J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)１
５４‐１５６

プロジェクトレビュー

LHD における重水素実験の初期結果
Review of the Initial Phase of the LHD Deuterium Experiment１．はじめに
1. Introduction
森 崎 友 宏１，２），長 壁 正 樹１，２）
MORISAKI Tomohiro１，２）and OSAKABE Masaki１，２）
１）

自然科学研究機構核融合科学研究所，２）総合研究大学院大学（原稿受付日：２
０
２
１年１月８日）核融合科学研究所の大型ヘリカル装置（LHD）は２
０１７年（２）炉心プラズマに必要な平均ベータ値５％以上の高ベー

３月，重水素実験を開始した．ダイバータを備え，定常運

タプラズマを実現し，関連する物理を調べる．

転が可能な大型のヘリカル装置として初めての本格的な重（３）ダイバータを設置して，準定常プラズマの制御実験を水素実験である．その後 LHD は，加熱装置の最適化，計測行い，定常運転に必要な基礎資料を得る．

器の整備を進め，現在までにイオン温度10 keVに代表され（４）高エネルギー粒子のヘリカル磁場中での振る舞いを研るプラズマの高性能化，その背景となる同位体効果の確究し，炉心プラズマでの !粒子を対象としたシミュ

認，中性子計測による高エネルギー粒子閉じ込め性能の定量評価等，重要な成果を挙げている．本プロジェクトレ

レーション実験を行う．
（５）トカマクとの相補的研究を行い，トロイダルプラズマ

ビューでは，９年計画の３年が経過した LHD 重水素実験の総合的理解を深める．

の，現時点までに得られた主な研究成果を述べるとともに，実験開始に先立って整備した加熱装置，計測器，解析

また，１９９０年６月に発行された報告書［１］には，一定の成果

コードの整備状況について報告する．

が出た後，装置改造を行って重水素実験に移行することも明記されている．

１．
１ LHD プロジェクトの目標とこれまでの歩み

このような物理課題を掲げた LHD は，約８年間に渡る

ヘリカル型核融合炉の実現をめざし，我が国独自のアイ

工学設計，装置建設を経た後１９９８年３月，実験を開始した．

デアである「ヘリオトロン方式」に基づく装置を用いた高その後軽水素プラズマを用いた実験を推進し，加熱装置，

性能プラズマの閉じ込め研究を行う「LHD プ ロ ジ ェク

計測器等の整備を進め，プラズマの高性能化とその基盤とト」は，１９８０年代後半に装置の物理検 討 が 開 始 された．

なる学術研究を展開してきた［３］．そして，２０１７年３月に，「ヘリカル型磁場配位により核融合炉に外挿しうる高性能

ヘリカル装置としては初めての本格的な重水素実験を開始

定常プラズマを実現し，その性質を学術として体系化するした．図１に現在までの加熱パワーの変遷を，図２にこれことにより，ヘリカル型核融合炉に向けた物理的，工学的までに LHD で得られたプラズマのイオン温度，電子温度

研究課題を解明する」ことを大目標に数年間の作業を経て領域を示す．特筆すべきは，重水素実験でイオン温度が１９９０年代初頭，最終仕様が固まった［１］．

LHD の目標値である 10 keV を達成したことである．この具体的な重点研究課題は物理設計の段階で以下のように値は核融合条件の１つであり，これを LHD がヘリカル装

明確に示されている［２］．

置として初めて達成した．

（１）高い核融合三重積を持つプラズマを発生し，炉心プラ

１．
２ LHD における重水素実験

ズマに外挿し得る輸送の研究を広範に行う．

水素の同位体である重水素を用いることにより，プラズ

National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: morisaki.tomohiro@nifs.ac.jp

１５４!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchProject Review

1. Introduction

T. Morisaki and M. Osakabe

おける三重水素の吸蔵が材料を選定する際の重要な要因となる．このため，対向壁材料中における水素同位体挙動の評価は重要な研究課題である．軽水素は材料生産過程中において，一般的に存在するので，軽水素を用いて材料中の水素同位体挙動を調べるのは適さない．一方で，重水素は天然同位体組成比が 0.001〜0.028％［４］なので，材料の生産過程には存在しないとみてよい．そこで，対向壁材料を重水素プラズマに曝露し，材料中の重水素の分布等を調べる
図１

ことで，対向壁材料中の水素同位体挙動を精度良く評価す

加熱パワーの変遷．

ることが可能となる．
これらのことに鑑み，LHD の重水素実験では，以下の課題に積極的に取り組む．
（１）ヘリカル系における同位体効果の検証（２）同位体効果のメカニズムの解明（３）プラズマ対向壁材料中の水素同位体挙動の解明（４）ヘリカル型装置における高エネルギー閉じ込めの実証（５）炉設計に必要なデータベースの蓄積
特に（１），（２）においては，精度の高い計測器の開発が不可
欠である．LHD では重水素実験の開始に合わせて，イオン
種ごとの分布計測の実現，電子温度・電子密度分布計測の高速化，乱流計測の高度化等を進めてきた．いずれも初期的な結果が出始めており，そのいくつかを次章以下で紹介する．また，同位体効果のメカニズム解明には，シミュ
図２

LHD のイオン温度，電子温度達成領域．

レーション研究との協働が欠かせない．現在，NIFS で開発された GKV をはじめとするシミュレーション・コード群

マの閉じ込めが改善することが多くのトカマク型装置で示を駆使して実験結果を再現する試みが進行中であり，乱流されている（同位体効果）．したがって，ヘリカル装置にお揺動成長率のイオン質量依存性に関する線形，非線形シ

いても重水素放電でプラズマ性能が向上することが期待さ

ミュレーションの結果と実験結果を比較する試みが進行中れている．これまで，小型のヘリカル装置において重水素である．

実験が行われたことがあるが，トカマクほどの明瞭な閉じ

１．
３ LHD 重水素実験の体制

込め改善は観測されていない．この実験事実が，トカマク
プラズマとヘリカルプラズマの物理的相違から来る本質的LHD 実験は全て，国内外の大学・研究機関との共同研究なものなのか，実験装置の大きさに依存する副次的効果にとして「LHD 実験会議」主導の下，計画を策定し，実施すよるものなのか，大型トカマクと比較可能な LHD の実験る体制をとっている．個々の実験は，１．
１および１．
２で述べで明らかにする必要がある．また，同位体効果がなぜ起こたそれぞれの課題に対応したグループ（トピカルグルー

るかといった永年の問いにも答えなければならない．同位プ，TG）が行う．現在の TG と担当する研究課題を以下に

体効果のメカニズム解明は，重水素，三重水素，ヘリウム示す．

が混在する将来の核融合炉のプラズマ性能を見通すうえで極めて重要である．

（１）高性能化グループ

重水素プラズマでは，プラズマ中の重水素イオン同士が・パラメータ領域の拡大（プラズマの高性能化）

極わずかであるが核融合反応（DD 反応）を起こし，中性子が発生する．DD 反応はイオン間の相対速度が大きいほど・重水素実験の研究計画策定（２）輸送グループ

断面積が大きいので，この反応によって生成した中性子は・熱・粒子輸送の物理

プラズマ中の高エネルギー重水素イオンの情報を反映す

・同位体効果る．つまり，重水素実験では，中性子計測を通して，プラ・揺動輸送の物理

ズマ中の高エネルギー粒子の振る舞いを知ることが可能に
なる．

・加熱物理
（３）周辺・ダイバータ・原子分子グループ

将来の核融合炉では，メンテナンス時における安全管理・周辺プラズマ物理や燃料収支バランスの観点から，プラズマ対向壁材料中に・プラズマ・壁相互作用
１５５Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

・原子分子過程

国内委員１２名で組織される委員会で，各国からの共同研究

・定常実験

提案の調整を LHD 実験会議と連携して行う．

（４）高ベータ・MHD・高エネルギー粒子グループ
・MHD 安定性

参考文献

・高ベータ実験［１］大 型 ヘ リ カ ル 装 置 計 画!（１
９
９
０年６月）
．NIFS LHD
Technical Report 1. 大型ヘリカル装置設計グループ
編．
［２］大型ヘリカル装置の基本計画（１
９
８
９年３月）
，大型ヘリ
カル装置設計グループ編．
［３］Y. Takeiri et al., Nucl Fusion 57, 102023 (2017).
［４］国立天文台 編：理科年表２０１９（丸善出版，２
０
１
９）．

・高エネルギー粒子閉じ込め
・摂動磁場・３次元物理
また，海外研究機関との共同研究を活性化するために，
LHD 実験会議と並列する組織として「LHD 国際プログラム委員会（LHD-IPC）」を新設した．これは海外委員１
１名，

１５６

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)１
５７‐１７１

プロジェクトレビュー

２．重水素実験に向けた機器・解析コードの整備
2. Preparation of Hardware Necessary to Execute Deuterium
Experiment and Development of Analysis Code for LHD Deuterium Plasmas
長 壁 正 樹１，２），磯 部 光 孝１，２）
OSAKABE Masaki１，２）and ISOBE Mitsutaka１，２）
１）

自然科学研究機構核融合科学研究所，２）総合研究大学院大学（原稿受付：２０
２
１年１月８日）大型ヘリカル装置（LHD）では，ヘリカル型核融合炉設計に繋がるデータベースの蓄積と学術基盤の構築，及び新たな研究領域の開拓や実験の多様性を拡大する目的で，重水素ガスを用いた高性能プラズマの研究を推進している．重水素実験を開始するにあたり LHD 本体，加熱機器，計測機器等の高性能化・拡充を行うとともに，重水素実験を象徴する中性子計測機器などを新たに整備した．また，重水素実験に先立ち，重水素プラズマを理解する上で必要となる各種解析コードについても，国内外の共同研究者とともに整備を進め，現在実験解析で広く使われている．本章では，重水素実験に向けて整備した設備・機器，及び解析コードについて概観するとともに，代表的な研究成果についても触れる．
Keywords:
Large Helical Device, deuterium experiment, NBI, ECH, ICRF, neutron, diagnostics

２．
１ はじめに

２．
２ 重水素実験に向けた機器の整備
２．
２．
１ 本体

大型ヘリカル装置（LHD）計画の基本理念は，ヘリカル

２．
２．
１．
１ 真空容器内機器型核融合炉に外挿しうる高性能プラズマを実現して，その性質を学術として解明することにより，ヘリカル型核融合

重水素実験を実施するにあたり加熱パワーの増強，効果炉の設計をより確実なものとすること，これとともに，ト的な中性粒子制御をめざした LHD 真空容器内機器の高性

カマク方式を含めた環状磁場閉じ込めの学理を体系化する

能化を図った．特に，図１に示されるように，LHD 真空容ことにある．そのために，プラズマ性能の向上を伴う重水器の内側壁に対して，重水素実験で高性能化される加熱機

素を用いたプラズマ実験は，LHD 計画の基本理念の達成に必須であり［１‐４］，また，未解明な課題である閉じ込め改善における同位体効果に代表される学術的課題の解明にも大きく寄与するものである．また，LHD 計画当初には，ヘリカル系における高エネルギー粒子の閉じ込めに対して懸念があったが，軽水素期の研究にて高エネルギー粒子の閉
じ込めの良好な磁場配位が見出され，重水素実験開始後，新たに整備した中性子計測機器により，それがより明確化するなど，LHD 計画は着実な進展を見せている．
中心イオン温度 10 keV の達成に代表される LHD プラズ
マの高性能化，同位体効果の解明，高エネルギー粒子の閉
じ込め等の重水素実験における重点課題に取り組むにあた
り，LHD 本体，加熱，計測機器の高性能化・整備を行った［５］．本章では，重水素実験を推進する上で大きな役割を

図１

果たす機器について概観するとともに，中性子が新たな計測対象となり高エネルギー粒子閉じ込め等重水素プラズマの理解の深化に向けて新たに整備・拡充を行った解析ツー
ルについても述べる．

重水素実験に向けた LHD 真空容器内の対策．真空容器の内側壁に対して，緑丸部：NBI 入射対向壁化とポンプ無し閉構造ダイバータ，黄丸部：ポンプ無し閉構造ダイバータ，
青丸部：閉構造ダイバータ及びプロトタイプクライオ吸着型ポンプ，赤丸部：閉構造ダイバータ及び高性能化クライ
オ吸着型ポンプ，及び，紫丸部：閉構造ダイバータ及び非蒸発型ゲッターポンプが導入された．

National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: osakabe.masaki@nifs.ac.jp

１５７!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

器の入射対向壁としての耐熱強化と，閉構造ダイバータと気量はその１０倍に値する．これにより，ダイバータ排気にそれに最適化した新型真空ポンプを導入し，プラズマの高よって低密度へのアクセスが可能となったことを示してい性能化に重要な中性粒子制御能力の高性能化を実施した．

る．また，高イオン温度実験では第一壁のコンディショニ

また，真空容器内機器の温度監視を行う熱電対の制御盤をングが必要である．長時間のECH主放電を用いた放電洗浄

中性子の影響の少ない位置に移動し，実験時の動作及び精により第一壁を低リサイクリング状態することが，高イオ度の信頼性を高める対策を行った．

ン温度を達成するための一つの要因となっている．効率的

次節に示されるように，重水素実験の実施に伴って，な ECH 放電洗浄がダイバータ排気で可能になったことをLHD に５台設置されている中性粒子ビーム入射加熱装置

示す結果が得られており，高イオン温度実験等への寄与も（NBI）のうち，正イオン源に基づく２台の NBI の加熱電力確認されている［８］．ダイバータ排気の更なる進展として，

が 6 MW から 9 MW に増強された．また，電子サイクロト

非蒸発型ゲッター（NEG）ポンプを１セクション設置した

ロン共鳴加熱装置（ECH）の入射ポートも，プラズマ点火

ことも挙げられる．NEG ポンプは，真空中の気体分子を吸用の一部の系統を除き，加熱効率の高い水平外側ポート

蔵合金の清浄な表面が持っている強い化学反応性を利用す（２‐O 及び９‐O）に集中配置した．重水素実験実施にあたることで化学結合し，固定化する作用を利用した真空ポン

り，NBI の入射対向壁に対しては，閉構造ダイバータを導プである．最近になり，高真空領域に対応した吸蔵合金が入するとともに対向壁保護板を炭素壁化し，ECH 対向壁に

サエス・ゲッターズ社において開発され［９］，ダイバータ

ついては，対向壁保護板をモリブデン化するといった耐熱

排気用真空ポンプとして世界で初めて採用した．

強化を実施した．

２．
２．
１．
２ ガスパフ装置

磁場で閉じ込められたプラズマは，ダイバータと呼ばれ重水素実験に向け，２
０１４年度にガスパフ装置の改造をる領域を介して固体表面と唯一接している．主プラズマか行った．改造以前では，実験内容の変更に伴う使用ガス種

ら漏れ出た高温プラズマは，ダイバータレッグを通ってその変更に対しては，ピエゾバルブ及びマスフローコントの温度を低下した後，炭素製のターゲット板（ダイバータ

ローラの台数が限られていたため，実験中にガス交換を実板）表面で中性化し，気体分子となってプラズマ周辺部に施することで対応していたが，重水素実験実施後は，ガス拡散する．LHD では，重水素実験に向けて，効率的な粒子交換に伴う実験実施中におけるガス配管の真空引き作業をリサイクリング制御を行うために「閉構造ダイバータ」を無くすため，バルブの数を増やし，バルブ毎に使用ガスを整備してきた．主な整備項目として，（１）中性粒子を高圧固定することとした．ピエゾバルブ等を備えたマニホール

縮するためのバッフル構造化と，（２）高圧縮された中性粒

ドは，重水素実験時の中性子照射に伴う誤動作を無くす目

子を排気するためのダイバータ内部への真空ポンプの設置的で，ポート直下から外側に向けて数 m 移動した上で，中である．２
０１８年度までに，図１に示されるように，１０セク性子遮蔽を施した．また，He，Ne，N2，Ar の高圧ガスをション中９セクションに対してバッフル構造化を完了した

安定に供給するため，それぞれ専用の昇圧機を新たに整備

ほか，真空ポンプについては，５セクションにクライオ吸した．ガス入射ポートは 3.5-L，5.5-L，及び 9.5-L の３箇所で着型ポンプ，１セクションに非蒸発型ゲッターポンプの設あり，基本的に各ポートから H2，D2，He，N2，Ne，Ar，及置を完了した．

びその他のガス（Kr やXe等）を入射できるようにした．ガダイバータのバッフル構造化により中性粒子の高圧縮化

ス入射には，ピエゾバルブ，マスフローコントローラ，及が可能になった中で［６］，高圧縮された中性粒子を効率的びソレノイドバルブを用いる．各ピエゾバルブには流量計に排気できるような真空ポンプの高性能化を行ってきた．

が装備されており，１秒程度の時定数で流量の実時間計測

真空ポンプには無機接着型のガス吸着型のクライオポンプが可能である．

を採用した［７］．具体的な高性能化として，排気コンダク

3.5-L ポートと 9.5-Lポートには，それぞれ最大3,000 sccm

タンス向上のための構造変更を行ったこと，R&D により（約 5 Pa・m3/s）及び最大 300 sccm（約 0.5 Pa・m3/s）のマ

高性能活性炭を選択して安定な排気速度を得たこと，クラスフローコントローラを，H2，D2，He，N2，Ne，Ar の専

イオパネル面積の向上による排気容量の向上を行ったこと

用系統として６台ずつ，計１２台設置した．3.5-L ポートにはが挙げられる．

超音速ガスパフ装置（SSGP）も備えられている．高速応答高性能化クライオ吸着ポンプを LHD トロイダル５セク

ソレノイドバルブと全長 2.4 m の長尺ラバールノズルを組

ションの閉構造ダイバータ内部に設置した．その結果，排み合わせ，プラズマ直近からの 1,000 Pa・m3/s 台の大流量

気速度は約 70 m3/s となり，以前部分的に設置されたプロ

ガス入射を可能としている．入射ガスは先述の６種から選トタイプと比べて，排気速度を７倍に上昇させることがで択する．ピエゾバルブ，マスフローコントローラ，及び

3

きた．また，排気容量は 58,000 Pa・m となり，水素ペレッ

SSGP の何れについても，従来通り，密度信号等を用いた

ト約 20,000 発分に相当 す る ま で 向 上 さ せ る こ と ができ

フィードバック制御が可能である．

た．これは，LHD における高密度実験２０日分に相当するもNBI や，後述するペレット入射装置等にガスを供給するのであり，十分な排気容量を持たせることができたことにためのガスユーティリティも拡充した．LHD 周辺の４つのなる．この高性能化により，供給した全燃料供給量の５０％計測器等を設置するステージに取り合いが設けられておを排気するまでに至っている．LHD の主真空排気系は全燃

り，H2，D2，He，N2，Ne，Ar，及びその他のガスを低圧料供給量の５％を排気しているので，ダイバータによる排（0.1 MPaG（ゲージ圧＝絶対圧−１気圧））で，更に上記
１５８

Project Review

2. Preparation of Hardware Necessary to Execute Deuterium Experiment and Development of Analysis Code for LHD Deuterium Plasmas M. Osakabe and M. Isobe

６種のガスについては高圧（最大 8 MPaG）でも供給可能

排気装置の粗引き真空ポンプを共有していたが，それぞれ

で あ る．本 体 室 地 下 で は，NBI に H2，D2，及 び Ar を専用の粗引きポンプを用意し，配管を敷設して別系統とし0.4 MPaG で供給している．

た．また，同様にポンプから排気塔までの室外排気配管も２０１６年度から２
０１７年度にかけて，ガスユーティリティか別配管とし，室外排気配管側からトリチウムが流入する可らペレット入射装置等へのガス配管の接続を行った．２
０１８

能性を排除した．

年度には，ピエゾバルブ等を備えたマニホールドを遠ざけ

次に油回転ポンプをドライポンプに更新した．本体室及たことによる応答性を改善するため，5.5-L のポート直下に

び本体室地下に設置された油回転ポンプに使用されたオイ

新規にマニホールドを設置し，N2，Ne，及びその他のガス

ルは，中性子によって放射化され，廃棄できなくなる．そ系統のピエゾバルブのみを移設する改造を行った．

こで，オイルが不要なドライポンプを使用することによ

２．
２．
１．
３ 固体水素ペレット入射装置

り，オイルを排除し，年間約 200 l 発生していた油回転ポン

LHD においては，ガスパフによる粒子供給システムの他

プの廃油の排出を抑えることが可能となった．これによに，固体水素ペレット入射装置が設置されている．軽水素

り，不必要な放射化物の発生を抑制することができた．

の三重点温度が 13.8 K に対して，重水素のそれは 18.7 K

以上に加えて，真空排気ガスからトリチウムを含む全てなので，重水素では 5 K ほど水素同位体固体化装置の運転の水素同位体ガスを酸化して水の形で除去する目的で，温度が高くなる．そのため，重水素実験開始に当たっては，

以 下２系 統 の 排 気 ガ ス 処 理 シ ス テ ム［１０］を 設 置 し た

ヒーターによる温度調整機構を取り付ける改造を施した．

（２．
２．
４．
２節参照）．これに併せて，真空排気装置と排気ガ

また，ペレット入射装置は高圧ガスの膨張を利用してペス処理システムの間を接続する室外排気配管も，２系統のレットを加速しており，音速が速い軽元素のガスが加速ガ

配管（実験ガス系排気配管，パージガス系排気配管）を新スとして利用するのに有利であることから，重水素実験実たに整備した．

施以前は，加速ガスとして高圧 H2 もしくは高圧 He を利用

２．
２．
１．
５ 冷却水供給システム

していた．しかしながら，重水素実験の開始後，実験実施

重水素実験で LHD 本体及び周辺機器が使用する冷却水

期間中は，入射装置が設置された本体室へ週に一度のメンは，管理区域内のみで循環するシステムとした（閉ルー

テナンス日以外に入れないため，メンテナンスが困難になプ）．管理区域内で循環する全ての冷却水は，管理区域外

ること，また，D ペレット射出時に H2 が不純物となる懸念に設置されたクーリングタワーから供給される冷却水と，があるため，高圧 He ガスのみを加速ガスとして使用する

熱交換器を介して接するが，決して混合しない設計となっこととした．He は H2 よりも音速が遅いため，ペレットのている（図２）．

射出速度が遅くなる．D ペレットは重量が重くなるため，冷却水供給システムの純化システム（フィルター及びイ

加速も更に悪化する．結果として，ペレットの射出速度はオン交換樹脂）は，従前のシステムでは本体室地下（放射最大 1,400 m/s から 1,100 m/s に低下した．しかしながら，化区域）に設置してあったが，放射化物 減 量 の 観 点 か

ペレットのプラズマ侵入長は速度の 0.3 乗でスケールされら，２０１３年度に非放射化区域である冷却水設備室（１）及びるため，プラズマ侵入長に対する低速度化の影響は殆ど無加熱トレンチに移設した．

い．ペレットの射出バレルは変えていないため，重水素化

排気ガス処理システムの冷却水も本冷却水供給システム

によるペレット粒子供給量に変化はない．

から供給されている．排気ガス処理システムは，LHD の実

また，重水素実験開始前は，ペレット生成ガス及び加速験及びメンテナンスを実施するためには必要不可欠の設備

ガスの供給は，本体室にガスボンベを設置して行っていたであるので，排気ガス処理システムを約１ヶ月に及ぶ本冷が，重水素実験開始後は，本体室内に設置したガスボンベ

却水システムの点検期間を含み，通年にわたって連続運転

を放射化物として取り扱うことになり，点検保守やガス補を可能にするため，排気ガス処理システムに対する冷却水充のために持ち出すことができなくなるため，ガスボンベ

供給系を二重化し，本冷却水供給システムの点検期間を分の利用を止め，ガスパフ供給装置が利用するガス配管から散することで排気ガス処理システムの通年連続運転に対応

ガス供給を受けるように改造した．
２．
２．
１．
４ 真空排気装置
LHD 本体の真空排気装置は，プラズマ真空容器を排気するための「真空容器系排気装置」，断熱真空容器を真空排気するための「断熱真空容器系排気装置」，計測機器の補助排気をするための「中間ステージ共通排気装置」，各真
空ポンプから排気塔までを接続する「室外排気配管」で構成される．重水素実験の実施に当たって以下に述べる整備を行った．
まず，真空容器系排気装置と断熱真空容器系排気装置を独立した別系統とした．これは真空容器から排出されるトリチウムが断熱真空容器へ流入することを防ぐために行わ図２れたものである．また，重水素実験実施以前は，これらの１５９

重水素実験実施に向けて改造した冷却水供給システム．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

できるシステムに改造した．

加につながる．このため，中性子発生量を抑制する安全管

２．
２．
２ 加熱機器理上の観点から，「大型ヘリカル装置における重水素実験

２．
２．
２．
１ 中性粒子ビーム入射加熱装置（NBI）の安全管理計画」に記載されているように，重水素時におLHD には，図３に示されるように負イオン源を用いたける入射エネルギーは 180 keV とした．負イオン源につい

NBI（NBI#1-#3）が３台と正イオン源を用いた NBI（NBIては，負イオン生成における同位体効果により D ビーム時

#4， #5）が２台設置されており，それぞれ LHD のトーラには性能の劣化が懸念されるが［１２，１３］，核融合科学研究

スプラズマに対し接線方向及び垂直方向にビームを入射し所においては，重水素負イオンビーム生成に関する経験がている．軽水素プラズマ実験期において，負イオン源 NBI無いため，素性が最もよくわかっている H ビーム生成に対と正イオン源 NBI の最大ビームエネルギーは，それぞれ

して最適化した条件で，重水素実験を迎えることとした．

190 keV と 40 keV であり，入射加熱電力はそれぞれ 5 MW

その一環として，重水素実験開始に併せて NBI#2 及び#3）と 6 MW で，NBI としては合計 27 MW に達した．

に対して，多スロット型接地電極の導入を進めた．多ス

中性粒子ビーム（NB）はイオン源で生成された正イオン

ロット型接地電極は，NBI#1 において軽水素実験期のころ

あるいは負イオンを静電加速器により高エネルギービーム

より導入されており，（a）接地電極に対する熱負荷の低減，にし，その後，中性化セルを通過させて NB に変換する．イ（b）高いビーム安定度，（c）
ビームコンディショニング時

オンビームを NB に変換する中性化効率が，正イオンビー

間の短縮化の観点から優れた特質を示している．一方，

ムと負イオンビームとでは，ビームエネルギーが 40 keV

NBI#2 及び#3 については，イオン源の接地電位にある接（H での値．D では 80 keV）を超えた領域で大きく異なる

地電極に対して，多数の円形孔からなる円形多孔電極を採［１１］．正イオンを用いた場合は，この領域では中性化効率用していた．NBI#2 及び#3 は，加熱電力は仕様であるがエネルギー増加に伴い大きく減少するのに対して，負イ

5 MW を達成しているものの，ビーム安定性，コンディ

オンビームを用いた場合には，この領域ではエネルギーに

ショニング時間の観点から課題を抱えていた．重水素実験

依存せず，６０％程度でほぼ一定となる．中性化効率はビー

においては，ビームコンディショニング中の本体室へのア

ムの速度の関数であるため，D イオンビームの中性化効率

クセス制限や，それに伴うコンディショニング時間の短縮

は，D イオンのエネルギーが H イオンのエネルギーの倍要請などが予想されたこともあり，これらの NBI に対して（質量比分）のところで，H イオンビームの中性化効率と等もスロット状の長孔を多数配置した多スロット型接地電極しくなる．LHD の正イオン源 NBI は入射エネルギーが Hの導入に踏み切った．先ずは，NBI#3 に対して，重水素実

