幅に上げて補う方法が実現できれば，国内では唯一の重イオンビーム駆動の高温密度科学専用ラインとなり得るだろう［３２］．

参考文献［１］R. Wideroe, Dissertation, Tech. Hochschule Aachen, 29
Oct. 1927.
［２］D. Kerst, Phys. Rev. 60, 47 (1941).
［３］N. Christofilos, "Astron Thermonuclear Reactor", In 2nd
UN Int. Conf. on Peaceful Uses of Atomic Energy, 32, 279(1958).
［４］N .Christofilos et al., Rev. Sci. Instrum. 35, 886 (1964).
［５］J. Beal et al., IEEE Trans. Nucl. Sci. 16, 294 (1969).
［６］F.L. Peterson and C.A. Radmer, Rev. Sci. Instrum. 35, 1467
(1964).
［７］浅見 明，川崎 温：日本物理学会誌 67, 874 (2012).
［８］J.C. Ciret, "Extraction du Faisceau de Saturne II par Acceleration Betatronique. Le Gephyrotron", GERMA 76.02/IE-117 (1976).

１０９

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.2 (2013)１
１０‐１１５

小特集 重イオン慣性核融合のためのエネルギードライバー開発の進展

５．最終集束系
菊 池 崇 志，小 栗 慶 之１）
長岡技術科学大学，１）東京工業大学（原稿受付：２
０
１
３年１月２
１日）

重イオン慣性核融合や高エネルギー密度科学研究に関連するビームの集束からビームと標的の相互作用について，特に，大電流重イオンビームの進行方向パルス圧縮と高温・高密度プラズマや Warm Dense Matter への重イオンのエネルギー付与について解説する．
Keywords:
final beam bunching, longitudinal pulse compression, stopping power, beam-plasma interaction

５．
１ 重イオンビームドライバーの最終段

めの粒子加速器システムが円形加速器で構成されるか線形

重イオン慣性核融合実現のキーポイントである重イオン加速器で構成されるかなどの議論は決着がついていない

ビームの生成には，従来の粒子加速器で培われてきた技術

が，いずれにしろ最終段では高エネルギーになった重イオとは大きく異なる要求がある．特に，本章では，重イオン

ンビームを進行方向にパルス圧縮し，要求されるビーム電

ビームドライバーの最終段で行われる，バンチング・パル

流値に形成しなければならない（図１参照）［７］．この操作

ス圧縮と整形された重イオンビームと標的との相互作用にを，最終段ビーム圧縮や Final Beam Bunching，drift com-

ついて，重イオン慣性核融合のエネルギードライバーに特pression などと呼び，重イオン慣性核融合のドライバーシ

有の話題を紹介する．

ステムには欠かせない要素となっている．
線形加速器や円形加速器を抜けた重イオンビームは，運５．
２ 大電流重イオンビームの進行方向圧縮

動エネルギーが 3〜10 GeV，電流は 100 A〜1 kA，パルス

５．
２．
１ 進行方向パルス圧縮の目的

幅は数 100 ns となっている．運動エネルギーは標的内でう一般的な粒子加速器システムと同様に，重イオン慣性核

まく止まるように考えられ，大きすぎても小さすぎても適融合においても，イオン源で生成されたイオンを引き出当ではない．また，最終的なパルス幅は燃料標的の爆縮のし，線形加速器あるいは円形加速器を使って所定の高エネ

時間スケールから決定され，数 10 ns と見積もられている．

ルギー粒子ビームとし，標的へ当てるために集束する，とこれらの制約と上述した空間電荷効果によるビーム輸送のいう一連の操作を行う．重イオン慣性核融合では，大電流難しさの観点から，ビーム電流値が決まる．このため，最の重イオンビームが必要とされるため，多数の質量の大き終段ではこのパルス幅の齟齬を埋めるため，急激なパルス

い粒子を加速・輸送しなければならない．特に，イオン源

圧縮が要求される．上記のとおり，数 100 ns を 数 10 nsを出たばかりの重イオンは運動エネルギーが低いため，進
行方向に対して半径方向に拡散しやすい．このため，低エネルギー領域は空間電荷効果を抑えるためにパルス幅を長くし，まずはとにかく重イオンを加速して高エネルギーにする対策が講じられることになる．一方で，４章で解説された誘導加速器を用いたシステムでエネルギードライバーを構築すると，印加電圧とパルス幅はトレードオフの関係にあるため，先にパルス幅を短くしたほうが有利となる．
このように加速・圧縮スキームの検討も重要となってくる［１‐６］．重イオンの運動エネルギーが上昇して高エネル
ギー領域になると相対的にビームの半径方向への広がりは小さくなるため，低エネルギー領域に比べるとビーム輸送が容易になる．

