J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.11 (2021)６
１９‐６２０

小特集

レーザー核融合ロケットの原理実証研究
Demonstration of the Principle of Laser-Fusion Rocket

１．はじめに
1. Introduction
森田太智
MORITA Taichi
九州大学大学院総合理工学研究院（原稿受付：２
０
２
１年１
０月６日）

ロケットや衛星の推進には，低燃費な電気推進と高出力ロケットの詳細設計が行われた［２］．また，LLNL による一な化学推進があり，長期ミッションには低燃費でペイロー連の研究結果は，２００３年，C.D. Orth によってまとめられド比（ロケット質量に対する荷物質量の比）を大きく設計［３］，当時の慣性核融合の見通しから，ターゲット，ドライ

できる電気推進が，打ち上げや有人探査には大推力の化学

バ，推進システム，電源システム，排熱・冷却システムや推進が主に用いられる．一方，火星より遠方の有人航行を構造等のロケット設計，火星等へのミッション設計が提案考えた場合，大推力かつ低燃費を達成する必要があり，そされた．しかし，磁気ノズルによる推進効率は検証しておの可能性を持つ推進方法として考案されたのが核融合推進

らず，核融合ゲインも現在の研究からみると楽観的な評価である．

であった．そこで我々は，数値シミュレーションを用いて核融合ロケットは，核融合反応の結果として得られる高推進性能の評価［４‐８］やレーザーアブレーションプラズマ

エネルギープラズマによって推進剤を加熱・プラズマ化を用いた模擬実験による推力発生［９‐１０］や磁気ノズルによし，磁場（磁気ノズル）によって機体から排出する方法がるプラズマ制御［１１‐１７］を実証し，シミュレーション結果考えられている．核融合反応は他の化学反応や核分裂反応

を実験によって検証してきた．また，最新の慣性核融合，に比較して単位質量あたりに発生するエネルギーが非常に

特に高速点火方式を用いた核融合研究の現状を踏まえた上大きいため，高温高速プラズマが容易に得られる．そして，

で，実行可能なミッションや機体設計についても再考し核融合エネルギー（燃焼プラズマや中性子）によって固体た．

推進剤をプラズマ化し，プラズマを磁場で制御して一方向

まず第２章で可能な惑星探査ミッションの設計についてに排出することで推力を発生させるシステムが有力視され述べる．有人での火星探査・開発や定期的な地球・火星間ている．他の推進システムと比較して，高い排出速度（低航行を実現するには大推力と低燃費性能が必要である．こ

燃費・高い推進剤利用効率）と，大推力が期待され，核融

こでは，その性能評価方法について述べ，化学燃料ロケッ

合技術の応用の一つとして期待できる技術である．

トと比較することで，将来の核融合ロケットの優位性につ核融合には磁場によるプラズマ閉じ込めと，レーザーにいて議論する．

よる爆縮を用いた慣性核融合と異なる方式が研究されてい第３章では，第２章で述べたミッションを実現するのにるが，ロケットへの利用を考えた場合，形状を工夫するこ必要となるロケットの機体設計について述べる．２０００年頃とで高エネルギー中性子の遮蔽や軽量化しやすいことからまでに LLNL で進められた核融合ロケットの設計案で慣性核融合方式が適していると考えられる．レーザー核融は，およそ６０００トンという大型の機体で D-T 核融合を用い合ロケットは米国ローレンスリバモア国立研究所（LLNL）

たエネルギーゲインを１５００と想定するなど，現在の核融合の R. Hyde によってレーザードライバや核融合燃料，推進

研究の現状とはかけ離れた見積りである．そこで，最新のシステムについて議論され［１］，その後，中島らによって研究に沿って機体設計を見直し，高速中性子のシールドや

Faculty of Engineering Science Kyushu University, Kasuga, FUKUOKA 818-0135, Japanauthor’s e-mail: morita@aees.kyushu-u.ac.jp

６１９!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

参考文献

核融合燃料と推進剤の設計指針，ドライバとなるレーザーシステム等について，詳細を述べる．

［１］R.A. Hyde, Laser-fusion rocket for interplan- etary propulsion. In International Astronautical Federation conference, Budapest, Hungary (1983).
［２］中島秀紀 他：核融合研究 66, 291 (1991).
［３］C.D. Orth. VISTA - A Vehicle for Interplanetary SpaceTransport Application Powered by Inertial Confinement
Fusion. Ucrl-Tr-110500 (2003).
［４］Y. Nagamine and H. Nakashima, Fusion Sci. Technol. 35,
62 (1999).
［５］N. Sakaguchi et al., Trans. Jpn. Soc. Aeronaut. Space Sci.
48, 180 (2005).
［６］Y. Kajimura et al., Fusion Eng. Des. 81, 2871 (2006).
［７］Y. Kajimura et al., Fusion Sci. Technol. 51, 229 (2007).
［８］A. Maeno et al., J. Propuls. Power 30, 54 (2014).
［９］A. Maeno et al., Appl. Phys. Lett. 99, 071501 (2011).
［１０］A. Maeno et al., Aerosp. Technol. Jpn. 10, 71 (2012).
［１１］K.V. Vchivkov et al., Jpn. J. Appl. Phys. 42, 6590 (2003).
［１２］K.V. Vchivkov, Study of Thrust Conversion Process of
Explosive Plasma Source in Dipole Magnetic Field byUsing Three- Dimensional Hybrid Code. PhD thesis, Kyushu University (2005).
［１３］R. Kawashima et al., Plasma Fusion Res. 11, 3406012(2016).
［１４］T. Morita et al., J. Phys.: Conf. Series 717, 012071 (2016).
［１５］T. Morita et al., Sci. Rep. 7, 8910 (2017).
［１６］Y. Itadani et al., Plasma Fusion Res. 13, 1306016 (2018).
［１７］N. Saito et al., Jpn. J. Appl. Phys. 57, 050303 (2018).

また，推進剤となる高エネルギープラズマの発生方法
は，核融合ロケットの性能を決定する大きな要素の一つである．第４章では，レーザー核融合で用いる燃料の設計と，核融合出力エネルギーによってプラズマ化する推進剤の設計指針について述べる．
その後，レーザー核融合ロケットの推進システムである
磁気ノズルの性能評価について，数値シミュレーションと実験研究の進捗状況を述べる．核融合エネルギーによってプラズマ化した高エネルギープラズマは磁場中を膨張し，最終的には磁場によってシステムから排出される．この磁気スラストシステムによる推力や推進効率を，数値シミュ
レーションによって議論するのが第５章である．三次元ハイブリッド（電子流体とイオン粒子）シミュレーションを用いた推進性能評価や，第６章で述べる実験結果を評価するため，二次元輻射流体シミュレーションを用いたレー
ザーアブレーションの評価とそこから得られる推進性能について議論する．そして，レーザーアブレーションプラズ
マを用いて磁気ノズルによるプラズマ排出と推力発生を検証した結果について，第６章で述べる．実験で計測したインパルスビットは，第５章で計算した値と大きくは違わな
いがまだシミュレーション・実験とも改善すべき点が多数あり，今後の課題についても議論する．
本小特集を通して，レーザー核融合ロケットの原理実証研究の最近の進捗を報告し，核融合技術の宇宙利用を議論する機会となれば幸いである．

６２０

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.11 (2021)６
２１‐６２２

小特集 レーザー核融合ロケットの原理実証研究

２．レーザー核融合ロケットのミッション設計
2. Mission Design of Laser Fusion Rocket
伊勢俊之
ISE Toshiyuki"IHI エアロスペース（原稿受付：２
０
２
１年１
０月６日）

現在各国で有人火星探査，そしてその先の火星移住に向けた有人基地建設の機運が高まっている．火星有人基地の実現のためには，大量の人・物資輸送が必要であるが，長い航行時間が課題となっている．本章では，航行時間の短縮に必要な推進性能の定量化を行い，高比推力と高比出力を同時に達成することが可能な核融合ロケットの重要性について示す．
Keywords:
laser fusion, fusion rocket, specific impulse, specific power, mars exploration

２．
１ はじめに推力を推進剤の重量流量で割ることで求められ，単位重量

現在 NASA の Artemis 計画，Space-X や UAE の火星移

流量で単位推力を発生し続けることのできる時間を示して住計画等，各国で有人火星探査そしてその先の火星移住にいる．

向けた有人基地建設の機運が高まっている．Space-X の計

表１に地球周回軌道から火星周回軌道への片道航行時間

画では，２０３０年代から火星基地の建設を開始し，２０５０年まと，インパルス遷移による軌道投入を想定した場合の必要でに火星に１００万人規模コロニーを築くという壮大な構想

速度増分 !# を示す．航行時間が既存の化学推進を想定しが描かれている．

た１８０日の場合，必要な !#は約 7 km/s となる．ここで，航火星有人基地の実現のためには，大量の人員や物資を地行時間を１８０日から短縮することを想定した場合，半分の球から火星へと輸送する必要があるが，有人火星輸送を考

９０日で到達するために必要な !# は 15 km/s，３０日まで短えた場合，大きな課題となるのが長い航行時間である．

縮する場合は 40 km/s 以上の !# が必要になる．

既存の化学推進で火星へ行く場合，搭載できる推進剤量

単段式の宇宙機の場合，必要な速度増分 !#，比推力に制約を受けるため，最もエネルギーのロスが少ない航路（荷物量／推進剤を含む機体初!
%$，そしてペイロード比 $をとる必要があり，往路約１８０日，火星滞在約１年半，復路期質量）の関係は，式（１）の様に表される［１］．

約１８０日の合計約２年半もの歳月を要する．特別な人工重$" ! #&$!!!#"! #
$
!
!!#
!!#
%
$

力発生装置を備えない限り，人間の無重力環境での滞在期
間は３〜４か月が限度であると言われている．また，この（１）

ここで，#は構造係数と呼ばれ，構造質量 ""，推進剤質

長期間の航行により，放射線による発がんリスクの増大，量 "$を用いて，式（２）で表される．

心理的なストレス等，人体への重大な影響が懸念されることから，航行時間の短縮が必要となる．
本章では，まず，火星移住に向けた火星有人基地建設を実現する上で重要となる，航行時間の短縮に必要な推進性

表１能の定量化を行う．その後，有人火星輸送の候補となる推火星への片道航行時間と必要な比推力および比出力の性能．

※１：ΔV は地球周回軌道から火星集荷軌道へインパルス遷移で航行する場合を想定※２：単段でペイロード比 0.3 を達成するのに必要な比推力※３：インパルス遷移でない連続噴射での航行を想定

進システムの性能比較を行い，核融合ロケットの重要性について解説する．そして，次章の第３章では，本章で設定した推進性能を実現するレーザー核融合ロケットの機体設計について具体的に述べる．

２．
２ 火星への航行時間短縮に必要な性能
航行時間を短縮する上で，必要な要求が２つある．１つ目は，燃費を表す比推力 !
%$に対する要求である．比推力はTrip Timeto Mars[Days]

Required!V[kn/s]※１

Required
Isp
[s]※２

Trip
Distance[AU]※３Required"[kW/kg]

180
90
30

7
15
40

900
2000
5000

3
1.5
0.7

0.2
0.4
2.5

IHI AEROSPACE Co., Ltd., TOKYO 135-0061, Japanauthor’s e-mail: toshiyuki-ise@iac.ihi.co.jp

６２１!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

表２

%" $)
$,!$)

（２）

各推進システムの性能比較．Chemical：化学推進，NTP：
熱核推進，NEP：原子力電気推進，NFR：核融合推進．

Specific Impulse!
,[s]Specific Power $[kW/kg]構造係数を 0.1 と仮定し，宇宙機の初期質量を抑えるた
め，ペイロード比 0.3 以上を確保することを想定し，（１）式を用いて，増速量 #&から必要な比推力 !
,を算出した結Chemical

NTP

NEP

NFR

〜500

〜900

〜105

〜105

〜102

〜102

〜0.2

〜10

果を合わせて表１に示す．航行時間が９０日の場合は，2000 s
以上，航行時間が３０日の場合は 5000 s 以上の比推力 !
,が必

要な比出力はそれぞれ，0.2 kW/kg 以上，0.4 kW/kg 以上，要になる．これが航行時間を短縮するのに必要な性能の一2.5 kW/kg 以上となる．これが航行時間を短縮するのに必つである．比推力!
,の値が，上記の値より低い場合，（１）

要なもう一つの条件である．

式より，ペイロード比は指数関数的に低下し，一定の荷物以上より，適切なペイロード比を確保しつつ，火星への量を輸送するのに必要な推進剤量，機体初期質量が指数関

高速航行を実現するのに必要な性能は表１の様にまとめら

数的に増加することがわかる．

れる．火星への高速航行を可能にするには，この比推力!
,と比出力$の両方を同時に実現する推進システムが必要

航行時間を短縮するのに必要なもう一つの要求が，必要な加速を短期間で実現するための加速度の要求である．加となる．

速度を表す指標の一つに比出力 $がある．比出力は単位質

将来の有人火星探査向けに研究が進められている推進シ量あたりの機体が出せる推進出力を表している．ここで，ステムの性能を表２に示す．Space-X の Starship に代表さ火星への航行時間と必要な比出力との関係を簡易的に見積れる化学推進は，比出力は 10−500 kW/kg と大きいが，!
,は 100−500 s と小さい．NASA で研究が進められている

もってみる．
比出力は，ロケットの推進出力 %とロケットの推進シス

熱核推進は，化学推進同様比出力は大きいが，原子炉容器

テム質量 $-との比の耐熱温度により性能が制限され，!
,は 900 s 程にとどま

$"%"
$-

る．Adastra 社で開発が進められている Vasimir に代表さ（３）5れる原子力電気推進は，!
,は〜10 s と大きいが，比出力が電源の性能に制限を受け，〜0.2 kW/kg 程度にとどまるで定義される．
ロケットの推進出力 %が，一定質量 $-を時間 &内に速［４］．一方核融合推進は，核融合反応で生じた高温のプラ

度 ))まで加速するために使われたと仮定すると下式が成ズマを，磁場を利用して壁面に非接触で直接推力に変換す

り立つ［２］．

るため，発生させるエネルギーや電力‐推力変換効率によ%"り制約を受けることがなく，高比推力と高比出力を同時に

"
$-))
&
"

（４）

実現できる．このことから核融合ロケットの実現が，火星への航行時間を劇的に短縮する上で，必須であることが理（３），（４）式から次のここで ))は特性速度と呼ばれ，解できる．

ように表される．
!"
"
$&
))"$
"
%

２．
３ まとめ

（５）

火星有人基地の実現のためには，火星への航行時間の劇

航行距離 #と航行時間 &は特性速度 ))を用いて，次式の的な短縮が必要である．航行時間を，既存の化学推進を想定 し た１８０日 か ら 短 縮 す る に は，比 推 力 !
('：2000 s 以ように近似的に表せる［２］．
&#"#"
))

上，比出力 $：0.4 kW/kg 以上を同時に達成することが必（６）要であり，高比推力と高比出力を同時に実現できる核融合" はオーダー１程度の定数である．" を２と仮定し［３］，ロケットが最も有力な候補と考えられる．

&日）と航行距離 #
適切な単位変換を行うと，航行時間 （（AU）は，比出力 $をパラメータとして以下のように表せ

参考文献

る．

［１］栗木恭一：電気推進ロケット入門（東京大学出版社，
２
０
０
３）
．
［２］犬竹正明：プラズマ・核融合学会誌 73, 1307 (1997).
［３］J. Slough et al., "Nuclear Propulsion through Direct Conversion of Fusion Energy", NASA NIAC Phase I Final
Report (2012).
［４］W.E. Mockel, "COMPARISON OF ADVANCED PROPULSION CONCEPTS FOR DEEP SPACE EXPLORATION", NASA TN D-6968 (1972).