ビーム入射の時に40 keVであるので，重水素化した場合に験が開始される前の２０１５年度に多スロット接地電極を導入

入射エネルギーを 80 keV に変更しても中性化効率は劣化

し，NBI 内でのビーム引き出し実験を行って良好なビーム

しない．そこで，正イオン源 NBI である NBI#4，#5 につ特性を確認した．重水素実験の第１年次（２０１７年）では，多いては，重水素実験において，入射エネルギーを高エネル

スロット型接地電極を使用した負イオン源を用いて NBI#

ギー化することで入射電力を 6 MW から 9 MW に増加させ

3 の運用を行い，プラズマ実験において，ビーム安定性をる計画とした（NBI#4 は 40 keV から 60 keV，NBI＃５は含む良好なビーム性能を確認した．これを受けて，NBI#2

40 keV から 80 keV とした）．

に対して２０１８年度に多スロット型接地電極を導入した．

一方，負イオン源 NBI の中性化効率は６０％でほぼ一定で重水素実験開始後に，D ビーム入射時の正イオン源 NBIあるのでエネルギーの増加は可能であるが，DD 核融合反（NBI#4 と NBI#5）のビーム入射電力（ポート通過電力）の応断面積が，軽水素時の入射エネルギーにおいて既に大き変化を調べたところ，最大ビームエネルギーを40 keVからく，入射エネルギーを増加させることは中性子発生量の増

60 keV（NBI#4）と 80 keV（NBI#5）に引き上げることで，最大入射電力を，当初の計画通りに，それぞれ 9 MW 以上に増加させることに成功した．また，正イオン源NBIでは，
イオン源プラズマの放電電力に対するビーム電流等の軽水
素，重水素の同位体効果による相違は見られなかった．
一方，負イオン源 NBI では，動作ガスを H から D に切り替えることで，次の３つの現象が発生した．①負イオン電流の生成効率が６０〜８０％に低下した．②負イオンとともに引き出される電子電流の負イオン電流に対する割合が２倍に増加した．③負イオン電流を増加させるために導入するセシウムの消費量が増加した．特に，図４に示されるように，②によって増加した電子電流が原因となって，イオン源の電極に対する熱負荷が増大し，この熱負荷を軽水素期と同程度に抑えるために，負イオンビーム電流を半分程度に抑制した運転が余儀なくされた［１４］．この結果，負イオ

図３

ン源 NBI の加熱電力は，重水素運転では半減した．このイ

LHD における NBI の配置図．

オン種を軽水素から重水素に変更することで，水素負イオ
１６０Project Review

図４2. Preparation of Hardware Necessary to Execute Deuterium Experiment and Development of Analysis Code for LHD Deuterium Plasmas M. Osakabe and M. Isobe

動作ガスを軽水素から重水素に切り替える際の負イオン電流（I−H，I−D：□），電子・負イオン電流割合（Ie/I−H or Ie/I−D：，イオン源中のセシウム濃度（◇）の時間変化［１４］．
○）ン源から引き出されるビーム電流中の電子の割合が増加するという現象は，負イオン源における同位体効果として世図５

LHD-NBI 負イオン源重水素運転時における負イオンビーム
電流に対するの電子電流の割合（Ie/Iacc）の低減の様子．
青：重水素実験第１年次（２０１７年），緑：重水素実験第２
年次（２
０
１
８年）
［１
５］
．

図６

2-O 赤道面ポートの新たな ECH 電力入射アンテナシステ
ム．従来の2-OLR，2-OLLアンテナの上部に2-OUR，2-OUL
アンテナが設置された［１６］．

界的に認識されており，負イオン源 NBI 高性能化の障害となっている．現在 NBI テストスタンドと LHD-NBI 実機を駆使して，改善に向けた取り組みを進めている．改善の一例を図５に示す．負イオン源には，引き出された負イオン
ビームと電子ビームを弁別するために，永久磁石を引出電
極という電極に設置しているが，図５では，イオン源プラ
ズマに対向するプラズマ電極とこの 引 出 電 極 の 距離を
8 mmから7 mmに近づけることで，引出電極の磁場をイオン源プラズマの中に浸透させて，ビーム電流中の電子電流の割合を減らすことに成功した．結果として，加熱電力を３割程度回復（増加）させることに成功し，問題解決の糸口を見出しつつある［１５］．
２．
２．
２．
２ 電子サイクロトロン共鳴加熱装置（ECH）
LHD においてプラズマ点火及び電子加熱のために用いられるECH装置は，
２０１４年度までに５本の大電力ジャイロ
トロンを備えたシステムとして整備された．ジャイロトロンの発振周波数は３本が 77 GHz，２本がその２倍の 154 GHz
であり，それぞれ磁場強度 2.75 T の基本波周波数及び２倍高調波周波数となっている．発振出力はそれぞれ 1 MW以上であり，これら５本のジャイロトロン及び２０１７年度ま重水素実験において，重水素ビームを使用した場合は，負で稼動していた 82.7 GHz のジャイロトロンを用いて，LHD

イオン源 NB 入射によるプラズマ立ち上げが困難であるこに入射される加熱電力は合計で 5.4 MW に達している．

とが判明した．この原因としては，ビームの重水素化によ

１本のジャイロトロンにつき１系統の電力伝送路及び１る低速度化に伴って，LHD 真空容器内を周回する高エネル

セットの電力入射アンテナが必要である．５本目の大電力

ギー D イオンビームの荷電交換損失率が増加したこと，負ジャイロトロン整備に合わせ，それまでの 5.5-U 上部ポーイオン源NBIにおける同位体効果によって当面の加熱電力

トに２セット，9.5-U 上部ポートに２セット，２‐O 赤道面が半減したことに起因していると考えている．これによ

ポートに２セットのアンテナシステムから，加熱効率の改り，軽水素実験期には可能であった非電子サイクロトロン

善 を 目 的 に，5.5-U 上 部 ポ ー ト に２セ ッ ト（77 GHz，

共鳴磁場強度（2.75 T 近傍及び 1.375 T 近傍以外の磁場強82.7 GHz），２‐O 赤 道 面 ポ ー ト に４セ ッ ト（77 GHz×度）におけるプラズマ実験が重水素プラズマでは不可能と

2,154 GHz×2）のアンテナシステムへの改造を行った．赤なった．LHD では 1 T 近傍における高ベータ実験で H モー

道面ポートからの入射により加熱効率の向上とともに，加ド的な遷移現象が観測されており，トカマク型装置におい熱位置制御の正確化と自由度の高い電子サイクロトロン波て同位体効果研究が進展している H モードとの比較研究を

電流駆動（ECCD）が可能となった．2-O 赤道面ポートの４行う上で，1 T 近傍の高ベータ実験の実施が重要である．

セットのアンテナシステムを図６に示す［１６］．

そこで，1 T 近傍における重水素プラズマ実験を可能とす

LHD の軽水素実験期においては，負イオン源 NB 入射にる た め に，最 大 出 力：500 kW，最 大 パ ル ス 幅：1 s のよるプラズマ立ち上げが可能であったが［１７］，第１年次の56 GHzジャイロトロンの導入を行った．また，LHDプラズ
１６１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

マの更なる高性能化のために，ECH システムの更なる大電は，アンテナの負荷抵抗が低く，大電力を入射するために力化の準備を進めている．

は伝送路の電圧が高くなることである．そこで，先行する

２．
２．
２．
３ イオンサイクロトロン共鳴周波数帯加熱装置

FAIT アンテナと同様に内部インピーダンス変換器を組み（ICRF）

込み，負荷抵抗の増大を図る．

LHD における ICRF の発振器は，単体あたり 1 MW 以上

LHD の ICRF は，実験の進展に伴って生じた問題に対しのパルス出力及び 0.5 MW 以上の定常発振が可能な大電力て，その度に改良を重ねながら問題点を克服し技術を蓄積

定常発振器６台が同時運転可能な能力を有する．発振器のしてきた．重水素実験に向けて，更に安全に実験を遂行で制御系を更新して運転時の監視を強化し，異常時の遮断速

きるよう整備を進めている．

度を向上させるなど，重水素実験に向けて安全に運転する

２．
２．
３ 計測機器トムソン散乱計測や遠赤外線レーザー計測等の基幹計測ための改良を進めてきた．
同軸管伝送路は，大電力定常伝送用の同軸管伝送路６系

機器については，LHD 重水素実験を実施するに当たり，計統が敷設されている．また，各伝送路には，大電力定常用測システムを大幅に変更することなく対応できるように計に開発された液体スタブを用いたインピーダンス整合器を画の当初から配慮してきた．重水素実験の開始に当たり，搭載している．伝送路の不具合をより早く見付けるため，中性子発生量管理において必須となる中性子フラックスモ

伝送路異常検知器を開発し導入している．

ニタを整備し，更に，高エネルギー粒子閉じ込め研究の拡

令和元年度の実験では，4.5-U 及び L ポートにてポロイダル

大に向けて，垂直中性子カメラ，シンチレーティングファ

方向に２つ並んだ Field-Aligned Impedance-Transforming

イバ（Sci-Fi）検出器等を導入し，世界的に見ても充実度の（FAIT）
アンテナ（図７a）を用いて軽水素マイノリティ実

高い中性子計測システムを整備した．重水素実験における験を中心に行った．FAIT アンテナは，アンテナヘッドが重要な研究課題である LHD における水素同位体効果につ

傾き電流ストラップが磁力線と直交するように向きを合わ

いて，特に閉じ込め・輸送特性への影響を明らかにするた

せた（Field-Aligned）ことと，内部インピーダンス変換器

めに，開発準備してきた高精度輸送計測機器群を設置し，を搭載（Impedance-Transforming）していることで特徴付

プラズマ実験へ適用してきている．

けられる．内部インピーダンス変換器の導入によりアンテ

本体室及び本体室地下に設置された計測機器には遮へい

ナの負荷抵抗を大きくすることができ，大電力加熱が期待が必要であったことから，事前に，本体室及び本体室地下される．一方で，インピーダンス変換器の周波数特性を，の放射線場を計算により評価した［１８］．名古屋大学，大阪

LHD-ICRF が標準的に使用する周波数（38.47 MHz）に最適

大学等の施設を利用して電子機器等への照射試験を行い化しているため，運転可能な周波数がこの値に固定される．

［１９，２０］，それらの結果を踏まえた遮へい対策を施した上で重水素実験に備えた．

令和２年度からは，3.5-U&L ポートへトロイダル方向に２つ並んだ HAsu-Seigyo/HAnd Shake shape（HAS）アン

２．
２．
３．
１ 高エネルギー粒子計測

テナを復帰させるべく準備を進めている．HAS アンテナ

２．
２．
３．
１．
１ 中性子計測（図７b）は，トロイダル方向に並んだアンテナへの高周波

LHD 重水素実験における中性子発生量管理，及び高エネ

電力の位相を変えることにより，放射される波動の磁力線

ルギー粒子閉じ込め物理研究の拡大に向けて，重水素実験

方向の波数 k//を変えることができるという特長を持ってを象徴する機器の一つである中性子計測機器の整備を行っいる．実験により，!
!
""位相の時，加熱効率が他の位相よ!

た．ここでは整備した中性子計測機器ハードウェアを中心

り良いという結果が得られている．このアンテナの課題に記述し，高エネルギー粒子閉じ込め研究の成果について
は，次章において詳述する．
NBI 加熱が行われる現行の核融合プラズマ実験で発生する中性子は，主としてビーム‐プラズマ反応に由来する中性子が支配的である．事前の評価において，LHD では，フルパワーで NBI 加熱を行った放電において最大で 1×1016（n/s）を越える総中性子発生率が予想された［２］．また，LHD には全部で５機の NBI が装備されており，NBI の入射パターンに応じて総中性子発生率が何桁も変わりうることに加え，ヘリカルリップル捕捉高エネルギー粒子励起抵抗
性交換型不安定性（所謂，EIC モード）
［２１］に代表される高エネルギー粒子励起 MHD 不安定性により，総中性子発生率が短い時間で大きく変化することが予想された．これら

図７

a）
FAIT アンテナ，b）
HAS アンテナ．
黒い格子状のものがファラデーシールドで，その中にある銀色の帯が電流ストラップ．ファラデーシールドは磁力線に沿うように，電流ストラップは直交する様に配置されている（写真では，光の加減でファラデーシールドが黒色に見えるが実際には銀色である）．

を背景に，広いダイナミックレンジと高速時間応答性能を併 せ 持 つ 中 性 子 フ ラ ッ ク ス モ ニ タ（NFM）を 提 案 し［２２］，プロトタイプ等の製作・試験等を行った開発フェー
ズを経て，実機を整備した［２３，２４］．
LHD の NFM は，中・高中性子発生率放電用にフィッ
１６２

Project Review

2. Preparation of Hardware Necessary to Execute Deuterium Experiment and Development of Analysis Code for LHD Deuterium Plasmas M. Osakabe and M. Isobe

ションチェンバ（FC），前置増幅器，及び最新のデジタルあること，また，計測点が真空容器内にあり較正係数が信号処理技術に基づく信号処理ユニットから成るシステ

LHD 周辺の構造物の影響を受けにくいことから，放射化箔ム，低中性子発生率放電用には FC に比して熱中性子に対測定は NFM のクロスチェックに極めて有効である．また，し高い感度を有する10B 計数管或いは3He 比例計数管，前置

中性子エネルギーに対して閾値を有するシリコン等の箔を増幅器，及びデジタル信号処理ユニットから成るシステム

用いることによ り，２次的な核融合反応の結果生ずるの２系統で構成される．この２系統を１セットとして，計14 MeV 中性子を選択的に測定することもでき，後述する

３セットを LHD へ実装した．FC 系の信号処理ユニットに

1 MeV トリトンの挙動研究においても NAS は大いに貢献

は，パルスモードとキャンベルモードを併用した信号処理している．

方法を採用したことにより，FC 系統単体でパルス計数率

NFM，NAS に加え，垂直中性子カメラ（VNC）について

9において 5×10（cps）の広ダイナミックレンジを実現した．

も重水素実験第１年次より稼働している（図９）．LHD に

これに，10B/3He 系統を加えると，１０桁を大幅に越えるダ

おいて発生する中性子は，ビーム‐プラズマ反応に由来す

イナミックレンジを有するシステムとなっている［２５］．

る中性子が支配的であることから，VNC により，ビームイ

LHD における NFM の配置概要図を図８に示す．中性子発オンの径方向分布情報を得ることができる．中性子コリ

生量の管理は，FC 系統が担う．

メータには，MCNP 計算による設計を基に，2.5-L ポート下

NFM から出力されるパルスの計数率から総中性子発生の 2 m 厚コンクリート床開口部に，重量コンクリートを埋率を得るために，中性子発生率が既知の較正用中性子源をめ込み，重量コンクリート中に埋め込まれた直円筒コリ

用いて，２０１６年１１月に NFM のその場絶対較正を行った．

メータを採用した．NFM その場較正実験の 期 間 中 に，

LHD では，
１９８９年８月にプリンストンプラズマ物理研究所

VNCのクロストーク性能評価も併せ行い，隣り合う直円筒で開催された中性子較正ワークショップにて出された指針

コリメータ間のクロストークは１％以下であることを実験に従って［２６］，較正用中性子源を連続的に磁気軸上を周回的に示した［２９］．検出器は，プラズマとは反対側の中性子移動させることでリング状のプラズマ中性子源を模擬する

コリメータ端，即ち，本体室地下に設置した．検出器には，ことにより，NFM その場較正を実施した［２４，２７］．その場

高速中性子に対してのみ感度を有し，優れた中性子‐ガン較正実験は，LHD 真空容器内にレールを敷設し，較正用中

マ線弁別性能を持つスチルベンシンチレーション検出器を性子源を搭載した模型列車を走行させることにより行っ採用した．中性子‐ガンマ線の弁別には，オンラインで自た．この NFM は，重水素実験開始以降，極めて安定した形

動弁別可能なFPGAを採用したデジタル信号処理ユニットで稼働し，中性子発生量管理，及び高エネルギー粒子閉じを新たに開発し，短い時間で中性子発生率が大きく変動し込め研究において重要な役割を果たしている．

うる核融合プラズマ実験に最適化した MHz 帯で動作する

中性子発生量管理は，その場較正された NFM においてシステムとして整備した［３０］．この VNC は，重水素実験行うが，中性子発生量管理における補助的な機器としてそ開始後，ヘリカルリップル捕捉高エネルギー粒子に励起さの 他に，中性 子 放 射 化 箔 シ ス テ ム（NAS）を 導 入 し た

れた EIC モードバーストに伴い，モードの励起要因である［２８］．放射化箔測定の場合，測定される中性子フルエンス

ヘリカルリップル捕捉高エネルギー粒子が損失する様子を

は放電中の積算値であり，中性子発生量の時間変化が分か明瞭な形で示すなど［３１，３２］，高エネルギー粒子閉じ込め

らないという欠点があるが，ガンマ線に対しては絶対不感であり，照射端での中性子フルエンスの絶対測定が可能で

図８

LHD における中性子フラックスモニタ［２
４］
．

図９

１６３

LHD における垂直中性子カメラ［３０］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

研究の拡大に大きな貢献を果たしている．なお，2.5-L 下に分析器（NPA）は，核融合プラズマ実験における基本計測設置された VNC は，総中性子発生率において 1×1016（n/s）

機器に位置付けられる．軽水素実験期においては，シリコ近傍の放電を対象に最適化している．より低い総中性子発

ン 半 導 体 検 出 器 に 基 づ く NPA ア レ イ を 用 い て い た が生率放電において，より高い精度で中性子発生分布測定を［３９］，同検出器は耐放射線性の点で脆弱であることが知ら行えるよう，2.5-L の VNC に比して空間分解能においてはれており，重水素実験に向けて耐放射線性に優れ，コンパ

若干劣るが，検出効率において優れた VNC を重水素実験

クトな固体 NPA の整備が急務となっていた．近年の技術

第２年次から１．５‐L ポート下に２系統新設した．

開発の進展に伴い，エネルギー分解能に優れ，性能におい重 水 素 プ ラ ズ マ 中 に お い て は，核 融 合 反 応 の 結 果，て安定した単結晶 CVD ダイヤモンドが製造できるように

1 MeV のエネルギーを持つトリトンが生成される．1 MeVなり，その結果として，同検出器が市販されるようになっ

トリトンのごく一部は，減速過程において２次的な反応をた（図１０）．ダイヤモンドは耐放射線性に優れていること

起 こ し，僅 か な が ら も 14 MeV 中 性 子 が 生 成 さ れ る．

に加え，MeV領域の高速中性粒子のエネルギー分布の測定

1 MeV トリトンは速度分布において等方的であり，加えが可能である．重水素実験第２年次から1.5-Lポートに単結て，そのラーマー半径や捕捉粒子軌道を描いた際の歳差ド晶 CVD ダイヤモンド検出器を投入し［４０］，ヘリカルリッ

リフト周波数等の運動パラメータは，将来の核融合炉におプル捕捉粒子の可視化を含む閉じ込め研究を開始した．まけるアルファ粒子のそれに近いことから，1 MeV トリトン

た，TASK3D-a を用いたシミュレーション解析との比較もはアルファ粒子の模擬粒子として位置付けることができ，進行中である．

圧倒的多数の 2.5 MeV の中から 14 MeV 中性子を選択的に

プラズマ中の高エネルギーイオンのエネルギー及び空間測定することにより，アルファ粒子の閉じ込めを推定する

分布測定を，水素同位体イオン（H＋あるいは D＋）が NBIことができる．LHD では，1 MeV トリトンの閉じ込め研究によって入射された高エネルギーの水素同位体中性粒子の実施に向けて，14 MeV 中性子フラックスの時間発展を（H0 あるいは D0）と荷電交換反応を起こす際に発生する

追跡可能な複数のシンチレーティングファイバ（Sci-Fi）検

ドップラーシフトしたライマン !光の分光計測を通して行出器を整備した［３３‐３６］．NAS 及び Sci-Fi 検出器を駆使しう 高 エ ネ ル ギ ー イ オ ン の 計 測 を，Fast-Ion D-Alphaて，ヘリカル型装置において世界で初めてとなるトリトン（FIDA）計測と呼ぶ．LHD では，軽水素実験期より H!

の閉じ込め研究を行い，LHD において MeV 領域の高エネ

光を利用した同計測［４１，４２］を進めてきたが，重水素実験

ルギーイオンの閉じ込めを実証した［３７］．本成果は，発表

期には FIDA 計測による高エネルギーイオンの空間分布測を Nuclear Fusion 誌にて行ったにもかかわらず，Nature

定を強化した．先に述べた VNC は，核融合反応断面積の関Physics 誌が選ぶ２
０１
９年７月の研究ハイライトとして選出

係からエネルギーの高いイオンに重点を置いた形の空間分されるなど，世界的にも非常に高く評価されている．

布を提供する．一方，FIDA は荷電交換反応を利用するた

また，将来本格的に行われる ICRF 加熱実験に備え，重め比較的中・低速の高エネルギーイオンの計測が可能であ水素実験の第２年次の開始前に中性子エネルギースペクト

る．よって，両システムを相補的に利用することで，コアロメータ（NES）の整備に着手した．この NES は，北京大部の高エネルギーイオンの閉じ込めの情報を広い速度空間学との国際学術交流協定に基づき，国際共同研究として進にわたって引き出すことが可能となる．この分光計測結果

めている．

を解析するためには，解析コードの整備が必要であり，同

２．
２．
３．
１．
２ その他の高エネルギー粒子計測システム

手法の発案者である UCI の Heidbrink 教授を客員教授とし

LHD 重水素実験では，炉心プラズマでのアルファ粒子をて２０１８年に招聘し，解析コード FIDASIM の三次元磁場配対象とした高エネルギー粒子のシミュレーション実験の遂位への適応を図り，MHD 不安定性がない放電における実行を重点ミッションの一つとして位置付けている．LHDの軽水素実験期において高エネルギー粒子の挙動研究に大きな役割を果たしたシンチレータ型損失高エネルギー粒子
プローブや E//B 型中性粒子分析器［３８］については，回路部に遮へい等の対策を施した上で，引き続き使用するとともに，重水素実験の第２年次からは新たに単結晶 CVD ダ
イヤモンド検出器アレイを導入した．高エネルギー粒子荷電交換分光計測（通称 FIDA）については，同手法の発案者であるカリフォルニア大学アーバイン校（UCI）の Heidbrink 教授の協力を得て，その解析コードの高度化を図っている．これらの機器と前節で述べた中性子計測機器と組み合わせることで，LHD における高エネルギー粒子挙動の全体像を明らかにする．ここでは，重水素実験実施に伴い新たに整備した CVD ダイヤモンド検出器，及び開発の進
図１
０ LHD 重水素実験に高エネルギー中性粒子分析器として新たに導入された単結晶 CVD ダイヤモンド検出器．

捗が著しい FIDA について焦点を当てる．
高エネルギー粒子を対象とする研究において，中性粒子
１６４

Project Review

2. Preparation of Hardware Necessary to Execute Deuterium Experiment and Development of Analysis Code for LHD Deuterium Plasmas M. Osakabe and M. Isobe

験観測結果が概ね再現された［４３］．

の大部分はビーム変調によって差し引かれるが，引き算のその他，H，D，及び T のエネルギー分布をイオン種ごと

スペクトルにおいても高温成分に匹敵する低温成分が依然に計測することができる E//B 型中性粒子分析器の計測回として存在する．観測した荷電交換スペクトルを４つ（軽路の近代化改修を行うことで時間分解能の向上が図られ，水素と重水素の低温成分・高温成分）のガウス分布の重ね

重水素実験の第２年次から本格稼働している［４４］．

合わせで再現した．軽水素と重水素の高温成分の強度と

２．
２．
３．
２ 高精度輸送・揺動計測

ビーム密度から軽水素と重水素の密度の空間分布を計算し重水素実験では，同位体効果の検証が重要な研究課題でた一例を図１１b）に示す．軽水素イオン密度はピークしてある．特に，同位体効果の輸送への影響について調査する

いるが，重水素密度は比較的平坦である．軽水素密度のため，１）軽水素と重水素との混合比（H/D 比）計測，２）

ピークは軽水素NBIのビーム燃料供給に起因すると考えて高い時間分解能を持ったトムソン散乱計測，３）乱流揺動

いる．

計測の整備を進めた．以下にこれらについて取り上げる．

２．
２．
３．
２．
２ 高速トムソン散乱計測

２．
２．
３．
２．
１ H/D 比計測

LHD で使用されているトムソン散乱計測システムは，最単一イオン種のプラズマ（H又はDのプラズマ）では，イ

大１４４空間点の高空間解像度で電子温度・密度プロファイ

オン粒子輸送は準中性化条件により電子粒子輸送に束縛さルの精密計測を行うことが可能な世界に類を見ない計測シれている．したがって，将来の核融合炉心プラズマなどのステムであり，LHD プラズマの解析に必要不可欠なものと様に，異なる２種の同位体イオン（D 及び T）が混在するなっている［４６］．後述するシミュレーションコード群を用

プラズマに対して，粒子輸送における同位体効果を正しくいた解析の全ては，トムソン散乱計測データに基づいてい理解するためには，異なる同位体イオンがそれぞれの自由

る．このような高空間分解能 LHD トムソン散乱システム度を持つ同位体混合プラズマで研究を行う必要がある．こを，高繰り返し・高時間分解能化することで，過渡的なプのような研究を行う新たな手法として軽水素・重水素同位

ラズマ応答を含む高速なプラズマ現象の電子温度・密度分体比の空間分布を測定するバルク荷電交換分光法が LHD

布を精密測定することが可能となり，今まで見てきた物理において開発され，導入された．

現象のより深い理解や新発見が期待される．トムソン散乱

バルク電荷交換分光システムは，バルクの水素同位体イ

計測の高速化は，計画段階のものも含めて世界的な潮流とオンと NB との間の荷電交換反応によって放出された H!