図１

イオン源から引き出した後の，重イオン慣性核融合のた
5. Final Focusing
KIKUCHI Takashi and OGURI Yoshiyuki

誘導加速器をベースとした重イオン慣性核融合のドライ
バーシステム案［７］．
corresponding author’s e-mail: tkikuchi@vos.nagaokaut.ac.jp

１１０!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

5. Final Focusing

T. Kikuchi and Y. Oguri

５．
２．
３ 重イオン慣性核融合の最終段パルス圧縮に特徴的なビーム物理の問題
急激なパルス圧縮操作に伴い，ビームの質が悪くなる（エミッタンス増加）．まず，速度変調によって進行方向の運動量の広がりが増す．単純な単粒子の運動であれば，進行方向の速度変調のために印加した電圧に対して可逆的であるが，荷電粒子の集合体であるビームバンチでは自分自身が作る非線形な場があるため，非可逆的な操作となる．
特に，重イオンビームドライバーの最終段ではビーム電流が非常に大きいため，この空間電荷効果の影響が大きい．
これは進行方向だけでなく，ビームの半径方向に対しても
図２

影響を及ぼす．粒子ビームは，進行方向に対して半径方向

進行方向パルス圧縮の仕組み．

のサイズが小さいため，空間電荷効果の影響は特に半径方向の粒子軌道に大きな影響を及ぼす．このような空間電荷にするため，１０倍以上に進行方向を縮める．これほど急激効果が支配的な粒子ビームの挙動については，粒子シミュなイオンビームのパルス圧縮は通常の粒子加速器では必要

レーション技術の開発［１０‐１２］も含め，数値解析による検とされない．このため，重イオン慣性核融合に特有の課題討が行われている［２，６，１３］．

となっている．

強い空間電荷効果の非線形場による反発力は，パルス圧５．
２．
２ 進行方向パルス圧縮の原理と制限

縮を進行方向にも半径方向にも阻害する．このため，背景パルス圧縮の原理は簡単で，ビームバンチの先頭を減プラズマを導入し，重イオンビームの空間電荷を中和して速，後端を加速し，先頭と後端に速度差をつける，である．

パルス圧縮と輸送を行うスキームも検討されている［１４］．

この状態でそのまま粒子ビームを飛ばすと，減速された先ビームの電荷中和を行うことで，ビーム自身の電場による頭に，加速された後端が追いつくことになる．このため，反発力に阻害されず極端な圧縮が可能であるため，パルス

ビームバンチ先頭と後端の距離が縮まり，進行方向パルス

圧縮比を非常に大きくできる．また，半径方向の集束にも圧縮されることになる（図２参照）．

空間電荷効果は反発力として働くため，ビームの電荷中和

このための操作として，誘導電圧重畳モジュールが用いを行うことで，より小さいスポットサイズが実現できる．

られる．４章で解説された誘導加速の原理に基づき，パル

しかし，電荷中和を行うと，パルス圧縮のために印加したス電源で生成された電圧が加速ギャップに印加され，通過速度勾配がそのまま残ってしまう．大きな速度勾配を持っした重イオンビームの速度を変調する．rf 加速空洞を用いたビームバンチを最終集束系へ投入した場合，電磁石とのても同様の操作をすることができるが，高調波を重ねてパマッチングが取れず焦点がぼけてしまい，結局は小さなス

ルス圧縮のための電圧波形を形成する必要があり，柔軟なポットサイズが実現できないことが予想される．一方で，パルス印加ができる誘導加速モジュールのほうが有利と考

電荷中和しない場合は，ビーム自身の空間電荷効果が進行

えられている［８］．また，最終段ではビーム電流が kA 級と方向に付けられた速度勾配を打ち消すことが期待できる．

なるため，そもそも誘導加速技術でなければハンドリング

このため，うまくパルス圧縮のスケジュールを制御するこが難しい．

とで，小さな速度勾配を持った重イオンビームバンチを最重イオン慣性核融合に限らず，あらゆる粒子加速器では終集束系へ投入することができ，小さなスポットサイズを粒子を加速する装置だけではなく，半径方向へのビームの実現できる可能性が期待できる（図３参照）．電荷中和に拡散を抑制するための仕組みを用意している．電場あるいは一長一短があり，中性化したほうがよいか，電荷中和しは磁場を用いて荷電粒子を制御するが，高エネルギー領域

ないほうがよいかは今後も議論になると考えられる．

では粒子が高速となっているため，ローレンツ力の観点か
ら電磁石を用いて粒子軌道を調整する．
このように，進行方向パルス圧縮を行うためにはビーム
バンチの先頭から後端にかけて大きな速度差をつけることが前提となるが，これには制限も発生する．重イオンビー
ムドライバーの最終段では数 GeV 程度の運動エネルギーとなっているため，速度差をつけるための電圧は必然的に大きくなる．このため，多段の誘導加速モジュールを準備しなければならない．一方で，前述のとおり粒子軌道を制御するために電磁石を導入するため，速度が不揃いの粒子群を輸送することが難しくなる［１，９］．当然ながら，速度が異なればローレンツ力の効きが変わり，同一の磁場分布内

