タングステン多価イオンの可視スペクトル測定
量子・物質工学専攻

中村信行研究室

背景

小松明浩

経路を正確に診断し、それを制御する必要がある。そのためにタングス中性の原子から電子を剥ぎ取ると テン多価イオンからの発光を観測し陽イオンができ、q 個の電子を剥ぎ 分光診断を行う予定である。しかし取れば q 価の陽イオンとなる。広義 ながら 3 価以上の価数を持つタングの定義では、多価イオンとは 2 価以 ステン多価イオンについては既知の上のイオンを指す。多価イオンは太 発光線が極めて不足している状態に陽コロナや核融合炉などの高温プラ ある [1]。特に可視領域の発光線につズマ中に存在している。そのため、 いては、ファイバーやレンズを使え様々なプラズマを理解するために重 るなど分光診断における利点が多い要なものとなっている。にもかかわらず、一例 [2] を除いて現在、新エネルギー開発の超大型 過去に報告例がない。そのため、特国際プロジェクトで建設が進められ に可視領域におけるタングステン多ている国際熱核融合実験炉「Inter- 価イオンからの発光線を探索・同定
national Thermonuclear Experimen- し、波長や遷移確率などの基礎デー
tal Reactor : ITER」において、プラ タを蓄積することが強く求められてズマ内部の不純物粒子を取り除く装 いる [3]。本研究は電子ビームイオン置であるダイバータの材料にタング トラップ (Electron Beam Ion Trap
ステンが用いられる予定である。タ : EBIT)[4] を用いてこれらの基礎デー
ングステンには、高融点、低スパッ タを蓄積し、ITER でのプラズマ診タリング率、かつ核融合の燃料であ 断に貢献することを目的としている。
る水素やトリチウムなどを吸蔵しにくいメリットがある。その一方で、
2 電子ビームイオントラップ「Elec原子番号が大きく、高温のプラズマ
tron Beam Ion Trap : EBIT」
中でも完全電離とはならないため、プラズマ内に混入すると高エネルギー EBIT はトラップしたイオンを電X 線を放出し、温度を低下させると 子ビームによる逐次電離で多価イオいう問題がある。したがって ITER ン化する装置である。図 1(a) に EBIT
実験を成功に導くためには、タング の概略図を示す。イオンは以下の方ステンのプラズマへの流入量や流入 法により空間的にトラップされる。

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[ 動径方向 ] 超伝導コイルによるビー
ム軸方向の強磁場と、磁場で圧縮された電子ビームの空間電荷ポテンシャルによって多価イオンを径方向に閉じ込める。
[ 軸方向 ] 中央のドリフトチューブ
電極 (DT2) の電位を両極 (DT1、DT3) より低くして、図 1(c) のよう
図 1: EBIT 概略図
な井戸型ポテンシャルを電子ビーム軸方向に生成し、閉じ込める。
こうして DT2 内部に閉じ込めら 表 1: CoBIT と Tokyo-EBIT の比較れたイオンは電子ビームによる逐次CoBITTokyo-EBIT
装置全体のサイズ [m]∼0.5∼52.5300
衝突を受け、電離が進み多価イオン 最大電子ビームエネルギー [keV]
最大電子ビーム電流 [mA]20330
電子ビーム径 [mm]∼0.4∼0.1が生成される。DT を通過した電子3/2
電子銃パービアンス [µA/Va ]0.40.4最大電流密度 [A/cm]
3210000は電子コレクタによって回収される。
最大磁場強度 [T]
0.24.5
イオントラップ領域の長さ [cm]
23また、電子ビームのエネルギーを高くすると、より高価数のイオンを生成することができる。また、電子ビー
図 2 に CoBIT で得られた Kr の既ム電流を高くすると生成するイオン
知のラインのスペクトルの一例を示の数が多くなる。このように電子ビーす。図の右に記したのは Kr(15∼17)+
ムを適宜調節することで任意の価数のイオン化エネルギーである。こののイオンを得ることが可能である。
例で示されているように、電子ビー
EBIT は単色電子ビームとトラップ
ムエネルギー Ee が各々の価数のイ多価イオンからなる単純なプラズマオン化エネルギーを超えるとその次であり、プラズマの原子過程を記述の価数からの発光線が速やかに現れするモデル計算の試験にも最適である事がわかる。つまり、未知の発光るといえる。
線についても、電子エネルギー依存性を調べることにより、その出現エ
2.1 小型イオン源 CoBIT
ネルギーからイオンの価数を同定す
小型多価イオン源「CoBIT」は、 ることができる。
10 価程度の鉄多価イオンの EUV 分
光を目的に製作された装置である。 3 多価イオンの発光過程
本研究室にある Tokyo-EBIT と Co励起状態に励起された電子は基底BIT の仕様を比較すると下表のよう状態 (またはより下の励起状態) へ光になる。
2