なってきており，W７‐X では，レーザー技術で先端を行く

及び D!線の強度から，プラズマ中の軽水素及び重水素のドイツの半導体励起固体レーザーを導入して 1 kHz の運転

イオン密度の空間分布を測定するものである［４５］．NB とを模索している．英国のMASTでも８台のレーザーを使っの荷電交換反応に起因する高温成分に比べ，プラズマ周辺

た高速トムソン散乱計測が行われている．この状況は，ト部において放出される低温成分は１桁程度大きい．そこ

ムソン散乱計測の時間分解能の向上が新たな物理現象発見

で，荷電交換ラインの低温成分をできるだけ減らすためにへのクリアな研究戦略であることを示唆する．

ビーム変調を行っている．図１１a）にバルク荷電交換分光法

トムソン散乱計測の高速化を目的に，数年間の基礎的なで測定したスペクトルを示す．荷電交換ラインの低温成分検討を経て，２０１７年から米国・ウィスコンシン大学マディ
ソン校との国際共同研究プロジェクトとして，最大 15 kHz
で計測可能なトムソン散乱システムの開発を進めてきた［４７］．導入したシステムは，既存の 30 Hz のトムソン散乱
計測を行いながら，これとは独立の２つのバーストモード（間欠運転）を持つレーザーを導入することで，15 kHz の高速バーストモード（15 ms 間動作，２２５パルス），1 kHz（50 ms 動作，５０パルス）のスローバーストモードでの計測が可能である（図１２）．LHD に設置する主要構成装置の一部は米国エネルギー省の支援を受けたウィスコンシン大学
からの提供で，費用負担も含めて双方で本プロジェクトを進め，令和元年度の実験から本格稼働を始めた．

図１１ a）
バルク荷電交換分光器で観測したスペクトル，b）
軽水素
密度と重水素密度の空間分布．

図１
２ 高速トムソン散乱の時間分解能別測定モード．

１６５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

２．
２．
３．
２．
３ 揺動計測計測することができる．図１４に密度をランプアップした時

LHD プラズマの閉じ込めに影響を与えている乱流揺動の H プラズマと D プラズマの比較を示す．何れの場合も密を精度よく観測し，閉じ込め改善への指針を得ることは重度が低い時は規格化位置 0.5 から 0.9 付近に実験室系でイオ要な研究課題である．特に，微視的な乱流成分（イオンスンの反磁性方向に進行する揺動が存在し，これは密度の増ケールの ITG/TEM，電子スケールの ETG）を高精度に観加とともに減少する．それに対して，規格化位置 1.0 付近の測するため，LHD では，電子密度揺動計測として，位相コ

周辺部の揺動は密度の増加とともに振幅が増加し，周辺か

ントラストイメージング（PCI）計測，ドップラー後方散乱

らプラズマの内部領域に広がっていくことが観測できる法（DBS），ビーム放射分光（BES）計測，ミリ波後方散乱［５０］．この計測は，上述のようにダイナミックな時間変化（BS）計測等を，電子温度揺動計測として電子サイクロトの計測が可能であり，また，計測波数領域はイオンのラー

ロン放射イメージング（ECEI）計測を整備し，観測に適用

モア半径程度の波長の乱流なので，ジャイロ運動論シミュしている．ここでは，代表例として PCI 計測について詳述

レーションとの比較にも威力を発揮する［５１］．

する．

また，LHD プラズマにおける主要な乱流成分であるイオ

イオンのラーモア半径程度の乱流揺動を計測する手法とンスケール乱流の速度及び強度分布を計測することを目的

して CO2 レーザーを用いた二次元位相コントラストイ

として，マイクロ波ドップラー反射計（別名，マイクロ波

メージング（２D-PCI）計測が稼働している［４８，４９］．PCI

ドップラー後方散乱計：DBS）を LHD に適用している他

計測は入射レーザー光のプラズマの乱流揺動による位相変［５２‐５６］，中性子の影響を避けるための対策を施した ECEI化を，散乱光と透過光の間で９０度の位相差を与えることに計測も適用している［５７，５８］．高時間分解能を持つ乱流計

より，強度変動に置き換えて計測する手法である．図１３に測器は，同位体効果の解明に向けて，また重水素プラズマ

8.5-U ポート近傍の FIR 干渉計架台上に設置された 2D-PCIの高温化への指針を立てる上で，大いに貢献している．

計測の検出部概要図を示す．検出器には液体窒素冷却の光

２．
２．
３．
３ 周辺・プラズマ壁相互作用関連機器

伝導型 HgCdTe2 次元検出器を用いている．乱流揺動は磁LHD では，磁場配位の３次元性によって周辺部にスト力線と平行方向にプラズマの周回長程度に波長が長く，そキャスティック層と呼ばれる磁場構造が現れる．プラズマ

れと垂直方向には，イオンのラーモア半径程度の波長を持の輸送は磁力線方向に極めて速いため，磁場構造の影響をつ強い非対称性を持つ．この非対称性と乱流が磁力線と垂受けやすい．これまでストキャスティック層における磁場

直方向に進行すること，及び磁力線が空間的に大きく変化

構造の３次元効果として，不純物遮蔽やデタッチメントのしていることを利用して，二次元検出器を用いることによ安定化などが確認されてきた．しかし，これら物理機構のり，乱流の積分画像を解析し，乱流の空間構造を計測する

詳細については未解明の部分が多く，プラズマの分布と磁ことができる．重水素実験開始にあたり，全てのシステム

場構造との関係について更なる研究が必要である．３次元を遠隔監視・操作出来るように改造し，更に，検出器を中的な磁場構造とプラズマ輸送の関係を調べるため，周辺多性子及びガンマ線の影響から保護するために，厚さ 10 cm

チャンネル分光器，エシェル分光器，ダイバータ板監視用の硼素添加ポリエチレンで検出器ボックスの６面を囲うとIR カメラ等を立ち上げ，周辺部の不純物の発光分布，不純ともに，厚さ 10 mm の鉛板を上面と底面に設置した．冷却物フロー，ダイバータ板熱負荷計測を行っている．

用の液体窒素には自動供給システムを設置し，１週間の連続運転を可能にしている．
2D-PCI 計測は乱流揺動の空間構造の時間変化をほぼ全ての領域で時間連続的に計測することが可能である．ポロイダル方向の波数成分を計測するため，実験室系でイオン
反磁性方向と，電子反磁性方向に進行する成分を区別して

図１
４ （左）
D プラズマ及び（右）H プラズマの揺動分布の時間変化の比較．（上より１段目）ne_baar，Te，Ti，（２段目）全乱流成分，（３段目）電子の反磁性方向進行成分，（４段目）
イオンの反磁性方向進行成分．

図１
３ 2D-PCI 検出器部概要図．

１６６

Project Review

2. Preparation of Hardware Necessary to Execute Deuterium Experiment and Development of Analysis Code for LHD Deuterium Plasmas M. Osakabe and M. Isobe

その他，プラズマ壁相互作用研究の加速を目的とし，試必ずQRコード付きの個人線量計携帯し，このQRコードを料装着用マニピュレータの設置など試料駆動装置の改造，用いた認証により，扉の開閉等の入退管理を行うことで，放射化試料の管理，加工，分析を行う目的で整備した試料

管理区域内の作業者等の入域状況を把握する．管理区域で加工室等，関連機器・設備についても整備した．

ある本体室や本体室地下等に作業者等が入域している場合

２．
２．
４ 放射線管理機器

や，本来閉まっているべき扉が開いている場合は，イン重水素プラズマでは，重水素同士が核融合反応を起こ

ターロックにより実験実施を可能にする状態への移行がでし，僅かながらも中性子とトリチウムが発生する．また，きない．また，実験中に開いてはいけない扉が開くような

中性子により僅かではあるが LHD 本体や周辺構造物等がことがあれば，インターロックにより実験が停止する．イ

放射 化 す る．
「放 射性 同 位 元 素 等 の 規 制 に 関 す る法律」

ンターロックシステムに組み込まれる放射線管理機器とし（RI 規制法）に基づいて大型ヘリカル実験棟内に管理区域ては，中性子発生量を測定する中性子フラックスモニタを設定して適切に放射線管理を行うとともに，排気・排水［２４］，プラズマ実験中に発生するトリチウムの除去を行う

及び敷地境界の線量には研究所管理値を設定するなど，安排気ガス処理システム［１０］，敷地境界や大型ヘリカル実験

全管理計画に従って，必要な設備・施設を整備するなどし棟内の空間線量率をリアルタイム監視する放射線モニタリて安全管理体制を整えた．設備・施設の整備に先立ち，地

ングシステム（RMSAFE）［５９］，排気塔から出る空気中の域の市民に，重水素実験とその安全管理計画について十分

放射能濃度を監視する排気ガスモニタと水素同位体捕集装にご説明させていただいた上で，関係自治体（岐阜県，土置等が含まれる．

岐市，多治見市，及び瑞浪市）と核融合科学研究所周辺環

放射線総合監視システムは，入退管理による扉の管理と境の保全等に関する協定書及び覚書を２０１３（平成２５）年３

ともに ITV と呼ばれる監視カメラを１００台以上設け，これ月２８日に締結した．重水素実験を安全に遂行するとともにより管理区域内の扉，本体室，大型ヘリカル実験棟出入に，同実験が環境へ影響を与える可能性は極めて小さいもり口の状況をリアルタイムに監視することができる．これのの，研究所敷地内のみならず研究所周辺地域の放射線量により災害時の状況の確認，不審者の侵入の確認等が可能

や環境水中のトリチウム濃度の測定を定期的に行うなどしになり，セキュリティ対策の強化となった．加えて，入退て，地域の安心に留意しつつ重水素実験を進めている．

管理状況，放射線管理機器の状態及びデータ，ITV の映像

重水素実験の実施に伴い，関係法令に基づいて入退管理を制御室で監視できる総合監視画面及び運転表示盤を制御室，汚染検査室等の設備を整備するとともに，排気塔にお室前方に設置した．これにより放射線管理機器からの信号

けるガス中のトリチウム濃度を監視する排気塔トリチウム

をリアルタイムで監視できる．放射線総合監視システムを捕集装置及び低バックグラウンド液体シンチレーション計

整備したことにより，常時安定的に放射線管理業務を遂行

数装置など各種の放射線管理計測機器も整備した．本節でしている．

は，重水素実験を象徴する放射線管理機器として放射線総

２．
２．
４．
２ 排気ガス処理システム

合監視システム及び排気ガス処理システムについて取り上

重水素実験では，重水素核融合反応により真空容器内にげる．

僅かであるがトリチウムが生成される．LHD の真空容器か

２．
２．
４．
１ 放射線総合監視システム

ら排出されるトリチウムの回収除去を目的として，排気ガ

放射線管理に係るデータやインターロックの状態等の情ス処理システムを整備した［１０，６０］．装置の外観を図１６に報を集約・一元管理し，且つ制御棟制御室からの監視を可示す．トリチウムの回収手法として，トリチウムを含む全能とする放射線総合監視システムを新たに整備した．放射ての水素同位体ガスを触媒で酸化して，水の化学形態に転線総合監視システムの概略図を図１５に示す．

換した後，水分を回収する方式を採用した．つまり，トリ

放射線総合監視システムは，入退管理システム及び放射チウムだけを選択的に回収するものではない．排気ガス処

線管理機器からのインターロック信号により，LHD 実験を理システムは，主に２つの装置から構成される．一つは，自動停止させる機能を持つ．管理区域に入域する際には，

プラズマ実験中に使用され，少流量（〜20 Nm3/h），高濃度水素（５０％以上）を処理するモレキュラーシーブ型除去装置（MS 型装置），もう一つは，保守点検期間や真空容器

図１
５ 放射線総合監視システムの概略図．

図１
６ 排気ガス処理システムの外観．

１６７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021の粗引き排気に使用され，大流量（〜300 Nm3/h），湿潤空

予測することができ，想定される放電時間を与えることで気を処理する高分子膜型除去装置（PM 型装置）である．

当該放電における中性子発生量を算定することができる

MS 型装置では，トリチウム取扱施設で実績のある触媒酸（図１８）．

化―水分吸着法［６１，６２］を採用した．PM 型装置では，触媒

なお，重水素実験開始後には，実験計測値と，このデー

酸化―高分子膜分離法を採用した．高分子膜分離法は，水タベースに基づく予測値との比較検証も行っており

分吸着法と比較すると，小型で連続処理が可能であるため（図１９），実験値に比べて予測値は，約２倍程度過大評価し設置面積が小さく，再生運転が不要であるためエネルギーているが，中性子発生率の磁気軸及び電子密度依存性につ消費量も低減できる．PM 型装置は，トリチウム除去装置

いて，傾向の良い一致を得ている［３７］．
中性子発生率の時間発展解析には，非定常プラズマを取として高分子膜分離法を適用した世界初の実用装置である．排気ガス処理システムは，重水素実験の開始に先立つり扱う必要があるが，前述の FIT3D-DD は定常プラズマ以

２０１６年１２月に運転を始め，年間を通じて連続運転を行って外を取り扱うことができない．そこで，TASK3D-a の NBIいる．重水素実験では，要求仕様であるトリチウム回収

加熱解析 モ ジ ュ ー ル で あ る CONV̲ FIT3D の 拡 張 を 行

率：９５％以上（トリチウム除去率：２０以上）を達成し，極い，時間分解能を持った中性子発生率の評価を進めるべく

少量・低濃度のトリチウムも回収除去できることを実証し整備を行った．CONV̲ FIT3D は，実空間１次元，速度空た［６３，６４］．排気ガス処理システムは，LHD の排気ガスだ

間１次元の２次元空間において，高エネルギーイオンとバ

けでなく，LHD に接続する全ての真空機器から排出されるルクプラズマとの衝突による高エネルギーイオンの減速を

真空排気ガスを一括して処理する．このため，排気ガス処計算するコードである［７３，７４］．高エネルギーイオンとバ

理システムの入口で排気ガス組成を観測すれば，LHD の水

ルクプラズマ間のビーム−熱粒子反応計算においては素同位体挙動を評価することができる．そこで，排気ガス

Mikkelsen［７５］の近似式を用いている．CONV̲ FIT3D を処理システムの入口に，トリチウム分析装置（化学形態別

LHD の 自 動 解 析 シ ス テ ム AutoAna［７６］上 に 組 み 込 み，

水バブラ装置［６５］，電離箱，比例計数管）や，露点計，光LHD 実験の全放電に対して自動的に実行されるよう整備

学干渉式水素濃度計，ガスクロマトグラフ装置，しきい値を行った．図２０に CONV̲ FIT3D の AutoAna 上での入出力

イオン化法を用いた質量分析装置，長光路ガスセルを用い関係を示す．高エネルギーイオン分布については，NBIた赤外吸収分光装置を整備した［６３］．これらの測定機器をの加速電圧，入射パワー，及び FIT3D で計算されたビーム

用いて，LHD のトリチウム収支や排出挙動評価［６６］，真イオンの生成分布を元に計算する．プラズマ平衡について

空容器内トリチウムインベントリーの評価［６７］，水素同位は，トムソン散乱計測で得られた !%及び #%の磁気座標へ体を含む炭化水素成分の排出挙動評価［６８］を行っている．

のマッピングデータを用いた［７７］．重陽子の密度分布につ２．
３ 重水素実験に向けた解析コードの整備
LHD プラズマ解析コードの整備としては，重水素実験における中性子発生量の定量評価に最重点を置いて取り組ん
だ．重水素実験のマシンタイム割り当てや年間スケジュー
ルを策定するに当たり，承認されている週間，３月（みつき），及び年間の中性子発生量を遵守するため，中性子発生量の事前評価が必要である．LHD の典型的なプラズマパ
ラメータの範囲において発生する中性子は，NBI 由来の高エネルギーイオンと，バルクイオン間の核融合反応によるものが支配的である．そこで，中性子発生量を予測する中性 子 発 生 量 デ ー タ ベ ー ス を，TASK3D-a［６９］の 加 熱 モ

図１
７ 中性子発生率のデータベースの例［７１］．上段が，NBI 由来の高エネルギーイオンとバルクイオンの間の核融合反応による中性子発生率であり，下段が，バルクイオン同士の熱核融合反応による中性子発生率である．温度については，
1 keV 刻み，密度については，0.5×1019 m−3 刻みでデータ
ベースの作成を行った．

ジュールである FIT3D［７０］に基づいて構築した（図１７）．
放射線発生装置としての LHD 安全管理上の観点から，このデータベースでは中性子発生量の過小評価を防ぐた
め，即発損失イオンのみを除いた高エネルギーイオンの空間分布から，フォッカー・プランク方程式の解析解をもとに，定常プラズマにおける中性子発生量を評価する簡易コード（FIT3D-DD）を 用 い て い る［７２］．ま た，重 水 素
１００％のプラズマを仮定しており，温度・密度の分布形状#
は，LHD の典型的な分布形状である温度：!!"
，
$!
"#
"!"
#
$
密度：#!"$!
"#"!"#に固定している．ここで，!!，#!，及図１
８ 中性子発生量予測計算画面．中心イオン温度，中心電子温度，平均密度，NBI パワー，放電数，及び放電時間を入力することで，FIT3D-DD 計算に基づいた積算中性子発生量の予測値が得られ，この中性子発生量に基づいて，マシンタ
イム提案及び実験計画を策定する．

"は，それぞれ，中心温度，中心密度，及び規格化小半び $!
径である．このデータベースを参照して，中心温度，中心密度，及び NBI パワーを設定することで，中性子発生率を
１６８

Project Review

2. Preparation of Hardware Necessary to Execute Deuterium Experiment and Development of Analysis Code for LHD Deuterium Plasmas M. Osakabe and M. IsobeTASK/FP の TASK3D-a への実装を行った［７８］．高エネ
ルギーイオン同士の核融合反応を評価するために，中性子発生率は，フォッカー・プランク計算で得られた重陽子速度分布の二重積分によって求めた．図２１に，重水素プラズ
マ実験開始後に行った中性子発生率評価のコード間ベンチ
マークの結果を示す．
ここでは，重水素放電における中性子発生率の計測結果，CONV̲ FIT3D，CONV̲ FIT3D と 同 種 の コ ー ド
FBURN［７９］，及び TASK/FP の計算結果（高エネルギー
イオン同士の反応あり（full），なし（bt））を比較した．この比較は，コード間のベンチマークを目的としたものである
が，ビームイオンの減速方程式を解く CONV̲ FIT3D とFBURN 間の計算結果は，良い一致を得た．フォッカー・
プランク方程式を解く TASK/FP は CONV̲ FIT3D に比べてやや小さい値となった．なお，これらの計算結果が実験結果に対して過大評価であるのは，重水素１００％のプラズマ，イオン温度を電子温度と同じ，及び高エネルギーイオ
ン減速時の高エネルギーイオン損失がないとした仮定の下で計算したためである．また，TASK/FP の計算結果から，対向するNBIを行った際のビームイオン同士の核融合反応

図１
９ 中性子発生率の磁気軸・電子密度依存性について，実験結
果と FIT3D-DD との比較を行った結果．傾向について良い
一致が見られる［３７］．

の割合は全体の１０−２０％程度であることが示された．
ビームイオンの圧力分布の情報を反映する中性子発生の径方向分布，及び重水素プラズマ実験における !粒子閉じ
込め模擬実験として位置づけられる DD 反応によって生成された 1 MeV のエネルギーを持つトリトン閉じ込めの定
量的な予測を行うため，５次元モンテカルロ法に基づく
GNET コード［８０］の拡張を行った．Co-または Counter‐方向に NB 入射した際の中性子発生率の径方向分布について
予測計算が行われ，Co-NBI の際は，比較的ピーク分布である一方，Counter-NBI の際は比較的ホローな分布を持つことが示された（図２２）［８１］．
DD 反応によって生成された 1 MeV のエネルギーを持つ
トリトンの閉じ込め予測については，1 MeV トリトンの損失について，プラズマ密度にはあまり依存しない一方，磁気 軸 位 置 に 大 き く 影 響 さ れ る こ と が 示 さ れ た（図２３）

図２０ AutoAna システム上における CONV_FIT3D の入力及び出力のフロー図．放電終了後に自動実行され，中性子発生率の時間変化が，conv_nf_rate としてデータベースに登録される．

いては，電子密度分布を元に受動的な分光計測に基づく
H，D，及び He の比を考慮することで評価している．FIT
3D-DD 計算とは異なり，時間的に変化する NBI パワー及びプラズマパラメータを考慮した中性子発生率評価が可能となった．
LHD では，高エネルギーの重水素ビームが対向して入射されることから，より高精度な中性子発生率解析のためには，ビームイオン同士の核融合反応について評価する必要

図２
１ 重水素プラズマ実験における中性子発生率計算のコード間ベンチマークの結果［７３］．計算コードを用いた中性子発生率の結果は，実験結果と比べて２倍程度過大評価であるが，相対的な時間変化について，ほぼ再現しているといえる．また，CONV_FIT3D と FBURN コードで良い一致が見られる．TASK/FP 計算から，ビームイオン同士の核融合反応の割合は，全体の１０‐２０％程度であることが示された．

がある．しかし，CONV̲ FIT3D は，速度空間においてピッチ角の情報を持たないため，ビームイオン同士の核融合反応を考慮することができない．この高エネルギーイオン同士の核融合反応を評価するために，速度空間２次元及び実空 間１次 元 で の フ ォ ッ カ ー・プ ラ ン ク 計 算 が 可 能 な，
１６９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

粒子軌道の磁気面からの逸脱が特に大きな放電において，最外殻磁気面外側へドリフトしたのちに最外殻磁気面内に戻る再突入高エネルギーイオンを考慮するため，MORH
コード［８５］の重水素プラズマ対応の拡張が行われた．また，本拡張においては，高エネルギーイオン密度の定量的な評価を行うべく，中性子発生率の絶対値計算について追加した．垂直 NBI で生成されるヘリカルリップル捕捉高エ
ネルギーイオンの閉じ込め理解について，MORH コードの計算結果と中性子カメラで取得される中性子発生分布との比較を行うべく，予測計算が行われた（図２４）．
重水素実験の後半に主たる役割を果たす ICRF 加熱を用

図２
２ Co-方向へのビーム入射及び Counter-方向へビーム入射した 際 の DD 中 性 子 発 生 分 布 の 予 測［８１］．Co ビ ー ム の 際は，比 較 的 ピ ー ク を 持 っ た 径 方 向 分 布 を 持 つ 一 方，Counter ビームの際には比較的ホローな分布を持つことが予測された．

いた長時間放電における中性子発生率の評価のため，バルクプラズマとテールイオンの２温度成分を持つプラズマにおける中性子発生率計算コード整備が進められた．また，
ICRF 加熱を用いたテールイオン生成の詳細理解のため，［８２］．加えて，H，D，He などの複数イオン種との衝突や，

TASK3D/WM［８６］の拡張が進められている．LHD では，

プラズマ温度・密度の時間発展を取り入れることで，LHD

陽子の基本サイクロトロン周波数を入射しており，重陽子の目標である中心イオン温度 10 keV の達成に向け，LHD

では２次高調波加熱になる．TASK3D/WM において２次高イオン温度実験の加熱分布についても高精度に評価でき

高調波加熱を評価できるように，プラズマの熱的な応答まるよう整備が行われた［８３，８４］．また，高エネルギーイオン

でを含んだ熱いプラズマモデルでの誘電率テンソルの実装の実空間及び速度空間分布計測との詳細な比較を進めるたと，コードの精度を上げるための並列化が進められている．

め，高エネルギーイオン計測領に対応した実座標系におけ重水素実験における中性子計測を用いた高エネルギーイ

る５次元位相空間分布の出力に対応する改造が行われた．

オン閉じ込め研究においては，核融合反応断面積の関係か

GNET 等の磁気座標に基づくコードにおいては，最外殻ら，エネルギーの高いイオンに重点を置いた形の情報を提磁気面より外側での軌道を取り扱うことが難しい．LHD

供する．一方，軽水素実験期から開発を進めてきた FIDAの外寄せ配位や高ベータプラズマ実験において重要となる計測においては，中，あるいは低エネルギー領域の高エネ
ルギーイオンの計測が可能である．LHD における FIDA
計測を拡充するため，これまでトカマク装置で使用されていた FIDA 解析コード FIDASIM を LHD に適応を図った．
FIDA 計測及び FIDASIM コードの開発者である米国・
UCI の Heidbrink 教授との国際共同研究の下，FIDASIM
コードの三次元磁場配位適応が進められた［４３］．
上記の古典・新古典的高エネルギーイオン閉じ込めの

図２
３ 1 MeV トリトン閉じ込めの電子密度依存性と，磁気軸依存性の予測［８２］．1 MeV トリトンの粒子損失率は，電子密度を変化させても余り変わらない一方，磁気軸位置に大きく依存することが予測された．

図２４ 線平均電子密度が 1×1019 m−3 において垂直 NBI 加熱を行った際の縦長断面における中性子発生率密度分布の予測［３２］．桃色の線は，VNC の視線を示す．

１７０

Project Review

2. Preparation of Hardware Necessary to Execute Deuterium Experiment and Development of Analysis Code for LHD Deuterium Plasmas M. Osakabe and M. Isobe［４１］M. Osakabe et al., Rev. Sci. Instrum. 79, 10E519 (2008).
［４２］T. Ito et al., Rev. Sci. Instrum. 81, 10D327 (2010).
［４３］Y. Fujiwara et al., Plasma Fus. Res. 14, 3402129 (2019).
［４４］Y. Fujiwara et al., JINST 15, C02021 (2020).
［４５］K. Ida et al., Rev. Sci. Instrum. 90, 093503 (2019).
［４６］I. Yamada et al., Rev. Sci. Instrum. 81, 10D522 (2010).
［４７］D.J. Den Hartog et al., 59th Annual Meeting of the APS
Division of Plasma Physics, Oct. 23-27, 2017, Milwaukee,
Wisconsin CP11.00057 (2017).
［４８］K. Tanaka et al., Rev. Sci. Instrum. 79, 10E702 (2008).
［４９］C. Michael et al., Rev. Sci. Instrum. 86, 093503 (2015).
［５０］K. Tanaka et al., 27th IAEA Fusion Energy Conference,
22-27 October 2018 Ahmedabad, India, EX/P3-6.
［５１］K. Tanaka et al., Nucl. Fusion 59, 126040 (2019).
［５２］T. Tokuzawa et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 10E322 (2012).
［５３］T. Tokuzawa et al., Plasma Fus. Res. 9, 1402149 (2014).
［５４］R. Soga et al., JINST 11, C02009 (2016).
［５５］A.J. Creely et al., Rev. Sci. Instrum. 88, 073509 (2017).
［５６］T. Tokuzawa et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 10H118 (2018).
［５７］D. Kuwahara et al., JINST 10, C12031 (2015).
［５８］H. Tsuchiya et al., Plasma Fusion Res. 13, 3402063 (2018).
［５９］M. Kobayashi et al., Fus. Eng. Des. 143, 180 (2019).
［６０］M. Tanaka et al., Plasma Fusion Res. 11, 2405055 (2016).
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［６３］M. Tanaka et al., Fus. Sci. Technol. 76, 475 (2020).
［６４］M. Tanaka et al., Fus. Eng. Des., 160, 111980 (2020).
［６５］M. Tanaka et al., J. Radioanal. Nucl. Chem., 318, 877 (2018).
［６６］M. Tanaka et al., J. Nucl. Sci. Technol. 57, 1297 (2020).
７］M. Tanaka et al., Plasma Fusion Res. 15, 1405062 (2020).
［６［６８］M. Tanaka et al., Plasma Fusion Res. 15, 2405008 (2020).
［６９］M. Yokoyama et al., Nucl. Fusion 57, 126016 (2017).
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［７８］H. Nuga et al., Nucl. Fusion 59, 016007 (2019).
［７９］K. Ogawa et al., Plasma Phys. Control. Fusion 60, 095010(2018).
［８０］S. Murakami et al., Nucl. Fusion 46, S425 (2006).
［８１］M. Homma et al., Plasma Fusion Res. 11, 2403109 (2016).
［８２］M. Homma et al., Plasma Fusion Res. 10, 3403050 (2015).
［８３］H. Yamaguchi and S. Murakami, Nucl. Fusion 56, 026003(2016).
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［８７］Y. Todo and T. Sato, Phys. Plasmas 5, 1321 (1998).

他，高エネルギーイオン閉じ込め研究において注目されているトピックの一つとして，高エネルギーイオンが励起す
る MHD 不安定性と高エネルギーイオンの相互作用の理解がある．重水素プラズマ実験において利用可能となる中性子計測データによって高エネルギーイオンの定量的な計測が可能となるため，高エネルギーイオン励起 MHD 不安定
性と高エネルギーイオンの輸送においても，定量的な議論が可能となる．高エネルギーイオン励起 MHD 不安定性の予測を目的として，MEGA コード［８７］の重水素プラズマ対
応が進められている．これらによって，高エネルギーイオ
ン励起 MHD 不安定性であるアルヴェン固有モード，あるいは高エネルギーイオン励起測地線音響モード等との相互作用理解が飛躍的に進展すると期待される．

参考文献［１］Y. Takeiri et al., Nucl. Fusion 57, 102023 (2017).
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並びにそれを用いた真空装置．特許第６
０
２
１
２
７
６号，２
０
１
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［３０］K. Ogawa et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 113509 (2018).
［３１］K. Ogawa et al., Nucl. Fusion 58, 044001 (2018).
［３２］K. Ogawa et al., Plasma Phys. Control. Fusion 60, 044005(2018).
［３３］N. Pu et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 10l105 (2018).
［３４］K. Ogawa et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 10l101 (2018).
［３５］E. Takada et al., Rev. Sci. Instrum. 90, 043503 (2019).
［３６］K. Ogawa et al., Nucl. Fusion 58, 034002 (2018).
［３７］K. Ogawa et al., Nucl. Fusion 59, 076017 (2019).
［３８］M. Isobe et al., Fus. Sci. Technol. 58, 426 (2010).
［３９］M. Osakabe et al., Rev. Sci. Instrum. 72, 788 (2001).
［４０］S. Kamio et al., JINST 14, C08002 (2019).