図３

で同じ曲がり方をしなくなるからである．
１１１

中性化パルス圧縮と非中性化パルス圧縮の比較．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013５．
２．
４ 実験的研究計画の例

温・高圧の状態になれば，阻止能や飛程が多少とも変化す
ることは容易に想像できる．

米国 Lawrence Livermore National Laboratory（LLNL）と Lawrence Berkeley National Laboratory（LBNL）では，

本章ではプラズマや WDM 等，高エネルギー密度状態に

Neutralized Drift Compression eXperiment（NDCX）［１５］ある標的物質中の重イオンの阻止能や飛程が議論の対象とと名付けられた実験計画で，加速器システムの最終段につなる．これらの標的もその電子状態が特異な物質の一種でいての研究が行われている［１６］．NDCX では，かつて Ad-あり，質的に特に変わったことはない．ただし，応用上はvanced Test Accelerator（ATA）［１７］計画で使用されていビームによる加熱の間に，膨張・蒸発・圧縮も起るので，た誘導加速セルをリサイクルして構築され，最終段では背化学状態だけでなく温度，密度が何桁も変化する状況を適景プラズマ中をビーム輸送することにより，電荷中和化が切にモデル化して扱い，できれば実験データを添えて提供行われる．これにより，進行方向パルス圧縮が強力に行わせねばならない．

れる．数値シミュレーションによる検討だけでなく，実験

高電離プラズマでは電子のほとんどが文字どおり自由電

的にも電荷中和によるイオンビームの急激なパルス圧縮が子であるため，入射イオンからのエネルギー移行の機会が可能であることが確認されている［１４］．NDCX ではソレ

増え，クーロン対数が増える．また，入射イオンにとってノイド電磁石による半径方向収束が採用されているため，標的中の自由電子を捕獲することは，束縛電子を捕獲する

背景プラズマの導入により進行方向のバンチングだけでなことに比べて難しい．よって高電離プラズマ中では相対的

く，半径方向の集束も容易となり，小さなビームスポットに入射重イオンの荷電状態，すなわち有効電荷も増加す

サイズが実現されている．

る．これらの理由により，低密度で高温のプラズマ中では，

NDCX では背景プラズマによるイオンビームの中性化

等価な常温のガスに比べて阻止能が大きく上昇する．一

圧縮・集束だけではなく，さらに数 ns にバンチングしたイ

方，WDM は高密度ゆえに温度の割に電離度が低いので，

オンビーム照射による Warm Dense Matter（WDM）生成

上記の効果は抑制される．逆に密度が上がって縮退が始ま実験も検討されている．次節で述べるように，この WDM

れば，パウリの排他律により入射イオンから電子への運動と重イオンビームの相互作用，特に阻止能の温度・密度依

量移行が抑制されるため，阻止能は減少する方向にある存性は NDCX 計画の実験に密接な関係があり，今後も継続［２３］．よって WDM 中の阻止能が等価な常温標的に比べてすべき重要な研究課題の一つと考えられる．

どのように変化するは興味深い研究課題である．ICF でも
最近米国で提案されている X ターゲット［２４］等，高速点火

５．
３ 標的との相互作用の場合は，圧縮された高密度標的との相互作用データが必

５．
３．
１ 重イオンビームによる標的へのエネルギー付与

要になるので，厳密には WDM に類似の取り扱いが必要にICF でも，前章の米国の WDM 実験でも，コストの高いなるかもしれない．

重イオンビームをわざわざドライバーに用いるメリット

なお，阻止能には標的中の電子へのエネルギー付与に相は，標的の状態をあまり気にしなくても大体予定どおりの当する部分（電子的阻止能）の他，核の運動エネルギーと体積加熱ができる点に尽きる．よって，もしエネルギード

して付与される部分（核的阻止能）があるが，核的阻止能

ライバーとして重イオンを積極的に広めようとする立場には入射重イオンのエネルギーが非常に小さい領域でのみ支いるならば，本章の主題である重イオンビーム・標的相互配的となるため，本章では電子的阻止能に議論を絞る．ま作用の標的温度・密度依存性は，触れてはならない話題かた，巨視的な入射イオンの集団であるバンチがプラズマ中も知れない．