!"
#

#"$
&'
!
%!
#$!
&日）
"
（
$$
+("
+*%

（７）

地球‐火星間の軌道計算結果により，火星まで１８０日，９０
日，３０日で到達する場合の航行距離は，それぞれ約 3 AU，
約 1.5 AU，約 0.7 AU（インパルス遷移でない連続噴射での航行を想定）であり，（７）式に当てはめて計算すると，必６２２

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.11 (2021)６
２３‐６２７

小特集 レーザー核融合ロケットの原理実証研究

３．レーザー核融合ロケットの概念設計
3. Concept Design of Laser Fusion Rocket
伊勢俊之
ISE Toshiyuki"IHI エアロスペース（原稿受付：２
０
２
１年１
０月６日）

火星への片道航行時間を，既存の化学推進を想定した場合の約１８０日から，半分の９０日に短縮するレーザー
核融合ロケットの概念設計を行った．機体の小型化を実現するため，ターゲットに高速点火方式を，レーザーに半導体励起固体レーザーを，そして磁気ノズルのコイルシールドに超臨界メタン冷却 10B4C 層を提案し，詳細な検討を行った．最後に各コンポーネント設計結果を踏まえた機体設計結果を過去の設計結果と比較し，小型化の効果および今後の課題について考察した．
Keywords:
plasma, fusion rocket, laser fusion, inertial fusion, space propulsion, magnetic nozzle

３．
１ はじめに

よび実験については，第５章および第６章で紹介する．

第２章では，火星への航行時間を短縮するために必要な比推力 !
"!と比出力 !に対する要求について検討し，核融合

３．
２ レーザー核融合ロケットの概要

ロケットがその両方の要求を満足できる最も有力な候補でレーザー核融合ロケットの概要と推力発生の流れを図１あることを述べた．過去に様々な核融合ロケットの設計例に示す．まず，ターゲット射出機構から核融合燃料ターが示されてきたが，中でもレーザー核融合ロケットに関しゲットを射出し（①），円周上に３６箇所並べられたレーザーて は，VISTA［１］で 詳 細 な 設 計 結 果 が 示 さ れ て い る．

照射口からレーザーを照射（②）することで，核融合反応を

VISTA の性能は，地球と火星をわずか１００日で往復すると起こす（③）．核融合反応により発生したプラズマは，磁気いう革新的なコンセプトである一方で，機体総質量は約

ノズルコイル（④）により下方に排出され，上方にパルス的

6000 ton と非常に巨大なものであり，また，核融合反応にに推力を発生する（⑤）．排出されたプラズマエネルギーの求められるゲインは１５００と極めて実現は困難なものであっ一部をピックアップコイル（⑥）により電気エネルギーとした．そこで本設計では，核融合ロケットの早期実現をめざて回収し，次のレーザー駆動用に回生する．

し，２章で設定した性能要求のうち，まず，火星への片道
航行時間を既存の化学推進を想定した場合の約１８０日から，半分の９０日に短縮するのに必要な，比推力 !
"!!2000 s 以
上，比出力 !!0.4 kW/kg 以上を目標に設定した．そして機体の小型化・小出力化を志向し，ターゲットには高速点火方式を，レーザーには半導体励起固体レーザーを，磁気ノズルのコイルシールドには，超臨界メタン冷却10B4C 層を提案し，初めて具体的に検討を行った．
本章では，まず，レーザー核融合ロケットの機体概要と機体設計の流れについて簡単に紹介する．次に，各コン
ポーネント設計の内，核融合出力の根幹であるターゲット
設計，機体質量に占める割合の大きい，レーザー設計およびコイルシールド設計について示す．最後に，各コンポー
ネント設計結果を踏まえた機体設計結果を VISTA の設計結果と比較し，小型化の効果および今後の課題について考察した結果を示す．なお，ターゲット設計の詳細について
図１

は，第４章で，推力発生の根幹である磁気ノズルの設計おレーザー核融合ロケットの概要と推力発生の流れ．

IHI AEROSPACE Co., Ltd., TOKYO 135-0061, Japanauthor’s e-mail: toshiyuki-ise@iac.ihi.co.jp

６２３!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

核融合反応により，プラズマとともに中性子および γ 線

ると，自己回生に必要なゲインは（１）式から，D-T 燃料のが発生するが，これらが磁気ノズルコイルおよび機体に衝場合は約２００，D-3He 燃料の場合は約８０と見積もられる．

突すると性能低下，劣化を引き起こす．その為，磁気ノズ

D-3He の場合，ゲイン８０を得るために必要なレーザーエネ

ルや機体を保護するコイルシールドを機体下端部にコイル

ルギーは約 7 MJ
［３］となり，後述する様に，1 MJ レーザーを覆う形で配置した．機体は，発生した中性子等の大部分

質量が約 400 ton であるため，レーザーの質量だけで約が宇宙空間に逃げていく様，中空円錐形状とし，シールド

3000 ton もの質量が必要になり採用は困難である．そこでの後方空間に各機器を配置した．

本設計では，最も機体をコンパクトにする思想の元，必要なレーザーエネルギーを小さくできる，D-T 燃料を選定し

３．
３ 機体設計の流れた．

レーザー核融合ロケットの設計は，以下の流れで実施しD-T 燃料で必要なゲイン２００以上を，最小のレーザーエ

た．

ネルギーで実現するため，高速点火方式を初めて核融合ロ①エネルギーの自己回生が成立するのに必要なゲインをケットの設計に採用した．モデル化の詳細は第４章で示す

算出し，核融合燃料ターゲットのゲインモデルから必が，設計に使用したゲインカーブ（燃料密度 300 g/cm３，ア

要なレーザーエネルギー，核融合燃料の密度を設定．

イセントロープパラメータ 1.5 に設定）を図２に示す．燃料②軌道設計結果から，必要な比出力 "と比推力 "%#を設定のゲインはレーザーエネルギーが0.2 MJ付近から急激に立し，それをもとにレーザー周波数およびターゲットのち上がり，1 MJ を過ぎると傾きが小さくなっていく．ゲイ

推進剤量を設定．

ン２００以上を実現できること，安定した出力が得られる領域であること，そして，ゲインカーブの傾きが小さくなる③設定したレーザーエネルギーおよび周波数をもとに変曲点付近であることから，レーザーエネルギー1 MJが最レーザーの設計を実施．
④発生するプラズマ核反応により発生する中性子数，適点であると評価し，設計点とした．レーザー 1 MJ でゲイターゲットのパラメータをもとにコイルシールドの板

ン２００を発生させるには，アイセントロープパラメータ 1.5

厚を計算．

というチャレンジングな仮定が必要になるが，この実現がレーザー核融合ロケットの実現に向けた一つの大きな課題⑤レーザーやコイルシールド設計の結果，発生する熱にとなる．

対する熱設計を実施．
⑥その他，構造系，電力系等の設計を実施し，各コン

３．
５ レーザー設計

ポーネントの質量設計結果を集約，②の軌道計算へのフィードバックを実施．

次に出力1 MJのレーザー仕様を検討する．レーザー周波数は，機体の比出力が要求値 "!0.4 kW/kg 以上となるよ

次項以降，各項目の詳細について紹介する．

うに 10 Hz に設定した．レーザーには，小型高出力を可能

３．
４ ターゲット設計にする，半導体励起固体レーザーを採用した．［１］におい

核融合燃料ターゲットの選定をするにあたり，候補としても本レーザーが採用されているが，具体的な設計には触て，最も核融合反応を起こしやすい D-T 燃料に加えて，れられておらず，本研究で初めて具体的なロケットへの適

3

3

11

D-T ignitor+D- He main fuel（以降，D- He）および p- B を含用検討を行った．

む先進燃料についても検討を行った．D-3He および p-11B

核融合ロケットに搭載するレーザーを設計するにあたの先進燃料は，核融合反応生成物のうち，推進剤のプラズ

り，仕様が同等（レーザーエネルギー：1 MJ，周波数：マ化に寄与する荷電粒子の割合が多く推進効率が良いこと，中性子の発生割合が少ないため，コイルシールドの質
量を小さくできること，高価で取り扱いの難しいトリチウ
ムの量を少なくできること等のメリットがある．第４章にトレードオフの詳細を示すが，ここでは，機体質量の観点
で，D-T 燃料および D-3He 燃料の比較を行った結果を示す．
エネルギーの自己回生を可能にするためには，ゲイン!，レーザー効率 #$，核融合発生"，エネルギー回収効率 #エネルギーの内，推進剤が受け取るエネルギーの割合 "#の間に，下式が成立する必要がある［２］．
!!

!
#
"#
$
"#

（１）

推進剤が受け取るエネルギーの割合 "# を D-T 燃料の場
図２

合0.31（本研究での計算結果），D-3He燃料の場合0.75［３］とし，レーザー効率 #"を将来の発展も見込み 0.2，ピックアッ
プコイルによるエネルギー回収効率 #［４］と仮定す$を 0.08
６２４

高速点火方式による D-T 燃料ターゲットのゲインカーブ（燃料密度 300 g/cm3，アイセントロープパラメータ 1.5）
レーザーエネルギー 1 MJ，ゲイン 200 を設計点に設定した．

Special Topic Article

3. Concept Design of Laser Fusion Rocket

T. Ise16 Hz）である，IFE フォーラム／レーザー核融合技術振興

り，将来的に現在の 1/10 である 0.03 g/W 以下に軽量化す

会「高速点火レーザー核融合実験炉概念設計委員会報告

る見通しを反映して，質量を算出した．

（２０１５）」［５］のレーザー設計結果をベースに検討を行った．
図３にレーザー装置の概要を示す．中心部に励起用 LD が３．
６ コイルシールド設計

配置され，その周りに Yb:YAG セラミクスの増幅器が配置

３．
６．
１ コイルシールド概要

されている．１層の直径は約 8 m，高さは約 1 m であり，そVISTA のコイルシールドには，シールド材として，ベリれ を８層重 ね て 高 さ 8 m の１つ の タ ワ ー 状 に す る こ とリウム Be（X 線遮蔽）
，液化リチウム Liq．Li（中性子吸収，で，電源や冷却ラインの共用が可能になる．このタワーを冷媒），水素化リチウム LiH（中性子遮蔽），そして鉛 Pb

機体最上部に，周方向に６棟配列する．レーザーの照射口（!線遮蔽）が使用されているが，推進剤を除く機体質量は１棟あたり６箇所であり，全周３６箇所からレーザーを1860 ton のうちコイルシールドの質量が約 500 ton と非常ターゲットに照射する．爆縮用に 0.8 MJ，点火用に 0.2 MJに大きな質量を占めており，軽量化が必要であった．そこのレーザーエネルギーを使用する．
［５］の設計では，２０１５で中性子シールドの軽量化を図るため，本研究では，新し年時点での最新の設計が反映されているが，地上設備向け

い遮蔽材および冷却システムの提案を行った．中性子遮蔽の設計であるため，ロケットに搭載するにあたり軽量化がには，新しく炭化ホウ素（10B4C）を採用した．10B4C は原必要になる．そこで，本設計では，主に，質量の大きい冷発の制御棒に使われており，とても頑丈で高融点を持つ扱

却機構および励起用 LD の軽量化を行った．Yb:YAG セラ

いやすい物質として知られている．次に，!線遮蔽には，タミクスは 225 K に，励起用 LD は約２０℃に維持するよう，パングステン（W）を用いた．W は鉄や鉛より高密度であり，ネル面に沿って冷却ラインを配置する冷却システムが必要

高い遮蔽効果とともにコンパクトなシールドが期待できとなる．［５］では，地上用設備として，フロリナートおよびる．最後に，加熱されたシールドの冷却剤として，超臨界水を用いた冷却システムが検討されているが，本設計でメタン（CH4）を採用した．超臨界メタン（CH4）は，中性

は，コイルシールド（４項参照）に中性子吸収材および冷子散乱断面積が大きく，中性子遮蔽の機能を兼ねることが却材として使用している超臨界メタンを本レーザーシステ

できること，レーザー等の他の装置へ循環させることで，ムにも循環させて使用することで，統合したコンパクトな統合した冷却システム構築が可能になること，LNG エンジ

冷却システムを実現した．

ン等で宇宙利用が期待されていることを踏まえて選定した．

励起用 LD ついては，パルス幅が短いため，1 MJ のレー

３．
６．
２ 設計手法

ザーエネルギーを生み出すのに，瞬間的に約 10 GW もの大図４にコイルシールドの計算体系を示す．シールドの構

きな出力が必要になる．
［５］では，従来型の端面発光半導体レーザー（約 0.3 g/W）を想定しており，約 3000 ton もの

造は !!!で z 軸周りに回転してできる回転体である．コイ

質量が必要であったが，より低消費電力で，高出力化が容ルにおける損傷計算には原子はじき出し数（Displacement

易な垂直表面発光レーザーの研究が世界的に進められておPer Atom，DPA）を，核発熱計算には中性子の核反応によるエネルギー付与により発生する核発熱を評価指標として用いた．線源の条件として，中性子を DT 燃料内に一様に発生させ，その周りにあるシェル状の固体水素推進剤を介してシールド方向に照射されるよう設定した．シールドの

図３

レーザーエネルギー 1 MJ，周波数 10 Hz のレーザー装置概要．IFE フォーラム／レーザー核融合技術振興会「高速点火レーザー核融合実験炉概念設計 委 員 会 報 告（２
０
１
５）
」の
レーザー設計結果をベースとした．冷却システムにコイル
シールドと統合した超臨界メタン冷却システム，励起用 LDには垂直表面発光レーザーを採用し，軽量化を図った．直径 8 m，高さ 1 m のレイヤーを８層重ねたタワーを，機体の円周上に６個配置する．

図４

６２５

コイルシールドの計算体系．中性子３×１
０６個を D-T 燃料内に一様に発生させ，その周りにあるシェル状の固体水素推進剤を介してシールド方向に照射されるよう設定した．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021
3
設計基準はそれぞれ 10−4 dpa［６］，5 mW/cm［
６，
７］を採用

表１

した．DPA の基準を超えた場合，コイルの抵抗の上昇を抑DPA および核発熱計算条件．

Laser Energy [MJ]
Gain [―]DT Fuel Radiius [cm]
Inner Dia. [cm]Propellant
Outer Dia. [cm]Total Shots [―]Peak Frequency [Hz]えるためにアニーリングが必要となり，これが核融合ロケット運用面での制約となる．また，核発熱の基準はコイルが安定して作動できる発熱量限界である．シールドの厚さを決めるにあたり，DPA 計算では必要な核融合の 総
ショット数に耐えられるよう設計を行った．核発熱計算では，運用中の最大出力であるピーク周波数を用いた．表１に計算条件を示す．総ショット数およびピーク周波数は，火星まで，片道９０日で到達することを想定した場合の軌道設計結果を反映している．核計算には，Particle and Heavy
Ion Transport code System（PHITS）を用いた
［８］
．
３．
６．
３ 解析結果図５（a），（b）に，図４の黒点線に沿ったコイルにおける
DPA とシールド全体の核発熱解析結果を，図５（c）に設計したシールドの概要図を示す．DPA による評価の方が，核発熱による評価より基準値に対する余裕が小さく，シールドの厚さに与える影響が大きいことがわかる．図５（a），（b）は地球から火星に到達した時点での結果を示しており，復路の途中でコイルにおける DPA は設計基準を超えることが予想される為，火星出発前に，何かしらの手段でアニーリングを行い，損傷を直す必要がある．
超臨界メタンによる冷却層については，今回のシールド設計では，簡易的にシールド内に等間隔で配置した．しかし，図３（b）で示す通り，核融合点側ほど核発熱が大きい
ため，冷却材の層を核発熱が大きい部分で密になるように配置することが望ましく，今後の設計課題とする．