１７１

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)１
７２‐１７６

プロジェクトレビュー

３．LHD 重水素実験初期で得られた特筆すべき成果
3. Research Highlights from Initial Phase of the LHD Deuterium Experiment

３．
１ 重水素実験による LHD プラズマ運転領域の拡大
3.1 Extension of Plasma Operational Regime in the LHD Deuterium Operation
高 橋 裕 己，小 川 国 大TAKAHASHI Hiromi and OGAWA Kunihiro
自然科学研究機構 核融合科学研究所（原稿受付：２０
２
１年１月８日）LHD重水素実験の重要な目標の一つは，LHDプラズマの最高性能化を図り，ヘリカル型核融合炉の科学的成立性を明らかにすることである．LHD 実験の初年度である２
０１７年度には，核融合条件の重要な指標の一つである
イオン温度10 keVをヘリカル系プラズマにおいてはじめて達成した．重水素実験における高イオン温度プラズマ
は加熱・磁場配位の最適化や，不純物量制御，壁コンディショニングによるリサイクリング抑制などの運転条件の最適化に加えて，イオン熱閉じ込めの改善によって実現された．ジャイロ運動論的乱流シミュレーションの結果，TEM/ITG 乱流の線形成長率は重水素プラズマにおいて低減しており，パワーバランス解析の結果と定性的に一致する傾向が示された．
LHDの重水素実験では，中性子計測による高エネルギー粒子閉じ込め物理の研究も重要な位置付けとなっている．重水素を用いた NBI プラズマ実験では，核融合利得 !!! において，中・大型のトカマクと同等程度となる
4×10−4，並びに，等価 !!" として 0.11 を達成した．
Keywords:
deuterium experiment, high performance, isotope effect, neutron emission rate, fusion gain, Large Helical Device

３．
１．
１ はじめに３．
１．
２ 高イオン温度プラズマ運転領域の拡大
３．
１．
２．
１ イオン温度 10 keV の達成

LHD では２
０１７年度より重水素実験が開始された．重水素
実験の目的は，プラズマ性能の向上，並びに，プラズマ物

核融合反応によるプラズマの燃焼維持のためには

理および工学に関する理解の進展である．このうち，プラ

10 keV 程度のイオン温度を持つプラズマを生成する必要

ズマ性能の向上については，LHD プラズマの最高性能化をがある．LHD においては，従来，実験に使用されてきた３

図り，ヘリカル型核融合炉の科学的成立性を明らかにする

ラインの接線入射の NBI（ビームエネルギー：180 keV）にことを目標として，LHD のミッション実験として取り組ま

加えて，２００５（平成１７）年に，磁力線に対して垂直方向にれている．

入射される低エネルギー NB（140 keV）を増設し，さら高性能化ミッションでは具体的には，加熱や燃料供給，に，２０１０（平成２２）年には同様の垂直入射 NBI が増設され

磁場配位などの運転最適化を行い，LHD プラズマのイオン

た．これらの低エネルギー NBI により主にイオンを加熱す

温度（"$），電子温度（"#），蓄積エネルギー（#%），核融ることができるため，垂直 NBI の導入後，オペレーション

合三重積，核融合利得（!）などのパラメータ領域の拡大の最適化と併せて，年々，到達イオン温度を上昇させるこを図る研究，さらには，熱輸送障壁を伴うプラズマの閉じとに成功してい る［１，２］．２０１１（平 成２３）年 に は，ICRF

込めに対する同位体効果や，中性子計測による高エネル

を用いた真空容器壁のコンディショニング放電を事前に実ギー粒子閉じ込めなど，重水素実験の特徴を活かした研究

施する手法によって，主放電中の真空容器壁からの水素イが実施されている．

オンのリサイクリングを抑制する手法を見いだした．その本節では，LHD 重水素実験で行われたプラズマ高性能化

結果，NBI によってプラズマのコア領域を効率良く加熱す研究のうち，特に，高イオン温度，並びに，高中性子発生

ることが可能となり，到達可能な最高イオン温度領域を更量，高核融合利得をめざした取り組みについて紹介する．

に拡大することに成功した．その後，壁コンディショニン
グのための加熱源として ECH も，ICRF と同様の壁コン

National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: takahashi.hiromi@nifs.ac.jp

１７２!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchProject Review

3.1 Extension of Plasma Operational Regime in the LHD Deuterium Operation

H. Takahashi and K. Ogawa

モ ー ド（Trapped Energetic Ions Driven Resistive Inter-

ディショニング効果があることが確認された［３］．
２０１７（平成２９）年に開始された重水素実験では，垂直change Modes; EIC）と呼ばれる MHD 不安定性が発生してNBI を重水素ビームで運用する際に，ビームエネルギーをいる［６］．EIC が発生するとプラズマ中の高エネルギー粒増加させることで，１ラインあたりの加熱電力が 6 MW

子が吐き出される．これは，図中の中性子発生率の急激なから 9 MW に増強された．一方で，接線 NBI は軽水素運転低下や蓄積エネルギーの低下からも確認できる．この放電に最適化された設計となっていることから，重水素ビーム

では，中心イオン温度が 10 keV に達した直後にも EIC が発運転では加熱電力が減少する．このため，最高イオン温度

生しており，その後，イオン温度が低下していることがわを目指す実験では，NBI の総入射パワーが最大になるよう

かる．今後，LHD で更に高いイオン温度を実現するためにに，接線 NBI は軽水素ビーム，垂直 NBI は重水素ビームでは，いかに EIC を抑制するかが重要な鍵となる．

運用した．これにより，約 30 MW の NBI 加熱入力が可能

３．
１．
２．
２ イオン ITB を伴う高イオン温度におけるイオン
熱閉じ込めに対する同位体効果となった．２０１７（平成２９）年の重水素を用いたプラズマ実験
において，この大電力 NBI によるプラズマ加熱と，イオン

図１に示した，重水素実験における高イオン温度プラズ

質量効果によるイオン熱閉じ込めの改善によって，10 keV

マは，NBI パワーの増加や運転条件の最適化のみによってのイオン温度の実現に成功した［４］．図１にイオ ン温度得られたのではなく，イオン熱閉じ込めの改善も寄与して

10 keV を達成した放電における（a）NBI パワー "%#$，（b）いる．ここでは，軽水素実験と重水素実験それぞれで得ら

FIR 干渉計で得られた線平均電子密度 *(&)*.，（c）規格化ポれた高イオン温度プラズマにおけるイオン熱閉じ込め特性

ロイダル磁場揺動 (!/，（d）中性子発生率 $+，（e）プラズ
"!

を示す．

マ蓄積エネルギー &-，（f）中心イオン温度 %)!の時間発展

図２に，軽水素実験期（#123130，W/O D）と重水素実験

波形と，（g）イオン温度 %*，電子温度 %(，電子密度 *(の径期（#133707，W/ D）で得られた典型的な高イオン温度プ方向分布を示す．図１（g）における +())は実効小半径であ

ラズマにおける，（a）‐（f）*(，%(，%*，並びにそれらの勾る．真空容器壁やダイバータ板からの軽水素，重水素リサ

配，（g）%(!
%*，（h）イオン加熱電力 "*&/,/の径方向分布を示

イクリングを低減させるために，この放電に先立って，Heす．それぞれの実験は，同じ磁場配位（真空の磁気軸位置ガスを用いた４０秒程度のECH放電を繰り返し実施した．ま#'0!3.6 m，トロイダル磁場強度 !/!2.85 T，トロイダル

た，LHD では高 %*プラズマのイオン熱輸送低減に対して，

磁場極性：反時計回り）で行われた．図２横軸の'""はそのプラズマ中に存在するカーボン量に最適値が存在すること

内側に電子の運動エネルギーの９９％が閉じ込められているが実験的に示されており［５］，この放電でも 4.57 秒に最適

小半径位置を示している．これらの放電は図１に示した放化された大きさのカーボンペレットを入射している．カー電と同様に，壁コンディショニングを目的とした ICRF まボンペレットの 入 射 後 に，追 加 の NBI 加 熱 が 行 われる

たは ECH を用いた長パルスの He 放電を事前に実施しておと，中心イオン温度は徐々に増加し，最終的に時刻 4.85 秒

り，また，放電中にカーボンペレットを入射している．

で10 keVに到達している．この放電では図中の矢印で示す

NBI については，#123130 では５台全ての NBI を軽水素でタイミングで，捕捉高エネルギー粒子駆動抵抗性交換型

運用しているが，NBI の総入射電力を最大化する た め

図１

イオン温度10 keVを達成した放電における（a）
NBIパワー，（b）
線平均電子密度，（c）
規格化ポロイダル磁場揺動，（d）
中性子発生率，（e）
プラズマ蓄積エネルギー，（f）
中心イオン温度の時間発展波形と，（g）
イオン温度，電子温度，電子密度の径方向分布．4.57 秒でのカーボンペレットの入射後に，追加の NBI 加熱が行われると，中心イオン温度は徐々に増加する．時刻 4.85 秒で 10 keV に到達しているが，その直後に EIC イベントが発生しイオン温度は低下する．

１７３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

図２

軽水素実験期（#123130，W/O D）と重水素実験期（#133707，W/ D）において，He 放電洗浄とカーボンペレット入射を組み合わせることで得られた典型的な高イオン温度プラズマにおける
（a）
‐
（f）
ne，Te，Ti，並びにそれらの勾配，（g）
Te/Ti，（h）
イオン加熱電力の軽方向分布．重水素を用いたプラズマでは，特にプラズマ中心領域において，高い密度とイオン温度が実現されている．

に，#133707 では３台の接線 NBI は軽水素ビーム，２台の重水素を用いたプラズマのほぼ全領域で，#+"#-が小さく

垂直 NBI は重水素ビームで運用している．このためいずれなっている．

の放電でもプラズマは多粒子系であり，実際，図２に示し

次に，パワーバランス解析によるイオン熱輸送の比較，た分布の時刻では，#123130（W/O D）に お い て，（&'：

並びに，ジャイロ運動論的乱流シミュレーションコード

&&：&'+：&%）＝（0.556：0：0.407：0.037），#133707（W/ D）でGKV［８］による乱流成長率の比較を示す．LHD の高イオン

は，（&'：&&：&'+：&%）＝（0.169：0.293：0.532：0.005）と な っ

温度プラズマは多粒子系であるため，輸送解析には，H，ている．よりピュリティの高い軽水素プラズマ，重水素プ

D，He，C の４種類のイオンの影響を考慮し，また，GKV

ラズマの閉じ込め特性の比較は３．
２節で後述される．

コードによる線形成長率も複数イオン種の効果を取り入れ

NBI のポートスルー 加 熱 電 力 は#123130（W/O D）でて評価した［９，１０］．図３に（a）実効イオン熱拡散係数 #-(+,,，

26 MW，#133707（W/ D）で 31 MW で あ る が，GNET（b）ITG/TEM 乱流の最大線形成長率 $.)/を示す．ここで，コード［７］を用いて評価されたイオン加熱パワーは，重水実効イオン熱拡散係数は，輸送に対するジャイロボーム依

素ビームを用いた#133707 でわずかに小さくなっている．

存性をキャンセルするために，以下で定義する式を用いてこれは，主にイオン加熱として用いている垂直 NBI の加速評価した．

エネルギーが，重水素ビームでは大きいため，磁気面から
GB normalizad #-(+,,"のビーム粒子の逸脱が大きくなっているためである．図２
から，重水素を用いたプラズマでは，特にプラズマ中心領域において，高い密度とイオン温度が実現されていること

"%
"
! !!
$ !#
*#"!
$ % !% $
%
&-#*'
+,
,

（１）

が確認できる．一方，電子温度分布は，#123130（W/O D）

ここで，"% はイオン熱流束，%は H，D，He，C に対応し，と#133707（W/ D）でほぼ同程度となっており，結果的に，!，$はそれぞれのイオンの質量，並びに，電荷数である．

図３

軽水素実験期（#123130，W/O D）と重水素実験期（#133707，W/ D）に得られた高 Ti プラズマにおける（a）
実効イオン熱拡散係数#i_eff，（b）
ITG/TEM 乱流の最大線形成長率 $max の軽方向分布．重水素を用いたプラズマでは，プラズマの全領域において，実効イオン熱拡散係数が低減している．GKV シミュレーションの結果では，いずれの放電においてもプラズマのコア領域では ITG が支配的であり，プラズマ周辺領域では TEM が支配的となっている．

１７４

Project Review

3.1 Extension of Plasma Operational Regime in the LHD Deuterium Operation

H. Takahashi and K. Ogawa$)は，CXRS 計測によって得られた炭素のイオン温度を採行った（図４（b））．本解析では，有効電荷数を１と仮定

用し，"*は GNET コードによって粒子種ごとに評価した．

し，短時間（0.1 ms）のビームイオンの軌道効果を含めた．

図に示されるように，重水素を用いたプラズマではプラズ

FIT3D-DD で得られた最大総中性子発生率 6.4×1015 n/s

マの全領域において，実効イオン熱拡散係数が低減していは，実験で得られたものと比較して２倍程度高いが，総中ること が わ か る．GKV シ ミ ュ レ ー シ ョ ン の 結 果 で は，性子発生率のピークが線平均電子密度において 2×1019 かW/O D，W/ D のいずれにおいてもプラズマのコア領域で

ら 3×1019 m−3 の領域で得られ，更に密度を上昇させると，は ITG が支配的であり，一方，プラズマ周辺領域ではTEM

密度上昇に伴い総中性子発生率は緩やかに減少するというが支配的となっていることが示された．プラズマの外側の点で定性的な一致が得られた．現在，５次元ドリフト運動!
#%##で は，実 効 イ オ ン 熱 拡 散 係 数 と
""'
領 域，!
'(
(

論に基づく GNET コード［７］を用いたより詳細な解析を進

ITG/TEM の線形成長率の径方向位置依存性の傾向が定性

めている．

#
%##"!
!
"の領域での実効イオン的に一致しているが，''((核融合炉の性能を示す核融合反応エネルギーを総入力パ

熱拡散係数は，現状の線形シミュレーションでは説明できワーで除したもので定義される核融合利得" について，探ない．この計算では，乱流の成長に伴う帯状流形成の影響究を行った［９］．重水素プラズマにおける核融合利得 "$$が含まれていないため，より定量的な評価のためには，非は，（総中性子発生率×7.25 MeV）/（総加熱パワー）で表線形計算が必要となる．また，今後はさらに，乱流抑制にされる．本実験においては，負イオン源 NB のみ使用して対する電場シアの効果もシミュレーションに取り入れて，おり，総加熱パワーは，則ち負イオン源 NB 加熱パワーでより精度の高い比較を行っていく見通しである．

ある．"$$ の NB 加熱パワー依存性について低磁場条件!(!1.375 T 及び高磁場条件 !(!2.75 T で調査を行った

３．
１．
３ 高中性子発生率，高核融合利得の追求（図５（a））．予想された通り，高磁場条件の方が高い "$$ヘリカルプラズマにおける最高性能を探究するため，フが得られた．どちらの磁場条件においても "$$ は，NB

ルパワー重水素加熱条件の下，最大総中性子発生率の探究

加熱パワーが 3 MW まで上昇し，その後比較的平坦であるを行った［１１］．最大中性子発生率を得る最適な条件を探す

傾 向 を 持 っ て い る こ と が わ か っ た．"$$ の 最 大 値 は，ため，重水素の中性粒子ビーム（NB）加熱重水素プラズマ

4×10−4 であった．高エネルギーイオンが損失することなにおいて，最大中性子発生率のプラズマ密度依存性を，異く背景プラズマ中で古典的に減速するという仮定に基づきなる磁場配位において取得した（図４（a））．LHD において中性子発生率を計算するコード FBURN［１７］を用いて，DD発生する中性子は，所謂ビーム−プラズマ反応に起因する中性子が支配的である．フォッカープランク方程式に基づくモデルの事前予測［１２］の通り，総中性子発生率は線平均電子密度（&'%()+）において，2×1019 m−3 から 3×1019 m−3の領域で最大値を持つことがわかった．ここで，比較的低密度領域（&'%()+"2×1019 m−3）において総中性子発生率が電子密度の増加に伴い増加するのは，中性粒子ビームの電離効率の改善に起因し，一方，比較的高密度領域（&'%()+$
3×1019 m−3）において，総中性子発生率が電子密度の増加に伴い減少するのは，電子温度の減少に伴いビームイオンの減速時間が短くなることに起因する．また，同じ線平均電子密度の条件における総中性子発生率は，磁気軸の内側
シフトに伴い増加することが分かった．内寄せ配位と呼ばれ る #&,!3.55 m に お け る 最 大 中 性 子 発 生 率 は 約
3×1015 n/s で あ る の に 対 し，外 寄 せ 配 位 と 呼 ば れ る#&,!3.90 m における最大中性子発生率は約3×1014 n/sと，おおよそ一桁の差がある．この磁気軸依存性が現れる主たる原因の一つとして，主プラズマ性能の違いが挙げられ
る．LHD の同じ加熱パワー及び密度条件における電子温度を比較すると，内寄せ配位の場合の方が外寄せ配位に比して高い傾向にある．比較的高い電子温度によって，ビーム
イオンの減速時間が長くなり中性子発生率が上昇したと考えられる．LHD の第１年次の重水素実験において得られた

図４ （a）
総中性子発生率（Sn）の線平均電子密度（ne_fir）
依存性．
総中性子発生率は，電子密度が 2×1019 m−3 から 3×1019
m−3 の領域でピークを持つ．（b）
FIT3D-DD コードで得られた Sn の ne_fir 依存性．総中性子発生率の絶対値については，
約２倍高い値となっているが，傾向については，実験を再現している［１１］．

最大中性子発生率は，3.3×1015 n/s であった［１３，１４］．磁場
配位及びプラズマパラメータの総中性子発生率への影響の理解を目的として，フォッカープランクの定常解に基づく
FIT3D-DD コード［１５，１６］を 用 い た 中 性 子 発 生 率 解 析 を
１７５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

した場合に１６４であった．ここで，得られた "%'""%% の値
はTFTRの重水素プラズマにおいて評価された値［１８］とほぼ同じであった．LHD の重水素実験第１年次において得られた equivalent "%' の最大値は，0.11 であり，大型トカマ
クにおける 5 MW 加熱の条件で得られた equivalent "%'の値と同等であった［１８‐２０］．最後に，"%% のプラズマパ#!
に対しラメータ依存性について調べたところ，"%% は $("!

線 形 に 増 加 す る こ と が わ か っ た（図５（b））．LHD の
NB 加 熱 プ ラ ズ マ に お い て は，中 性 子 は 主 に ビ ー ム―
プ ラ ズ マ 反 応 に よ っ て 生 成 さ れ る．そ の た め，##とな"%% "#*"!&$ "%)!!&$!#!&$ "%)!$("!
"%("$("!
+"り，図５（b）は，中性子がビーム―プラズマ反応によって主に生成されていることを示している．

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図５ （a）
重水素プラズマにおける核融合利得（QDD）
及び DD プラズ マ か ら 評 価 し た DT プ ラ ズ マ に お け る 核 融 合 利 得（equivalent QDT）の負イオン源中性粒子ビーム加熱パワー
依存性．予想された通り強磁場条件の方が，弱磁場条件に比べ高いQDD が得られている．最大equivalent QDT として，
1.5
0.11 を記録した．（b）
QDD の T1.5
e０ 依存性．QDD の Te ０に対する線形的な増加は，中性子が主にビームープラズマ反応に起因していることを示している［１１］．

プラズマから換算した DT プラズマにおける核融合利得"%'（equivalent "%'）について，評価を行った．三重水素
プラズマに重水素ビームを入射した場合，または，重水素プラズマに三重水素ビームを入射した場合の核融合利得"%'，及び，重水素プラズマに重水素ビームを入射した場
合の核融合利得 "%%を計算し，その比である "%'""%%を得た．"%'""%% は，三重水素プラズマに重水素ビームを入射した場合に２４９，重水素プラズマに三重水素ビームを入射

１７６

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)１
７７‐１９１

プロジェクトレビュー

３．LHD 重水素実験初期で得られた特筆すべき成果
3. Research Highlights from Initial Phase of the LHD Deuterium Experiment

３．
２ LHD における輸送の同位体効果
3.2 The Isotope Effects on Transport in LHD
田 中 謙 治１，２），永 岡 賢 一１，３），居 田 克 巳１，４），吉 沼 幹 朗１，４），小 林 達 哉１，４），仲 田 資 季１，４）
TANAKA Kenji１，２）, NAGAOKA Kenichi１，３）, IDA Katsumi１，４）, YOSHINUMA Mikirou１，４）,
KOBAYASHI Tatsuya１，４）and NAKATA Motoki１，４）
１）

自然科学研究機構 核融合科学研究所，２）九州大学大学院総合理工学府先端エネルギー理工学専攻，

３）

名古屋大学大学院理学研究科 素粒子宇宙物理学専攻，４）総合研究大学院大学 物理科学研究科 核融合科学専攻（原稿受付：２０
２
１年１月８日）２０１７年に開始された LHD の重水素実験において輸送における同位体効果は重要な研究項目であり，その検証と物理機構の解明に取り組んできた．同位体効果を検証するために回帰解析を通じた巨視的なエネルギー閉じ
込め時間のスケーリングの導出，パワーバランス解析による局所的な輸送係数の評価を行った．これら同位体効
果の物理機構の解明のために，乱流揺動の計測，および，ジャイロ運動論乱流シミュレーションを行い，乱流揺動が重要な役割を担っていることが明らかになった．電子およびイオンの内部輸送障壁の形成に同位体効果があることを明らかにし，イオン内部輸送障壁が形成されたプラズマでは，バルクイオン種の違いだけではなく炭素
不純物イオンが輸送の改善に寄与していることが分かった．さらに将来の核融合炉プラズマにおける重水素‐三重水素の混合プラズマを模擬した軽水素‐重水素混合プラズマの実験によりイオンと電子の粒子輸送が異なる非ミキシング状態を見出した．
Keywords:
Isotope effect, turbulence, dimensionally similar plasma, ITB, gain factor, isotope mixing, isotope non-mixing

３．
２．
１ はじめにれていない．トカマク系および，多くのヘリカル系の運転

・同位体効果とその重要性

領域では，炉心プラズマの輸送は乱流輸送が支配的となる

軽水素，重水素，三重水素の水素同位体プラズマの輸送ことが知られている．多くの乱流輸送モデルは，ジャイロが異なる現象，特に，イオン質量依存性に起因するものを

ボーム拡散の特徴を持つ．ジャイロボーム拡散は，乱流揺同位体効果と総称する．多くの実験において，イオン質量動の典型的な特性長であるイオンラーモア半径を拡散のスの大きい水素同位体プラズマの閉じ込めが向上することがテップ長，また，熱速度とプラズマ小半径で評価した特性確認されており［１‐８］，閉じ込め・輸送研究の重要課題に

時間を拡散のステップ時間とした酔歩過程として評価され位置づけられてきた．これまでのトカマクプラズマ実験でる．ジャイロボーム拡散の拡散係数 #は次式で与えられる

報告されている L モード（低い閉じ込めモード）から H［９］．

モード（高い閉じ込めモード）への遷移に必要な加熱パ#'-,+%+)* $$!#%+)* "ワーが，重水素プラズマでは軽水素の場合に比べて低い（1/2〜1/3 程度）こと［７］は，よく知られている同位体効果

$ "!
$$
" !!
&)#!#

（１）

の一例である．また，将来の核融合炉においては重水素，

こ こ で，$!は 規 格 化 イ オ ン ラ ー モ ア 半 径（$!"$'"&，

三重水素が混合された核融合燃焼プラズマを制御・維持す$'"%$" ")!），" はイオンの質量数，$ はイオンまたは
電子温度，&はプラズマ小半径，)はイオンの電荷，!は閉ることが必要である．よって，核融合燃焼プラズマの放電
シナリオ開発及び性能予測のためには，軽水素と重水素をじ込め磁場である．#%+)*$$")! はボーム拡散係数と呼ば用いた実験から輸送の同位体効果を理解することが重要でれ，酔歩過程に当てはめれば %&$'の特性長をもつ長波長のある．

乱流揺動が引き起こす拡散に対応する．エネルギー閉じ込

・同位体効果のミステリー

め時間は %$(%"##&#"#（(はプラズマの密度，%& "!(はプラズマの体積，#は吸収パワー，#は熱伝導係数）であ

一方で，輸送の同位体効果の物理機構は十分には理解さ
National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: tanaka.kenji@nifs.ac.jp

１７７!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

るため，%" をプラズマの運転パラメータである '，!，$，

波後方散乱など，揺動計測が稼働しており，世界でもトッ&，%（プラズマ大半径）で記述するとジャイロボーム拡散

プクラスの加熱，計測装置が整備されている．この特徴をの場合は次式となる．

最大限に生かして，多様な温度分布，及び密度分布のプラ

$ !!!
"!
# !!
% !!
% !!
$ !!
$ !!!
# "
%
'(-,
+&+)* #& ( ! ' % $ズマに対して，同位体効果を調べる実験を展開している．

（２）

これにより，従来の閉じ込め時間に対するイオン質量依

IPB98（y，2）モデルや ISS04 モデルといった複数の実験装置

存性を調べる手法，いわゆる０次元輸送解析だけでなく，から評価されたエネルギー閉じ込め時間のスケーリング則

分布形状効果を含めた輸送解析による同位体効果の研究へ

では，イオン質量以外はジャイロボーム的な依存性を持発展させ，多角的に同位体効果を研究している．

つ．また，乱流を駆動するイオン温度勾配不安定性（Ion

加熱手法の違いは異なるプラズマの実験領域でのデータ

Temperature Gradient mode; ITG）や 補 足 電 子 不 安 定 性の取得につながる．ECRH プラズマは加熱吸収分布が空間（Trapped Electron Mode; TEM）は，特性長と特性時間が的に局在化するのに対し，NBI プラズマ加熱吸収分布は空

上述のジャイロボーム拡散と同様であり，例えば，これら間的に比較的幅広いものとなる．その結果，乱流の安定性

乱流の線形成長率とモードの波数で評価された拡散係数はに強く影響する電子とイオンの温度比がECRHプラズマと（１）式のようなパラメータ依存性を持つ．トカマクの実験

NBI プラズマでは大きく異なり，支配的な乱流が異なる可結果は M の指数は装置やデータベースにより違いがある

能性がある．よって，ECRH プラズマと NBI プラズマを本が，ほとんどの場合は（２）式と異なり M の指数は正の値をレビューではまずは別途議論することにした．次の段階と示す．M の指数が正であることは重水素，三重水素を用いして ECRHプラズマとNBIプラズマの同位体効果を統一的る核融合炉では現在の軽水素，重水素よりも閉じ込めがよに理解することが必要となる．