る。そのため多価イオンからの発光は通常 X 線領域となる。本研究で対象としている可視領域の発光は、電子配置の変化を伴わない微細構造準位間遷移の M1 遷移が主となる。

4 実験
図 2: 小型 EBIT で得られた Kr の4.1 分光測定
発光スペクトル
可視分光測定するための実験装置を放出しながら安定化するが、いつ を図 3 に示す。CoBIT へのタングス起こるかは予測できない。励起状態 テンの導入方法は減圧下で容易に昇にあるイオンや原子 1 個が単位時間 華するタングステンヘキサカルボニにそうした遷移を起こす回数を放射 ル W(CO)6 を可変リーク弁を用い遷移確率と呼ぶ。放射遷移のうち、 て導入した。電子ビーム衝撃により電気双極子によるものを電気双極子 W(CO)6 分子から解離したタングス遷移 (一般に E1 と表記される) と呼 テンは逐次電離により多価イオンとび、磁気双極子モーメントによるも なって発光する。発光は両凸レンズのを磁気双極子遷移 (M1) と呼ぶ。 によって集光し、分光器で波長を弁
一般に、E1 以外の遷移は遷移確率が 別した後に、液体窒素冷却型 CCD非常に小さいため、禁制遷移と呼ば により検出する。波長校正用に He、れる。通常の原子やイオンの遷移で Ar、Kr、Xe、Hg の標準ランプを Coは E1 遷移のみを考慮すれば良いこ BIT をはさんで分光器の対向窓に設とが多いが、太陽コロナから E1 遷 置した。分光器には、Czerny-Turner移では解釈できない発光線がいくつ 型回折格子分光器 (Jobin Yvon HRも見つかり、長年の間未解決であっ 320) を用いた。また、熱陰極電子銃た。後年、Edlén [5] によってそれ からの熱放射による迷光をカットすらが多価イオンからの M1 遷移によ るため、分光器のスリットの直前にるものと同定された。この例のよう 熱線吸収フィルタ (CCF-50S-500C)に多価イオンでは禁制遷移が E1 遷 を設置した。測定は 2 種類の回折格移に匹敵する遷移確率を持つ事があ 子 (刻線密度: 300 [本/mm], 1200 [本/mm]) を用いて行った。CoBIT の電る。
等電子系において原子番号が大き 子エネルギーは 200∼1300 [eV] の範
くなるとエネルギー準位間隔が広が 囲で詳細にエネルギー依存を調べ、310∼30 価 (W XI∼W XXXI) 程度の価数に対応する範囲で測定を行った。
前者の低分散回折格子では広い波長範囲を一度に測定することで、遷移波長データの乏しいタングステン多価イオンのライン探索を目的とした測定を行った。後者の高分散回折格子では、高分解能での測定を行うことで波長の決定を行った。図 4 に低図 3: 可視光分光実験装置の配置図

分散回折格子を用いたタングステン多価イオンのスペクトルを示す。図中右肩に記したのは電子ビームエネ
ルギーと、そのエネルギーで生成し得る最高価数である。またその最高価数のタングステンイオンからのラインに赤矢印を付けた。
図 5 に WXXVII を高分散回折格子を用いて測定をした結果を示す。
この測定より、389.41(6)、464.61(6)、501.99(6) [nm] の３つの発光線の波長を決定した。この実験で得られた
W XXVII の波長と Grasp による理 図 4: Ee = 220-1025 eV (W XII 論計算 [6] との比較を表 1 に示す。 XXIX) の広域測定, 赤矢印 : 最高価
数イオンからの発光