３．
７ 設計結果および考察
各コンポーネント設計結果を反映した機体設計結果を
VISTA の設計結果と比較した結果を表２に示す．本設計における推進剤量は片道９０日で火星に到達する場合の往復分の推進剤量を想定した．
前 提 条 件 が 異 な る た め，直 接 の 比 較 は 出 来 な い が，
VISTA の機 体 構 造 質 量 1571 ton に 対 し て，本 設 計では580 ton とおよそ 1/3 の軽量化を実現した．初期総質量としても 920 ton と，Space-X が開発中の Starship の打ち上げ能力（100 ton@LEO）を考えると実現可能な範囲内であると考えられる．一方で，核融合ロケットによる大量輸送を実現するためには，より一層の軽量化が必要である．特に機体質量の大部分を占めるレーザー質量の軽量化が重要である．レーザー設計に関しては，高速点火レーザー核融合実
験炉の最新設計結果および今後の技術発展を見込んで設計を行っており，今回のレーザーエネルギー設計点における
これ以上の劇的な軽量化は難しいと考えられる．したがって，レーザー質量の軽量化のためには，レーザーエネル
ギーを小さくする方策を検討する必要がある．
レーザーエネルギーを小さくするには，必要なゲインを小さくするか，小さいレーザーエネルギーでゲインを大きくする必要がある．前者に関しては，（１）式からわかるよ
うに，エネルギー回収効率 !
"やレーザー効率 !
! を改善し，

図５

自己回生に必要なゲインを小さくすることである．ピック
６２６

コイルシールド解析結果．

1200
0.01130.341
1.740
5.6×10714

Special Topic Article

表２

3. Concept Design of Laser Fusion Rocket

各コンポーネント設計結果を反映した 機 体 設 計 結 果 と
VISTA 設計結果との比較．

Laser Energy [MJ]
Gain [-]
Frequency [Hz]Jet Efficiency [―]Jet Power [GW]Specific Power, ![kW/kg]
Specific Impulse [s]Sub-system
Thrust Chamber
Coil
ShieldLaser SystemLD
YAG Crystal
Mirror, Optics
OthersThermal System
Radiator
Pump
Pipeline
Auxiliary System
Structure
Power System
Refring. System
Startup Reactor
Tank
Total Inert Mass, Ms
Payload Mass, MPL
Propellant Mass, Mp
Total Dry Mass, Md
Total Initial Mass, Mi

T. Iseかもしれない．
最後に，核融合ロケットは，宇宙航行におけるゲーム

New Design
1
200
10
0.42
0.26
0.4
15000

VISTA
5
1500
30
0.32
18
10
27000

チェンジングになりえる技術であり，その有用性は長年指New Design
59
9
50
436
350
24
37
25
26
15
10
1
59
21
4
3
5
26
580
100
240
680
920

VISTA
739
216
523
150
―
―
―
―
184
―
―
―
498
60
115
50
5
268
1571
289
4140
1860
6000

あるが，要素技術としては共通するところが多く，核融合

摘されてきた．現在，国際的に月火星有人探査，原子力の宇宙利用に向けた研究開発が本格化しており，核融合ロケットの実現に向けた機運が高まりつつある．NASA では，２０３９年の有人火星探査に向けて，原子力ロケットの研究開発を計画しており，その中のオプションの一つに核融合ロケットがある．核融合ロケットにはいくつかの方式がロケットの早期実現に向けて，国際的な共同研究体制を整備し，課題を解決していくことが重要であると考える．

３．
８ まとめ
火星への片道航行時間を既存の化学推進を使用する場合（約１８０日）の半分である９０日に短縮するレーザー核融合ロ
ケットの設計を行った．初期総質量は 920 ton と実現可能な範囲ではあるものの，より一層の軽量化が必要であり，エネルギー回収効率の向上，革新的なターゲットデザインの研究が必要である．

参考文献［１］C.D. Orth et al., "VISTA-A Vehicle for Interplanetary
Space Transport Application Powered by Inertial Confinement Fusion", Lawrence Livermore National Laboratory, UCRL-LR-110500 (2003).
［２］中島秀紀 他：核融合研究 66, 291 (1991).
［３］Y. Nakao et al., "IGNITION AND BURN PROPERTIES
OF DT/D3He FUEL FOR FAST-IGNITION INERTIAL
CONFINEMENT FUSION", FST 56, 401 (2009).
［４］K. Vchivkov., "Study of Thrust Conversion Process of Explosive Plasma Source in Dipole Magnetic Field by Using
Three-Dimensional Hybrid Code", PhD Thesis, Kyushu
University (2004).
［５］IFE フォーラム／レーザー核融合技術振興会：高速点
火レーザー核融合実験炉概念設計委員会報告（２０１５）．
［６］R. Hiwatari et al., "Working group report on Superconducting Magnet for fusion DEMO", National Institutes for
Quantum and Radiological Science and Technology,
QST-M-18, (2019).
［７］S. !ahin et al., Annual. Nucl. Energy 28, 1413 (2001).
［８］T. Sato et al., J. Nucl. Sci. Technol. 55, 684 (2018).

アップコイルや熱電素子によるエネルギー回収の研究や，レーザー効率向上の研究を進める必要がある．
後者に関しては，燃料ターゲットの革新が必要になる．
今回，各種核融合燃料の検討を行ったが，D-T 燃料を超える設計結果は得られなかった．一案として核分裂‐核融合のハイブリッドターゲットの検討が考えられる．大出力が期待できる一方，放射性物質の取り扱いが課題となるが，現在欧米を中心に，宇宙用原子炉や熱核推進の開発が活発に進められており，宇宙における放射性物質に対する法整備や技術開発が今後進むと考えられるため，可能性はある

６２７

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.11 (2021)６
２８‐６３３

小特集 レーザー核融合ロケットの原理実証研究

４．レーザー核融ロケット推進のための核融合燃料と推進剤設計
4. Fuel and Propellant Design for Laser Fusion Rocket森

芳 孝，城 " 知 至１）

MORI Yoshitaka and JOHZAKI Tomoyuki１）
光産業創成大学院大学，１）広島大学先進理工系科学研究科（原稿受付：２
０
２
１年７月１
２日）

ロケット推進において，推力と比推力は推進性能を決定する二大要素である．パルス動作のレーザー核融合
ロケット推進において，推力は１パルス当たりの核燃焼で得られる運動量とその繰り返し数に比例する．また比推力はプラズマの排出速度に比例する．これらは，核融合燃料，及びその放出エネルギーによってプラズマ化する推進剤の設計で決定される．本章では，レーザー核融合ロケットにおける燃料，及び推進剤設計の考え方について記す．
Keywords:
laser fusion rocket, fuel, propellant, energy deposition

４．
１ はじめにム燃料増殖を行い，回収された熱は発電及び水素製造等に

レーザー核融合ロケットは高比推力，且つ高推力の潜在利用される．一般に，ブランケットは，固体なら固体，液力を有するパルス推進システムである．比推力は１０，０００秒

体なら液体と夫々の相状態を維持したまま運用される．ブ

台で，「はやぶさ２」で採用されたイオンエンジン μ10 のランケットサイズは，核融合出力に合わせて，炉心からの３，
０００秒より高く，推力はキロニュートン台に達する．その

輻射ないし粒子フルエンスが，ブランケット材料のアブ

結果，火星までの有人探査飛行時間を，従来の化学推進のレーションないし相転移温度以下となるように設計され１８０日から半分の９０日に短縮可能である．この潜在力の源る．結果，炉心とブランケット内壁との距離は長く，メー

泉は，核融合燃焼によるエネルギー利得とその利活用にあ

トル単位となる．一方，図１（b）の推進では，推進剤は核融る．レーザーで駆動される核融合燃焼エネルギーにより，合エネルギーを吸収し，プラズマ化する．炉心と推進剤と推進剤をプラズマ化し，磁気ノズルとよばれる機構によの距離は，1 cm と近い．

り，プラズマの反磁性を利用して推進運動量を得る．核融レーザー核融合推進では，比推力，推力に対するレー

合燃料ペレットと推進剤は，サイクル 10 Hz 程度でロケッ

ザー質量が設計指標となる．核融合燃料は，燃焼により投トエンジンの中心部へ射出され，中心部に到達した瞬間に入レーザーエネルギーを超えるエネルギーを放出し，燃料

レーザーが照射される．

を取り囲む推進剤をプラズマ化する．推進材をプラズマ化

パルス動作の核融合ロケット推進において，１パルス当するためには，物質中の衝突確率が高い荷電粒子生成の割たりの燃焼で得られる運動量とその繰り返し数に比例する合が大きい DHe3 や PB11 燃料等が有利である．一方，点火推力，及び排出速度に比例する比推力は推進性能を決定す

燃焼のし易さからは，中性子発生を伴う DT 燃料が適してる二大要素である．ここでは，レーザー核融合ロケットにいる．点火のし易さは要求パルスレーザーエネルギーの低おける核融合燃料，及び推進剤設計の考え方について，発減，即ちレーザー質量の低減に寄与するため，航行ミッ

電炉との異同を踏まえつつ記す．

ションの成否を決める重要な指標となる．

４．
２ 核融合エネルギーの利用：エネルギー回収と推進
核融合エネルギーの利活用は，エネルギー回収設計で決定される．図１に，レーザー核融合における（a）エネルギー
回収炉と（b）推進の炉心環境を示す．炉心は点火部と主燃料部で構成され共通であるが，炉心を囲む周辺環境が異なる．図１（a）のエネルギー回収炉では，ブランケットで中性
図１

子エネルギーを熱エネルギーに変換するとともにトリチウ

炉心環境：（a）
エネルギー回収炉と（b）
推進．

The Graduate School for the Creation of New Photonics Institute, Hamamatsu, SHIZUOKA 431-1202, Japancorresponding author’s e-mail: ymori @gpi.ac.jp

６２８!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

4. Fuel and Propellant Design for Laser Fusion Rocket

Y. Mori and T. Johzaki

今回の設計に際し，レーザー質量の観点を優先し，核融合燃料には DT 燃料を採用した．推進剤には，高いプラズ
マ噴出速度，即ち高比推力を得るために質量の軽い水素を採用した．次節では，簡易モデルによる核融合出力設計に触れた後，核融合燃料，及び推進剤設計について記す．

４．
３ 核融合出力設計
４．
３．
１ 多様な核融合燃料の点火条件
推進剤をプラズマ化する観点から，多様な核融合燃料に対する炉心点火条件を評価した．図２に，様々な核融合燃料に対する点火条件（面密度と燃料温度）を示す．点火条
件とは，爆縮点火部で生じる自己加熱が，輻射，熱伝導，及び流体損失を上回る状態を指す．点線は燃料の爆縮過程で点火部を形成する中心点火方式の条件であり，圧縮時に点火部と主燃料部との圧力が等しい等圧状態にある（図３（a））．一方，実線は燃料外部からの高速加熱により点火部を形成する高速点火方式の条件を指し，圧縮時に点火部と主燃料部との密度が等しい等積状態にある（図３（b））．高速点火では，中心点火で無視できる圧力勾配に起因する膨張損失を考慮するため，点火条件はやや厳しくなり，図２に示すとおり高面密度・高温度側にシフトする．高速点火方式の研究は日本が先導しており，最近の進展がレーザー学会誌の特集号に纏められている［１］．
中 心 点 火 方 式 で点 火 条 件 を 達 成 す る た め に は，レイリー・テイラー不安定性に起因する主燃料部と点火部との図２

流体混合を避けるため，爆縮過程において高い球対称均一

様々な核融合反応に対する点火条件（面密度と燃料温度）
面密度 0.1 − 200 g cm−2．
（a）
面密度 0.1 − 108 g cm−2（b）

性が求められる．２
００９年から運用が開始された米国の国立点火施設（National Ignition Facility: NIF）の実験から，高い球対称均一性の実現は当初シミュレーションから想定されていたよりも厳しいことが判明し，計測器の充実化とレーザー波形及びターゲット形状の最適化が進められている［２］．一方，高速点火方式では，点火条件はやや厳しくなるものの，燃料の爆縮と加熱を分離し最適化できるため，不安定性に敏感でない爆縮方法を採用でき制御性が高くなる［３］．そこで，以下の利得評価においては，高速点火方式を採用した．
DT 燃料は，他の燃料と比べて１桁以上低い面密度，且

図３

爆縮燃料の密度温度分布（a）
中心点火，（b）
高速点火．

つ低い温度で点火が達成可能である．図２より，DT 燃料の 点 火 領 域 は，面 密 度 0.2−0.7 g cm−2，温 度 5−10 keV

定すると，結論として，DT 反応のほうが DHe3 よりもレー3である．一方，DT 燃料の次に点火が容易な DHe 燃料の要

ザーエネルギー当たりの放出荷電粒子エネルギーが高くな

求 値 は，１桁 以 上 高 く 面 密 度 で 2−5 g cm−2，温 度 でる．そこで，以下では，DT 燃料に注力して核融合出力設計

1120−50 keV となる．最近注目を集めている PB 燃料では，を行った．

価数が大きいため輻射損失が大きくなり，より高密度且つ

４．
３．
２ 利得評価入射レーザーエネルギー !%!*)*に対する核融合出力 !$

高温が求められる．

の比である核融合利得 # を高速点火に対して簡易モデル

点火条件を元に爆縮燃料形成に必要なレーザーエネル
ギーを見積もると，中性子発生を伴う DT 燃料のほうが荷により評価した［３］．

電粒子出力割合の大きな DHe3 燃料より も 有 利 となる．

質量 "［kg］の圧縮燃料の内部エネルギー !'(*
［J］は，ア&DHe3 燃料は，DT 燃料よりも生成荷電粒子エネルギーが５

イセントロープパラメータ !（燃料の圧力 %とその密度に倍高い（DHe3 18.3 MeV，DT 3.5 MeV）．一方，爆縮燃料のおけるフェルミ圧 %$との比）とフェルミエネルギー"［J］，$

要求面密度は DT 反応よりも高く，燃料形成の内部エネル

平均イオン質量 "$'［#kg］により次式で求められる．

ギーは DT よりも１桁近く高くなる．レーザーエネルギー!"!'(*! " $ "&［J］，#"$'#

から爆縮燃料への結合効率が，反応によらずほぼ一定と仮
６２９

（１）

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

&
("

!#
#"
$
(#&,$
$
#
．
%,
#

ここで，&,は電子数密度［m−3］，!はディラック定数［J s］，%,は電子の静止質量［kg］である．また，アイセントロープ
パラメータ $は，どれだけ断熱的に爆縮できたかを表すパラ メー タ で，理 想 の 極 限 で１と な り，高 利 得 実 現 に は$"#程度が要求される．爆縮レーザーエネルギー !)!/02
から爆縮コアの内部エネルギー !/13への変換効率である爆縮効率 '/02を用いると，爆縮レーザーエネルギー !)!
/02
は!)!/02"!/13 $ $&(" ［ J］
"
'
%'
%/& /
02
/
02%

（２）

図４

となる．点火に要する加熱レーザーエネルギーについて
は，現行実験結果からの外挿，並びに理論・数値シミュ
レーションによる予測で，!)!.,+3〜200 kJ と見積もられて簡易モデルで評価した全レーザーエネルギー（EL ＝ EL,imp＋ EL,heat）に対する核融合利得（Q ）依存性．加熱レーザー
エネルギー EL,heat ＝ 200 kJ と爆縮効率 himp ＝ 5% を仮定．実線がアイセントロープパラメータ $＝ 1.5，破線は $＝ 2.0
で，圧縮燃料密度 )＝ 300, 500, 1000 g cm−3 に対する結果を
四角，丸，三角で示す．