いことを意味する．しかしながら，閉じ込めを決定づける３．
２．
２では ECRH プラズマにおいて運転パラメータ（プ

乱流輸送を駆動する ITG や TEM の線形不安定性の特性か

ラズマ密度，加熱パワー）をスキャンして同位体効果のスら評価されるイオン質量依存性とスケーリング則は相反す

ケーリングを導出するとともに運転パラメータをそろえた

る．そのため，長い間，核融合プラズマの輸送研究におい

輸送解析および乱流揺動の同位体効果について報告すて水素同位体効果はミステリーとされてきた．最近の理論

る．３．
２．
３では，L モード的な NBI プラズマを対象に無次元研究では，有限の衝突効果を考慮した TEM 不安定性やパラメータ（規格化ラーモア半径 $"，規格化衝突周波数

TEM 駆動乱流については

粒子間衝突による安定化効果#"，規格化プラズマ圧力 "）をそろえた次元相似プラズマやゾーナルフローが軽水素プラズマより重水素プラズマでの同位体効果を報告する．軽水素プラズマと重水素プラズ

強いことが示される［１０，１１］などメカニズム解明への進展

マで $"をそろえるためには，軽水素プラズマと重水素プラを見せている．しかしながら，過去のトカマクの結果で観ズマにおいて異なる磁場強度でのプラズマの運転が必要で測される実験結果の全体像を十分に説明することはできてある．NBI プラズマにおいては磁場強度が異なる場合も加いない［１２，１３］．

熱吸収分布をそろえることができ，$"，#"および "の空間

これまでに多くの実験装置で同位体効果が観測され，バ分布を一致させることができた．３．
２．
２，３．
２．
３は内部輸送ルクイオン種（軽水素イオン，または重水素イオン）の違障壁の形成されていない L モード的なプラズマにおける同いに注目した研究がなされてきた．しかしながら，単一の位体効果について議論したのに対して３．
２．
４では，閉じ込

物理機構による説明は成功していない．そこで，これまで

め改善モードである電子およびイオンの内部輸送障壁の同の研究とは見方を変えて，いくつかの要因の複合的な効果

位体効果について述べる．３．
２．
２〜３．
２．
４ではバルクのイオ

として同位体効果を捉えることが必要だと考えられる．例

ン種が軽水素または重水素であることに注目した実験，解えば，加熱パターンの違いに起因する温度分布の相違，粒析結果であるのに対し，３．
２．
５では同位体効果の二次的な子輸送の違いに起因する密度分布の相違，スパッタリング

効果として不純物イオンの軽水素プラズマ，および重水素の違いによる不純物含有量の相違，中性粒子の侵入長の違プラズマのイオンの熱輸送に与える影響について報告すいなどが相互に複雑に影響する描像を持つと，同位体効果

る．３．
２．
６では軽水素と重水素の混合プラズマにおける粒を理解するためには，多角的な実験，及び解析が必要なこ

子輸送について報告する．混合プラズマの実験は重水素実とは明らかである．この複数の要因が関連する複合的な効験で初めて可能となった．また，将来の核融合炉は重水素，

果として同位体効果をとらえることが重要となることか

三重水素の混合プラズマで運転するため，混合プラズマのら，LHD では多様な実験条件での研究が進められている．

知見は極めて重要である．最後に，３．
２．
７でトカマクプラズ

・LHD での同位体効果研究の取り組み

マを中心に展開されてきた同位体効果の研究に対する
LHD 実験の成果の意義，今後の同位体効果の研究に対する

LHD においては，高出力の中性粒 子 ビ ー ム（Neutral

指針を述べる．

Beam Injection heating; NBI）装置，電子サイクロトロン共

なお，本論文で解説する内容の詳細については章末に記鳴加熱（Electron Cyclotron Resonant Heating; ECRH）が重した参考文献を参考にされたい．

水素実験開始当初より稼働している．また，レーザー干渉計，トムソン散乱計測，荷電交換分光を用いた高空間分解能を有するプラズマの温度・密度の分布計測に加え，位相コントラストイメージング，マイクロ波反射計，マイクロ１７８

Project Review

3.2 The Isotope Effects on Transport in LHD

K. Tanaka et al.

３．
２．
２ ECRH プラズマにおける同位体効果

プより評価している．一部のデータはイオン温度計測のた・はじめにめに短パルス（20 ms）の NBI を入射している．そのため，

大出力ジャイロトロンを用いた電子共鳴加熱（ECRH）

反磁性ループの信号が高速イオンの影響を受けている可能プラズマは加熱条件が磁場強度と電子密度のみで決まり，性がある．また，重水素のほうが炭素密度が高いことが分

イオン種は加熱条件に影響を与えないため，同一条件下でかっており［１５］，今後，より精度のある "' の評価のため

軽水素プラズマ，重水素プラズマの輸送特性を比較するのに電子およびイ オ ン（H+，D＋，主 要 な 不 純 物 で あ るに適している．しかしながら，ECRH は加熱密度が大きく，C6＋）の密度分布，温度分布から評価した蓄積エネルギー

加熱位置によりプラズマの電子温度分布は大きく変化すおよび，イオンの密度比を考慮した実効的なイオン質量をる．よって，同位体効果の実験において，加熱位置を厳密用いてスケーリング則を明らかにする必要がある．

にそろえた注意深い実験条件の設定が必要となる．ECRH

ECH の接線入射方向を変えて "' を比較したところトロは真空容器へのアクセスが比較的容易であり，そのため，

イダル磁場と同じ方向に ECH を入射した Co 方向の入射

将来の核融合炉では主力の加熱となる可能性がある．よっで，トロイダル磁場と逆方向に入射した Counter 方向の入て，将来の核融合炉の運転予測のためにも ECRH プラズマ

射より系統的に閉じ込めがよい結果が得られている［１６］．

における同位体効果の理解は重要である．

Counter 方向入射では，プラズマの中心付近で電子温度が・ECRH プラズマにおける "E の同位体効果

平坦化［１７］しており，これは中心領域の磁場のトポロジー

２０１７年の第１９サイクル実験において電子密度および加熱がストキャスティックになったためだと考えられる．磁場パワーを重水素において 0.6−3.9 MW，軽水素においてのトポロジーの変化にも同位体効果がある可能性があり，

0.8−3.8 MW，線 平 均 電 子 密 度 は 重 水 素 に お い て

実験と理論計算を通じた詳細な理解が望まれる．

19

0.6−2.8×10 m−319

軽水素において 0.3−2.8×10 m−3・ECRH プラズマにおける局所輸送解析と乱流揺動の範囲でスキャンして "' の比較を行い，回帰解析により下記の

２０１８‐２０１９年第２０サイクルの実験ではより詳細な輸送解析を行うために，運転条件をそろえた比較実験を行った．

スケーリング則を得た［１４］．
!"!" !!!
!!
###!!
!" !!
#,%!#!!
")*.$"#!!
"'+)'&( $!
!

密度が高い領域で屈折により加熱位置が変化することを避（３）けるため，屈折の効果が小さい 154 GHz の第二高調波加熱! はイオン質量数で軽水素プラズマは ! ""とし，重水素による比較実験を行った．

プラズマでは ! "#とした．#,は線平均電子密度，")*.

図１に比較の一例を 示 す［１８］．2 MW ECRH の加熱では吸収パワーである．実験は磁気軸位置 3.6 m の内寄せ配#,"1.7×1019 m−3，および，#,"3.2×1019 m−3 にそろえ位で磁場強度は 2.75 T で実験を行った．#,および，")*.

た．#,"1.7×1019 m−3 にそろえた場合は中心電子温度，イの依存性はジャイロボーム則の（１）式と近い値を示すがオン温度に軽水素プラズマと重水素プラズマでほとんど差（３）式は! に対する依存性は異なり，正の指数となる．

がないが，#,"3.2×1019 m−3 では，重水素プラズマでは軽同じ #,，")*.において重水素のほうが軽水素より１６％閉じ

水素プラズマより明確に高い中心電子温度の上昇が観測

込めが良いことを示している．データセットにおいては，された．このように，軽水素プラズマと重水素プラズマ

最初の入射パスでの吸収効率が９０％以上のショットを解析の 閉 じ 込 め 特 性 の 違 い は 密 度 領 域 に よ っ て 異 な る．

対象にした．イオン比は軽水素プラズマ，重水素プラズマ#,"1.7×1019 m−3 の 場 合 は 軽 水 素 プ ラ ズ マ でにおいて軽水素，重水素がそれぞれ８０％以上，ヘリウム放"''&( "0.192 s，重水素プラズマで "'+)'&( "0.203 s とな!

電洗浄にヘリウムの残留成分が１０％以下である［１４］．現在り，重 水 素 プ ラ ズ マ で５％の 改 善 で あ っ た．一 方，のところ，"' の評価において蓄積エネルギーは反磁性ルー#,"3.2×1019 m−3 の 場 合 は 軽 水 素 プ ラ ズ マ で

図１

軽水素放電と重水素放電の時間変化の比較（a‐1），（b‐1）
線平均電信密度，（a‐2），（b‐2）
中心電位温度，イオン温度，
（a‐3）
，
（b‐3）
イオンスケール乱流揺動，（a‐4），（b‐4）
電子スケール乱流揺動．青線は軽水素放電，赤線は重水素放電を示す（文献［１８］より転載）．

１７９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021%*-/,*)+ "0.243 s，重水素プラズマで %*-/,*)+ "0.276 s とな!
!

は電子温度，"/はイオン温度を示す．

り，重水素プラズマで１４％の改善であった［１８］．

軽水素および重水素プラズマにおいて図２のように，

イオンスケール（波長がイオンのラーモア半径程度）の'.，".，"/が等しければ（４）式に示すように !./は &/に反乱流は二次元位相コントラストイメージング［１９］を用いて比例するので !./は重水素において軽水素の 1/2 倍となる．

$"20〜500 kHz，%"0.1〜0.8 m−1 の領域で計測し，電子ス

それにもかかわらず "/は同程度であるため，その結果 #/ケール（波長が電子のラーモア半径程度）の乱流はマイクロは全空間領域において重水素プラズマの方が低くなる．イ

波後方散乱［２０］を用いて，$"20−500 kHz，%"3〜4 mm−1

オンスケールの乱流揺動振幅を電子密度で規格化した乱流の 領 域 を 計 測 し た．イ オ ン ス ケ ー ル の 乱 流 は，

揺動レベルは規格化位置$$%"!
!
(において重水素プラズマ'."1.7×1019 m−3 において，重水素プラズマの方が軽水の方が大きい．GSRAKE［２１］により評価した新古典輸送係

素 プ ラ ズ マ よ り 大 き い．一 方，'."3.2×1019 m−3 に お

数には明確な違いはなかった．

いて，重 水 素 プ ラ ズマ に お い て，揺 動 振幅 が 明 確 に 減

図３に，'."3.2×1019 m−3 に お け る 分 布 の 比 較 を 示

少 し て い る．一 方，電 子 ス ケ ー ル の 乱 流 揺 動 は，!
'す．図３（a）に示すように重水素プラズマにおいて $"!

'."1.7×1019 m−3 において，軽水素プラズマ，重水素プラ

において明確な温度上昇を観測した．図３（b）に示すようズマで揺動振幅は同程度で，'."3.2×1019 m−3 において重に電子密度は重水素プラズマでより強いホローな密度分布

水素プラズマの方が揺動振幅が増大している．このように!
%においては重水素の方がとなる．実験値の #.は $"!

軽水素プラズマと重水素プラズマにおいて乱流のスケール".が高いにもかかわらず，軽水素プラズマ，重水素プラズ

により乱流の同位体効果が異なることが明らかになった．

!
%
マともに同程度である．また，重水素プラズマの $"!

図２に '."1.7×1019 m−3 における分布の比較を示す．

において #.は新古典値と同程度であり，重水素プラズマに

図２に示すように電子温度，イオン温度，電子密度，プラ

お い て 異 常 輸 送 成 分 が 減 少 し て い る こ と が わ か る．

ズマ圧力は軽水素プラズマと重水素プラズマでほとんど差

$"!
!
!
%#!
(では重水素プラズマの方が #.は低い値とながなく，パワーバランス解析で評価した #.の実験値にも差る．#/はが全空間領域で '."1.7×1019 m−3 の場合と同様にがない．一方，#/は重水素プラズマでは，全ての空間領域

重水素プラズマの方が低い値となる．また，図３（f）に示す

で軽水素プラズマより低い値となる．ECRH プラズマにおように揺動レベルは重水素プラズマの $""において明確

いて外部からのイオン加熱はなく，熱エネルギーの等分配!
&においてに低減している．乱流のレベルが減少する$"!

則にもとづき，温度の高い電子から温度の低いイオンへのジャイロ運動論による乱流の線形成長率の比較したとこ

熱の流れがイオンの加熱源となる．熱エネルギーの等分配

ろ，軽水素プラズマでは ITG が不安定であるが，重水素プ

則による加熱パワー（Equipartition heating; !./）は次式で

ラ ズ マ で は 線 形 的 に ITG，TEM と も に 安 定 で あ っ た

示される．

［１８］．これは重水素プラズマにおいて ITG，TEM が安定

!./"

#
#/#'.

".!"/%$$&/".#

化する物理機構が存在していることを示唆している．LHD（４）の実験領域では ITG および TEM はホローな密度分布が強(.は電子密度，&/はイオン質量，".
/はイオンの価数，'［２２］．この理論計算は図３（b），（f）を定性的に説明でき

図２

くなると成長率が低減することが理論的に示さ れいる

n−e ＝ 1.7 × 1019) m−3 における（a）
電子温度，イオン温度，（b）
電子密度，（c）
プラズマ圧力，（d）
電子熱伝導係数（#e），（e）
イオン熱伝
導係数（#i），（f）
イオンスケール乱流揺動レベルの小半径方向空間分布（文献［１
８］
より転載）
．

１８０

Project Review

図３

3.2 The Isotope Effects on Transport in LHD

K. Tanaka et al.

n−e ＝ 3.2×1019 m−3 における（a）
電子温度，イオン温度，（b）
電子密度，（c）
プラズマ圧力，（d）
電子熱伝導係数（$e）
，（e）
イオン熱伝
導係数（$i），（f）
イオンスケール乱流揺動レベルの小半径方向空間分布（文献［１
８］
より転載）
．

る．重水素プラズマで分布がよりホローになるのは電子温!
&では衝突周波数の増大に伴拡散係数が低くなるが，%"!

度が高く，その結果，新古典輸送から導かれる温度勾配にい，重水素プラズマにおいて軽水素プラズマより拡散係数

よる密度の掃き出し効果が強くなることが可能性として考が高くなる傾向があり，粒子輸送の同位体効果は空間領域えられる［１８］．

においても異なる可能性を示している［１８］．

・ECRH プラズマにおける粒子輸送

・結論

図３（b）に示すように同じ &1，"-.4において軽水素プラ

運転パラメータで記述したスケーリングでは同じ &1，

ズマ，および重水素プラズマの密度分布に明確な差があ"-.4において，&) は軽水素プラズマより重水素プラズマのる．図３（b），（f）は密度分布の変化が乱流の飽和レベルに方が１６％程度よいという結果を得た．しかしながら，熱輸

影響を及ぼしていることを示唆しており，粒子輸送の同位送の違いは密度領域により異なる．低い密度領域ではほと体効果は乱流駆動の熱輸送の同位体効果を理解するためにんど差がないが，高い密度領域では明確な差を見出した．

も重要である．粒子輸送の同位体効果を検証するために，

この違いにおいて "12がイオン質量に反比例することが重ま ず は，巨 視 的 な 粒 子 閉 じ 込 め 時 間 の 比 較 を 行 っ た．

要な役割を果たしている．重水素では軽水素より "12が小ECRH プラズマにおいて粒子ソースは外部からのガス入射さくなるため，同じトータル加熱パワーでも重水素の方がによる燃料供給と真空容器壁からの軽水素，重水素，ヘリ電子加熱パワーが大きくなり，電子温度が上昇するのは不ウム分子，原子の放出によるリサイクリングによる．これ

思議ではない．ただし，LHD では "12の寄与が大きい密度

ら粒子ソースの定量評価は困難であるが各トロイダルセクが高い領域で重水素プラズマにおいて密度揺動レベルの明ションに設置したプラズマ中心を通過する視線における確な低減が観測されており，また，$1が新古典輸送と同程*#，(#，*1+の発光強度を用いて粒子ソースの総量を概算

度の値となるため，重水素プラズマにおいて乱流駆動輸送した．これら発光強度が閉じ込め領域の電子の粒子ソースの低減による閉じ込め改善効果が存在すると考えられる．

を反映していると仮定し，定常状態において線平均電子密

ASDEX-UでもECHプラズマにおいて重水素プラズマにお度（&1）の発光強度（#）に対する比から粒子閉じ込め時間をいて軽水素プラズマよりエネルギー閉じ込めがよいことが［１４］．
#として評価し，下記のスケーリング則を得た&
3"&1"

報告されている．しかし，電子およびイオンの熱伝導係数!"!" !!!
###!!
!" !!
!!!
&1$"#!!
"$%'%&#!!
&
,4
31/$!

はイオン種を変えないモデルで軽水素，重水素ともに再現（５）できるとしており，乱流駆動輸送の低減による閉じ込め改&1，"-.4の指数は，（３）式の &)02)'* と近い値を示すが，!

善はない［６］と報告されており，LHD において乱流駆動輸! の指数は大きく異なり負の値となっている．同じ &1，

送の減少を示す結果と対照的である．カギとなるのは密度"-.4において重水素のほうが軽水素より２０％悪いことを示

分布の変化で今後より詳細な粒子輸送の解析を進める予定

している．これは，&６％良いとい) が重水素で軽水素より１である．

う結果と異なっており，巨視的なエネルギー閉じ込めと巨イオンの熱輸送は全空間領域で重水素プラズマにおいて視的な粒子閉じ込めでは同位体効果が異なることを示して

軽水素プラズマより低減している．ASDEX-U においてはいる．粒子輸送のより詳細な解析は密度変調実験により

軽水素プラズマにおいて "12によりイオン加熱が重水素プ!
%では衝突周波数の行った［１８，２３］．それによれば，%"!

ラズマより大きいため，イオン熱輸送の power degrada-

増大に伴い，重水素プラズマにおいて軽水素プラズマよりtion によると解釈されている．LHD においても ECRH プラ
１８１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

ズマにおけるイオン熱輸送の同位体効果についても今後さと %3の指数，#017の指数の絶対値が（６）式の方が大きい．

らなる研究が必要である．

また，ECH では M の指数は正であることが異なる．
)- をイオンサイクロトロン周波数 $5で規格化したエネ

３．
２．
３ NBI プラズマにおける同位体効果

ルギー閉じ込め時間 )-$5は，ボーム拡散またはジャイロ

・はじめに

ボーム拡散であるかを識別するために有用である．ボーム"!$
拡散の場合は)となり，ジャイロボーム拡散の場-$5'(

NBI 放電の軽水素プラズマ，重水素プラズマの比較にお""いて規格化ラーモア半径 ( ，規格化衝突周波数 '，規格化"!%となる．LHD における NBI 加熱プラズマ
合は )
-$5'(

プラズマ圧力 %をそろえた次元相似実験を行った．現在のの次元相似放電のデータベースからは )-$5について下記ところイオン ITB が形成されない L モード的放電を解析対のようなスケーリング則を得た［２５］．

象としている．次元相似実験は元来，将来の核融合炉での%""!
++ "!% ""!
)( ' #+%!"!
-$/'"

性能を予測するために行われてきた［２４］．これは次元を持（７）

つ物理量を次元を持つ変数で表現する方程式は，無次元変（７）式は '"，%に対する依存性は弱く ("!%に比例するとい数を用いて方程式と次元が物理量に一致するためのべき乗

う明確なジャイロボーム的な依存性を持つ．軽水素プラズの係数との積で表現することができ，両者の方程式は質的マのデータベースから導出した国際ステラレータースケーに同じ（方程式の係数は異なるが同じ関数形）であるとい

リング２００４（International Stellarator Scaling 2004; ISS０４）

うバッキンガムの定理に基づく．トカマクにおいてプラズ

はジャイロボーム的な特徴を持つことが示され ている

マのサイズ，運転パラメータ（密度，磁場強度，加熱パワー［２６］．しかしながら，（７）式はジャイロボーム的な特徴でなどの次元を持つパラメータ）が異なるが，無次元パラ++という依存性も持つことにある ("!%依存性に加えて " "!

メータをそろえれば規格化した閉じ込め時間，輸送係数が特徴がある．即ち，巨視的なエネルギー閉じ込めは純粋な等しくなることが示されている［２４］．これは，対象とした

ジャイロボームでなくジャイロボームにイオン質量の正のプラズマが次元パラメータは異なるものの，無次元パラ依存性を併せ持つということが明らかになった．

メータをそろえれば輸送，および不安定性を支配する物理

・NBI プラズマにおける局所輸送解析は共通であることを意味している．その結果，次元相似が("，'"，%をそろえるには磁場強度は軽水素プラズマに成り立つのであれば現在稼働している装置の実験結果から対して重水素プラズマで " %#&倍，密度は " 倍，温度は無次元パラメータが一致する将来の核融合炉における閉じ込めの予測を行うことが可能となる．これは，風洞実験で(" 倍にする必要がある．" はイオン質量数であり軽水素
で１，重水素で２であるため，これらのファクターはそれ

模型の航空機の空力性能から実機の空力性能を予測するこ

ぞれ 1.68，2，1.41 となる．図４に次元相似放電の一例を示とと類似している．一方，次元相似実験を同位体効果に適す．図に示すようにすべての空間領域で分布形状および無用した場合，輸送物理の相似性，すなわち規格化した閉じ次元量 ("，'"，%を一致させることができた．

込めの指標が等しくなるか否かを明らかにし，軽水素，重図５に図４におけるパワーバランス解析の結果を示す．

水素ともに共通な物理で説明できるかどうかを判定するこ&5）は $$)
熱伝導係数 &（#&3"
- に比例し，同じサイズのプとができる．

#)
ラズマでは#- の規格化 )- に比例するため，)-$5に対応さ

LHD では無次元パラメータ（規格化イオンラーモア半径

せて )#$5は，純粋なジャイロ-$5なる規格化を行った．&("規格化衝突周波数 '"規格化プラズマ圧力 %）を軽水素プ

ボーム拡散では ("%に比例するが，ここでは図５に示すよ

ラズマ，重水素プラズマで一致させた次元相似実験を２０１７

うに ("は軽水素プラズマ，重水素プラズマで等しいため，

年度より開始した［２５］．解析対象としたプラズマのイオン

純粋なジャイロボーム拡散では &#$5は一致するはずであ

比は軽水素，重水素プラズマにおいてそれぞれ軽水素，重る．しかしながら，実験結果は図５に示すように評価のエ

水素イオンが９０％以上，放電洗浄による残留ヘリウムが最ラーを考慮しても電子チャンネル，イオンチャンネルとも

大で１０％程度である．

に重水素プラズマの規格化輸送係数が軽水素プラズマの輸・NBI プラズマにおける )E の同位体効果

送係数より低くなることがわかった．

NBI プラズマの次元相似放電のデータベースにおいてプ#%における規格化した熱伝導係数の軽水
図６（a）に (#$ラズマの温度，密度分布から蓄積エネルギーを求め )- を評素と重水素の比の衝突周波数依存性を示す．無次元パラ

価した．運転パラメータに関しては下記のスケーリング則

メータに対するスケーリング則（７）式より ("，'"，%が等を得た［２５］．

しい条件下において次式を得る．

7
2
6"# !"!
"#
""$"!
"$ "!
"$ "!
（６）
! *&$"!
%3)($"!
#017*)$"!
!
" "!
)
")$
#"
-!
8
4

&
' %" !#$5

ジャイロボーム拡散のスケーリングである（２）式と比較す
ると B の指数は同程度，%3の指数，#017の指数の絶対値は

（８）

よって，

ジャイロボーム則より大きい．同位体効果で重要な " への

$, ".
&,#
!
'
&
#"
&.#
$. ",

依存性であるが負の指数を持つジャイロボーム則に対して（６）式は指数がゼロとなり，イオン質量への依存性を持た（９）となる．図６（a）に示すように電子チャンネルの規格化熱ない．ECH 放電のスケーリング則である（３）式と比較する
１８２

Project Review

3.2 The Isotope Effects on Transport in LHD

K. Tanaka et al.

図４

軽水素と重水素放電における次元相似放電の小半径方向空間分布（a）
電子温度，（b）
イオン温度，（c）
電子密度，（d）
規格化ラーモア
半径，（e）
規格化衝突周波数，（f）
規格化プラズマ圧力（文献［２
５］
より転載）
．

図５

図４における（a）
電子，および（b）
イオンの規格化熱伝導係
数．$i はイオンサイクロトロン周波数（文献［２
５］
より転
載）
．

伝導係数の比はすべての実験領域において 0.5 付近の値となるが，イオンチャンネルは規格化熱伝導係数の比は '"の増加ともに増加する．これは，軽水素プラズマに対する重水素プラズマのイオン熱輸送の改善の度合いが '"の増

図６加とともに劣化することを示している．

次元相似の比較ショットペアの（a）
規格化輸送係数の D/H比および（b）
軽水素，重水素放電の電子とイオン熱流束の比（文献［２５］より転載）．

しかしながら，重水素プラズマにおけるイオンチャンネ
ルの相対的な閉じ込め劣化が明確な '"#$!
!
#においてなった．ただし，無次元パラメータ ("，'"，%およびイオ!
%
図６（b）に示すように重水素プラズマでは "'/"(#"$"

ン質量 ! を用いた規格化したエネルギー閉じ込め時間"($#であり，軽水素プであるが，軽水素プラズマでは "'""!$に比例するというジャイロボーム的な特徴を)&$(は (

ラズマにおいて電子チャンネルがより主要な輸送チャンネ

持ちながら，それに加えて ! に対して正の依存性を持つ．

ルとなっている．よって，軽水素プラズマと重水素プラズ

その結果，重水素プラズマにおいてジャイロボーム予測よ"マの輸送全体を比較する場合，' #$!
!
#においても電子

り良い閉じ込め特性を持つ．また，巨視的な )& の解析から

チャンネルの輸送特性が支配的となる．その結果，輸送全導出された ! に対する依存性は，局所輸送解析と矛盾しな（a）に示した電子体としては &'"$(の比が 0.5 となる図６‐

いことが示された．

チャンネルの特性が支配的となり，重水素プラズマの方がJET において，炭素壁［２７］，およびダイバータをタング

ジャイロボーム予測より低減した輸送となる．

ステン，真空容器壁をベリリウムコーティングした ITER・結論と同様な真空壁（ITER like wall;ILW）［８］における軽水素

内部輸送障壁の形成されない L モード的な NBI 加熱プラ

プラズマおよび重水素プラズマの次元相似実験が行われズマにおいて運転パラメータで記述したスケーリングではた．その結果，炭素壁，ILW の双方において規格化した輸)&はイオン質量に対して依存性を持たないことが明らかに送係数がエラーバーの範囲内で一致することが報告されて
１８３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

いる．これは，LHD のエラーバーを考慮したうえで規格化

域では，ECRH 入射時の温度勾配の変化 !%%!$（図７上

輸送係数が軽水素プラズマと重水素プラズマで異なるとい

図）は密度に依らず一定となる．一方で密度がある閾値よ

う LHD の結果と対照的な結果である．LHD と JET の結果り低くなると摂動的に電子ITBが形成され，!%%!$が重水の違いについては，閉じ込め磁場構造の違いにより，輸送

素，軽水素ともに急速に上昇する．電子 ITB が形成されるを支配している物理機構が異なる可能性もあるが，実験パ

閾値密度は軽水素プラズマより重水素プラズマにおいて高ラメータが異なることによる可能性もある．LHD のデータ

い．即ち，重水素プラズマで電子 ITB への遷移が起こりやベースは電子加熱が強い負イオン源を 用 い た NBI であすいことが示された［３０］．

る．その結果すべての空間領域で !$"!%となる．一方，モジュレーション ECRH に伴う熱流束の変化の中で，勾JET の加熱はイオン加熱が主となる正イオン源を用いた

配と共に遅い時間スケールで発展する成分は局所拡散モデ

NBI であり，!$#!%となる．これら，電子とイオンの温度#&'(
ルでよく表される．図７下図は局所熱拡散係数 $$を表比に対する影響については LHD においても今後，実験#&'(す．電子 ITB が形成されていない領域では，$$
は電子温データを取得し，解析を進めていく予定である．

度勾配の上昇に対応して低減し，重水素および軽水素プラ
ズマで同様のスケーリングに従うことがわかった（図７下#&'(
図の点線）．一方電子 ITB 形成時には，$$の値がこのス

３．
２．
４ ITB プラズマの同位体効果
・はじめにケーリングから外れて不連続的に減少することがわかった

内 部 輸 送 障 壁（Internal Transport Barrier; ITB）は，［３０］．局所拡散係数の閉じ込め改善状態への遷移が起こる

トーラスプラズマのコア領域で比較的局所的に輸送改善が

閾値密度に，顕著な同位体効果が現れることがわかった．

起こることで温度や密度の急峻な勾配が形成される現象で一方熱流束で，勾配の変化に比べ速いスケールで変化するある．ヘリカルプラズマでは，イオン温度，電子温度，密成分（輸送ヒステリシス成分［３１，３２］）に，イオン同位体質

度の輸送障壁は，同時には形成されず，異なるプラズマパ量による違いは見られなかった［３０］．

ラメータ領域において単独で形成される［２８，２９］．この点・イオン ITB 強度の定量化と同位体効果

は温度，密度の輸送障壁が同時に形成されるトカマクプラ

LHD におけるイオン ITB は，垂直入射 NBI によるイオ

ズマの ITB と異なる特徴である．

ン加熱が電子加熱と同レベルまたは上回るような放電で中

本節では，電子 ITB プラズマの遷移現象，イオン ITB

心付近に大きなイオン温度勾配が形成される現象である．

の閉じ込め改善度，および，熱輸送解析に関して LHD の重

イオン ITBを用いた高イオン温度領域拡大は，LHD実験の水素実験で明らかになった水素同位体効果について紹介す重要課題の一つとして精力的に研究され，壁のリサイクリ

る．

ング低減や不純物効果による熱輸送の改善を利用したイオ

・電子 ITB の遷移

ン ITB 形成促進シナリオが報告されている［１７］．ここで低密度のプラズマに対して高いECRHパワーで中心電子は，純粋に水素同位体効果を議論するために，壁条件等の加熱を行うと，電子温度プロファイルに ITB が形成され放電条件を極力揃え，イオン種純度の高い（不純物効果がる．電子 ITB の内部では正電場が形成され，外部では負電

ほとんど効かない）プラズマの比較を議論する．不純物輸場が形成されるため，この強い電場シアにより ITB 付近で送に対する同位体効果は本章５節で別途議論される．

乱流を低減すると考えられている［２８］．電子 ITB 形成に

イオンITBはイオンの熱輸送がイオン加熱の増加に伴い対する同位体効果を明らかにするため，モジュレーション

連続的に変化するため明確な遷移が見られない．そのた

ECRH を用いた熱輸送の摂動解析を行った．密度が高い領

め，イオン ITB 強度の定量評価法を提案し，重水素プラズ
マと軽水素プラズマのイオン ITB の形成条件を比較する．まず初めに，LHD における通常の閉じ込め（イオンITB がない）プラズマの熱輸送は，正の温度依存性を持つと仮定する．具体的には，イオン熱輸送係数の温度依存性を，!
"$%$!%#， #"!#!