で波動を誘起するような巨視的効果についても数値シミュ

重イオンビームと常温の固体・気体との相互作用のう

レーション研究等がある［２５］が，未だ標的設計との関係がち，阻止能，飛程については，すでに膨大な実験データが議論される段階にはなく，また広い意味でのビーム力学に存在し，これらは体系的にまとめられている［１８，１９］．理論相当するので，ここでは割愛した．主に以前のレビュー

は未だ完全でないにせよ，実測値を補間するのに十分な精［２６］以降の当該分野における研究の進展と現状について述度に達しており，きわめて特殊な場合を除けば一般的な応

べる．

用，すなわち放射線遮蔽，半導体製造におけるイオン注入，

５．
３．
２ 重イオンビーム・高温高密度標的相互作用に関する最近の研究動向

重粒子線によるガン治療等に対応するビーム・標的に関するデータは完備しているといってよい．もし標的が多くの

当該分野の実験的研究については，１９９０年から２０００年代

種類の元素から成る複雑な化合物であっても，ブラッグのに主に高電離水素プラズマ標的中の阻止能測定実験が大き加法則を使えば，単体標的に関するデータを用いて簡単にく進展した以降，近年これといった目覚ましい進歩はみら

概略値を計算できる．

れない．理論的研究に関しては，取り扱いの比較的容易な

一方，同じ元素でも固相と気相では阻止能が少々異なる

高電離プラズマとの相互作用から，より複雑な系に移り，こと［２０，
２１］，あるいはブラッグの加法側が厳密には成立

例えば強結合プラズマ中の阻止能［２７］等，興味は高密度標

しないこと等は古くから知られている．しかし，これらに的に移った．しかし，その発生と評価が困難であるため，ついても例えば結合エンタルピーを用いて化学的・物理的実験はほとんど行われず，専用の標的の開発と予備的な阻に状態の異なる標的の阻止能を評価することも提案されて止能測定に終わった感が否めない［２８‐３１］．少なくとも再いる［２２］．よって常温標的にエネルギーが投入され，高現性のある体系的なデータは得られておらず，断片的で結１１２

Special Topic Article

5. Final Focusing

T. Kikuchi and Y. Oguri

５．
３．
３ WDM 発生実験と阻止能データ

果の解釈も完璧ではない．
米国では１９８０年代以降，重イオン ICF に関わる活動が加WDM の状態方程式を調べるための方法として，高密度速器の開発に絞られたため，ビーム・プラズマ相互作用実

標的を瞬時に一様に加熱し，その後の流体的振る舞いを詳験は近年まったく行われていない．

細に観察し，逆問題的に状態方程式を導出する方法が提案

ドイツでは Darmstadt の重イオン研究所（GSI）が当該分されている［３４］．シンクロトロンで得られる数百 MeV/u

野の唯一の研究機関である．ロシアもこの GSI との密接なの重イオンビームを用いれば，厚い固体標的に比較的一様

協力の下，一体となって研究を進めている．１９８０−２０００年にエネルギーを付与することが可能である．しかし高コス代に行われた高電離プラズマ標的を用いた実験が一段落

トであり，現時点で実験施設は巨大なシンクロトロンとし，テーマは後で述べる大型加速器を使った WDM 発生技

ビームを蓄積・圧縮して短バンチを生成できる特殊な設備術の研究にシフトしている．一方，レーザー生成高密度炭を有する GSI に限られる．CERN の LHC を利用するアイデ

素プラズマ中の阻止能測定［３２］にも成功する等，基礎実験

ア［３５］も提案されている．

は継続している．最近では軟 X 線で加熱した固体密度プラ

一方，はるかに小型で低コストの施設を用いて実験試料

ズマ標的との興味深い相互作用実験も行われている［１６］．

としての WDM を発生し，高エネルギー密度科学分野のしかし，GSI の加速器から得られる重イオンのエネルギー

ユーザーに提供するための方法として，ブラッグピークにが高過ぎて，標的の電子状態の違いが阻止能に大きく影響相当するエネルギーの入射イオンを利用するシナリオがあを与えるいわゆるブラッグピーク周辺から大きく離れてしる．図４の上のグラフのように，もし固体 Al 標的に Naまうのが惜しいところである．標的が固体密度に近いプラ

イオンを照射し，エネルギー付与密度を±2.5％で一様にしズマの場合，高密度に起因する複雑な荷電変換過程を考慮

ようとすれば［３４］，ブラッグピーク周辺の阻止能データ

して実験データの分析を行う必要があるが，これについて［１９］に よ り，入 射 エ ネ ル ギ ー を 1.3 MeV/u に す れ ば よも今のところ統一的な方法はない．

い．このとき，出射エネルギーは自動的に 0.33 MeV/u とな

フランスでは２０００年頃以降，実験的研究はストップしてり，標的の厚さは 8.3 ミクロンである．エネルギー効率（エいる．しかし Orsay のグループを中心に理論的研究は依然