いる．

４．
４ 燃料及び推進剤設計

一方，核融合出力は燃焼率から見積もる．圧縮燃料の燃
焼率 #は圧縮燃料全体の面密度 )$に対し，

４．
４．
１ 燃料設計
利得評価から燃料質量を概算する．図５にレーザーエネ

)$
#"
)$!%

ルギーに対する燃料質量を示す．燃料質量 "-は，式（１）よ（３）

り算出される．今回の設計点（全投入レーザーエネルギーで概算される［４］．ここで %は燃焼率パラメータで DT 反

［mg］となる．この燃料質量
1 MJ，利得２００）では，"-"1.8

応では６〜９の範囲である．高速点火方式での DT 燃料のは，レーザー照射による燃料圧縮直後の質量である．ロ

燃焼シミュレーション結果［５］より %"&を選択した．核融ケットに搭載される核融合燃料ペレットには，レーザーが合出力 !(は，燃料内の DT イオンペア数×燃焼率×１反応

直接照射されて高圧を駆動するアブレーター等が含まれ，当たりの核融合出力（!'* "17.58 MeV=2.817×10

それらの質量は燃料質量の半分程度である［６］．ここでは，

−12

J）で

あるから，
"!( "
#! ［ J］%/& '*#%

ペレット燃料質量を，"-の 1.5 倍の 2.7［mg］とした．
高速点火方式における核融合燃料ペレットの詳細設計（４）は，ペレット形状（外径，初期 DT クライオ燃料厚み，ア
ブレータ厚み等），及びレーザー照射条件（照射配位，パルとなる．よって核融合利得 # は!(#"!)!/02!!)!.,+3

ス波形，パルス強度等）をパラメータとして，輻射流体シ
ミュレーションコード，粒子コード，及び燃焼コードを統合的に活用して実施される．ここでは，核融合燃料ペレッ（５）

トの詳細には踏み込まず，ロケット運用に必要な核融合燃"#!
% & '*#%" ' $&/$ /02 ("!!
%%%/& - )!.,+3となる．)"300，500，1000 g cm−3，$"1.5，2.0 の圧縮燃料に対して，投入レーザーエネルギー !)"!)!/02!!)!.,+3に対する利得 # を図４に示す．ここでは，現行実験やシミュ
レーションで得られている爆縮効率 '/02"5％ と，理論・シミュレーション予測値である加熱レーザーエネルギー!)!.,+3"200 kJ を仮定した．加熱効率は１０％程度である．
以下の推進剤設計においては，核融合出力の設計値として，全投入レーザーエネルギー 1 MJ（爆縮レーザー 0.8 MJ，!
%，利得
加熱レーザー 0.2 MJ），圧縮密度 300 g cm−3，$""200 を選定した．
図５

６３０

全レーザーエネルギー（EL ＝ EL,imp ＋ EL,heat）
に対する圧縮燃料質量（Mf）
依存性．線種と記号は図４と同じ．

Special Topic Article

4. Fuel and Propellant Design for Laser Fusion Rocket

Y. Mori and T. Johzaki

料質量の目安を概算する．今回の軌道計算では，９０日間でルギーから推進剤へのエネルギー伝達と初期膨張速度につ

地球から火星に到達する．繰り返し数 10 Hz でロケットをいて記す．

定 常 運 用 す る と，火 星 到 着 ま で の 核 融 合 反 応 回 数 は

レーザー核融合ロケットの推進剤は，燃焼燃料から放出

7.8×107 回となり，消費する燃料ペレット質量は 0.21 トン

される輻射，中性子，荷電粒子，バルクプラズマに順次晒となる．これは，１００トンを超えるロケット質量及び推進剤される．城!らは，高速点火方式の燃焼燃料から放出され質量と比較するとかなり軽量である．

る各担体のエネルギーを，２次元燃焼コードFIBMETを用尚，今回の設計では，核融合燃料ペレットは初期搭載をいて解析した［６，１０］．投入レーザーエネルギー 1.1 MJ，核想定しているが，ロケット運行中にトリチウム増殖分離を

融合出力200 MJにおいて，中性子は放出エネルギーの８０％経て，製造する可能性もある［７］．その際は，別途，ブランを担う．"粒子は残りの２０％を担うが，内７０％は主燃料にケット，トリチウム分離回収装置，ペレット製造装置等の付与されるため，６％が燃料から外に放出される．X 線輻

質量及び品質管理を考慮する必要がある．宇宙空間という射出力は１％程度で，残りの１０％程度を主成分が DT のプ

厳しい環境下における検討内容は，地上におけるエネル

ラズマデブリが担い，計算誤差は３％程度であった．図６

ギー回収炉とも共有可能な知見となる．

に各担体の出力時間発展を示す．

４．
４．
２ 磁気ノズル推進剤設計

推進剤を球殻とみなし（図１（b）），各担体の入射エネル

燃料を囲む推進剤は燃料からの核融合放出エネルギーでギーと固体水素中の飛程から，推進剤へのエネルギー伝達

プラズマ化され，ロケットは磁気ノズルで推力を得る．推と初期膨張速度を求めた．

進剤は，エネルギーが伝達された直後は，磁場圧力よりもまず，計算法を示す．X 線及び中性子の入射エネルギー

プラズマ圧力が高いためプラズマは等方的に膨張する．一は，物質厚みを )，飛程を &として，)-+%&&に比例す!)!

方，数十マイクロ秒経過してプラズマ圧力が低下してくる

る指数法則で付与されると仮定した．これは，中性子，Xと，磁場圧力の方が高くなって，磁場がプラズマを押し返線が推進剤中を距離 x 進んだときのエネルギーを #，推進

すようになり，プラズマが一方向へ排出される．その反作剤への入射エネルギーを #
&&
)&
)-+%
!)!
%
##
!とすると #!"

用で磁気コイルが力を受けて，ロケットは推進力を得る．

で 表 さ れ る．単 位 長 さ 当 た り の エ ネ ル ギ ー 付 与 は，

これが磁気ノズルによる推進機構である．磁気ノズルは運

(#%
)&
!
!
&"#
&&に比例する．"粒子とプラズ
()#"
-+%
!)!
!)

動量変換機構であり，推進剤排出速度の増大には寄与しな

マデブリの入射エネルギーは，飛程が短いため，推進剤内い．従って，ロケットの排出速度，及び比推力は，推進剤

壁の飛程距離内に一様に付与されるとした．

の初期膨張速度で制限される．
磁気ノズルでは，プラズマの反磁性特性を利用して，推表１進運動量を得る．磁場中を拡散するプラズマの振る舞いに

推進剤
比重
比推力：#
,
+[sec]
初期膨張速度：'![cm/s]
初期膨張エネルギー："![J]
推進剤質量：%+[g]推進剤体積：'+[cc]
磁場強度：![T]ラーマー半径：&*[cm]
磁場閉じ込め半径：&&[cm]磁化変数：$&

ついて，Zaharov らは実験結果を踏まえた理論解析を行った［８］．解析の結果，磁化変数 $&#&*!
&&がプラズマ拡散の振る舞いを支配しており，プラズマ中に反磁性空洞を形成するためには，$&$"を満たす必要があることを見出した．ここで，&*#'!!
''*はイオンラーマー半径であり，初期膨張速度 '!とイオンサイクロトロン周波数 ''*の比であ"!
$る．&&#%
は磁気閉じ込め半径で，磁気エ
$!"!!
%!#&
$
#
&
%

ネルギー !#!
%!
&&$&が初期膨張プラズマの運動エ
$!&
%
$
#
%
%

ネルギー "!#"!
%+'!#と釣り合う条件から算出される．
#

推進剤設計．
固体水素
0.07
15000
1.47×107
4×107
3.7
52.9
12
0.013
55
2.3×10−4

ここで，$!は真空中の透磁率，B は磁場強度，%+は推進剤質量である．&&は，プラズマの運動量が，反磁性により影響を受ける空間スケールである．磁気ノズルが動作するた
めには，$&は 10−2 から 10−4 が想定されている［９］．
今回の設計では，推進剤は固体水素を採用した．核融合
放出エネルギー200 MJの内，アルファ粒子が担う２０％分のエネルギーが推進剤に付与されると仮定し，推進剤エネル
ギーは 40 MJ とする．エネルギー伝達率の妥当性については，次節で検証する．比推力 #,+は，VISTA 設計値を参照
し１
５，０００秒とした．推進剤設計値を表１に示す．磁場強度
は VISTA 設計値 12 T を採用した［７］．推進剤質量 Mp は
3.7 g で，火星到着までロケットを定常運転する際の推進剤
総質量は２８９トンとなる．
図６

４．
４．
３ 推進剤へのエネルギー伝達
本節では，推進剤の電離過程を考察し，核融合放出エネ
６３１

核融合出力と輻射，中性子，アルファ粒子，デブリ出力の時間発展．炉心から 0.26 mm の境界における値．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

表２

前節の推進剤設計（表１）を踏まえた各担体の推進剤へのエ ネ ル ギ ー 伝 達 の 結 果 を表２に 示 す．推 進 剤 は 内 径

各担体毎の核融合放出エネルギーと推進剤へのエネルギー付与．推進剤は，内径 2 cm，厚み 4.2 cm の球殻．
核融合
放出
2 MJ
160 MJ
12 MJ

推進剤へ
の付与
6 kJ
11.4 MJ
12 MJ

入 射 エ ネ 飛程
ルギー （固体水素）
10 keV14.3 m14.1 MeV 57 cm
3.5 MeV 0.15 cm

プラズマデブリ（DT）20 MJ
計
194 MJ

20 MJ
43.4 MJ

300 keV

2 cm，厚み 4.2 cm として，推進剤質量は前節の解析結果""!3.7 g と一致させた．各担体の入射エネルギーについ

X 線輻射
中性子
"粒子

ては，城!らの計算結果を参照した．X 線輻射スペクトルは，エネルギー 10 keV にピークがあり，エネルギー広がりは 4 keV のプランク分布よりも広かった．ここでは，入射エネルギー 10 keV とした．中性子については，爆縮燃料中

0.15 cmの減衰を無視している．"粒子は，燃焼プラズマを通過するため，スペクトルが低エネルギー側にシフトするが，こ
こではシフトを考慮せずに入射エネルギー 3.5 MeV とした．DT プラズマデブリの入射エネルギーは，300 keV とした．推進剤中の飛程の算出に関して，X 線はアメリカ国
立 標 準 技 術 研 究 所 NIST の 質 量 エ ネ ル ギ ー 減 衰 係 数
10−2 cm2/g を［１１］，中性子は Orth の文献にある液体水素
中の平均自由行程 4 g/cm２を採用 し た［７］．"粒 子 と DT
プラズマデブリについては，推進剤へのエネルギー付与中の温度上昇を考慮して温度 1 keV の水素プラズマを対象とし，Vlasov-Poisson 方程式を用いた解析的な近似式を用いた［１２］．
表２より，核融合放出エネルギー194 MJに対して推進剤
図７

へは 43 MJ のエネルギーが付与されており，伝達効率は２２％で，前節の仮定２０％の妥当性を示している．エネル

推進剤厚み !R に対する推進剤エネルギー E0 と初期膨張速
度 V0 の関係．

ギー伝達の半分は DT プラズマデブリであり，残りを "り，推進剤は水素原子１個当たり数 eV 程度のエネルギー

粒子と中性子が占める．特に，中性子については，大半は付与を受ける．この状態は，固体密度状態で一部が電離し推進剤を透過するが，11 MJ のエネルギーは推進剤に伝達たウォームデンスマター状態とみなせるであろう．そのされており，推進剤に伝達されるエネルギーの 1/4 程度を後，主燃料を飛び出した "粒子により推進剤の内壁がアブ占め，高エネルギーアルファ粒子と同程度の寄与をする，レートされ，吸収領域の電子温度は数 100 eV まで加熱され無視できない担体である．

る．引き続き，DT プラズマデブリが，再度内壁をアブレー

推進剤厚みを変えることで，初期膨張速度の制御が可能

トし，内壁の一部は 1 keV 程度まで温度上昇する．複数回となる．図７に，推進剤内径を 2 cm に固定し，推進剤厚みに渡る局所的なエネルギー付与は複数段の衝撃波を駆動!#に対する初期膨張エネルギー!!と初期膨張速度$!の関し，熱伝導を伴いながら内壁から外側に向い推進剤にエネ係を示す．推進剤厚みの変化に従って，推進剤質量も変化

ルギーを輸送していく．これは，軽イオン慣性核融合におする．ここで，推進剤内壁に付与されたエネルギーは損失

ける爆縮（implosion）とは逆の爆発（explosion）の過程でなく内部エネルギーとして推進剤全体に配分されると仮定あり，両者の異同は興味深い．磁気ノズルによる推力設計

し，さらに，初期膨張エネルギーを内部エネルギーで与えのためには，衝撃波通過後に，推進剤全体がどのような膨た．図７より，推進剤が厚くなると中性子によるエネル

張速度分布を得るかを把握する必要がある．

ギー伝達が増加するため初期膨張エネルギーはほぼ線形に

上記推進剤へのエネルギー伝達及び膨張速度分布につい増加し，初期膨張速度の減少が抑えられている．この結果て，先行研究では以下のように取り扱っている．レーザー

は，推進剤の厚み制御により，初期膨張速度，即ち比推力

核融合ロケット提 唱 者 Hyde の流れを組む Orth による制御の可能性を示唆している．尚，図７では，前節の推進

VISTA 設計では，間接照射方式を採用しており，燃料ペ剤設計（表１）で採用したエネルギー !!!40 MJ を与える

レットは金ホーラムの中央に配置され，ホーラムの外を固推進剤厚みは!#!3.2 cmで，表２の設定値4.2 cmよりも短体水素の推進剤が取り囲む．最新のレポートには，ここでい．前節の推進剤設計では，アルファ粒子のみによるエネの解析と同様，飛程の考え方に基づく推進剤へのエネル

ルギー付与を仮定しており，そのエネルギーは推進剤内壁

ギー伝達の概算が紹介されている［７］．長峯らは，NIF にで吸収されるため推進剤の厚みに依存しない．一方，図７

おける間接照射実験を想定し，金ホーラムを推進剤に見立

では，推進剤厚みに対する担体毎のエネルギー伝達が考慮て，エネルギー 4 MJ が付与されるとして，電離度をトーマされているため，より正確である．

ス・フェルミモデルから算出した［９］．推進剤の速度分布

ここで，核融合放出エネルギーから推進剤へのエネル

については，核融合プラズマと推進剤を各々粒子とみなし

ギー伝達物理過程を眺めてみよう．まず光速で伝搬する輻

た流体粒子コードによる数値解析がある．初期には，中島，

射が推進剤を通過し，固体水素の蒸発に必要なエネルギー

志度寺らによるを付与するが，電離には至らない．次に，中性子照射によ析が［１３］，最近では，松田らによる SPH（Smoothed Parti６３２

PIC（Particle-in-Cell）法による２次元解

Special Topic Article

4. Fuel and Propellant Design for Laser Fusion Rocket謝

cle Hydrodynamic）法による３次元解析がある［１４］．

Y. Mori and T. Johzaki

辞執筆に際し，中島秀紀氏，砂原淳氏との議論に謝意を表

推進剤全体へのエネルギー伝達と初期膨張速度の詳細にします．

ついては，輻射，中性子，荷電粒子によるエネルギー伝達が考慮された輻射流体シミュレーションを用いた解析が必要である．山村らは２次元輻射流体コードSTAR2Dを用い

参考文献て，燃焼プラズマを模擬した高温プラズマによる推進剤の［１］森 芳孝，千徳靖彦：レーザー研究 49, 128 (2021).
［２］藤岡慎介，千徳靖彦：レーザー研究 49, 130 (2021).
［３］城!知至：レーザー研究 49, 135 (2021).
［４］Atzeni and J. Meyer-ter-Vehn: The physics of inertial fusion: beam plasma interaction, hydrodynamics, hot dense
matter (Clarendon press, Oxford, 2004) p.40.
［５］T. Johzaki, K. Mima and Y. Nakao, Plasma Fusion Res. 2,
42 (2007).
［６］苫米地顕，神前康次，乗松孝好：レーザー核融合炉設計委員会報告書 高速点火レーザー核融合発電プラン
トの概念設計（大阪大学レーザーエネルギー学研究センター＆IFE フォーラム／レーザー核融合技術振興会，
（２
０
０
６）
．
［７］C.D. Orth, UCRL-TR-110500 (2003).
［８］YU. P. Zakharov et al., Sov. J. Plasma Phys. 12, 674 (1986).
［９］Y, Nagamine and H. Nakashima, Fusion Technol. 35, 62(1999).
［１０］T. Johzaki et al., "2-D Analysis of Ignition and Burn Characteristics for Fast Ignition Targets", Proc. 3rd Int. Conf.
on Inertial Fusion Science and Application 2003 (IFSA
2003, Monterey, 2003), American Nuclear Society, 474(2004).
［１１］J. H. Hubbel and S. M. Seltzer, X-Ray Mass Attenuation
Coefficients, NIST Standard Reference Database 126(2004).
［１２］T. Peter and J. Meyer-ter-Vehn, Phys. Rev. A 43, 1998
(1991).
［１３］N. Hideki et al., "Some Design Aspects of Laser Fusion
Rocket?," Proc. 16th International Symposium on Space Technology and Science (1988).
［１４］N. Matsuda et al., J. Phys.: Conf. Ser. 112, 042079 (2008).
［１５］T. Yamamura et al., High Energy Density Phys. 37,
100894 (2020).
［１６］Y. Nakao et al., Fusion Sci. Technol. 56, 401 (2009).