（１０）と定義し，イオン ITB プラズマは，この熱輸送特性からの逸脱した輸送状態と定義する．実験で得られた典型的なイ
オン温度分布を，図８に示す．ITB の有無によりコア領域のイオン温度分布が大きく異なることがわかる．通常の閉
じ込め状態では，温度が高い中心付近で熱輸送が大きくなるため平坦な温度分布となる．一方，イオン ITB プラズマ
では，コア領域にも大きな温度勾配が形成されることがわ
図７

ECRH変調時の温度勾配変化（上）および局所輸送による熱拡散係数（下）の線平均密度依存性．重水素プラズマ，軽水
素プラズマ，重水素−軽水素混合プラズマの比較（文献［３０］より一部修正して転載）．

かる．コアと周辺の温度勾配の比によりイオン ITB 形成を判定することも可能である［３３］．この２つの閉じ込め状態を定量的に比較するために，ITB の強さを定量化する手法
１８４

Project Review

図８

3.2 The Isotope Effects on Transport in LHD

K. Tanaka et al.

イオン ITB 形成があるプラズマと無いプラズマの典型的な
イオン温度分布．点線は，周辺部（規格化小半径＞0.6）の温度分布から熱輸送係数の温度依存性をもとに内挿した温度分布（文献［３４］より一部修正して転載）．

が開発された．まず周辺部（規格化小半径＞0.6）のイオン
温度分布に対して "'#"'を仮定して，中心まで外挿したイ
オン温度分布（"'(%&）を作る．次に，分布利得係数（!"!
!）を

図９ （a）
重水素プラズマ，及び（b）
軽水素プラズマの分布利得係数の密度依存性．磁場配位（真空磁気軸位置）依存性を示す（参考文献［３
５］
より転載）
．

実際のイオンエネルギーと "'(%&分布から得られるイオンエ
ネルギーの比と定義する［３４］．この手法で得られた "'(%&
分布と分布利得係数を図８に示す．通常閉じ込め状態では，!"!
!
!"となる一方，イオン ITB 形成プラズマでは
!!"
!"!
!
#$となる．この分布利得係数を用いて，イオン!!"

ITB プラズマの水素同位体効果の評価が行われた［３５］．
図９に，重水素プラズマと軽水素プラズマの放電に対する分布利得係数の密度依存性を示す．これまで通常の閉じ込め状態であると考えられていた高密 度 領 域 で は 一様に（１０）式で定義した通常閉じ!"!
!""となっている．即ち，込め状態の輸送モデルは妥当であることが分かる．一方，低密度領域では，イオン種に依らず分布利得係数の増加がみられ，イオンITBが形成されていることがわかる．また，重水素プラズマではより大きな分布利得係数の増加が得られていることから，より強いイオン閉じ込め改善が実現されていることがわかる．イオン種により磁場配位依存性が
図１
０ 線平均密度（ne_bar ＝ 1.3 × 1019 m−3）とイオン加熱パワーが等しいプラズマの（a）
イオン温度分布，及び（b）
熱輸送係数の小半径分布．点線は，ジャイロボーム則（"GB ＝ (#2i vth/Rax）
で規格化したイオン熱輸送係数（参考文献［３６］より一部修正して転載）．

異なることも見られている．特により内寄せ配位で，同位体効果が強調される傾向がみられた．
・イオン ITB の輸送解析と非線形シミュレーション
次に，パワーバランス熱輸送解析に基づく水素同位体効
果の解析について議論する．軽水素プラズマと重水素プラ
ズマは，それぞれ軽水素ビーム，重水素ビームで加熱され熱輸送係数を図１０（b）に点線で示している．この比較では，るため，電子加熱とイオン加熱比を完全に揃えることはでジャイロボーム則の持つ質量依存性のため，重水素の良好

きない．そのため，密度と加熱パワースキャンによるデーな閉じ込め特性はより強調される．ジャイロボーム則で規タベースから線平均密度とイオン加熱パワーが同じ放電を格化された熱輸送係数分布は，コア領域で周辺より１桁程選び，詳細な熱輸送解析を行った［３６］．密度とイオン加熱

度小さくなっているが，これがイオン ITB 形成の特徴であパワーを揃えたため，熱輸送の違いは，イオン温度分布とる．重水素プラズマでは，イオン ITB 形成がより顕著にして現れる．本実験で比較した軽水素プラズマと重水素プなっていると理解することができる．

ラズマの温度分布と熱輸送係数の空間分布を図１０に示す．

この２つのプラズマに対してジャイロ運動論に基づく線

重水素プラズマの方が高いイオン温度が得られていること

形計算［２２］および，非線形輸送計算が行われた［３６］．図１１がわかる．熱輸送係数も重水素プラズマの方が小さく，イにその結果を示す．軽水素プラズマのイオン熱輸送レベル

オンエネルギーの閉じ込めが２倍程度よくなっていること

は，実験値より大きいが，計測データの不確定性を想定しがわかる．

て規格化イオン温度勾配を２０％程度下げた場合には，ほぼ（７）式からも明らかなように，通常の LHD の輸送は，実験値を再現する．この計算においては，重水素プラズマ

ジャイロボーム則が閉じ込め特性を良く説明することが明のイオン熱輸送レベルは，軽水素より３０−４０％程度低減しらかになっている．このジャイロボーム則で規格化されたており，実験観測されたイオン熱輸送低減レベルと整合す
１８５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

ペレット入射は高イオン温度を達成するシナリオの一つである．この放電シナリオでは，不純物ホール形成や熱輸送低減に最適な炭素不純物密度比の同定など，不純物輸送と輸送の関係が高精度に調べられ，かなり良く理解されている．そのため，炭素不純物が熱輸送に最も明確に影響する
この放電シナリオを対象に，炭素ペレットを用いて不純物輸送に対する同位体効果を調べる実験を行った．その結果，軽水素プラズマと重水素プラズマにおける不純物の振る舞いには明らかな差があり，それがイオン熱輸送の差も生じさせている可能性が高いことが明らかになった．
・炭素不純物分布とイオン温度分布の同位体による差
炭素密度の分布は，荷電交換分光で得られた炭素ラインの強度分布と，ビームの減衰を計算して求めたビーム密度分布から求められる．ここでは，軽水素ビームで加熱されたプラズマを軽水素プラズマ，重水素ビームで加熱された

図１
１ （a）
GKV を用いた非線形ジャイロ運動論シミュレーション
による規格化イオン熱輸送の時間変化．（b）
ゾーナルフ
ローのエネルギー比率の時間変化（参考文献［３６］より一部修正して転載）．

プラズマを重水素プラズマという．ビームの発散や減衰はビームの同位体種で異なるために，炭素密度の分布を計測するには正確なビーム粒子密度の計算が要求される［３７］．
軽水素プラズマと重水素プラズマにおいて，炭素ペレッる結果が得られた．イオン温度勾配モードが不安定化した

ト入射後のイオン温度と炭素密度の分布との関連を調べた

乱流が熱輸送を支配するが，重水素プラズマでは，乱流輸結果を図１２に示す．炭素ペレット入射後（4.57秒）は中心炭送を抑制する帯状流が軽水素プラズマに対して３０％程度大素密度が 4×1017 m−3（バルクプラズマの５％程度）に増加

きく励起され，加熱の違いに起因する分布勾配の変化によする．その後，炭素密度は急速に減少して 0.4 秒後には一桁るイオン温度勾配モードの安定化効果と相まって，結果的近く下がる．イオン温度は炭素密度の減少と共に上昇し，に熱輸送が低減していることがこの数値計算から示され重水素プラズマでは 9 keV に達するが，軽水素プラズマでた．

は 7 keV にとどまる．軽水素プラズマと重水素プラズマに・まとめと展望おいて，重水素の方が炭素密度の減少がゆるやかであるも

電子 ITB においては，重水素プラズマでより高い電子密のの，炭素の量には大差がない．一方，内部輸送障壁の内度で電子 ITB に遷移することがわかった．また，イオン輸

#
!##"!
!
!
"!!
""）の炭素密度勾配に注目すると，軽
側（"
$%
%

送の改善度を評価するために新たに定義した分布利得係数を用いて，軽水素プラズマと重水素プラズマを比較したところ，重水素プラズマにおいてより高い分布利得が得られ，より高い密度でイオン ITB が形成された．このように異なる熱輸送改善現象に，同様の傾向がみられたことは，同位体効果の普遍的性質の可能性の観点から大変興味深い．
これまでの軽水素プラズマ実験では，イオン ITB プラズ
マは，乱流輸送が改善することによりコア領域で熱輸送が改善すると理解されてきた．重水素プラズマでは，さらに帯状流による乱流輸送抑制効果がより顕著になることで，水素同位体効果が発現する可能性を指摘した．この研究では，複合的効果と考えられる同位体効果のひとつの側面を切り出すことができたと考えている．イオン ITB プラズマに対する同位体効果の研究は，イオン ITB 形成のメカニズ
ムを明らかにする視点からも重要になると考えられる．

３．
２．
５ 不純物輸送
・はじめに熱輸送の同位体効果を調べる際に見過ごしてはならない
点は，不純物の振る舞いの違いによる熱輸送の差である．

図１２ 軽水素プラズマの（a）
イオン温度（b）
炭素密度と重水素プラ
ズマの（c）
イオン温度（d）
炭素密度の空間分布（文献［３
８］
よ
り転載）
．

大型ヘリカル装置において，不純物が熱輸送に与える影響が大きいことはよく知られている．LHD 実験における炭素
１８６

Project Review

3.2 The Isotope Effects on Transport in LHD

K. Tanaka et al.

水素プラズマでは勾配が正（ホロー分布）となっているが，化勾配 "#!)&"!の場合，"；プラズマ主半径，!)&；炭素

重水素プラズマの方は勾配が負（ピーク分布）になり大き!"）がイオン勾配不安定
イオンの勾配長，!)&"$
$&%
!#$&#

な違いがある［３８］．

性（ITG モード）を不安定して，イオンの熱輸送を増加さ

・炭素不純物輸送の同位体による差せることが示されている［４１，４２］．
このシミュレーション計算で重要な物理量は，規格化炭

この軽水素プラズマと重水素プラズマの炭素密度分布の違いは，不純物輸送係数（拡散係数と対流速度）の違いに

素密度勾配 "#!)&である．図１５に軽水素プラズマと重水素よると考えられる．炭素ペレット入射後の炭素密度分布のプラズマのイオン熱拡散係数の炭素密度分布の規格化勾配

変化（密度減少），すなわち粒子束と勾配の関係から輸送依存性を示す．LHD の実験では，規格化勾配 "#!)&の絶対係数を導いた結果を図１３に示す．拡散係数については，重値が５を越えて（"#!)&"!$），炭素イオンのホロー度が水素プラズマの方が軽水素プラズマに比べ小さい．一方対より強くなると図１５に示すように同位体種に関わらず（軽流速度は，ともに正（外向き）であるが，重水素プラズマ

水素プラズマでも重水素プラズマでも）熱拡散係数が急激の対流速度は軽水素プラズマに比べかなり小さい［３９］．特に大きくなることが明らかになり，上記の理論予測と定性に重水素プラズマでは中心近傍の対流速度はほぼゼロに的に一致する．一方，規格化炭素密度勾配がプラスの場合なっている．重水素プラズマで観測されたゆっくりした密（ピーク分布）には，熱拡散係数の緩やかな上昇が見られて度減少は，拡散係数と対流速度の両方が小さいことが原因

いるが，マイナスの場合に比べ顕著ではなく，その精度にである事がわかった．

ついては，今後さらに研究する必要がある．

・炭素不純物勾配の熱輸送への影響（２次的同位体効果）

・結論

内部輸送障壁内での炭素不純物の勾配を評価する指標と軽水素プラズマと重水素プラズマの不純物輸送の差が明して，磁気軸における炭素密度と内部輸送障壁のフットの確に存在し，その結果として不純物密度分布やその時間発炭素密度の比をピーキング係数として定義した．ピーキン
グ係数が１以下であれば密度勾配は正，１以上であれば密度勾配は負となる．図１４（a）に中心イオン温度とピーキン
グ係数との関係を示す．同一のピーキング係数に対して，
重水素プラズマと軽水素プラズマの中心イオン温度に差はない．重水素プラズマの中心イオン温度が高いのは，炭素密度勾配が負になっているのが原因と考えられる．
軽水素プラズマと重水素プラズマでの最高イオン温度達
成の時刻において，輸送解析を行ったものが図１４（b）である．イオンの熱輸送係数に差が現れるのは，炭素密度勾配
#
#%%"!
!
#）であることがの正負に違いが現れるコア部（%'((
わ か る．ピ ー キ ン グ 係 数 は 軽 水 素 プ ラ ズ マ で は 0.4 で
%
#
#%%"!
!
#においてホロー，重水素プラズマでは 1.4 で
'(
(
%
#
#%%"!
!
#においてピーキングしている．炭素密度勾配'((の正負が乱流の成長率に大きな影響を持つことはかなり前から理論的に予測されていた［４０］．最近のジャイロ運動論
によるシミュレーションではホローな炭素密度分布（規格図１
４ 軽水素プラズマと重水素プラズマの（a）
中心イオン温度の炭素密度ピーキング係数依存性と（b）
イオン熱拡散係数の空間分布（文献［３
８］
より転載）
．

図１
３ 軽水素プラズマと重水素プラズマの炭素不純物の拡散係数と対流速度（文献［３
９］
より転載）
．

図１
５ 軽水素プラズマと重水素プラズマのイオン熱拡散係数の炭素密度分布の規格化勾配依存性（文献［３
８］
より転載）
．

１８７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

展の違いとして観測されている．さらに，炭素密度勾配ののコア部では，"!線と !!線の波長差（0.18 nm）がドップ正負という違いは，２次的な影響として熱輸送の差を生じ

ラー広がりに比べて小さいために，"!線と !!線が分離でさせている可能性がある．イオンの熱輸送を決定する要因

きず強度比の測定が難しい．図１６が荷電交換分光で計測しはイオンの質量のみならず，不純物の影響，リサイクリン

た "!線と !!線のスペクトルである．ここでは，高温成分

グの影響等，物理機構が多彩である．それ故に，同位体効と呼ばれる荷電交換反応成分を中性粒子ビーム on のスペ

果に関する輸送研究（いわゆる軽水素プラズマと重水素プクトルから中性粒子ビーム off のスペクトルを引き算してラズマの比較研究）では，観測された熱輸送の差が質量差取り出そうとしているが，完全に引き算することができ

による１次的な影響か，それとも２次的な影響かを調べる

ず，残留低温成分と呼ばれるプラズマ周辺部からの発光が必要がある．熱輸送・運動量輸送・粒子輸送・不純物輸送

残っている．したがって，軽水素と重水素の高温成分と低は相互に影響を及ぼすので，同位体効果を粒子・運動量・

温成分の４つのガウス分布で，スペクトルを再現し，軽水

熱輸送毎に独立に理解しようとするアプローチには注意が

素と重水素の高温成分の強度比から，同位体比を求める．

必要である．この実験は，イオンの熱輸送における２次の詳しい解析方法は参考論文［４６］に記述されている．図１６で同位体効果の重要性を指摘したという点において，新しい示されるように，ペレット入射前，軽水素ペレット入射後，同位体効果の研究の方向性を示している．

重水素ペレット入射後のバルク荷電交換分光のスペクトルの変化は，軽水素ペレット入射後の水素密度の増加と重水

３．
２．
６ 同位体混合プラズマ

素ペレット入射後の重水素密度の増加を明確に示してい

・はじめに

る．
・粒子輸送の同位体依存性

単一種のプラズマ（軽水素プラズマまたは重水素プラズ
マ）では，不純物が多いプラズマを除けば準中性化条件の軽水素ペレット入射後の軽水素密度の減衰と重水素ペために，イオン密度分布と電子密度分布が同じ形状とな

レット入射後の重水素密度の減衰を調べることで，粒子輸

り，イオンの拡散係数と電子のイオンの拡散係数，イオン

送の同位体効果（依存性）を調べることができる．図１７はの対流速度と電子の対流速度は等しくなる．これを粒子輸

ペレット入射後の軽水素・重水素密度の時間変化を示した

送の縮退と呼ぶ．同位体混合プラズマ（水素と重水素からものである．壁に付着している同位体比により，軽水素となるプラズマ）は，単一種のプラズマと異なり，イオンと重水素のリサイクリングが異なる．この実験では軽水素同電子の粒子輸送の縮退が解ける．したがって，同位体混合位体が壁に多く付着しているので，軽水素密度の方が高いプラズマで実験を行うことで，初めて電子の粒子輸送とイレベルでリサイクリング平衡に達している．リサイクリン

オンの粒子輸送を分離して扱うことができるようになる．

グ平衡をオフセットとして取り除き，密度を規格化して減これは，イオンの熱輸送係数と電子の熱輸送係数を分離して評価するには，電子とイオンのエネルギー交換（衝突による温度緩和）が十分小さい低衝突領域のプラズマでの実験が必要なことと似ている．
イオンの粒子拡散が電子の粒子拡散に比べて小さい時には，水素と重水素はその粒子補給の場所の違い（中心粒子
補給か周辺粒子補給）で異なる分布を取ることができる．
一方，イオンの粒子拡散が電子の粒子拡散に比べて大きい
時には，水素と重水素は拡散のために粒子補給の位置に関わらず同じ分布を，すなわち，同位体比が均一（空間一定）になってしまう事が予想される．前者を同位体の非ミキシ
ング状態，後者をミキシング状態と呼ぶ．プラズマがどちらの状態になるかは，核融合炉では極めて重要な問題である［４３］．なぜならば，核融合炉ではプラズマ中心部の同位体比の制御は困難で，プラズマ周辺部の同位体比しか制御できないので，ミキシング状態が望ましいと考えられている．
・同位体比分布の計測
同位体比分布の計測は，その重要性が指摘されていたが，今までほとんどされてこなかった［４４］．大型ヘリカル装置では，バルクイオンに対する荷電交換分光と不純物に対する荷電交換分光を組み合わせることで，初めて同位体比（水素密度と重水素密度の比）分布の計測を可能にした

図１
６ （a）
ペレット入射前，（b）
重水素ペレット入射後，（c）
軽水
素ペレット入射後のバルク荷電交換分光スペクトル（文献
［４
６］
より転載）
．

［４５，
４６］．プラズマの周辺部の同位体比は "!線と !!線の強度比から求めることができる．しかしながら，プラズマ
１８８

Project Review

3.2 The Isotope Effects on Transport in LHD

K. Tanaka et al.

図１
７ 小半径 reff/a99 = 0.73 における（a）
規格化前，（b）
規格化後のペレット入射後の軽水素・重水素密度の時間変化（文献
［３
８］
より転載）
．

衰時間を評価すると，軽水素と重水素の減衰時間の差はほとんどなくなる［３８］．これは，比較した放電においていわ
ゆる軽水素と重水素の固有の拡散係数と対流速度には大差がないことを明確に示している．
・非ミキシング状態の観測
軽水素と重水素が異なる分布をとり，同位体比分布が不均一となる非ミキシング状態を観測するには，プラズマの

図１
８ 非 ミ キ シ ン グ 状 態 に お け る（a）
電 子 密 度 と（b）
（c）
（d）
水
素・重水素密度の空間分布（文献［４
７］
より転載）
．

中心近傍への粒子供給をもたらすビーム粒子補給と，周辺部への粒子供給をもたらすリサイクリング粒子補給の同位体を別のものにする必要がある．図１８は非ミキシング状態における（a）電子密度と（b）（c）（d）軽水素・重水素密度の空間分布である．軽水素ビームで中心粒子補給をしている
ので，重水素のリサイクリング粒子補給の割合が大きい時（図（d））には，軽水素と重水素の密度分布に明確な差が観測されているが，重水素のリサイクリング粒子補給の割合が小さくなると（図（b））明確な差は観測されない．
・ミキシング状態への遷移
軽水素のビーム粒子補給と重水素のリサイクリング粒子補給を行なった非ミキシング状態のプラズマに，軽水素ペレット，重水素ペレットを入射すると，ミキシング状態への遷移（同位体比の均一化）が観測された．図１９は軽水
素・重水素ペレット入射前後の水素密度割合の空間分布で
!
"
!""!!
"）でアブ
ある．ペレットはプラズマの周辺部（"#$$
レーションを起こし，プラズマ周辺部への粒子補給となっ

図１
９ （a）
軽水素・（b）
重水素ペレット入射前後の水素密度割合の空間分布（文献［４
７］
より転載）
．

ている．したがって，ミキシングが起こらなければ，軽水
素ペレットの場合は軽水素密度割合分布のピーク度が弱くなり，重水素ペレットの場合は，軽水素密度割合分布のピーク度が強くなることが予想される．しかしながら，実えつつある．ミキシングが小さい時には，中心で発生した

験では重水素ペレットの場合でも軽水素密度割合分布が平ヘリウムは中心部に溜まってしまい，核融合の性能を落と坦になり，ミキシング状態への遷移（同位体比の均一化）してしまう．ミキシングが大きくなれば，核融合燃料の重が起こっていることが示された［４７］．

水素，三重水素と核融合の灰であるヘリウムが同じ分布と・結論なり，効率よくヘリウムが排出される．従来の考えでは，粒子輸送は，拡散係数，ピンチ速度で表現される拡散ピ

各イオン種の粒子束には，各々の温度勾配，電場，磁気シンチモデルが半世紀の間使われていた．異なるイオン種がアーなどのプラズマパラメータで決まる「イオン種固有」

混ざり合うこと（ミキシング）によって起こる輸送が実験の拡散係数・ピンチ速度が存在すると考えられてきた．しで観測されたことで，大きなパラダイムシフトの時代を迎かしながら，非ミキシング状態からミキシング状態への遷
１８９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

移においては，すべてのイオンが同一の分布を取るようなン種の違いだけではなく，バルクイオン種が変わることに拡散係数・ピンチ速度がそれぞれのイオン種に発生する．

より，炭素不純物イオンの密度分布が変化し，それが結果この時の各々の拡散係数・ピンチ速度は他のイオン種の分的に重水素プラズマにおけるイオンの熱輸送の低減につな

布勾配にも強く依存するものとなり，単一イオン種におけがることを示した．

る拡散係数・ピンチ速度とは異なるものとなる．したがっ

軽水素ー重水素混合プラズマにおいて電子の粒子輸送とて，核融合炉のプラズマ中心の同位体比制御やヘリウム排

イオンの粒子輸送が異なる非ミキシング状態を見出した．

気などの粒子制御においては，密度比の平坦化のための重今までの粒子輸送の研究は電子とイオンの粒子輸送が等し要なポイントは，各々の「イオン種固有」の拡散係数・ピ

いというミキシング状態を暗黙に仮定していたが，この仮ンチ速度の符号や大きさを制御する事ではなく，多イオン定が必ずしも正しくないことが明らかになった．
このように，ミステリーの一部は解き明かされつつあ種が織り成す複合的な輸送過程を通してミキシング状態をる．

いかに制御するかである．この実験は，ミキシングの存在

LHD における柔軟な加熱パターンによる様々なパラを初めて示したという意味で，パラダイムシフトを生んだ

メータを持つプラズマの生成，高分解能の分布計測，さら研究成果と考えられる．

には幅広い時空間スケールをカバーした多彩な揺動計測

３．
２．
７ まとめ
冒頭においては，閉じ込めスケーリング則におけるイオン質量依存性や同位体効果のミステリーと述べた．そ

相似性の抽出のみならず，各々の粒子種の温度・密度分布のように強調される所以は，輸送の同位体効果が単一の物

形状，リサイクリングや不純物含有量との関連性も含めた理機構として現れず，複数の現象におけるイオン質量依存

新たな知見を創出している．運転パラメータや無次元パラ性が複合的に折り重なって観測される点にある．そのたメータが精密に制御された実験でのイオン質量依存性の評

め，同位体効果の全容を紐解くには多様な条件での実験が価は，他のヘリカル系やトカマク系との装置間比較や炉設

不可欠となり，さらにその上で，精密な加熱計算・分布計

計において重要な指針を与える．さらに，同位体混合プラ

測・揺動計測から得られる結果を理論・シミュレーション

ズマにおける複数イオン種密度分布の同時計測や，ミキシと連携しながら解析する必要がある．２０１７年から開始され

ング／非ミキシング状態間の遷移と乱流揺動との関連を明た LHD の重水素実験は，同位体効果の長年にわたる未解

らかにする実験は，今後の核融合燃焼プラズマ実験に先駆

明問題に対して，新たな研究展開を生み出している．

けた同位体効果の研究としてさらなる展開が期待される．

ECRH プラズマと L モード的 NBI プラズマにおいて密また，ヘリウム灰などの不純物イオンとの複合効果につい

度，温度，加熱パワー，磁場強度など運転パラメータのスても今後さらに重要性が増すと考えられ，多種イオンに対ケーリング則ではECRHでは重水素プラズマにおいて１６％する計測技術やシミュレーションモデルの高精度化が不可ほど &% がよく，一方，L モード的 NBI プラズマでは差がな欠となろう．

かった．ECRH プラズマでは密度が高い領域の重水素プラ

同位体効果の研究は加速的に拡がっている．重水素プラ

ズマにおいてイオンスケールの乱流揺動の明確な減少を観ズマ実験は LHD 以外のヘリカル／ステラレーター系にお測し，重水素プラズマにおけるホローな密度分布が乱流揺いては Heliotron J や TJ-II でも開始されている．W7-X にお動の低減につながっている可能性を示した．NBI プラズマ

いても２０２０年代中盤には重水素実験が開始される予定であにおいて規格化したエネルギー閉じ込め時間はり，装置間比較などを通じて，磁場配位の３次元構造とイ

&
%"&#!