4

ため、遷移寿命の測定は CoBIT でなく、より高い磁場を発生することのできる Tokyo-EBIT を用いた。
実験配置を図 6 に示す。電子ビー
ムで生成されたイオンからの発光のうち測定対象の波長をフィルターで選択し、光電子増倍管 (PhotoMultiplier Tubes : PMT) に入射させる。
PMT からの電気信号はプリアンプ
図 5: W XXVII の高分散測定とアンプによって増幅させる。増幅された信号をシングルチャンネルア
ナライザ (Single Channel Analyzer :SCA) を用いてノイズ信号と分離し、4.2 遷移寿命測定
マルチチャンネルアナライザ (MultiChannel Analyzer: MCA) にてそれ
EBIT を用いて遷移寿命を測定すらを積算する。また、Pulser を用いるためには、電子ビームを停止したて電子ビームの起動及び停止と MCA状態で磁場だけでイオンのトラップの観測開始のタイミングを同期してを行わなくてはならない。ここで、いる。電子ビームによるイオンの生超電導コイルの磁場に巻きつくイオンの半径 R [m] は、次式により計算することができる。

R=mv
qB

m は粒子のイオンの質量、v は半径R で円運動するイオンの接線方向の
図 6: 遷移寿命測定配置図
速度、q はイオンのもつ電荷、B は磁場の大きさである。W 26+ の場合、トラップされているイオンのエネル 成時間は 0.67 [s]。図 7 に W XXVII
ギーを 50 [eV] 程度として、磁場 B の 389.41(6) [nm] のラインについてを磁場 0.1 [T] とすると、R = ∼6
遷移寿命測定を行った結果を示す。
[mm] となる。つまり CoBIT の磁場 減衰部分をフィッティングすること
0.1 [T] だと電子ビームがある時と比 により、寿命は 5.0 ± 0.1 [ms]、遷べると電子ビームを止めた時にイオ 移速度 A= 2.0 [s−1 ] となった。以上ンが数 mm も拡がってしまう。その の結果を表 1 にまとめた。
5表 2: 実験と理論計算との比較 (W XVII の基底状態微細構造間)transition
3H
3
J=5 → HJ=43H
3
J=6 → HJ=53F
3F→
J=3
J=2

λex [nm]389.41(6)464.61(6)501.99(6)λcal [nm]388.434
467.796501.799

Aex (s−1 )2.00(8)× 102

TypeM1M1M1

Acal (s−1 )3.94 × 102
2.05 × 102
1.75 × 102

gf9.80 × 10−6
8.75 × 10−6
4.62 × 10−6

ターを透過している可能性があり、今後、追実験などを行う必要がある。

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今後の展望

多くのラインを発見したが、上準位と下準位を含めて詳細に同定されたラインは数本である。今後は他の価数についての理論計算との比較を行
図 7: W XXVII の 3 HJ=5 → 3 HJ=4 い、同定を行っていく。将来的には
波長 389.41(6) [nm] のラインの寿命 これらのタングステンのデータを、測定結果ITER のプラズマ診断に活かしてもらいたい。

5まとめ

参考文献

可視領域でのタングステン多価イオンの分光測定及び遷移寿命測定を行った。多くのプラズマ診断において重要となる可視領域の発光のうち、過去に報告例のない 60 個近いラインを初めて発見し価数を同定した上で波長を決定した。発見されたラインのうち W XXVII については理論計算との比較を行い遷移の上準位と下準位まで同定した。理論計算との比較の結果、基底状態微細構造間の遷移を考えているにも関わらず、波長については、ほぼ一致する結果が得られた。遷移確率については差が見られたが、W25+ の発光線もフィル6[1] Atomic Data and Nuclear Data Tables
95 (2009)[2] Phys. Rev. A 63, 042513 (2001)[3] Can. J. Phys. Vol. 86, (2008)[4] 日本物理学会誌 52 (1997) pp.919-923[5] B.Edle’n, Arkiv. Matem. Astr. och
Fys. 28, B No.1 (1941)[6] Physica Scripta to be published