電離過程とエネルギー伝達を求めた［１５］．輻射流体コードの採用により，推進剤の電離度の解析が進んだ．尚，中性子によるエネルギー付与は他文献から推定している．山村等の計算では，流体コードで得られたイオン速度を粒子速度に変換し，イオンを粒子，電子を流体とみなしたハイブ
リッドコードによる磁気ノズル推力計算の初期値としている．更に，推進剤形状に対するロケット本体の中性子遮蔽，及び推力の最適化について言及されている．数値シミュ
レーションによる推力評価については，第５章で紹介される．

４．
５ 今後の課題
レーザー核融合ロケットは，人類の活動領域の拡大に欠かせない究極の乗り物といってよいであろう．夢が壮大なため，実現に向けた課題も大きい．ここでは，課題を示す
ことで将来の研究の糧としたい．核融合燃料について，点火部と主燃料部は同一物質としたが，それぞれの最適化を図ることも考えられる［１６］．また，推進剤は固体水素としたが，中性子吸収の期待できるボロン等を用いることも検討の価値があるであろう．直接照射で一様照射を達成する
ための，レーザー照射配置や推進剤へのレーザー導入孔も検討すべき課題である．高エネルギー密度科学が関与するテーマとして，核融合放出エネルギーによる推進剤の電離過程がある．高密度低温領域であるためウォームデンスマ
ターも絡んだテーマである．

４．
６ まとめ
レーザー核融合ロケットの燃料設計と推進剤設計について解説した．設計に際し，DT 反応を採用し，レーザー入力
1 MJ で核融合出力 200 MJ を選定した．推進剤については，
固体水素を採用し，パルス推力 20 MJ，推進剤質量，比推力
１５０００秒を目安とした．

６３３

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.11 (2021)６
３４‐６４０

小特集 レーザー核融合ロケットの原理実証研究

５．数値シミュレーションによる推進性能評価
5. Numerical Analysis on Propellant Performance
砂原淳，森 田 太 智１）

SUNAHARA Atsushi and MORITA Taichi１）
パデュー大学原子力工学科極限環境物質センター，１）九州大学大学院総合理工学研究院（原稿受付：２
０
２
１年７月１
３日）

数値シミュレーションによるレーザー核融合ロケットの推進性能評価についての取り組みを紹介する．レー
ザー核融合ロケット推進は レーザー核融合点火・燃焼 ， 燃焼プラズマによる推進剤のプラズマ化 ， 磁気ノズルによる推進力獲得 の各プロセスを経て，推進力を得る．このため，高エネルギー密度プラズマの生成，エネルギー輸送，磁場環境下のプラズマの挙動を理解する必要がある．本章では，我々が行っている輻射流体シ
ミュレーションとハイブリッドシミュレーションを組み合わせた計算手法による推進性能評価の概要について示
し，数値シミュレーションの現状と課題を明らかにしたい．

５．
１ はじめに学，輻射，粒子によるエネルギー輸送，プラズマと磁場のレーザー核融合ロケットは，レーザー核融合点火燃焼で得られる

高エネルギー密度状態

相互作用等，高エネルギー密度プラズマ物理の宝庫とも言のプラズマから磁気ノえる多様な現象を内包しており，それらを理解，制御してズルによってロケット推進力を得るものである．従来の化

新しいロケット推進を実現しようという挑戦的魅力にあふ

学推進に比べ大推力，高比推力を得られることから，火星れた研究対象でもある．

有人探査等に適用可能な将来のロケット推進システムとしこの一連の過程を最適設計し，ロケット推進システムをて期待されている．レーザー核融合点火燃焼から推進力獲実現するためには実験的な手法のみで研究課題の全てをカ得に至る一連の過程の概要を図１に示す．
（１）レーザー核

バーすることは現実的でない．数値シミュレーションで概融合点火・燃焼の実現による核融合燃焼プラズマの生成，

念的検証，または具体的な設計を進めつつ，要所要所を実（２）核融合燃焼プラズマによる推進剤のプラズマ化，（３）磁験で確認し，計算結果と実験結果との比較を通じて現象の気ノズルによる高エネルギー密度状態のプラズマからの推

物理的理解とシミュレーションモデルの改良，精度向上を進力獲得，となる．これら各要素は（１）の レーザー核融合図ることが現実的な研究の進め方であると思われる．本章

点火燃焼の実現

は言うに及ばず，どれも研究途上でありでは数値シミュレーションによるレーザー核融合ロケット

チャレンジングな課題であるが，同時に，プラズマ流体力の推進性能評価について述べ，まだ途についたばかりの数
値シミュレーションの現状と課題を明らかにしたい．

５．
２ シミュレーション手法
レーザー核融合などの比較的高密度なプラズマへの場

磁の 導 入 は，磁 場 に よ る 閉 じ 込 め 効 果 を 考 慮 す る

MagLIF［１］や，高速点火における高速電子のコアプラズマ
への磁気ガイド［２］など，これまでにも様々に考えられてきた．近年，レーザーを用いた高強度パルス磁場発生が可能となり［３］，磁場の導入は益々多くのレーザー生成プラ
ズマに関連するテーマになってきている．レーザー核融合
ロケット推進もレーザー核融合点火燃焼プラズマ由来の高エネルギー密度状態のプラズマを磁気ノズルに作用させて推進力を得るため，プラズマと磁場との相互作用を解析する必要がある．しかし，磁場を従来のレーザー生成プラズ
図１

レーザー核融合ロケット推進．

マの物理モデルとコンシステントな形で計算することがでPurdue University, USA
corresponding author’s e-mail: asunahar@purdue.edu

６３４!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

5. Numerical Analysis on Propellant Performance

A. Sunahara and T. Morita

きるレーザー生成プラズマ用の流体シミュレーションコー

時にイオンと電子それぞれの温度の時間発展式を別途解ドは未だ開発途上である．

き，両者がコンシステントになるように収束計算を行って一方，Particle in Cell（PIC）コードを用いれば，磁場環いるところにある．これにより保存量である質量，運動量，境下のプラズマの挙動を計算可能であるが，レーザー核融

全エネルギー（内部エネルギー＋運動エネルギー）の保存

合ロケット推進は図１に示した（１）‐（３）の一連の過程が，性を確保しながら，イオンと電子の二温度で流体の時間発時間にして数 μs，空間サイズでメートルに及ぶため，PIC展を解くことができる．この保存型流体スキームの使用に

コードでは計算負荷が大きすぎてとても全過程をカバーで

より，計算の時間空間レンジが大きい場合にも誤差の蓄積

きない．そこで我々は一連の過程を（１）
磁場を考慮しないを抑制できる．特にレーザー核融合ロケット推進の場合，レーザープラズマダイナミクス計算フェーズと，（２）磁場計算で扱う密度上限が爆縮による固体密度の１０００倍，下はを考慮する磁気流体ダイナミクス計算フェーズの２つに分プラズマ膨張による密度低下で固体密度の５桁以下になる

け，前者をレーザー生成プラズマ用の輻射流体シミュレーなど非常に大きな密度レンジになる．計算時間もレーザー

ション，後者を，電子を流体，イオンを粒子とするハイブのパルス時間幅（典型的にはナノ秒オーダー）を超え，

リッドシミュレーションでそれぞれ計算することで推進性

レーザー終了後もプラズマ膨張するまでの計算が必要であ能を評価するという手法を採った．

る．このような計算条件では

５．
２．
１ 輻射流体シミュレーション

要である．

保存量の保存は非常に重レーザー生成プラズマの計算を行う，２次元の輻射流体

実は STAR-2D 開発当初は保存量を保存させるスキーム

シミュレーションコード（STAR-2D）［４］の概要を述べを採用していなかったため，誤差の蓄積が非常に大きい状

る．STAR-2D はレーザー生成プラズマを扱うイオンと電態であった．例えばパルス幅 10 ns のレーザーパルスを用

子の二温度一流体２次元輻射流体シミュレーションコード

いたレーザーアブレーションの計算を行うため，数十 nsである．元々，極端紫外光源（EUV）プラズマをモデリンに渡る計算を行ったところ，アブレーションで膨張したプ

グするために開発され，レーザー生成スズプラズマからのラズマを含むプラズマの全質量は初期ターゲット質量に比中心波長 13.5 nm の EUV 光のモデリング，EUV 光の発光

べ数１０％から１００％以上の増減になることもあった．全質

効率の向上に向けたプラズマのダイナミクスの解析に用い量に限らず，全運動量，全エネルギーの保存性も同様に悪られた［５］．２次元ではあるが，様々な幾何形状に対応し，く，レーザー核融合ロケットのように膨張プラズマを磁気'-(カーテシアン座標系だけでなく，円柱座標系，球座標系

ノズルに相互作用させ，推進力を見積もる場合には膨張プ（図２）にも対応している．流体ソルバーには近似リーマン

ラズマの評価に大きな影響を与えていた．この問題を解決解法の一種である HLLC 法を用い，物質の状態方程式からするため，我々は試行錯誤を経て，電子・イオンの二温度

音速 !を計算し，流速を %として，計算メッシュ間においモデルと保存型スキームを共存させることができる現在のて %!!，%，%"!，の３つの特性速度を持つ特性曲線を考計算手法にたどり着いた．ここで述べる手法は一定の成功えることで 流 束 を 計 算 す る．ま た VanLeer slope limiter

を収めているように見えるが，収束計算を必要とし，計算を用いて空間単調性を保ちながら空間２次精度とし，時間負荷の観点からは必ずしも最良の方法とは思えない．今

積分には２次ルンゲクッタを用いて時間２次精度としてい後，より良い二温度保存手法が開発される際の参考になる

る．またレーザーの光線追跡法による伝播，逆制動放射によう，問題点を詳しく記す．

よるレーザー吸収，熱伝導，輻射輸送，イオンと電子間の保存性を保ちながら電子・イオンの二温度に対応するの温度緩和を解くことでレーザー生成プラズマに対応していはそれほど簡単ではない．ひとたび保存型スキームである

る．これらのモデルの詳細は参考文献［６］を参照していた

HLLC スキームを用いた計算を実行すると，式（１）から式

だき，本章では本レーザー核融合ロケット推進のシミュ（３）

レーション研究を通じて開発，改良された，STAR-2D の保

! "
"
$ "
"
" "
##
' "
(
"
$ "

存特性について詳しく述べることにする．
STAR-2D の特徴は保存型流体スキームを用いつつ，同!
!%$#! "，
!&
!"
#

!#!

（１）
!%
!%!"#"

"，
!%&
%
!"
$
#"#
"%

（２）

conservative variables x-directional flux
!&
!%&
"#! !
"
!& "#"
!"
&
$
#"#
"%

（３）

y-directional flux
図２

輻射流体シミュレーションの初期条件．

に示すように計算メッシュ間の流束が求められる．次に，
６３５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

各計算メッシュへの流束の出入りから各計算メッシュの密（内
度 #，運動量密度 #!%'
，全エネルギー密度 #%
#*!
#+(
(
＋運 動 エ ネ ル ギ ー 密 度
部 エ ネ ル ギ ー 密 度*#%&'(+
" !# ）が 更 新 さ れ，次 ス テ ッ プ に お け る 値
)
# #)
$
#
'""
がそれぞれ求まる．ここで *，+はそれぞれ
#!
#!
!
#%
'
((
速度の ,方向，-方向成分，($はイオンと電子の圧力の和，（６）!%#!!%'!'$!%' %!
"'
&(
")

（７）

と非移流項計算（式（８）及び式（９））

式（１）の右辺 !はカーテシアン座標以外の座標系における!&##!!&#(&" !# $&!('&$%! '"" #'
" (
&!$
")
!
# #
& #
)
&

（８）

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

（９）

'""

'""
付加項である．求められた全エネルギー密度 '
から
#%
((
'""
運動エネルギー密度 "#)を差し引き，密度 #'""で割
!#)
#

'""

ると，式（４）に示すようにイオンと電子の単位質量あたり'""の内部エネルギーの和 %
が求まる．
&
'(
'"" " # '""
'""
!)
%
%%
! )
(
&
'(
#

!&#!!&'!'$!&' %!
"'&(")の分離計算を行い，イオンと電子の温度の時間発展をそれぞれ求める．ここで #，#)%はそれぞれ比熱のイオン成分，)&
電子成分である．次に式（１０）に示すように，（４）'&( '""
%
# !
!&##!
!%##(
'
&
'(

ここまでは保存型スキームを用いて流体計算を行う際の通二温度の状態方程式を用いてイオンと電子の内部エネル

常の手続きである．
仮に電子温度 !%とイオン温度 !&を同一として扱う
温度

（１０）

'
&(
ギーの和 %を求め，これが HLLC で計算されたイオンと
&
'(

一

'""
に一致すればいいが，通常電子の内部エネルギーの和 %&'(モデル（!%!%%!&）でよければ，求められたイオ

ンと電子の内部エネルギーの和 %&'(と密度#から，状態方程一致しない．ここで，両者の不一致を非移流項，すなわち，を用いて対応する温度!を求めることがで
式!%!'
#!
%
&
'((

($" 仕事の見積もり時に発生する誤差が原因とみなし，きる．しかし，電子温度 !%とイオン温度 !&を別々の変数($" 仕事を少しずつ変化させながら両者が一致するまとして計算する

で，収束計算を行う．この時，式（１１）二温度の場合は保存型スキームを使って求められたイオンと電子の内部エネルギーの和 %&'(をイオンと電子のそれぞれの内部エネルギー

!(
'
'""
!(
!(
!$
!$
,'
'

にどのように（１１）

分離するかという問題が発生する．ここでよく行われる手に示すように保存型計算から得られた次ステップ ''""(法は，全エネルギーの時間発展方程式に加え，もうひとつ'""&%!
を収束計算の初期値 'の速度の発散 '
!(
!(
!$
!$