"$ !!!
#!
!!
$$ "!# "!!

%

$

#

という依存性を持ち，ジャイロ

オン質量依存性の関連についてもさらに研究が進展するとボーム的拡散の特徴である %"!#という依存性にイオン質

期 待 さ れ る．ト カ マ ク に お い て も，JET，DIII-D，量への正の依存性 !

!!
$$を併せ持つことがわかった．今後，

ASDEX-U などで同位体効果に関する実験が精力的に行わ

ECRH プラズマと NBI プラズマの同位体効果の統合的な理れつつあり，JT-60SA では２
０２３年からの重水素実験が予定

解が必要である．

されている．ITER や JET における燃焼プラズマ実験をは

ITB に同位体効果があることが明らかになった．電子

じめ，トカマク・ヘリカル系を含む多装置での実験結果をITB では，ITB 形成による局所的な輸送係数の低減が重水

統合しながら全体像を明らかにし，原型炉を見据えたパラ素プラズマで軽水素プラズマより高い電子密度で現れるこメータ領域での同位体効果に関する知見や予測を獲得するとがわかった．一方，イオン ITB では軽水素プラズマよりことが，今後の輸送の同位体効果に関する研究の大きな

重水素プラズマにおいてITB形成による閉じ込め改善度がミッションと言えよう．

高いことが明らかになった．イオン ITB プラズマでは重水謝素で明確なイオン熱伝導係数の低減を観測し，非線形シ

辞

ミュレーションにより，それが重水素プラズマにおいて強本稿を執筆するにあたり，東京大学大学院新領域創成科

いゾーナルフローの形成によることを示した．電子 ITB

学研究科山田弘司教授に貴重なご助言をいただきました．

においても今後ジャイロ運動論シミュレーションによる実

ここに謝意を記します．

験データの解析および乱流揺動の計測により電子ITBの同

参考文献

位体効果の物理機構の解明が望まれる．また，炭素ペレットを入射した実験では，イオン ITB において，バルクイオ［１］S.M. Kaye et al., Nucl. Fusion 37, 1303 (1997).

１９０Project Review

3.2 The Isotope Effects on Transport in LHD［２］A. Gibson, JET Team, Phys. Plasmas 5, 1839 (1998).
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K. Tanaka et al.

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［３４］T. Kobayashi et al., Plasma Phys. Contl. Fusion 61, 085005(2019).
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［３６］K. Nagaoka et al., Nucl. Fusion, 59, 106002 (2019).
［３７］K. Ida et al., Plasma Fusion Res. 14, 1402079 (2019).
［３８］K. Ida et al., Nucl. Fusion 59, 117001 (2019).
［３９］K. Mukai et al., Plasma Phys. Control. Fusion 60, 074005(2018).
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［４１］K. Kim et al., Phys Plasma 24, 062302 (2017).
［４２］N. Bonanomi et al., Nucl. Fusion 58, 026028 (2018).
［４３］C. Bourdelle et al., Nucl. Fusion 58, 076028 (2018).
［４４］S.R. Haskey et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 10D110 (2018).
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１９１

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)１
９２‐１９９

プロジェクトレビュー

３．LHD 重水素実験初期で得られた特筆すべき成果
3. Research Highlights from Initial Phase of the LHD Deuterium Experiment

３．
３ LHD 重水素プラズマにおける周辺・ダイバータプラズマと PWI
3.3 Isotope Effects on Edge and Divertor Plasma, and PWI in LHD
増崎貴１，２），大 石 鉄 太 郎１，２），小 林 政 弘１，２），向 井 清 史１，２），
田 中 宏 彦３），本 島 厳１，２），田 中 将 裕１，２）

MASUZAKI Suguru１，２）, OISHI Tetsutaro１，２）, KOBAYASHI Masahiro１，２）, MUKAI Kiyofumi１，２）,
TANAKA Hirohiko３）, MOTOJIMA Gen１，２）and TANAKA Masahiro１，２）
１）

自然科学研究機構核融合科学研究所，２）総合研究大学院大学，３）名古屋大学（原稿受付：２０
２
１年１月８日）２０１７年から行われている LHD の重水素プラズマ実験では，周辺・ダイバータプラズマ，およびプラズマ・壁相互作用に対する同位体効果を明らかにすることはもちろん，重水素・重水素核融合反応でごくわずかに発生す
る三重水素を適切に取り扱うことも重要な研究課題である．この章では，重水素プラズマ実験でこれまでに得られている，ダイバータへの粒子束とドリフトの影響，周辺・ダイバータプラズマ中の炭素不純物の発生と輸送，ダイバータ排気による粒子制御においてそれぞれ見られている同位体効果，そして排気ガス中およびプラズマ対
向壁表面の三重水素に関する知見を紹介する．
Keywords:
impurity transport, divertor particle flux, drift, divertor pumping, tritium balance, tritium retention

３．
３．
１ はじめに

３．
３．
２ ダイバータへの粒子束

大型ヘリカル装置（LHD）では２
０１７年から，大型の外部

３．
３．
２．
１ 経験的固有直交展開法を用いた LHD 軽水素およ

磁場閉じ込め型装置としては世界で初めてとなる重水素プ

び重水素プラズマにおけるダイバータフットプ
リント特性比較

ラズマ実験を行っており，プラズマの高性能化，ヘリカル
プラズマにおけるプラズマ閉じ込めへの同位体効果の現れ炉設計が成立するためには，ダイバータ熱負荷を材料の方の調査，そしてトーラスプラズマにおける同位体効果の許容値以下に抑えることが必須であり，熱負荷の予測には物理機構解明を目指した研究を進めている．主プラズマのダイバータフットプリント分布形成の正確な理解が不可欠

閉じ込め特性やプラズマの運転密度領域などに強く影響をである．本研究では，LHD のダイバータ板に多数埋め込ま

及ぼす最外殻磁気面外側の周辺・ダイバータプラズマ，それた静電プローブ（トロイダルダイバータプローブアレイ

し て プ ラ ズ マ・壁 相 互 作 用（plasma-wall interactions，［１］）信号に対して多変量解析手法を適用することで，プPWI）における同位体効果や，重水素同士の核融合反応でラズマ中の軽水素・重水素比に対する典型フットプリント

ごくわずかに発生する三重水素の動態などを明らかにする分布および上流パラメータに対する依存性を調査した［２］．

こともまた，LHD の重水素プラズマ実験における重要な研分布の特徴付けには多変量解析手法の一つである経験的究課題である．本節では，これらの課題について，これま

固 有 直 交 展 開（POD: Proper Orthogonal Decomposition）

でに LHD で得られた知見の概要を紹介する．

［３］を用いた．本手法は主成分分析とも呼ばれ，２種のパラ

次節において，ダイバータ粒子束について，３節においメータ空間（例えば，時間と座標）に分布する２次元デーて周辺・ダイバータプラズマ中の炭素の発生，輸送についタ配列（マトリクス）について，各パラメータを変数とすて，４節においてダイバータ排気の効果について，５節にる直交基底へと分解する．プラズマ・核融合分野では，同おいて三重水素の動態について，それぞれ述べる．

様の直交分解として特異値分解（SVD: Singular Value Decomposition）［４‐７］がよく用いられるが，これと類似した手法である．

National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: masuzaki.suguru@nifs.ac.jp

１９２!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchProject Review

3.3 Isotope Effects on Edge and Divertor Plasma, and PWI in LHD

S. Masuzaki et al.

まず解析対象として，重水素実験が開始された第１９サイ

４７，
０６８時刻が抽出された．本研究のように多様な放電条件

クル実験全放電（計１３，
０３７ショット）から，計測位置であを含むデータセットを解析対象とする場合，磁場配位を限るトーラス内側のダイバータに全ダイバータ粒子負荷の大定するなど上述のデータ抽出を行わないと，解析結果としき な 割 合 が 集 ま る 内 寄 せ 標 準 配 位（#%+#3.6 m，て現れる主要な基底は，物理的によく知られた目立つ構造!
"$#）の強磁場放電（トロイダル磁場：!'#１００％，'#!

ばかりで占められることとなる．研究目的にも拠るが，人−2.75 T，反時計方向）を選定した．トロイダルセクションによる判別が困難な事象を調べる際には，事前のデータ抽#10 のドーム構造左右のヘリカル対称な位置のダイバータ

出は極めて重要な工程である．

板（10L，10R，図１（a）参照）に埋め込まれた静電プローブ

同位体による影響を比較するため，各時刻における受動，∝イオン粒子束）電極計４０箇所のイオン飽和電流（")%*

分光により得られた軽水素・重水素・ヘリウムの各発光かを，放電の大部分を包含している放電時間 3 s から 7 s にから，発光強度比が H/（H+D）＞９０％かつ He/（H+D+He）＜

けて 0.1 秒刻みで取り込んだ．LHD では，粒子束分布と熱

１５％となる時刻を軽水素放電，D/（H+D）＞９０％かつ He/

負荷分布は概ね似た形状を有するこ と が わ か っ ている（H+D+He）＜１５％となる時刻を重水素放電として本研究［８］．さらに，プラズマ分布のシフトや変形をもたらす高では定義し，計４７，
０６８時刻×４
０箇所のマトリクス（内，軽，高 ベ ー タ 条 件
プ ラ ズ マ 電 流 条 件（)$10 kA/T）"!*)&#

水素放電：８，
７０９時刻，重水素放電：１
１，８７３時刻）を作成し（'%($１％）のデータ点は今回の解析では除外した．加えた．
POD 法では，
時空間マトリクス%")&の分散共分散行列 !
&"て，上流プラズマパラメータとの依存性を調査するため，
トムソン散乱計測などの主要な炉心プラズマ計測データが）．
を固有値分解することで直交基底を得る
（!&%%
*&
*&
#(%&%%

欠損している時刻データもあわせて除外した．

ここで &%は空間の第 %基底，(%はパワーに相当する．時間の,基底 $%は，$%%
)
"
*
*
)
&%%
&
#!' '
%
&
(
&"
&&から求 め ら れ，

図１（b）に得られたデータセットを示す．横軸は２枚の

&#!

"
,
$%
)
'
%
&
(
#(%の関係をもつ．ここで "
*
"
)
*
"
)
"
*
"
)
%
&
#"
%
&
!'
%
&
(

板にわたるプローブ番号，縦軸方向には各時刻データを単ように配置され，図中のプライベート（private）側はドーであり，'(は時間平均を表す．これら空間と時間の基底を,,用いて，揺動成分 "
)
&%%
*&により
*
"
)
*
"
)
&
%
&は "
%
&
#!' $%%

ムの方向と対 応 す る．結 果 的 に，計２，
３８８放 電 に おける

再構成される．本研究ではさらに，オフセット分も考慮し純に結合している．プローブ電極はストライク点を横切る

%#!

*
た $%
)
)
"
*
*
)
&%%
%
&
$$%%
&
"!'
%
&
(
&"
&&を定義している．
&#!'*
このとき，元の時空間マトリクスは "
*
"
)
)
&%%
*&
%
&
#!'
%
&
%#!$
%

により再構成される．
図２（a）に (%を規格化した各基底の寄与率を示す．マト
リクス全てを解析した場合
（all）
と，軽水素
（H）
，重水素
（D）
それぞれの放電のみを解析した結果について，異なる線種で描画した．結果として，いずれの場合も第１基底および第２基底が支配的であることが確認された．
図２（b），（c）に &! および &"を示す．10L と比べ，10Rのダイバータ板上で絶対値の振幅が大きいのは，解析する
トロイダル磁場を制限したことで生じたドリフト輸送の影響である．この非対称性に関しては，次節において詳しく述べる．&!が全てのプローブ位置で０または同一符号の値をとり，一方&"はプライベート側とSOL側で符号が反転している．これは，軽水素放電を対象とした先行研究［９］においてトロイダル方向に離れたダイバータ板１
０枚，計１８８箇所のダイバータプローブ信号を POD 解析した結果と一致している．&!，&"それぞれの分布にみられる複数のピーク
位置は，磁力線接続長のピーク位置と概ね対応する．&!
は非負の値をもっていることから，プライベート側から
SOL 側にわたる平均的な粒子束の分布を構成する．一方，正負の値をもつ &"は，分布における最大粒子束位置を
SOL 側とプライベート側の間で変化させる役割をもつ．先**行研究［９］に お い て，$"を $!
により規格化した指標* *(#$ を定義している．図２（d）に，("#!#＋0.4，−0.8
"#
!$$
" !

のときの第１および第２基底から再構成された粒子束成分
図１ （a）
大半径外側からみた閉ダイバータなどの構造物および最外殻磁気面LCFS［２］．（b）
POD法を適用したIsat マトリク
ス．

*
*
（b）
，
"
& "$"
&"を示す．"(の形状は (($$"#!に依存し，図２! !
（c）の空間基底では ("#!が正のとき SOL 側ピーク，負のときプライベート側ピークとなる．この粒子束分布変化は，炉
１９３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

図２

図３ （a）LCFS 近傍 Te ＝［0.29, 0.31］
keV における軽水素放電のΣ10LRIr(H)，お よ び 質 量 比 を 考 慮 し た 重 水 素 放 電 の"2 Σ10LRIr(D)の LCFS 近傍 ne に対する依存性. (b)規格化ベー，規格化小半径 %＝［0.85, 0.95］
における
タ "＝［ 0.78, 0.82］
電子圧力勾配 d(neTe)/dR の r2/1 に対する依存性［２］．

マトリクス全て（all，実線＋丸），軽水素放電（H，破線），
重水素放電（D，点線）を解析対象としたときの（a）
各基底
r2/1 ＝ 0.4の寄与率，（b）#2 の 空 間 分 布．（d）#1 および（c）（実線），−0.8（破線）のときの I［
．
r ２］

３．
３．
２．
２ ダイバータ粒子負荷の非対称性における同位体

心周 辺 部 の 電 子圧 力 勾 配 と の 相 関 が 確 認 さ れ て お り，

LHD のヘリカルダイバータでは，接続する磁力線構造がPfirsch-Schlüter（P-S）電流による周辺磁場構造変化に起同じとなる幾何学的に対称な位置のダイバータ板におい因していると考えられている．軽水素・重水素放電の解析て，粒子負荷に非対称性が観測されている［１０］．図４は前結果を，ガス種を区別せず解析した場合と比べると，大き節と同様に，内寄せ標準配 位（#(+"3.6 m，!*"100％，

効果な差異は見られない．したがって，典型的な分布形状に対$""!
#%$）の強磁場放電（トロイダル磁場：2.75 T，反時計

して同位体の違いによる影響は小さいことが明らかとなっ方向）における粒子負荷の非対称性を示したものである．

た．ただし，プローブ電極は 6 mm 間隔で配置されている

横軸と縦軸にそれぞれ，互いに幾何学的に対称な位置のダことから，より細かな差異があったとしても検出できていイバータ板上の静電プローブ（L array，R array，各２０チャ

ないことに注意が必要である．

ンネル，図１（a）参照）へのイオン飽和電流の和を示していさらに，#"，##と上流プラズマパラメータとの関連性にる．データにばらつきはあるが，概して R array へのイオン

ついて，軽水素・重水素放電を比較した．第１および第２飽和電流が L array に比べて大きいことがわかる．この非基底から再構成されるイオン飽和電流合計値 !#!&'"&につ対称性はトロイダル磁場の方向に強い依存性があることか

いて，LCFS 近傍の電子密度 %)，電子温度 $)に対する依存

ら，ドリフトの影響により生じていると考えられる．図４

性を調べると，同一の上流パラメータに対して質量比によには軽水素，重水素，そしてヘリウム放電のデータを示し

る熱速度減少効果を考慮した場合でも軽水素放電のほうがているが，イオンの質量による明確な違いは見られない．

大きい傾向がみられた（図３（a）参照）．これは，重水素放さらに最外殻磁気面周辺の電子温度が低い場合は非対称性

電では軽水素放電と比べて炭素スパッタリングとその周辺が小さくなるという観測結果［１０］と合わせて考察すると，プラズマ侵入に起因する放射損失が大きいため，周辺プラ

ダイバータ粒子負荷に現れる非対称性は，周辺電子温度分

ズマが LCFS からダイバータ板に至る過程で粒子束の一層布に強く関わる周辺電場と磁場による "!!ドリフトが強の低下に繋がった可能性がある．この他，LCFS 内の周辺く影響していると考えられる．

電子圧力勾配に対する依存性にはわずかながら違いが見ら

３．
３．
３ 炭素不純物の発生と輸送れている（図３（b）参照）．軽水素・重水素放電のプラズマ
圧力分布の違いを反映している可能性があり，今後より詳

LHD 周辺プラズマにおいて最も存在比が大きい不純物

細な解析が必要である．

は，発生源を炭素ダイバータ板とする炭素不純物である．
１９４

Project Review

図４3.3 Isotope Effects on Edge and Divertor Plasma, and PWI in LHD

S. Masuzaki et al.

内寄せ標準における軽水素，重水素，ヘリウム放電中の，幾何学的に対称な位置のダイバータ板静電プローブアレイ
へのイオン飽和電流の比較．トロイダル磁場の方向は反時
計方向．プラズマ加熱電力は 3−13 MW［１０］．

発生した不純物はプラズマ周辺部の統計的磁力線領域を総称する「エルゴディック層」を介してコアプラズマへと輸送される．エルゴディック層での不純物輸送は，磁力線平行方向に不純物イオンに働く力の釣り合いに基づく理論モデルによって説明が試みられてきた．不純物イオンと背景
イオンの衝突によって駆動される摩擦力（friction force）
は不純物イオンをダイバータ板側に押し戻す「不純物遮蔽効果」をもたらし，一方，磁力線平行方向の温度勾配が駆動する熱力（thermal force）は不純物をコアプラズマに押し込む効果があるとされている［１１］．
３．
３．
３．
１ 炭素不純物の発生
LHD の重水素実験では，炭素不純物の発生量と輸送の両
図５方に背景プラズマの同位体効果が確認された．まず炭素不純物の発光強度を重水素放電と軽水素放電とで比較する．

線 平 均 電 子 密 度 で 規 格 化 し た（a）
CIII，（b）
CIV，（c）
CV，（d）
CVI の炭素イオン線スペクトル発光強度，及び（e）
CVと CIV の発光強度比の電子密度依存性．

図５（a）〜（d）は VUV 分光［１２］及び EUV 分光［１３］を用いて計測された，CIII（977.03 Å，2s2-2s2p），CIV（1548.02 Å，の発光であり，図５（c），（d）に示す CV および CVI 線放射2s-2p），CV（40.27 Å，1s2-1s2p）及び CVI（ 33.73 Å，1s-2p）

はエルゴディック層の中でも最外殻磁気面近傍に分布するの炭素イオン線スペクトルの発光強度を線平均電子密度で高価数の炭素イオンからの発光であると解釈できる．図５

規格化したものである．プラズマはいずれも磁気軸位置（a），（b）と（c），（d）を比べるとわかるように，電子密度のRax=3.6 m，トロイダル磁場強度 2.75 T の磁場配位におい増加によりエルゴディック層による不純物遮蔽効果が促進て，入射パワー 10 MW 程度の負イオン源 NBI によって加され，炭素イオンが周辺部に押し戻されるため，低価数イ

熱されている．ここでは重水素粒子比 D/
（D+H）
が９０％以

オンからの発光が増え高価数イオンからの発光が減ってい上の場合を重水素放電（D plasma），１０％以下の場合を軽る［１５］．ここで低価数イオンの発光として CIV を，高価数水素放電（H plasma）と定義している．全ての価数の炭素イオンの発光として CV を採用し，両者の比 CV/CIV をと

イオンの発光強度が重水素放電において明確に増加しているとエルゴディック層における不純物遮蔽効果の指標となる．重水素イオンによる炭素材のスパッタリング率は，物る．不純物遮蔽効果が高ければ炭素イオンはエルゴディッ

理スパッタリング・化学スパッタリングとも軽水素イオン

ク層の外縁部に留まるため CV/CIV の値は小さくなり，逆によるものよりも大きいため［１４］，重水素放電におけるダに不純物遮蔽効果が低ければ炭素イオンは最外殻磁気面近イバータ板からの炭素不純物の発生量増加が発光強度増加

傍まで侵入できるため CV/CIV の値は大きくなる．図５の主要な原因と考えられる．

（e）に示すように，重水素放電・軽水素放電ともに CV/

３．
３．
３．
２ 周辺プラズマ中の炭素不純物の輸送

CIV 比は密度とともに減少し，高密度で不純物遮蔽効果が次に価数ごとの挙動を比較する．C2＋，C3＋，C4＋および促進されていることがわかる．さらに重水素放電では軽水

C5＋のイオン化ポテンシャル !"はそれぞれ 48 eV，65 eV，

素放電よりも CV/CIV が小さい値をとり，不純物遮蔽効果

392 eVおよび490 eVである．エルゴディック層内の電子温がより高いことを示唆している．

度は外縁部で 50 eV 程度，最外殻磁気面近傍で 500 eV 程度

高密度において不純物遮蔽効果が顕著になり不純物がダの分布をとるため，図５（a），（b）に示す CIII 及び CIV はエイバータ板側に押し戻される挙動は，不純物イオンのフ

ルゴディック層外縁部に分布する低価数の炭素イオンから

ロー速 度 を 直 接 計 測 す る こ と で
１９５

確 認 で き る．図６は

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

図７

炭素イオンからのスペクトルの計測結果の一例．縦の実線が静止波長，点線が観測されたスペクトルの中心波長．

ている．波長の精度は 0.015 nm であり，これはドップラー
図６

VUV 分光によって計測された，エルゴディック層におけるC3＋不純物イオンのフロー速度分布と，その重水素放電・
軽水素放電比較．

シフトによるエラーにしておよそ±5 km/s の精度である［２０］．分光器の視線はダイバータレグの磁力線に沿うように設定されており，ダイバータ近傍の磁力線に沿ったイオ

VUV 分光によって計測された，横長断面下端のエルゴンの流束をドップラーシフトから計測できる．実験では，ディック層における C3＋不純物イオンのフロー速度分布C＋（1s22s2p3s-1s22s2p3p，515.108 nm），C2＋（1s22s3s-1s22s3p，と，その重水素放電・軽水素放電比較である．同図に示さ464.742 nm），C3＋（1s25f-1s26g，1s25g-1s26h，465.751 nm，れている視線で観測された CIV 線スペクトル（1548.02 Å）

465.846 nm）の炭素からのスペクトルについて解析を行っのドップラーシフトから求めたフローであり，得られた値

た．図７に示すように，得られたスペクトルは明らかに静は視線方向への射影成分となるためほぼフローの大半径方

止波長（縦実線）よりも長波長側にシフトしていることが向成分に相当する［１６］．フローは最外殻磁気面よりも外側確認された．これは観測点から遠ざかる方向のフローに相となる !!−480 mm 近傍で最大となり，大半径方向成分

当しており，本計測視線ではダイバータ板に向かう方向のとしては外側向きの方向を持つ．ここで観測されたフロー流れに対応する．図８にドップラーシフトの解析によっての方向は摩擦力により駆動され不純物遮蔽を促進するフ得られた各荷数の炭素イオンのフロー速度の密度依存性をローの 方 向 と 一 致す る こ とが，３次 元 周 辺 輸 送 コード

軽水素プラズマ（黒）と重水素プラズマ（赤）の場合につEMC3-EIRENEを用いた不純物フローの空間構造の計算にいて示す（負値はダイバータ板に向かう流れ）
［２０，
２１］．す

よっても再現されている［１７，１８］．また，摩擦力が支配的にべての荷数と密度において，およそ 10 km/s のオーダーのなると不純物イオンのフロー速度は背景イオンの熱速度と速度でダイバータ板に向かってフローが形成されているこ

同程度となるため，不純物イオンのフロー速度に背景イオとがわかった．密度の増加とともにフロー速度も速くな

ンの質量依存性が現れ，重水素放電では摩擦力によって駆り，5〜6×1019 m−3 辺りで最大の速度に達している．荷数動される不純物イオンのフロー速度が小さくなる［１９］．

依存性としては，C2＋が最も速く，次いで C＋，C3＋の順に

３．
３．
３．
３ ダイバータ分光による炭素不純物フロー測定

速度が遅くなる．また，すべての密度領域および荷数につダイバータ近傍における不純物のフローについて，可視

いて，重水素プラズマでの結果は軽水素に比べて 1/1.4〜

分光器を用いて計測を行っている．分光計測にはエシェル

1/2 倍になっていることが明らかになった．この違いはお回折格子と呼ばれる特殊な回折方法を用いており，広い波

よそ軽水素と重水素の質量比の 1/2 乗に近い値であり，背長領域（409〜801 nm）にわたって高分解能（!"〜0.05 nm）

景プラズマのフロー速度が関係していることが示唆されてで計測が可能であ る．本 分 光 器 は Th-Ar，Ne，Hg，Heいる．

ランプをもちいて全波長領域にわたって絶対波長較正され１９６

Project Review

3.3 Isotope Effects on Edge and Divertor Plasma, and PWI in LHD

図９

図８

S. Masuzaki et al.

閉構造ダイバータクライオポンプの水素同位体排気速度［２３］．

炭素イオン（C＋，C2＋，C3＋）のフロー速度の密度依存性．軽水素：黒，重水素：赤．観測視線はダイバータレグにほぼ沿っている．負値はダイバータ板に向かう流れに対応す
る．

３．
３．
４ ダイバータ排気による粒子制御
LHD では，効率的な燃料粒子制御を行うためにダイバー
タによる中性粒子高圧縮化と高性能排気を積極的に整備し

図１０ 全体の燃料供給量に対する閉構造ダイバータ排気量［２３］．

てきた．２０１７年度にはトロイダル１０セクション中５セク
ションの内側閉構造ダイバータにクライオ吸着型ポンプ（以後，クライオポンプとする）［２２］を実装し，プラズマ実験に適用している．クライオポンプによるダイバータでの排気速度は軽水素で約 70 m3/s，排気容量は 58,000 Pam3 を得ている．排気容量は水素ペレット約２０，
０００発分に相当
し，LHD における高密度実験の２０日分に相等するものである．クライオポンプの排気速度の水素同位体による違いを調べた．図９にクライオポンプの排気速度を示す．重水素の排気速度は軽水素に比べて 0.6−0.7 倍程度低くなっている［２３］．もともと，重水素と軽水素では分子量が２倍違っていることから重水素の方が!
!"" 倍排気速度が低くなることが予想されており，今回の結果はそれと概ね合致する．