ネルギー付与／入射エネルギー）は 75％ に達し，かなり効として活発で，レーザー場や強磁場中のビーム・標的相互率が高いことがわかる．しかし，これでは標的が薄すぎて，作用，多成分プラズマ中の阻止能，縮退電子気体によるイ照射中に希薄波が厚さ全体に伝搬してしまい，ユーザーにオン散乱等の研究［１６］がある．また，スペイン，イタリア

提供する試料としては価値がなくなる．このエネルギー付

等のグループとも密接な協力関係にある．

与プロファイルを保ったままでこの問題を解決するには，重イオン慣性核融合については，隔年で国際シンポジウ
ムが開催されており，２００８年には東京工業大学原子炉工学
研究所の主催により我が国で開催された［３３］．直近の２０１２
年８月に米国バークレーで開催された第１９回では，ビーム・標的相互作用そのものの研究発表は，理論計算を含めても３件のみであった［１６］．ドイツからはGSIグループによる Experimental Investigation of Heavy Ion Energy Lossin dense Plasma, Generated by Laser Induced Soft X-rays の発表があった．大型レーザーで軟 X 線を発生し，それを用いて炭素箔を加熱して固体密度のプラズマを発生し，その阻止能を測定する大がかりな実験である．常温標的との違いが観測されたが，今後高密度標的に対する阻止能データ
解析手法の進展が期待される．フランスからは Stoppingof Heavy Ion Beams in Dense Plasmas of ICF and WDM Concern と題する発表があった．主に誘電応答関数理論に基づいて縮退した電子気体中での入射イオンの散乱や二成分
イオン系ターゲット中のエネルギー損失の詳細を論じたもので，実質的にはここ数年の Orsay のグループによる研究のレビューである．我国からは Numerical Study of HeavyIon Stopping in Foam Targets with One-Dimensional
Subcell-Scale Hydrodynamic Motions の発表があり，以下に述べる WDM 実験で予定されているフォーム状標的中のエネルギー損失を，一次元流体運動と結合して計算した研究である．一方，中国からは，ビーム・標的相互作用その

図４ （上）SRIM データ［１９］を用いた Al 標的中のエネルギー付与
分布．（下）
固体の１％の密度の Al 標的中の Na イオンの阻止能の温度依存性．

ものに関する実験や計算結果の発表はなかったが，研究計画が発表された．
１１３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.2 February 2013

フォーム状の標的を用いるしかなく，瞬間的な加熱で固体で困難な WDM 標的に対する実験の前段階として，電離の密度の WDM 標的を発生するという理想からはやや離れる

一歩手前である原子に解離した水素標的の阻止能を測定しことになる．上の場合，固体密度の 1/100 程度にすれば，照ようとする試みもある［４３］．

射中の希薄波の伝搬を厚さの数分の一程度にすることが可WDM 研究者からみれば重イオンは手段の一つに過ぎな

能 で あ る．そ れ で も 実 験 用 の WDM 試 料 と し て 厚 み はい．今後 X 線レーザーによる加熱技術［４４］が発展すれば，

1 mm もなく，可能な実験はかなり限定されてしまうと考加熱の一様性，発生できる WDM 試料の 厚 み 等 の 観 点えられる．

で，重イオンの立場は非常に難しくなることが予想されところで，ブラッグピークの位置は標的内電子の速度とる．本章で述べたブラッグピークを用いた方法を何とかし深く関係しているので，加熱・膨張により標的の電子状態て実用化し，コストで勝負するしかないかも知れない．

が変化すればブラッグピークの位置も変わってしまう．しビーム・高温高密度標的相互作用は，片方が単一の粒子

かし，前に述べた方法で状態方程式を調べる場合は，ビーであるにせよ，基本的には多体相互作用であるので，どこム照射によるエネルギー付与密度分布が不確定であると，まで精密化しても切りはない．これは常温標的についても評価の精度は下がってしまう．これがブラッグピークを用同じである．国際協力の下，海外の関連プロジェクトの動いる本方式の潜在的問題点である．

向を配慮しながら実験と理論的研究をバランスよく進め，

実際，広範囲の入射エネルギーを統一的に取り扱える計

装置設計にフィードバックする方向をこのまま続けるしか算方法として，温度依存の誘電応答関数理論［３６］を用いブないであろう．次回２０１４年の重イオン ICF 国際会議は中国

ラッグ曲線の温度依存性を調べると，図４の下のグラフのでの開催が内定している．中国のグループは GSI との研究ようになる．結果の精度には議論が必要であるが，少なく交流を密にしているので，次回会議までの研究の進展が大とも阻止能の温度依存性を考慮すると照射中の標的内エネ