電子（もしくはイオン）の内部エネルギーの時間発展方程（ここで & は収束計算回数）として，この値を保存型，非保式（式（５））を追加で解くことである．

存型それぞれの内部エネルギーが一致するよう収束計算さ

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

せる．このように計算することで，保存型スキームを用いながら，イオンと電子の二温度を見積もることができる．

（５）

また，この方法により，温度を見積もる際の数値的な手%
ここで %は単位質量あたりの流体の内部エネルギーの電&'(続き上の困難を緩和できる．一温度モデル，二温度モデル

子成分，(%は電子圧力である．このようにすれば求められの別を問わず，保存型スキームを用いる際に問題となるのた全イオンと電子の内部エネルギーの和から，同じく求めが，温度の見積もりである．レーザー生成プラズマでは熱られた電子（もしくはイオン）の内部エネルギーを差し引

伝導や輻射が無視できない場合が多く，それらの計算をすくことで，もう一方のイオン（もしくは電子の）内部エネ

るために温度が必要である．また状態方程式も圧力が密度ルギーも求められる．しかし，残念なことに，追加した電と温度の関数として与えられることが多い．しかし，保存子（もしくはイオン）の内部エネルギーの時間発展方程式型の流体計算スキームは一般に密度と全エネルギー密度を（式（５））は保存形式になっていないため，保存スキーム

熱力学的な独立変数として解くので，密度，内部エネルを用いた計算ができない．この場合，計算の大部分は保存

ギーは計算できても，温度は密度と内部エネルギーから状型スキームで計算するにも関わらず，追加の方程式が非保にしたがって毎ステップごと見積る
態方程式!%!'
#!
%
&
'((

存型スキームでしか解けないため，計算全体としては保存必要がある．状態方程式が解析的に与えられていれば温度性が失われることになり，我々の計算条件では誤差の蓄積は解析的な計算で即見積ることができるが，状態方程式はが無視できなくなる．

数値テーブルで与えられる場合が多く，! を求める際に収束計算が必要になる．

我々が開発した方法はイオンと電子の内部エネルギーの

密 度 #と 温 度 ! を 独 立 変 数 と す る 内 部 エ ネ ル ギ ー

時間発展方程式をどちらか一方でなく，両方を追加で解くというものである．既述したようにイオンと電子のそれぞ%#!
!(のテーブルを使用する場合，#，! がどちらも正&'('れの内部エネルギー式（温度の式）は保存形式になっていの実数であるため，それらを対数軸にとって，幅広い密ないため，CIP 法など非保存型解法でよく用いられる移流度・温度範囲をカバーする数値テーブルを作ることができ計算（式（６）及び式（７））

る．一 方，密 度 と 内 部 エ ネ ル ギ ー を 独 立 変 数 と す る
６３６

Special Topic Article

5. Numerical Analysis on Propellant Performance

A. Sunahara and T. Morita

%&
&!
'
&
'*'のテーブルを使用する場合，内部エネルギーは必

本シミュレーションコードでは，PIC 法でイオン数密度

ずしも正の値とは限らないため，内部エネルギーをそのま)&，速度 $&イオン電流 #（１７），（１８）を用いてプ&を求め，式

ま対数軸にとることができず，正，負の２つの軸に分ける

ラズマ中の電場・磁場を求める．そしてイオンの運動方程など扱いが複雑になる．我々のやり方は，密度と内部エネ式（１３）から粒子の位置を更新し，これら計算を繰り返す．

ルギーから対応する温度を見つけにいくのではなく，密一方，ある密度しきい値を設け，しきい値以下の領域は真度，温度を対数軸とする内部エネルギーの数値テーブルの空領域であると判断し，ラプラス方程式 %#"$!を SOR

みを参照するため，手続きが複雑になりがちな密度，内部法で解くことで電場を求めている．

エネルギーをそれぞれ軸にとる数値テーブルを参照する必５．
３ 輻射流体シミュレーションの計算例

要がない．
５．
２．
２ ハイブリッドシミュレーション

カーボン Sphere ターゲットにレーザーを１方向から照輻射流体シミュレーションでプラズマの生成，膨張を計射し，レーザーアブレーションにより膨張したプラズマを算したのち，プラズマと磁気ノズルの相互作用による推力

磁場に作用させることで推力を得る実験に相当する条件で獲得は九州大学が開発した３次元ハイブリッドシミュレー

STAR-2D コードでシミュレーションを行い，推力の計算

ションコード［８］により計算される．このシミュレーショ

を行った．図２に輻射流体シミュレーションの初期条件をンコードでは，電子は慣性を無視した流体，イオンを粒子示す．レーザー波長は 1.06 μm，波形はフラットトップに近として扱い，電子とイオンの運動を磁場の発展方程式と連い波形 8 ns（FWHM）で，実際の波形は実験で実測された

立させてそれぞれ時間発展を解いている．一方，荷電準中

レ ー ザ ー 波 形 を 計 算 に 入 力 し た．タ ー ゲ ッ ト は 直 径性を仮定し，ダーウィン近似を用いて変位電流項を無視す#$200 μm で密度 2.1 g cm−3 のカーボン固体球であり，こることで，プラズマ振動や電子サイクロトロン運動等電子のターゲット直径に相当するスポット直径でターゲットにスケールの現象や高周波の電磁波は除去している．このた

レ ー ザ ー を 照 射 し た．レ ー ザ ー 照 射 強 度 は ピ ー ク でめ，数値計算における時間・空間幅を比較的大きく取れる

1.2×1012 W/cm2 である．計算で用いたのは &*!
%'の 2 次元ため，磁気ノズルにおけるイオン挙動とシステムからの排球座標であり，軸回転方向（#方向）は一様とした軸対称で出までの長時間の現象を計算できる．

ある．計算領域は *方向で 2 mm とした．本計算ではオイ

電子・イオンの運動運動方程式はそれぞれ以下で表されラーメッシュを用いて計算を行い，ターゲット以外の計算領域の初期密度は 2.1×10−7 g cm−3 とした．実際の実験条る．
$)%(%$ % $!'""$%#!'
)%&
!%$%
$+
$$
(& &$!&'&""$&#!'$+

件ではターゲット周りは真空であるが，オイラーメッシュを用いた計算では真空（密度＝0）は扱えないので，ター（１２）

ゲット初期密度の７桁下の低密度を設定することとしてい（１３）

る．状態方程式はカーボンの SESAME テーブル［７］を用

ここで，電子温度は空間一様，イオン温度はゼロと仮定

い，輻射放射率，吸収率は衝突輻射平衡（CRSS）［９］で計算している．つまりこのシミュレーションでは高温プラズマした．輻射輸送は４０群の多群流束制限拡散近似，電子熱伝の膨張は計算できず，核融合燃焼プラズマやレーザーアブ

導は Spitzer の熱伝導係数を用いた流束制限拡散近似で計レーションプラズマが十分に膨張し，熱エネルギーが運動算されている．レーザー吸収は逆制動放射吸収過程を仮定

エネルギーに対して十分小さくなっていることを想定してしている．
図３に計算された電子密度の時間発展を示す．それぞれいる．一方，電子，イオンが作る電流は
#
)%$%
%$!'

（１４）

#
'
)&$&
&$!&

（１５）

レーザー照射開始から 1 ns 後，2 ns 後，4 ns 後である．図から見て取れるように，4 ns後には電子密度1017 cm−3 のプ
ラズマが計算領域境界である *$0.2 cm に到達している．

と表され，イオン密度 )&，速度 -&は PIC 法でイオンの運動

この時の半径 *方向の流速分布を図４に示す．等温膨張モ

方程式を解く こ とで 計 算 さ れ る．プ ラ ズ マ 中 の 磁場を

デル［１０］によれば，一次元等温膨張プラズマの速度 ,&.'!($!!!%+*とし（!%+*は外部磁場），アンペールの法則

は音速点を原点として音速を ")!，膨張距離 .
，膨張時間を!#!! $$!&#
%"#
&'

'とすると

（１６）

,&
.'
'
$")!"."と式（１２），（１４），（１５）から，電場は（１９）と表され，速度は直線的に増加する．本シミュレーション"$ " !"&!#!('%%%)&"
#!!#
&#!!&
&'
)& $!

の場合，膨張プラズマは３次元的に広がるので，１次元モ（１７）

デルには直接当てはまらないが，図４の速度分布を見ると，臨界密度付近から半径方向外向きに単調に増加する速と求めることができ，ファラデーの法則
!
(
$!#"
(
+

度分布になっており，等温膨張的なプラズマの挙動が示さ
れている．

（１８）

から，磁場の発展方程式が求まる．
６３７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

図３

電子密度の時間発展．

図４

半径（r）
方向速度の時間発展．

５．
４ ハイブリッドシミュレーション結果
５．
３節で得られた密度分布と速度分布に従って，イオン（超粒子）分布を３次元カーテシアン座標上に作成する．このとき，ターゲット近傍には高密度イオンが存在するが，速度が小さく，推力にほとんど影響しないと考えられるため，平均的に 5 km/s 以下の流速を持つ領域は無視し，それ以外の低密度（高速度）領域を超粒子に変換した．もし非常に高密度な領域を含めてすべて超粒子に変換すると，ほとんどの超粒子が高密度領域に割り振られて低密度領域の超粒子数が減少し，超粒子の重みが大きくなるため，高速で低密度領域の精度が非常に悪くなるからである．超粒子
分布を図５に示す．ここで，プラズマ排出方向を (%!にとるため，５．
３節から左右を反転させている．
図６は，本シミュレーションコードで計算した超粒子の'-(平面における分布である．ターゲットは #
&
"
'
"
(
"
"
!
!
!$
$
"#

図５

にあり，左からレーザーで照射することで主に左側に広がるプラズマを計算している．("−16.5 mm に設置した内径

輻射流体シミュレーションから得られた密度分布から変換したをイオン分 布 を 示 す．初 期 の タ ー ゲ ッ ト 位 置 付 近(x, y) ＝ (0, 0)付近の低速・高密度プラズマ領域のイオンは分布させていない．

20 mm，外径 32 mm，長さ 12 mm のコイルで磁気ノズルとなる磁場を生成している．このコイルは，６章で議論する

超粒子速度，%(!は初期の超粒子速度の (成分，%!は初期の実験と同じ形状，配置になっている．先行研究によると，

超粒子速度の大きさを示す．ここでは，異なる #(（図６

運動量で定義したプラズマの排出（推進）効率!
!
#&の 場 合，図６（c）%$（a），（b）は #，（d）は #
( ""
( "&

! "%
(!! "%
(!
&"
! "%
%
!%

（c）］
の場合）における粒子分布を示す．$"0.1 μs［図６（a），
ではコイル付近のプラズマが減速し，(%!には膨張してい（２０）る様子がわかる．さらに時間が経過し，$"0.3 μs［図６は磁場とプラズマのエネルギー比（#!)）に大きく( "!'$（b），（d）］では円形コイルの中心を抜けてロケット前方

依存することがわかっている［８，１１］．ここで %*は (方向の（(#!）に抜けるプラズマと，後方 (%!に排出されるプラ
６３８

Special Topic Article

5. Numerical Analysis on Propellant Performance

ズマが再現されている．

A. Sunahara and T. Morita

するため，超粒子数を増やすことや超粒子の重みを初期密図７には，異なるエネルギー比 !
" における数値シミュ度で変更するなど，計算に工夫が必要である．また，第６レーション結果を用いて，十分長時間""4 μs計算した後に章で述べるが，本計算を実験結果を十分に比較・検証する計算されたインパルスビットを示す．ここで示すインパル

ことで，将来，さらに高エネルギーのプラズマ実験や核融スビットは，全超粒子の運動量の $成分を積算して見積合プラズマに応用できるシミュレーションコードを作成すもっている．ここには，５．
３節で得られた密度・速度分布のることが必要である．

うち，全領域を超粒子に変換した場合（図中の All Super-５．
５ 今後の課題

particles）と，5 km/s 以下の領域を除いて超粒子分布に変換した場合の比較を示している．この結果を見ると，初速レーザー核融合ロケット推進を実現するには炉システムが5 km/s以下の超粒子も，トータルインパルスに大きく影をロケットに搭載するため，可能な限り小さいレーザー入響していることがわかる．全領域を超粒子に変換した場合力で点火・燃焼を達成する必要がある．また，人間を乗せは，低密度・高速でターゲットから離れた領域が考慮できたロケットを考えると中性子遮蔽の問題が重要になり，重ておらず，また，#!!5 km/s を取り除いた計算では，高密

水素‐三重水素反応以外の度・低速でターゲットに近い領域が計算できていない．そついても考慮の余地はある．このように，レーザー核融合

こで，十分な計算精度を保ちながら全プラズマ領域を計算過程だけに注目しても，多くの検討の余地がある．また，中性子を出さない核反応に

核燃焼プラズマによって推進剤をプラズマ化する部分は本稿では割愛したが，核燃焼プラズマからの輻射，プラズマ粒子による推進剤のプラズマ化は，核融合炉第一壁問題において，炉心プラズマと壁との距離を極端に小さくした系に相当すると考えられるため，炉工学研究とも密に関連するテーマである．また，磁気ノズルによる推力獲得はより詳細なプラズマダイナミクス，推力獲得機構の理解を深め，現在の実験室プラズマレベルから，核融合燃焼プラズ
マまでを数値シミュレーションでスケールすることが求め
られる．

５．
６ まとめ
本章ではプラズマと磁場との相互作用による推力獲得について，輻射流体シミュレーションとハイブリッドシミュ
レーションを組み合わせた解析例を示した．輻射流体シ
ミュレーションでレーザー生成プラズマの密度・速度分布
図６を計算し，この分布から超粒子分布を作成し，ハイブリッ

ハイブリッドシミュレーションによって計算したイオン分
布．プラズマエネルギーに対する磁場エネルギー rE = 23.8
で（a）
t = 0.1 μs と（b）
t = 0.3 μs の 場 合，rE = 86.4 で（c）
t = 0.1 μs と（d）
t = 0.3 μs の場合の結果を示す．

ド計算で長時間のプラズマ挙動を計算した．この２つのシミュレーションを組み合わせることで，レーザー生成プラ
ズマの膨張と磁気ノズルによるプラズマ排出を計算できる
ことが示された．しかし，本計算手法は未だ課題が多い．
両シミュレーションの再現性は実験で検証する必要があり，輻射流体計算からハイブリッド計算に接続する場合，
イオンを超粒子として変換するが，密度勾配が大きいため，全領域を超粒子分布に変換するのが難しい．今後はシミュレーションコードの改良とともに，実験での検証を進める必要がある．

参考文献

図７［１］S.A. Slutz and R.A. Vesey, Phys. Rev. Lett. 108, 025003(2012).
［２］T. Johzaki et al., High Energy Density Phys. 36, 100841(2020).
［３］S. Fujioka et al., Sci. Rep. 3, 1170-1-7 (2013).
［４］A. Sunahara et al., Plasma Phys. Control. Fusion 61,
025002 (2019).
［５］砂原 淳 他：プラズマ・核融合学会誌 83, 920 (2007).
［６］A. Sunahara et al., Plasma Fusion Res. 3, 043-1-043-5

ハイブリッドシミュレーションの初期条件に用いたイオン
分布において，低速イオン（v0 ＜ 5 km/s）を除いた場合と，全速度分布をイオンに変換した場合それぞれについて，得られた運動量の計算結果を，プラズマエネルギーに対する
磁場エネルギーの比の関数として表した．

６３９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

(2008).
［７］S. Lyon and J. Johnson, LANL report, LA- UR-92-3407 Los
Alamos National Laboratory, LA-UR-92-3407 (1992).
［８］Y. Nagamine and H. Nakashima, Fusion Sci.Technol. 35,
62 (1999).

［９］D. Salzmann, Atomic Physics in Hot Plasmas (Oxford
University Press, New York, 1998.
［１０］K. Nishihara et al.,Phys. Plasmas 15, 056708-1- 11 (2008).
［１１］A. Maeno et al., J. Propuls. Power 30, 54 (2014).

６４０

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.11 (2021)６
４１‐６４５

小特集 レーザー核融合ロケットの原理実証研究

６．模擬実験による推進性能評価
6. Propulsion Performance Evaluation through Simulation Experiments
枝本雅史
EDAMOTO Masafumi
岐阜工業高等専門学校 電子制御工学科（原稿受付：２
０
２
１年６月２
１日）

レーザー核融合ロケットの実機では，数メガジュールの出力エネルギーをもつレーザーによって生成される
核融合プラズマの使用が想定されている．しかし，現状ではエネルギー源として核融合プラズマを用いた実験は不可能である．模擬実験として，共同利用施設で実験可能な数ジュールから数キロジュールのレーザーを用いてアブレーションプラズマによる実験が行われた．実験によるプラズマおよび力積の計測や，シミュレーションの再現性検証について紹介する．
Keywords:
laser ablation plasma, magnetic nozzle, plasma measurement, thrust measurement６．
１ はじめに大学 EUV データベースレーザー装置を用いて行われた．

レーザー核融合ロケットの実機運用においては，数メガ真空チャンバ中心に設置された直径 0.5 mm のポリスチレ

ジュールの大型レーザーを用いて核融合プラズマを生成す

ン 球 タ ー ゲ ッ ト に 対 し て，波 長 1064 nm，エ ネ ル ギ ー

ることが想定されている［１］．この核融合プラズマによっ

7.5±0.2 J，パルス幅 9.4±0.1 ns の Nd:YAG レーザーが照射て加熱・プラズマ化された推進剤が磁気スラストチャン

され，アブレーションプラズマが生成された．ターゲット

バーと呼ばれる磁気ノズルシステムで制御され，所定の方から見てレーザー上流方向 13 mm の位置にソレノイドコ

向への推力を生成する［２］．一方で，現在の技術水準におイルが設置され，レーザー照射タイミングに合わせたミリ

いては，エネルギー源としての核融合プラズマは実現して秒スケールのパルス磁場が生成された．これは数マイクロ

おらず，核融合プラズマによる実証実験を行うことは不可

秒程度であるアブレーションプラズマの時間スケールに比能である．

べ十分に長く，準定常磁場とみなせるものである．ソレノ

そこで，レーザー核融合ロケットの推進原理実証を目的

イドコイルの軸を基準とした複数の角度にチャージコレク

として，レーザーアブレーションプラズマと永久磁石，もタが設置され，イオン電流の角度分布が計測された．

しくは常伝導電磁石を用いた模擬実験が行われた．模擬実

この実験体系において，アブレーションプラズマの初期

験では，広島大学レーザー実験装置を用いた 1 J 程度の実速度はレーザー上流方向に向くため，磁場と相互作用しな験，大阪大学 EUV データベースレーザー装置を用いた数

い場合にはプラズマはコイルに向かう方向の速度を持つ．

ジュール級の実験，大阪大学激光 XII 号レーザーを用いた

一方，磁場とプラズマが相互作用した場合には，プラズマ

キロジュール級の実験と，幅広いエネルギースケールでの実証および推進性能評価が試みられた．
この章では，レーザーアブレーションプラズマを用いた実験を通して得られた，磁気スラストチャンバーの実証および推進性能評価に関する知見を紹介する．

６．
２ 磁場によるプラズマ制御実証のためのイオ
ン計測
レーザーアブレーションにより生成されたプラズマが磁場によって制御され方向を変えることを実証するために，
斎藤他（２０１８）によってチャージコレクタによるイオン電流計測が行われた［３］．
図１

図１に計測が行われた実験体系を示す．この実験は大阪

イオン電流計測実験における実験体系［３］．

National Institute of Technology, Gifu College, Motosu, GIFU 501-0495, Japanauthor’s e-mail: edamoto@gifu-nct.ac.jp

６４１!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

表面に生成される反磁性電流と磁場によるローレンツ力が石の中心軸に対して斜め４５°からレーザーが照射された．

働き，プラズマは下流方向に加速される．

計測が行われた実験体系を図４に示す．波長 1064 nm，エ

図２は，コイル軸に近い低角度域である５°地点におけ

ネルギー 0.5−1.5 J，パルス幅 3.9 ns の Nd:YAG レーザーをるイオン電流について，ターゲット中心位置での磁場強度

真空チャンバ内に導入し，直径 0.5 mm のポリスチレン球

が 0 T の場合と 1.1 T の場合を比較した図である．0 T の場に照射することでプラズマが生成された．

合に比べ，1.1 T の場合では大きなイオン電流が計測され実験により計測された推力特性を図５に示す．エラー

た．これはアブレーションプラズマが磁場によって方向を

バー付きの点で示されたデータはレーザーのパルス幅が変え，また，磁気ノズル効果により低角度域に収束したも

3 ns の場合に 0.5−0.8 J，9 ns の場合に 0.7−1.5 J のエネルのと考えられる．この実験により，磁場によるアブレー

ギーを照射した際の力積を示す．線で示されたデータは，

ションプラズマの制御が可能であると証明され，磁場強度

力積がプラズマ質量とイオン音速の積で決定され，全てのと下流域でのプラズマ流角度分布の関係が示された．

プラズマが磁場により方向を変え，推力を生成したと仮定
した場合の理論値である．レーザーのパルス幅が長い場合

６．
３ 推力計測に力積が大きくなっており，理論値と一致する傾向を示し

レーザー核融合ロケットの推進原理である磁気スラストている．この結果より，磁気スラストチャンバーによる推チャンバーによって推力が得られることを実証するため，

力生成が実証された．

また，投入エネルギーと推力の関係を明らかにするために，複数のエネルギースケールで推力計測実験が行われた．磁場発生源として永久磁石を用いる場合は，磁石に働く推力の直接計測が可能であったが，電磁石を用いる場合
はコイル自体の振動が大きく，推力の直接計測は困難であった．永久磁石を用いた実験と，電磁石を用いた実験について，それぞれ紹介する．
６．
３．
１ 磁気ノズル生成に永久磁石を用いた場合の推力計測
永久磁石による磁場と，レーザーアブレーションプラズ
マの相互作用によって発生する推力を計測するため，大阪
大学 EUV データベースレーザー装置において，前野他（２０１１）によって推力計測実験が行われた［４］．マイクロ図３

逆振り子式推力計測装置およびその較正値［４］．

ニュートン級の力積を計測するために，図３左に示す逆振り子型の推力計測装置が開発された．ナイフエッジで支持された振り子の最上部に永久磁石が設置され，重心調整のためのカウンターウェイトおよびオイルダンパーが下部に設置される構造である．磁石にプラズマやデブリが直接衝突することによる力積の発生を防ぐため，コイル前方にはシールドが設置された．振り子の揺れはLED変位計で計測され，図３右に示す感度特性を示した．
磁場生成に棒磁石を用いたため，ソレノイドコイルのよ
うに磁石の軸上をレーザーが通過することはできず，棒磁

図２

ソレノイドコイル軸から５°の地点におけるイオン電流の時間変化［３］．

６４２

図４

磁場生成に永久磁石を用いた推力計測実験における実験体
系［４］
．

図５

磁場生成に永久磁石を用いた推力計測実験におけるレー
ザーパラメータと力積の関係［４］．

Special Topic Article

6. Propulsion Performance Evaluation through Simulation Experiments

M. Edamoto

さらに，大阪大学激光 XII 号を用いた数十ジュールから（コイルのターゲット側端面）にソレノイドコイル，下流側

数百ジュールのエネルギー域での推 力 計 測 も 行 われた

10 mm に ス ラ ス ト タ ー ゲ ッ ト が 設 置 さ れ た．波 長［５］．ここでは，力積のレーザー波長依存性についても調1064 nm，エネルギー 2.3 J，パルス幅 3 ns の Nd:YAG レー

査された．激光 XII 号の基本波である 1053 nm に対し，基ザーをカーボンロッド先端に照射することでアブレーショ

本波，二倍高調波，三倍高調波の波長で実験が行われた．

ンプラズマが生成され，同時にキャパシタバンク［７］に

図６の直線は力積の理論値を示し，マーカーは計測値を示

よって駆動されるソレノイドコイルを用いてサブミリ秒程す．理論値は，アブレーションにより生成されたプラズマ度の準定常磁場が生成された．磁場によって方向を変えたが全て磁場により方向を変え，推力を生成したものとしてプラズマが推力に寄与するため，下流方向に到来したプラ計算された．また，力積はプラズマ量とイオン音速の積とズマがアクリル製スラストターゲットに衝突した際の力積して計算された．絶対値としては，理論値と計測値の間にを計測した．レーザー変位計によってスラストターゲット数倍程度の差があるが，双方において，照射するレーザーの変位量が計測され，既知の力積による校正曲線との比較の波長が短く，かつエネルギーが大きいほど，力積が増加によって計測値が算出される．
プラズマエネルギー !"に対する磁場エネルギー !!の比する傾向を示した．
これらの結果より，大きな力積を得るためには，短い波と，スラストターゲットにより計測された力積の関係を

長の高エネルギーレーザーを，長いパルス幅で照射するこ

図８に示す．永久磁石を用いた EUV データベースレーとが望ましいと示された．

ザー装置での実験に比べ，レーザーエネルギーは数倍程度

６．
３．
２ 磁気ノズル生成に電磁石を用いた場合の推力計測であったが，計測された力積は数十倍の値を示している．

磁場生成に永久磁石を用いた場合，定常磁場の生成が可プラズマエネルギーに対する磁場エネルギーの増加にした能であり，磁石自体が振動しないという利点がある．一方がって，計測された力積の値も増加しており，プラズマとで，プラズマのエネルギーを大きくした際には，磁場エネ

磁場の相互作用によって推力が生成されたものと考えられルギーが相対的に小さくなり，十分にプラズマを制御する

る．アブレーションプラズマの質量や速度がレーザーおよことができない．そのため，模擬実験においても数 J 以上

びターゲットのみで決定されると考えた場合，磁場エネルのレーザー照射でプラズマを生成する際には，電磁石を用

ギーの増加に伴う推力の増大は一定程度で飽和すると考えいた高エネルギー磁場の生成が求められる．また，電磁石られるが，この実験においては線形に近い関係を示した．

の場合には駆動電流によって磁場強度を制御可能であるた磁場エネルギーをさらに増加させることによって，力積のめ，複数の磁場パラメータで実験を行うことが可能とな増大が可能であると考えられる．

る．実機においては超伝導磁石を用いた磁場生成が想定されているため，実機の運用条件により近い条件であるとみることもできる．
磁場生成に電磁石を用いた推力計測実験が蔵本他（２０２１）によって行われた［６］．実験は広島大学レーザー実験装置の Nd:YAG レーザーを用いて行われた．磁場生成に伴う電磁石自体の振動と，推力による振動を分離するため，スラストターゲットを用いて間接的に推力が計測された．
実験体系を図７に示す．ターゲットとなる直径 0.5 mmのカーボンロッドを中心として，レーザー上流側 10 mm

図７

磁場生成に電磁石を用いた推力計測実験における実験体系
［６］
．

図６

図８

磁場生成に電磁石を用いた推力計測実験における磁場エネ
ルギー／プラズマエネルギーと力積の関係［６］．

磁場生成に永久磁石を用いた推力計測実験における力積の波長およびエネルギー依存性［５］．

６４３Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.11 November 2021

６．
４ プラズマパラメータの非接触計測（a）は EUV 実験の結果を示し，カラーバーの単位は相対値

磁気スラストチャンバー内でのプラズマ構造を計測するである．図１０（b）は激光 XII 号実験の結果を示し，カラー

ために，川島他（２０１６）による自発光計測［８］や，森田他

バーの単位はcm−3 である．どちらの実験においても，プラ（２０１６）による干渉計測［９］が行われた．また，プラズマ温ズマがシェル状の構造を形成した．これは外部磁場を圧縮度および密度を計測するために，板谷他（２０１８）によってする方向にプラズマが膨張し，プラズマの圧力と，圧縮さプラズマのトムソン散乱計測が行われた［１０］．ここでは，れた磁場圧が均衡する領域においてプラズマがせき止めら

干渉計測によって計測された磁気スラストチャンバー内でれたことで，高密度な領域が形成されたものと考えられのプラズマ構造について述べる．

る．

図９に実験体系を示す．これまでに紹介した電磁石を用

入射レーザーエネルギーが１００倍増加した場合においていた実験と同様に，ソレノイドコイルの中をレーザーが通も，磁場エネルギーを２３倍程度増加させることによって，過し，直径 0.5 mm のポリスチレンターゲットに照射され類似したプラズマ構造が形成されることが明らかとなっる．ターゲットからレーザー上流方向に 18 mm（コイル軸た．これはプラズマ構造がレーザーエネルギー（プラズマ方向の中心）の位置にソレノイドコイルが設置された．

エネルギー）と磁場エネルギーの比によって決定されるこ

EUV データベースレーザー装置と激光 XII号の双方で実験とを示唆する．すなわち，核融合反応をエネルギー源としが行われた．EUVデータベースレーザー装置での実験におて生成される高エネルギープラズマの挙動を予測するにあいては，レーザーエネルギー約 6 J，パルス幅約 9 ns，ターたり，レーザーアブレーションプラズマを用いた比較的低ゲット位置での磁場強度0.2 T，磁場エネルギー8.2 Jであっエネルギーでの実験が有用であると示された．

た．激光 XII 号での実験においては，レーザーエネルギー

ただし，実験において類似した構造が見られた場合の入約 600 J，パルス幅約 1.3 ns，ターゲット位置での磁場強度

射レーザーエネルギーと磁場エネルギーの変化率は１：１

1.1 T，磁場エネルギー 190 J であった．

ではなかった．線形な関係ではないと考えられ，レーザー

図１０に，干渉計測結果から得られた密度構造 を示す．

エネルギーの吸収率も含めた，より詳細な検証が必要である．

レーザー照射タイミングから 200 ns 後の構造であり，初期のターゲット中心位置を "
#
!
!
!
!
!#と定義する．レー#!"６．
５ シミュレーションと実験の比較検証

ザー上流方向が z 軸マイナス，下流方向が z 軸プラスである．z 軸に対称な構造であると仮定した逆アーベル変換に第５章で述べられたシミュレーション手法の妥当性につよって，干渉計測の位相変化から密度が算出された．図１０

いて検証するために，町田他（２０２０）によって，実験結果との比較が行われた［１１］．実験データには６．
３．
２で述べた，
広島大学レーザー実験装置において行われた推力計測実験の結果を用いた．シミュレーションでは実験と同等の初期パラメータで計算が行われた．
図１１に，力積についての実験とシミュレーションの比較を示す．"#%$は，輻射流体コードからハイブリッドコード
へデータを受け渡す際に行われる低速領域除去の基準値である．"#%$：5 km/s の場合，5 km/s 以下の領域が除去されたことを示す．横軸 !
"は磁場エネルギーをプラズマエネル
ギーで割った値であり，０は磁場を印加していないことを示す．比較結果としては，全ての !
" 値において実験がシ

図９

干渉計測を用いたプラズマ密度構造計測における実験体系
［９］
．

図１
０ 干渉計測を用いたプラズマ密度構造計測結果：（a）
レー
ザーエネルギー約 6 J，磁場エネルギー 8.2 J（b）
：レー
ザーエネルギー約 600 J，磁場エネルギー 190 J
［９］
．