いに期待される．

ルギー付与分布が変化し，引き続いて起る流体運動にも影響が出ると考えられる．ただし，LBNL/LLNL で計画中の

参考文献

WDM 発生実験［３７］では，当面標的温度が 1 eV 程度である［１］C.H. Kim et al., AIP Conf. Porc. 152 (American Instituteof Physics, New York, 1986) p.264.
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［１１］R.H. Cohen et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A577,
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［１２］S.M. Lund et al., Phys. Rev. STAB 12, 114801 (2009).
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［１４］P.K. Roy et al., Phys. Rev. Lett. 95, 234801 (2005).
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［１６］http://hif12.lbl.gov/［１７］L.L. Reginato, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-30, 2970 (1983).
［１８］L.C. Northcliffe and R.F. Schilling, Atom. Data Nucl. Data
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［１９］J.F. Ziegler et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B 268,
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［２０］D.I. Thwaites, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B 12,
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［２１］P. Bauer et al., Phys. Rev. Lett. 69, 1137 (1992).
［２２］P. Bauer and D. Semrad, Nucl. Instrum. Methods Phys.
Res. B 182 (2001) 62.
［２３］P.T. León et al., Phys. Lett. A 289, 135 (2001).

ので，実験の設計に常温標的のデータを用いても，ほとん
ど影響は出ないと考えられる．
一方，前述の GSI のように高エネルギー重イオンを用いれば，入射イオン速度が標的内の電子速度よりはるかに大きく，阻止能が標的の温度・密度，すなわち電子状態にあまり依存しないので，不確定性は少ない．

５．
４ おわりに実機スケールの重イオンビームを用いた進行方向パルス
圧縮の実験的研究はそのコスト的な観点から実施することは困難である．一方で，電子を用いてパラメータのスケー
ルを合わせた模擬実験については，はるかにコンパクトで格安な装置を準備することが可能である．近年，重イオン
慣性核融合のための重イオンビームを電子で模擬したコン
パクトな装置を用いたビーム圧縮の実験が，東京工業大学［３８］や金沢大学［３９］で行われ始めている．東京工業大学のグループではよく波形制御された誘導加速モジュールを用いた実験装置［４０］を，金 沢 大 学 で は Malmberg-Penning
trap を応用した非常に再現性・制御性のよい実験装置［４１］を用いて，数値シミュレーションと合わせた共同研究［４２］が進んできている．
重イオンビーム・高温高密度標的相互作用のデータはICF や高エネルギー密度科学の研究に必要であるが，一方で研究対象としては，それが等価な常温物質と明確に異なる場合に特に興味深い．この点で，WDM 中の阻止能については，特にブラッグピーク周辺のエネルギーでは理論的取り扱いや実測が困難であることに加え，高温で希薄なプ
ラズマで起こる有効電荷の大幅な上昇がないため等価常温標的とさほどの違いが予想されないので，少なくとも手軽に始められるテーマではない．直接の関係はないが，複雑
１１４

Special Topic Article

5. Final Focusing［２４］E. Henestroza et al., Phys. Plasmas 18, 032702 (2011).
［２５］I.D. Kaganovich et al., Phys. Plasmas 17, 056703 (2010).
［２６］小栗慶之：プラズマ・核融合学会誌 77, 25 (2001).
［２７］G. Zwicknagel et al., Phys. Rep. 309, 117 (1999).
［２８］V. Mintsev et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A
415, 715 (1998).
［２９］V. Mintsev et al., Contrib. Plasma Phys. 39, 45 (1999).
［３０］K. Weyrich et al., J. Phys. A: Math. Gen. 39, 4749 (2006).
［３１］K. Katagiri et al., J. Appl. Phys. 102, 113304 (2007).
［３２］A. Frank et al., Phys. Rev. E 81, 026401 (2010).
［３３］Y. Oguri (editor), Heavy Ion Inertial Fusion: Proc. 17th Int.
Symp. Heavy Ion Inertial Fusion, Tokyo Institute of Technology, Tokyo, Japan, 4-8 August 2008, Elsevier (2009).
［３４］B.G. Logan et al., A Unique U.S. Approach for AcceleratorDriven Warm Dense Matter Research - Preliminary Report, UCRL-TR-208767, Lawrence Livermore National
Laboratory, December 27, 2004.
［３５］N.A. Tahir et al., Contrib. Plasma Phys. 51, 299 (2011).