図１
１ 同一条件でのシミュレーションと実験における力積の比較
［６］
．

６４４

Special Topic Article

6. Propulsion Performance Evaluation through Simulation Experiments

M. Edamoto

ミュレーションを大きく上回った．この差の要因としての輻射によりスラストターゲット表面がプラズマ化するこは，シミュレーション側の原因と実験側の原因の両面からとで，力積が過大評価された可能性が指摘された．また，複数の可能性が指摘された．

荷電粒子がスラストターゲット表面で弾性反射することにより，スラストターゲットに与えられる運動量が過大評価

シミュレーション側の原因としては，輻射流体コードかされた可能性についても指摘された．

らハイブリッドコードへ受け渡す際に，低速領域のプラズ
マおよび全ての熱エネルギーが失われている点が考えられ

スラストターゲットのプラズマ化については，高エネル

る．低速領域のプラズマについては，ハイブリッドコード

ギープラズマを用いた場合には不可避であり，プラズマ化

での計算コストの制約上，扱える 超 粒 子 が１０７個 程度とされづらい材料を用いる対処しか存在しない．本質的な解なっていることに由来する．中実球や中実ロッドのター決を試みる場合には，ターゲットによる間接計測ではな

ゲットを用いた場合，ターゲット中心部の高密度・低速領

く，コイルに働く推力を直接計測する手法の開発が望まし域と，アブレーションプラズマの低密度・高速領域が同時

いと考えられる．スラストターゲット上での荷電粒子の反に存在する．そのため，均等に超粒子を割り振った場合に射については，スラストターゲットの形を工夫し，内部で中心部にのみ超粒子が配置され，周辺のアブレーションプ

複数回反射させ運動量を失わせる対策が考えられる．

ラズマが無視される．これを回避するために低速領域を無実験とシミュレーションの両面から改良を行うことによ視し，高速領域のみに焦点を当てたが，!!#"の値を小さくり，実際の推力を正確に見積もることが可能になると考えすると計算される力積の値が増加することが示された．熱られる．

エネルギーについては，ハイブリッドコードにおいて温度

６．
６ まとめ

を無視した計算となっていることによるものである．輻射
流体コードからハイブリッドコードへの受け渡し時におい磁気スラストチャンバーによる推力発生については，永て，プラズマの全エネルギーのうち約４割を熱エネルギー

久磁石を用いた実験によって実証に成功した．一方で，電が占めており，このエネルギーロスによって最終的な力積磁石を用いた場合の推力計測については実験とシミュレー

が過小評価されている可能性がある．

ションの両方に課題があり，正確な値を求めることはでき

これらの問題を解決するために，重みの異なる複数種のていない．

超粒子を用いることが提案された．プラズマは膨張に伴い今後，実験の改良とシミュレーションの改良の双方が求密度が低下すると考えられるため，計算途中での超粒子のめられる．その過程で，干渉計測やトムソン散乱，チャー

分裂を含めた柔軟な超粒子配置が実現すれば，より忠実にジコレクタを用いた，プラズマの温度や密度等の詳細な計プラズマを再現できる可能性がある．また，熱エネルギー測も重要になると考えられる．

の問題については，プラズマが十分に冷えるまで輻射流体
コードで計算する方法と，ハイブリッドコードに温度を導参考文献

入する方法が考えられる．現状の計算コストから考える［１］C.D. Orth, Lawrence Livermore National Laboratory, Fi-と，輻射流体コードでマイクロ秒の計算を行うことは現実

nal Systems Report UCRL-TR-110500 (2003).
［２］Y. Nagamine and H. Nakashima, Fusion Technol. 35, 62(1999).
［３］N. Saito et al., Jpn. J. Appl. Phys. 57, 050303 (2018).
［４］A. Maeno et al., Appl. Phys. Lett. 99, 071501 (2011).
［５］A. Maeno et al., Trans. Jpn. Soc. Aeronaut. Space Sci. 56,
170 (2013).
［６］蔵 本 英 祐 他：令 和２年 度 宇 宙 輸 送 シ ン ポ ジ ウ ム，
STEP-2020-003（２０２１）．
［７］M. Edamoto et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 9, 094706 (2018).
［８］R. Kawashima et al., Plasma Fusion Res. 11, 3406012(2016).
［９］T. Morita et al., J. Phys. Conf. Ser. 717, 012071 (2016).
［１０］Y. Itadani et al., Plasma Fusion Res. 13, 1306016 (2018).
［１１］町田貴大 他：第６４回宇宙科学技術連合講演会，2M04
（２
０
２
０）
．

的でなく，ハイブリッドコードに温度を導入することが望
ましいと考えられる．
また，輻射流体コードがオイラーコードであることに由来する問題として，背景ガスによるプラズマの減速があげられる．実験では周囲圧力は十分に低いが，輻射流体コードではターゲット初期密度に比べ 1.2×10−6 の質量密度を持つ背景ガスが配置された．また，計算過程においてこのガス中を衝撃波が通過することで，さらに密度が増加す
る．実験に比べて高密度な背景ガスが存在することによりプラズマの膨張が減速され，力積の減少につながっている
可能性がある．この問題を解決するためには，輻射流体
コードをラグランジュコードに改良する必要があるが，この改良にはある程度の時間が必要であると考えられる．
実験側の原因としては，ターゲット由来のプラズマから

６４５

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.11 (2021)６
４６‐６４７

小特集 レーザー核融合ロケットの原理実証研究

７．まとめと今後の展望
7. Summary
中島秀紀
NAKASHIMA Hideki
九州大学名誉教授（原稿受付：２
０
２
１年６月２
０日）

今回の小特集において，我々のレーザー核融合ロケット

イルシールドには，超臨界メタン冷却 B4C 層を提案し，初の研究現状について紹介させていただいた．２，
３章におめて詳細に検討した．今後は，エネルギー回収系など他のいて概念設計例について触れたが，もちろん，まだ最適化

コンポーネントをもっと具体的に検討して行く必要があされてものではなく，今後設計を繰り返し，一貫性のとれる．筆者（中島）は，相次ぐ原発事故で傷ついた原子力へ

たものにする必要がある．少なくともイメージは掴んでもの夢を取り戻すべく，３０年前に設計研究を開始し，約１０年らえると思う．４章では，地上用炉との比較で，核融合炉前に皆と出会い，激光 XII 号でも推力の実験ができるよう心，それと推進剤との相互作用について議論いただいた．

になった．今回民間の企業の方に，核融合ロケットに興味

地上用とロケット用，共通するものが多いと思われる．

を持っていただき，一緒に共同作業を行い，知識・認識の５章では，推進性能の評価のためのシミュレーションの現共有化をできるようになったことは，非常に幸運であっ状について紹介されたが，核融合プラズマ生成，推進剤のた．そして，これを機会に，設計のためのネットワークがプラズマ化，その磁場下での挙動解析と，輻射輸送，原子できたのも良かった．それにしても，Hyde などの先行研究

分子過程，磁場との相互作用となかなか手強い．真空境界［１］は，１９７０年代に行われているが，しっかりと検討されてを取り扱える MHD コードを使用すれば，少しは計算が合いて，本研究で，大変参考になった．また残念ながら，大理化できるのかもしれない．レーザー核融合ロケットを机きく概念を変えるところまではいかなかった．改めて設計上の空論にしないために，推力発生実験にも取り組んでいの難しさがわかった．

るが（６章），推力測定用に実験装置が設計されているわ

磁場閉じ込め方式を含めて，米国ではなんとか予算がつけではないので，推力測定装置を置くスペースが無いな

いて，継続して核融合ロケットの研究が続けられている．

ど，苦労することが多い．特に激光 XII 号では，この研究

特に，idea を持った民間企業の参入も活発である．一方ののためにシェルターゲットの内面照射に挑んだが，推力測科学大国，中国からの情報は，入ってこない．すでに研究

定は上手くいっておらず，今後の検討が必要である．

は行っているが，成果を出さないのであろうか．いずれ，

さて，概念設計の役割は，problem solver でなく problem

国際共同研究が提唱されるであろうが，日本ももちろん参finderであると，昔，何処かで読んだことがある．概念設計

加し，主導的な役割を果たしてもらいたい．それまでに，を通じて，今後の実用化のために，課題を発見・整理し，設計力，宇宙の技術力をさらに磨いて，そして斬新な idea

その課題を解決するための研究方策を提出できれば，目的をもちこんで，国際共同研究に寄与できる力を蓄積してほをある程度達成したのであろう．やはり，本研究の課題はしい．

何と言っても，innovative idea が，なかなか，そう簡単に

また，米国ならではの話だが，１９５０年代から，推力に原出てこないことである．特に，炉心・pellet/target に関し

爆・水爆を用いる研究も絶えず続けられている．軍事技術てである．ここに innovative なものがないと，簡単にロを民間へ応用というところであろう．爆発の技術は完成しケットの質量が大きくなり，魅力的なものでなくなり，他ているのが売りであるが，そのままでは，爆発のエネルの方式，核熱ロケットなどと，なかなか競合ができない．

ギーが大きすぎ，それを受ける推力装置の設計がポイント

本設計では，高速点火方式が初めて推進用に採用されたである．ここでは，いかに爆発力を小さくして，manage-

が，性能向上・確立のためにもう一段の工夫を期待した

able にするのかが大切で，我々の方式と逆の難しさがあい．ここは，特に若い研究者に今後是非頑張ってもらいた

る．我々は，いかにして核融合ゲイン，すなわち核融合出い．ユニークで，コンパクトなロケットを提案してほしい．

力を大きくするのかに，苦労しているのだが．日本でもプ本研究では，他の主要なコンポーネントであるレーザー

ルトニウムが余っているので，それらを使用して，世界中には，半導体励起固体レーザーを，そして磁気ノズルのコの核物質を減少させることには，幾分か役に立つかもしれ

Emeritus Professor, Kyushu University
author’s e-mail: nakasima@aees.kyushu-u.ac.jp

６４６!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

7. Summary

H. Nakashima

ない．しかし，爆発ごとに放射性物質が飛散し，機体が汚

追記：本誌，８月号の佐野孝好氏の解説「定在ホイッス

染されたりしないのか．汚染されたら，メンテナンスのた

ラー波による高速イオン加熱と核融合科学への応用」［４］

めにも近づけない．汚染された機体でどこに寄港するのを拝見しました．今後とも，このような，斬新なアイデア

か，など解決すべき課題がある．

が出てきて，核融合ロケットの実現化を促進することを期

しかしともかく，先に述べられているが，米国では２０３５待します．

年をめどに，パルス型の核融合・核分裂ハイブリッドロ
ケットなど
［２，
３］の実証が検討されている．今まで蓄積さ参考文献

れたレーザー核融合ロケットの技術・概念と共通するとこ［１］R. Hyde et al., Prospects for rocket propulsion with laserinduced fusion microexplosions, AIAA Paper No. 72-1063(1972).
［２］R. Adams et al., Developing the Pulsed Fission-Fusion(PuFF) engine, AIAI Paper No. 2014-3520 (2014).
［３］A. Pancotti et al., Mission design architecture for the Fusion Driven Rocket, AIAI Paper No. 2012-4113 (2012).
［４］佐野孝好：プラズマ・核融合学会誌 97, 427 (2021).

ろが多く，意外に早く，磁気ノズルなどの今までの知見が大いに役立つことが期待される．我々のグループも上記の米国のグループとの共同研究を，磁気ノズルを中心に具体的に進めつつある．関心のある方は，是非連絡いただければ，幸いです．
最後に，本研究に参加いただき，いろんな面でご協力いただいた方々に，心より感謝いたします．

６４７

!!
もり

た

たい

小特集執筆者紹介

ち""すな

森 田 太 智２
０
１
１年大阪大学大学院宇宙地球科学専攻博士後期課程修了．博士（理学）．日本学術振興会
特別研究員，米国ローレンスリバモア国立研
究所客員研究員，大阪大学レーザー科学研究所特任研究員を経て，２
０
１
４年６月より九州大学大学院総合理
工学研究院助教．レーザー核融合ロケットの原理実証研究，高エネルギープラズマを用いた宇宙推進システムの研究，高出力レーザー生成プラズマを用いた宇宙プラズマ現象の研究に加え，プラズマ計測等の研究を進めている．

はら

あつし

砂 原

淳

Purdue 大学 School of Nuclear Engineering,
Center for Materials Under eXtreme Environments (CMUXE), Research Scientist. １
９９
７年大阪大学大学院工学研究科電磁エネルギー工学
専攻博士後期課程修了．博士（工学）
．２
０
０
３年−２
０
１
７年公益財
団法人レーザー技術総合研究所所属．専門はレーザーアブ
レーションやレーザー核融合，極端紫外光源プラズマなど，プ
ラズマの理論・数値シミュレーション．
えだ

い

せ

とし

伊 勢 俊 之

もり

よし

芳 孝

たか

とも

ふみ

なか

しま

ひで

き

中 島 秀 紀光産業創成大学院大学 光エネルギー分野 准教授．超高強度レーザーを活用した量子ビー
ム加速，レーザー核融合，レーザーと物質の相互作用に関する研究に従事しています．２
０２
１
年７月に，核融合エネルギーの社会実装をめざす会社 EXFusion（えくすふゅーじょん）を共同設立しました．若い社長が掲げる高い要求に応えられるよう，日々奮闘しております．
じょう ざきまさ

岐阜 工 業 高 等 専 門 学 校 電 子 制 御 工 学 科 助
教．極限環境探査に興味があり，現在は地球外海洋探査に向けたロボットの開発と，高高度気球に搭載するペイロードの開発を行っています．大学院での研究とは異なる分野ですので，研究室の学生と一緒にいろいろと勉強しながら進めています．開発が進むと広い場所での実験が必要になりますので，気兼ねなく移動できる状況が一刻も早く戻ってくるよう願っています．

!IHI エアロスペース．２
０
１
３年東京大学大学
院・修了．新型イプシロンロケット開発のシステム設計を担当するとともに，将来の革新
的 推 進 シ ス テ ム 実 現 を め ざ し て，研 究・コミュニティ拡大を進めています．ご興味がある方は是非ご連絡ください．仕事と１歳になる息子の子育てと趣味のヴァイ
オリンを両立できる体力が欲しく，日々奮闘中．

森もと

枝 本 雅 史ゆき

九州大学名誉教授．１
９７
２年九州大学工学部応用原子核工学科卒業，工学博士．米国では，
fission-fusion ハイブリッド・ターゲットの利用が，躊躇なく提案されている．しかし，我々は，今まで，ターゲットには，核分裂性物質を持ち込まなかった．中尾安幸氏（現九大名誉教授）との共同研究で，運動する
高密度プラズマ中の中性子輸送の定式化は，終わっていたので，ハイブリッド・ターゲットに進んでも良かったが，炉本体が汚染される，核兵器技術との関連性を疑われるなどの理由
で，使用するのを止まった．今となれば，心残りではあるが．もっとも，ブランケットに核分裂性物質を装架する，普通のハイブリッド炉の核特性解析は，行ったが．現在では，どうであろうか，やはり，日本では，ハイブリッド・ターゲット
は，歓迎されないのか．ロケットの場合，放射性物質は，宇宙空間に放出されるので OK なのか．

ゆき

城 " 知 至広島大学 大学院先進理工系研究科 機械工学
プログラム・教授．博士（工学）．核融合点火をめざして，数値シミュレーションにより高速点火レーザー核融合の加熱・核燃焼解析を行っている．最近は，キロテスラ級強磁場下でのレーザープラ
ズマ相互作用や核燃焼過程に注力．最近，娘が遊んでくれなくなり，週末朝一裏山登山で鍛え直している．でも膝が痛い．

６４８