T. Kikuchi and Y. Oguri［３６］N.R. Arista and W. Brandt, Phys. Rev. A 29, 1471 (1984).
［３７］L.R. Grisham, Phys. Plasmas 11, 5727 (2004).
［３８］K. Horioka et al., 18th Int. Symp. Heavy Ion Inertial Fusion(HIF2010), Darmstadt, August-September 2010, TUS0404［３９］朴 英樹 他：to be published in NIFS Proc.
［４０］A. Nakayama et al., Longitudinal Bunch Compression
Study with Induction Voltage Modulator", Inertial Fusion
Sciences and Applications 2011, accepted by EPJ Web
of Conferences.
［４１］Y. Soga et al., Phys. Plasmas 13, 052105 (2006).
［４２］T. Kikuchi et al., "Beam dynamics analysis in pulse compression using electron beam compact simulator for
Heavy Ion Fusion", Inertial Fusion Sciences and Applications 2011, accepted by EPJ Web Conf.
［４３］J. Hasegawa et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A
606, 205 (2009).
［４４］S.M. Vinko et al., Nature 482, 59 (2012).

１１５

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.2 (2013)１
１６‐１１７

小特集 重イオン慣性核融合のためのエネルギードライバー開発の進展

６．おわりに
堀岡一彦
東京工業大学（原稿受付：２
０
１
３年１月１
８日）

慣性核融合の研究開発状況はここ１０年で大きく変化しつが，イオン源から標的爆縮の物理まで重イオン慣性核融合

つある．MJ 級のレーザー施設が米国とフランスで建設さの研究を幅広い領域で進めている．こ の１０年 を み て もれ，点火実証に向けた研究が開始された．重イオン慣性核「レーザーアブレーション型イオン源の提案」，「新しい誘融合は，米国，欧州，そして日本の研究グループで３０年以導加速器の提案と原理実証実験の成功」，「均一標的照射の上に亘って粘り強く研究が進められているが［１］，前回本ための Wobbling ビーム駆動爆縮の提案」，さらには「最終誌で小特集が組まれた以降も状況は変化しつつある．ドイ

段加速部のバンチングに伴うビーム物理の研究」など，日ツの重イオン科学研究所（GSI）では，重イオンビーム駆動

本発の提案や研究実績が積み上がっている．この小特集での高エネルギー密度科学の実験が進められる一方，円筒標は，日本の研究グループの研究成果を中心にそのような取的の爆縮実験が可能なレベルに向けて設備増強が計画されり組みと今後の課題についてまとめた．なお，２００８年にはている．米国ローレンスバークレー研究所（LBL）では既

東京工業大学がホストとなって重イオン慣性核融合会議が設の誘導加速器を増強して WDM 標的実験を進めながら重開催された．この小特集では，日本の研究グループの研究

イオン慣性核融合ドライバーの再評価と重要課題の抽出作

成果を中心にそのような取り組みと今後の課題についてま

業をはじめた．

とめ，重イオン慣性核融合システムの全体像と課題をより一方，この１０年間で我々を取り巻く状況も大きく変化し鮮明にすることをめざした．

た．リーマン・ショックがあり，経済規模について我が国

レーザーによる点火実証，さらには重イオン駆動の慣性の相対的な位置の低下があり，そして東日本大震災と福島

核融合点火が実証されたとしても，核融合エネルギーのシの事故があった．地震，津波，原子力発電所の事故と続いステムとして成立するためには技術的なブレークスルーがた我が国での一連の出来事は，環境やエネルギーにとどま必要である．１
００TW 級のビームパワーを生成可能な重イ

らず社会やこれまでの技術文明の概念を再構築することをオン加速器のシステムは巨大で高価であり，解決すべき課

要求しているようにもみえる．３．
１１の震災は地球規模の経題が数多く残っている．この小特集の作業を通じて重イオ

済や環境の問題について，エネルギー資源について，さらン慣性核融合の全体像がかならずしも鮮明になったわけでには技術文明の在り方を再検討する契機となったが，核融はないが，ここ１０年の研究努力の成果とこれからめざすべ

合は少なくとも即戦力のエネルギー源とはみなされていなき道筋が見えてきたように思える．

い．風力，水力，太陽光，太陽熱，潮汐力，地熱，こういっ

重イオン慣性核融合は点火条件を達成後の有望なスキー

た広くて密度の薄いエネルギーの上に近代文明は築けるのムであるが，標的設計と加速器システムの条件が複雑に関か，戦略と展望は見えてこない．限られた資源，増加し続係するために統一的な評価が確立していない．幸いにもこける人口，予想される大きな気候変動の前で，１０００年先のの小特集の執筆者をはじめとする研究参加者には，加速器

我々の未来は全く混沌としている．歴史を１０００年遡ることのシステムから燃料標的の物理までカバーできる幅広い人

はたやすいが，わずか１００年先の世界を我々は展望できな材が揃っており，インジェクター部の基本的な性能から燃いでいる．認識するだけの科学ではなくて設計の科学が，料標的の物理や利得の見積もりまで，一貫して評価でき

今ほど要求されている時代はない．

る．そのようなグループは米国や欧州にも存在しないと自そのような状況の中で重イオン慣性核融合の位置づけは負している．長期的な展望を持てるエネルギー源として，どこにあるのか．長期的にエネルギーを供給できる重イオ

重イオン慣性核融合システムを再評価するとともに，研究

ン核融合システムを再構築できれば，社会に展望をもたら

成果と日本からの情報発信をさらに積上げることをめざしすことができる．重イオン慣性核融合の研究開発は加速さている．

れるべきなのか．この小特集の執筆メンバーを中心に議論

高エネルギー密度科学や WDM の物理の探求や医療・産を進めてきた．

業応用をはじめ高エネルギー物理学や原子核物理学以外の

日本では大学の小規模な研究グループが中心ではある

加速器の応用が活発化している．重イオンドライバーの要

6. Concluding Remarks
HORIOKA Kazuhikoauthor’s e-mail: khorioka@es.titech.ac.jp

１１６!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

6. Concluding Remarks

素技術や課題は粒子加速器の高出力化に共通であり，関連

K. Horioka

分野で実を結ぶに違いないと考えられる．

する研究活動によって高出力イオンビームを用いた高エネ
ルギー密度状態の科学，惑星科学，材料物理などの分野で参考文献

新たな領域を開拓できる可能性がある．また，１０年前に出［１］小特集「重イオン慣性核融合の新しい展開」，小川雅生
他：プラズマ・核融合学会誌 77, 15 (2001).
［２］小特集「大強度荷電粒子ビームの物理と応用」，川崎
温 他：プラズマ・核融合学会誌 75, 1245 (1999).

版された小特集［１］の結びと重複するが，空間電荷に支配されたビームのダイナミクスはそれ自身が物理的，工学的な探求に値する魅力的な研究分野である［２］．加速器の大電流化への努力は重イオン慣性核融合にとどまらず多くの

１１７

!!
ほり

おか

かず

小特集執筆者紹介

ひこ""お

堀 岡 一 彦東京工業大学・大学院総合理工学研究科・創造エネルギー専攻教授，専門は，高エネルギー
密度プラズマ，パルスパワー，大電流ビームの物理，原子力発電所の事故以来，除染技術の研究にも取り組んでいます．科学や技術よりも我々自身が飛躍的に成長しない限り，アーサー・C・クラークの世界はともか
くとして，フリーマン・ダイソンが描く未来も実現は難しいかもしれないと考えています．
た

しげ

お

川 田 重 夫

たか

やま

けん

健

ゆき

がわ

じゅん

長 谷 川

せ

純

東京工業大学大学院総合理工学研究科創造エ
ネ ル ギ ー 専 攻，准 教 授．神 奈 川 県 藤 沢 市 出
身．研究分野はプラズマ・イオンビーム理工学，慣性核融合．プラズマとイオンビームの狭間で，高エネルギー密度をキーワードに新機軸を打ち出すべ
く模索中．最近の趣味はトレッキングや登山，写真など．

宇都宮大学工学研究科教授．核融 合 で エ ネ ル
ギー問題の解決に貢献し，人類を救おうと，大学院生からイオンビーム慣性核融合の研究に従事．他にレーザー粒子加速やシミュレーション
支援環境などの研究も行っている．なかなか核融合エネルギーが解放できなくて手強いと感じながらも頑張っている（つもり）
．

高 山

よし

所属は東京工業大学原子炉工学研究所物質工学部門．研究分野はイオンビーム応用工学（荷電粒子励起 X 線放出などを用いた環境・材料科学，医用工学，重イオン慣性核融合に関連したビーム・高エネルギー密度標的相互作用，加速器工学など）．学内の１．６メガボルト静電重イオンタンデム加速器の維持管理，運用も担当．
は

かわ

ぐり

小 栗 慶 之

きく

ち

たか

し

菊 池 崇 志釧路工業高等専門学校卒業，長岡技術科学大学卒業，東京工業大学総合理工学研究科博士後期課程修了．現在，長岡技術科学大学・原子力安全系・准教授．学内の産学連携関連の副センター長を兼務しているため，専門分野外の方とお会いする機会がよくあり，「ご専門は？」と聞かれるが「核融合」「粒子ビーム」などと答えると（ ゜д゜）ポカー ン と さ れ る ので，最近は「プラズマです」と回答している．内心とても残念に思っている．

高エネルギー加速器研究機構・加速器研究施
設，教授．主な研究分野：ビーム物理・加速器
物 理，非 線 形 力 学，高 速 重 イ オ ン の 応 用 研
究．趣味は Kayak，仕事以外の興味は文明の崩壊パターン，過去における孤立系の崩壊パターンは社会人類学でかなり良く分類されているが，重層構造のglobal文明の崩壊パターンは如何に？

１１８