図１
１ ダイバータ排気有無における実効的粒 子 閉 じ 込 め 時 間［２
３］．

ダイバータ排気による粒子バランス研究成果を以下に示す．図１０に粒子バランスによって評価されたダイバータ排

ンプは10 Kという極低温での運転を必要とする一方，NEG

気量を示す［２３］．ダイバータ排気量は供給した全燃料供給

ポンプの運転温度は 500 K 程度であるため，ダイバータが量の５０％を排気するまでに至っている．LHD の主真空排気

対向する場所に加熱機器が設置されているセクションで装置は全燃料供給量の５％を排気しているので，ダイバー

は，NEG ポンプの方が運転温度の点で利点がある．排気性

タによる粒子排気量はその１０倍に値する．上記の高性能ダ能試験の結果，約 10 m3/s の排気速度が得られ，目標性能

イバータ排気を LHD のプラズマ実験に適用し，ダイバーに近い排気速度が得られた．現在，クライオポンプと NEG

タクライオポンプ排気有無で実効的な粒子閉じ込め時間

ポンプを用いたダイバータ排気（合計 80 m3/s の排気速度）!
（"１に示す［２３］．クライオポンプ#）を比較した結果を図１!
排気有の場合に低い "#が得られており，これは低リサイク

をプラズマ実験に適用し，粒子リサイクリング制御に向けたダイバータ排気研究を行っている．

リング状態が観測されていることを示すものである．すな
わち，この結果はより低密度へのアクセスがダイバータ排３．
３．
５ 三重水素の動態

気によって可能となったことを示している．

３．
３．
５．
１ 排気中および真空容器内の微量三重水素分析

ダイバータ排気のさらなる進展として，２０１８年度に非蒸大型核融合試験装置を用いた重水素プラズマ実験では，

発型ゲッター（NEG）ポンプがダイバータ１セクションに

重水素核融合反応によりわずかであるが三重水素が生成さ設置され，プラズマ実験に供されている［２４］．クライオポ

れる．生成された三重水素は，真空容器内外の水素同位体
１９７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

挙動を解明するためのトレーサーとして利用することがで

３．
３．
５．
３ 大気開放による真空容器からの三重水素放出挙動

きる．三重水素排出挙動や，その収支を評価するためには，

プラズマ実験終了後，保守点検のため作業従事者が真空

重水素プラズマ実験の開始から継続して観測することが肝容器内に入域することから，作業環境の確保を目的として要である．核融合科学研究所では，LHD 真空容器から排出

室内空気で換気した．真空容器内を換気した空気には，壁される三重水素を回収除去するため，三重水素除去装置とから放出した三重水素が含まれている．約１年間にわたる

して排気ガス処理システム（Exhaust Detritiation System，

保守点検期間に，三重水素の放出挙動を観測したところ，

EDS）を排出経路に設置した［２５，２６］．EDS は，プラズマ壁からの放出速度は，換気空気の水蒸気濃度に依存せず，実験期間だけでなく，保守点検期間の真空容器内換気空気

経過時間とともに低下し，換気開始４ヶ月後には一定の放も処理するため，EDS の入口でトリチウム濃度を測定する

出速度となることが確認された［３３］．同様の現象は，重水と，LHD からの三重水素排出挙動や，三重水素収支を評価

素実験を実施した後のTFTRにおける真空容器大気開放時することができる．EDS の入り口には，排気ガス組成分析にも観測されている［３４］．この結果から，真空容器壁から機器として，静電容量式露点計，光学干渉式水素センサ，の三重水素放出は，表面での水素同位体交換反応よりも，

ガスクロマトグラフ装置，閾値イオン化質量分析計，赤外バルクからの拡散過程で律速されていることが示唆され，吸収分光装置（FT-IR 装置），三重水素分析装置（加圧型電

壁コンディショニング運転の結果から推測された放出挙動

離箱，比例計数管，化学形態別水バブラ装置）が設置されを裏付ける結果を得た．

ている［２
７，
２８］．ここでは，重水素実験初年度のプラズマ実

３．
３．
５．
４ プラズマ対向壁中の三重水素分析
ダイバータ板などのプラズマ対向壁中に残留する三重水験（２０１７年３月から８月）と点検整備期間（２０１７年９月から２０１８年１０月）における三重水素挙動について述べる．中素分析を進めている．ここではイメージングプレート法

性子計測から，初年度の重水素プラズマ実験で生成された［３５］を用いた分析結果［３６］について述べる．三重水素の三重水素量は 6.4 GBq と見積もられた．

ベータ線は，エネルギーが最大で 18.6 keV と比較的小さい

３．
３．
５．
２ プラズマ実験期間の三重水素排出挙動と化学形態ため，イメージングプレートで検出できるのは対向壁の表

重水素プラズマによって生成された三重水素の一部は真面近傍に存在する三重水素だけであることに注意が必要で

空排気装置から排出され，残りは真空容器内壁に打ち込まある．トーラス内側および外側のダイバータから，幾何学

れ滞留する．壁コンディショニング運転（軽水素もしくは的に対称な位置のダイバータ板をそれぞれ６組と４組取りヘリウムグロー放電洗浄，壁ベーキング処理（３６８K））時

出して分析した結果，ダイバータ板表面の三重水素量に，の三重水素排出挙動観測から，真空容器内壁からの三重水

３．
３．
２．
２節で述べたダイバータ粒子束と同様の非対称性が素放出は，バルクからの拡散律速であることが示唆され観測された．また，ダイバータプラズマのストライク点近た．重水素核融合反応で生じる三重水素が 1 MeV のエネル

傍では三重水素は少なく，ストライク点から離れた場所にギーを有しているため，表面から数 μm の深さに打ち込まおいて多くの三重水素が観測された．トーラス内側と外側

れていることが要因と推察された．

のダイバータ板では，内側のダイバータ板表面により多く

重水素プラズマ実験を開始後，排気ガス中には水蒸気状の三重水素が観測された．

（0.4％），炭化水素状（3.2％），分子状（96.4％）の三重水素第一壁上に設置したマテリアルプローブについてもイが観測された［２９］．ここで分子状とは，HT，DT，T2 をまメージングプレートによる分析を行ったところ，堆積層がとめたものである．炭化水素状と分子状三重水素の放出挙

比較的厚く形成されている場所に設置したプローブにおい動はよい相関が得られており，炭素材を用いたダイバータてダイバータ板に比べて一桁から二桁程度小さな三重水素板とプラズマとの相互作用により化学スパッタリングで生を観測したが，他の場所では更に小さく，バックグラウン

成されていると考えられる．長光路ガスセルを用いた FT-

ドに近いレベルであった．

IR 装置での測定から，炭化水素の化学形が，メタン，エタ

重水素・重水素反応で生成される 1.01 MeV の高速トリン，エチレンであることが示された［２８，３０］．赤外吸収分光

トンの軌道計算を行ったところ，生成された内の約４０％

計測では，重水素化炭化水素の弁別測定にも成功しておりが，無衝突でプラズマ対向壁に損失することがわかった［３０］，水素同位体成分の挙動解明の一助となっている．

［３７］．真空容器上のトリトンの損失点分布を調べたとこ排出された三重水素の半分以上がNBIクライオポンプをろ，トロイダル磁場の向きにより，ダイバータ粒子束と同経由した．主たる真空排気システムであるプラズマ用とダ様な非対称性をもって，主としてトーラス内側ダイバータ

イバータ用のクライオポンプを経由した三重水素は 1/3 程部に損失することがわかった［３７］．計算結果は観測結果と度であった．残りは壁コンディショニング運転時にターボ

定性的に一致していると言える．

分子ポンプを経由して排出された．プラズマ実験終了時のこれらの結果から，①真空容器内の三重水素は主として三重水素排出割合は 32.4％ であった．これはプラズマ対向

ダイバータ板に蓄積している，②そのダイバータ板が損耗

壁が炭素材である JT-60U の排出割合２８％［３１］よりも多く，して第一壁上に堆積層を形成するため，厚い堆積層が形成

真空容器内壁がベリリウムで蒸着された JET の排出割合

される場所で比較的大きな三重水素蓄積が観測されてい４０％［３２］よりも少ない結果であった．LHD はステンレス材る，と考えている．現在，昇温脱離などの手法で，壁内部（第一壁）と炭素材（ダイバータ）で構成されるためと推察の三重水素蓄積量を調べている．

される．
１９８

Project Review

3.3 Isotope Effects on Edge and Divertor Plasma, and PWI in LHD

３．
３．
５．
５ 三重水素収支

S. Masuzaki et al.

失点分布と，プラズマ対向壁表面の三重水素の分布が定性的に一致することが示された．

重水素プラズマ実験の開始から真空容器内保守点検作業終了までの約１年半の間，排出三重水素を観測し，LHD

今後は，ダイバータデタッチメントへの同位体効果を明

真空容器内の三重水素収支を評価した．プラズマ実験終了

らかにするとともに，EMC3-EIRENE コードを用いた周辺

時点で 32.4％，真空容器の大気開放後の期間に 4.5％ の三重

プラズマシミュレーションにより観測されている現象を再水素が放出された．観測した１年半の間に半減期４５００日

現するなどして，周辺・ダイバータプラズマ中の輸送へので3He に崩壊した三重水素は 4.5％ と見積もられた．これら

同位体効果について物理的理解を得る．また，プラズマ対の結果から，真空容器内の三重水素インベントリは，約向壁に蓄積する水素同位体の分布を明らかにするなど，

3.7 GBq（58.5％）と推算される．上述のように現在，昇温PWI への同位体効果への理解も深める．

脱離などの手法で，プラズマ対向壁内に残留した三重水素量の測定を進めている．これにより真空容器内の三重水素

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［１４］E. Vietzke, J. Nucl. Sci. Technol. 39, 363 (2002).
［１５］M. B. Chowdhuri et al., Phys. Plasmas 16, 062502 (2009).
［１６］T. Oishi et al., Appl. Opt. 53, 6900 (2014).

かにしていく．

３．
３．
６ まとめ
本節では，これまでに LHD の重水素プラズマ実験で得られている，周辺・ダイバータプラズマおよび PWI への同位体効果，重水素同士の核融合反応で発生するごくわずかな三重水素の動態に関する知見の概要をまとめた．
ダイバータ粒子束分布は，軽水素と重水素では大きな違
いは見られていないが，重水素プラズマでは軽水素プラズ
マに比べてダイバータ粒子束が小さくなる傾向が観測されている．幾何学的に対称な位置のダイバータ板への粒子束にはドリフトに起因すると考えられる非対称性が観測されているが，非対称性の度合いはイオンの質量に依存していないことから，"!!ドリフトの影響が強いと考えられる．
分光計測では，重水素プラズマでは，ダイバータ板からの炭素の発生が軽水素プラズマに比べて大きいことが観測［１７］T. Oishi et al., Nucl. Fusion 58, 016040 (2018).
［１８］S. Y. Dai et al., Nucl. Fusion 58, 096024 (2018).
［１９］T. Oishi et al., Preprint: 2018 IAEA Fusion Energy Conf.

された．炭素の物理スパッタリング率および化学スパッタ
リング率はともに重水素イオン入射の場合のほうが軽水素
イオン入射に比べて大きいためと考えられる．周辺プラズ(Gandhinagar, India, 22-27 October 2018), EX/P3-11(2018).
［２０］A. Kuzmin et al., Plasma Fus. Res. 13, 3402058 (2018).
［２１］A. Kuzmin et al., Nucl. Mater. Energy 17, 217 (2018).
［２２］G. Motojima et al., Nucl. Fusion 58, 014005 (2018).
［２３］G. Motojima et al., Nucl. Fusion 59, 086022 (2019).
［２４］G. Motojima et al., Fusion Engineering and Design 143,
226 (2019).
［２５］M. Tanaka, et al., Plasma Fusion Res. 11, 2405055 (2016).
［２６］M. Tanaka, et al., Fusion Eng. Des. 127, 275 (2018).
［２７］M. Tanaka, et al., J. Radioanal. Nucl. Chem. 318, 877 (2018).
［２８］M. Tanaka, et al., Fusion Sci. Technol., 76, 475 (2020).
［２９］M. Tanaka, et al., J. Nucl. Sci. Technol. 57, 1297 (2020).
［３０］M. Tanaka, et al., Plasma Fus. Res., 15, 2405008 (2020).
［３１］K. Masaki, et al., Fusion Sci Technol. 42, 386 (2002).
［３２］R. Sartori, et al., J. Nucl. Mater., 176-177, 624 (1990).
［３３］M. Tanaka, et al., Plasma Fusion Res. 15, 1405062 (2020).
［３４］J.R. Stencel, et al., Fusion Technol. 14, 1047 (1988).
［３５］T. Otsuka and T. Tanabe, Mater. Trans. 58, 1364 (2017).
［３６］S. Masuzaki, et al., Phys. Scr. T171, 014068 (2020).
［３７］K. Ogawa et al., Plasma Phys. Control. Fusion 60, 095010(2018).

マ中の炭素の輸送では，重水素プラズマにおいてより大きな遮蔽効果が観測されている．また，重水素プラズマ中の炭素のフロー速度は軽水素プラズマ中に比べて，1/1.4〜
1/2 倍になっており，この違いはおよそ軽水素と重水素の質量比の 1/2 乗に近い値であることから，背景プラズマのフローが炭素のフローに関係していることが示唆されている．
ダイバータ排気については，質量比に起因して，重水素の方が排気速度が低くなることが確かめられた．
重水素同士の核融合反応でわずかに発生する三重水素については，排気ガス処理システムにおいて実験中から実験
後のメンテナンス期間を通して継続的に測定を行い，プラズマ実験中の三重水素の排気，壁からの三重水素の放出などに関する知見を得ている．この測定により，LHD の２
０１７
年の重水素プラズマ実験で生成された三重水素のうち約４０％が，次の２０１８年の重水素プラズマ実験開始までに排気されたことが示された．排気されずに真空容器内に残留する三重水素について，イメージングプレートを用いたプラ
ズマ対向壁表面の分析が行われ，高速トリトンの壁への損

１９９

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)２００‐２０５

プロジェクトレビュー

３．LHD 重水素実験初期で得られた特筆すべき成果
3. Research Highlights from Initial Phase of the LHD Deuterium Experiment

３．
４ 高エネルギーイオン閉じ込めおよび MHD 研究の進展
3.4 Advances of Energetic Ion Confinement and MHD Researches
鈴 木 康 浩１，２），小 川 国 大１，２），奴 賀 秀 男１），大 舘 暁１，３），永 岡 賢 一１，４），
長 " 百 伸５），關 良 輔１，２），成 嶋 吉 朗１，２），恩 地 拓 己６）
SUZUKI Yasuhiro１，２）, OGAWA Kunihiro１，２）, NUGA Hideo１）, OHDACHI Satoshi１，３）, NAGAOKA Kenichi１，４）,
NAGASAKI Kazunobu５）, SEKI Ryosuke１，２）, NARUSHIMA Yoshiro１，２）and ONCHI Takumi６）１）

自然科学研究機構核融合科学研究所，２）総合研究大学院大学，３）東京大学，４）名古屋大学
５）京都大学エネルギー理工学研究所，６）九州大学応用力学研究所（原稿受付：２０
２
１年１月８日）

本章では大型ヘリカル装置（LHD）重水素実験により進展した MHD・高エネルギーイオン閉じ込め研究の成果を紹介する．これまでも，LHD は３次元系における MHD 及び高エネルギーイオン閉じ込め研究において世界をリードしてきたが，重水素プラズマ実験での中性子計測により，プラズマ中の高エネルギーイオンの閉じ込め状態を直接計測することが可能となった．この充実した中性子計測を活用することにより明らかになった，高エネルギーイオン閉じ込めと高エネルギーイオン駆動 MHD 不安定性について紹介する．
Keywords:
Large Helical Device, deuterium experiment, energetic ion confinement, triton burnup, EIC, RMP, AE, ECH, ECCD

３．
４．
１ は じ め に 〜重 水 素 実 験 期 の 高 エ ネ ル
ギーイオン閉じ込めおよび MHD 研究〜

中でも，（１）高エネルギーイオン閉じ込め性能の定量的評

大型ヘリカル装置（LHD）計画プロジェクトでは，これめの実証，（３）AEあるいはEICによる高エネルギーイオン

までヘリカル型磁場配位における高エネルギーイオン閉じ損失の定量化とその制御方法の確立，を中軸に位置付け研

込め研究，及び MHD 研究で世界をリードしてきた［１］．

究を展開している．軽水素実験期の高エネルギーイオン閉

価，（２）ヘリカル型磁場配位におけるアルファ粒子閉じ込

特に軽水素実験期後半の特筆すべき成果として，MHD 不じ込め研究は，損失高エネルギーイオン計測器［８］による

安定性による高エネルギーイオン損失［２］，電子サイクロ

プラズマ外へ逃げたイオンや中性粒子エネルギー分析器

トロン共鳴加熱（ECH）によるアルベン固有モード（AE）［９］による間接的な計測結果を基に研究を行ってきた．重の制御［３］，ヘリカルリップル捕捉粒子駆動抵抗性交換型

水素実験開始に伴い，DD 反応により生成された中性子がモード（EIC）の発見［４，５］とその制御方法についての初期

新たな計測対象となり，中性子を計測することにより，高結果があげられる［６］．これらの成果は，将来のヘリカル

エネルギーイオン閉じ込め性能を，直接かつ定量的に評価型核融合炉におけるアルファ粒子閉じ込め性能に関わるもすることが可能となった．

のであり，非常に重要な課題である．また，国際熱核融合

本章では，第２章２節で述べた充実した中性子計測を活実験炉（ITER）では，本来２次元である閉じ込め磁場配位用することにより進展した高エネルギーイオン閉じ込め研に MHD 不安定性の制御等を目的として３次元の外部摂動

究，及び MHD 研究の初期結果を報告する．

磁場を重畳することが計画されており［７］，ヘリカル型の
みならずトカマクをも含めた高エネルギーイオン閉じ込め

３．
４．
２ 高エネルギーイオン閉じ込め研究

研究，及び MHD 研究の体系化に LHD が果たす役割は大き

３．
４．
２．
１ 中性子計測を用いたビームイオンの閉じ込め評価

い．

LHD には加速エネルギーが最大180 keVである接線入射LHD 計画プロジェクトでは，LHD 重水素実験の主要課

負イオン中性粒子ビーム入射加熱装置（NBI）と，60−80 keV

題の一つに，高エネルギー粒子挙動の解明を掲げており，の加速エネルギーを持つ垂直入射正イオンNBIが実装されNational Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: suzuki.yasuhiro@nifs.ac.jp

２００!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchProject Review

3.4 Advances of Energetic Ion Confinement and MHD Researches

Y. Suzuki et al.

的に記述されることを示した［２１］．

ており，この NBI 生成ビームイオンと，重水素プラズマ間のDD核融合反応がLHD重水素実験における主な中性子発

加えて，ビームイオン同士が相互作用を及ぼす非線形

生源となる［１０］．よ っ て，中 性 子 フ ラ ッ ク ス モ ニ タ

クーロン衝突効果［２２］，及びビームイオンの核弾性散乱に（NFM）による総中性子発生率計測から，グローバルなよるバルクイオンのノックオンテール形成［２３］等の効果をビームイオン閉じ込めを評価することが可能であり，LHD

考慮したビームイオンの挙動に関する研究も行った．

における NBI 加熱の理解にも貢献することができる．

３．
４．
２．
２ トリトン燃焼実験

ビーム閉じ込め時間は，短パルスの重水素中性粒子ビー

将来の核融合炉における !粒子閉じ込めの模擬実験としム（NB）入射を行った際の中性子発生率の減衰と，古典的て，これまで，トカマク装置で実施された重水素実験におなビームイオン閉じ込めから予測される中性子発生率の減

いて，DD 反応によってわずかに生成される 1 MeV の初期

衰とのと比較によって評価する手法が広く用いられている

エネルギーを持ったトリトンの燃焼実験が行われ，数値シ［１１‐１７］．LHD においてもビームイオンの実効的な閉じ込

ミュレーションとの比較が行われてきた［２４‐３１］．一方，

め時間を評価するために，短パルス NB 入射実験を行った

これまで非軸対称系であるヘリカル装置においては，MeV［１８］．図１に示すように，短パルス NB 入射終了後，総中領域のエネルギーを持つイオンの良好な閉じ込めが大きな性子発生率は指数的に減衰する．総中性子発生率の減衰時課題の一つとされてきた．今回，LHD 重水素実験におい!
"間"# には，ビームイオンの減速に起因する減衰時間を "#，て，ヘリカル装置で世界初となるトリトン燃焼実験を実施

ビーム イ オ ン 損 失 に 起 因 す る 減 衰 時 間 を "!と す る と，し，MeV イオンの閉じ込め研究を行った
［２１，
３２］
．重水素

!!

"
$
#%

!!
!
" !!
"
"
#$
!% の関係がある．ビームイオンの損# % "$

失は様々な要因によって発生し，その物理機構は複雑であるため評価が困難であるが，一方で，ビームイオンの減速
は，CONV̲FIT3D コード［１８］を用いることで，比較的容易に計算することが可能である．したがって，計算によっ!
"て評価した "# から，ビーム# と，計測によって得られる "イオン損失時間 "!を評価することができる．
図２は接線 NB と垂直 NB についての解析結果の例をそれぞれ示したものである．ビームイオンが完全に閉じ込められている場合，図中の点は傾き１の直線上に分布するはずであるが，実際には有限の閉じ込め時間で損失するた!
"め，"# が増加するにつれて，傾き１の直線からずれる．最小二乗法フィッティングすることによって，傾きのずれを評価し実効的な閉じ込め時間 "!を求めた．磁気軸位置を変えて同様の実験を行い，その依存性を調べた結果が図３である［１９］．ここで，縦軸を閉じ込め時間から粒子拡散係数に変換している．図３の結果から，LHD におけるビームイ

図２

計測によって得られる中性子減衰率（縦軸）と高エネル
ギーイオン損失を無視した計算によって得られる中性子減衰率（横軸）［１８］．上下の図はそれぞれ接線入射 NB，垂直入射 NB に対するものである．

図３

解析によって得られた高エネルギーイオンの粒子拡散係数の磁気軸位置依存性［１９］．上下の図はそれぞれ，接線入射
NB，垂直入射 NB に対する結果である．

オン閉じ込めは，磁気軸を内側に寄せた配位の方が良好であること，及び接線NBの方が垂直NBよりも良好であることが明らかとなった．また，垂直 NB を用いた短パルス NB
入射実験においては，５次元ドリフト運動論解析コード
GNET コード［２０］との比較を行い，MHD 不安定性が観測されない放電においては，ビームイオン閉じ込めが新古典

図１

高エネルギーイオン閉じ込め時間評価を目的とした短パル
ス NB 入射実験の典型的な放電波形［１９］．上から，NB 入射
パワー，中心電子温度・密度，及び中性子発生率である．

２０１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021

プラズマ中で生じた 1 MeV トリトンのごく一部は，減速過14 MeV中性子束計測の値で較正した．本放電において，総程において背景プラズマを構成する重陽子との２次的な核中性子発生率は，NB を停止した 5.3 秒から緩やかに減少を

融合反応を起こし，僅かながらも 14 MeV 中性子が生じる．

始める．立ち下がりにおいては，２つの減衰成分が見られトリトン燃焼率は，（14 MeV 中性子の発生量）/（2.45 MeVる．このうち，早い減衰成分については 2.45 MeV 中性子に中性子の発生量）で定義され，トリトンの閉じ込め性能の対応し，ビームイオンの減速或いは輸送によるものであ

指標として広く用いられている．LHD において圧倒的多数

り，遅い減衰成分については 14 MeV 中性子に対応し，トの 2.45 MeV 中性子の中に存在するわずかな 14 MeVの中性

リトンの減速或いは輸送によるものである．遅い減衰成分子を計測するため，TFTR 及び JT-60U で使用されたシンが観測される時間帯において，NFM で測定した総中性子

チレーティングファイバー（Sci-Fi）検出器に基づき，LHD

発生率の値と，Sci-Fi 検出器で得られた総14 MeV中性子発に最適化した Sci-Fi 検出器を開発した［３２‐３５］．典型的な生率の値がよく一致しており，総 14 MeV 中性子発生率のトリトン燃焼実験の放電波形を図４（a）に示す．ここで，総較正が適切であることを示している．様々な磁場条件下に中性子発生率は NFM［３４，３５］で計測し，総 14 MeV 中性子

おいて，トリトン燃焼実験を行った結果を図４（b）に示す．

発生率については Sci-Fi 検出器で計測した．Sci-Fi 検出器

トリトン燃焼率は，磁気軸を内寄せにするに従い上昇する

は，中性子放射化箔システム［３７，３８］による Si 箔を用いたことがわかった．LHD の第１年次の重水素実験においては，磁気軸位置 !#$!3.55 m の磁場条件においてトリトン
燃 焼 率 が 最 大 と な り，そ の 値 は，0.45％ で あ っ た［２１，３９］．この値は，LHD と同等な小半径を持つ KSTARや ASDEX-Upgrade において得られたトリトン燃焼率と同等であり［２７，
３１］，LHD における MeV イオン閉じ込めがこ
れらのトカマク装置と同等であることを示した．GNET
コード［２０］を用いて，磁気軸位置が 3.50 m，3.60 m，及び3.75 m におけるトリトン燃焼率の数値シミュレーションを行った（図４（c））．トリトン燃焼率が磁気軸の内側シフトによって上昇する結果が得られ，実験と傾向の一致を得た．ただし，トリトン燃焼率の絶対値については，実験で得られたものより低い結果であった［２１］．GNET コード
においては，トリトンの案内中心軌道をブーザー座標系で追跡しており，その損失点は最外殻磁気面である一方，実験においては，トリトンはラーマー運動をしており，その損失点はプラズマ対向壁である．この差違は，トリトンの有限ラーマー運動効果とトリトンの損失点の違いに依るものであると考えられる．
また，軽水素期から開発を進めてきた FIDA 計測について，日米の国際共同研究の下，整備を進めた FIDASIM との比較を行った．軽水素プラズマ実験においては，"!光のス ペ ク ト ル に つ い て 定 性 的 な 一 致 を 得 た［４０］．現 在，
MHD 不安定性の観測されない重水素プラズマにおける !!
スペクトルについて，実験と FIDASIM の比較を行っており，中性子計測と組み合わせることで，低エネルギーから高エネルギーの高エネルギーイオン閉じ込めについての理解が進展すると考えられる．

３．
４．
３ MHD および AE 研究の進展
３．
４．
３．
１ EIC 研究の進展
LHD ではヘリカルリップルに捕捉された高エネルギー
粒子の歳差運動と，周辺部の交換型モードが共鳴条件を満たすと，ヘリカルリップル捕捉粒子駆動抵抗性交換型モード（EIC:Helically-trapped Energetic particle driven resistive interchange mode）と呼ばれるバースト的に発現する

図４ （a）
LHD 重水素実験におけるトリトン燃焼実験の典型的な放電波形，（b）
実験で得られたトリトン燃焼率の磁気軸依存性．（c）GNET シミュレーションで得られたトリトン燃焼率の磁気軸依存性［２１］．

MHD 不安定性が励起される［５］．EIC は NB の大電力化と重水素化によって大振幅化し［４１］，加熱源であるビームイ
オンの顕著な損失と，イオン温度上昇の抑制がみられるこ２０２

Project Review

3.4 Advances of Energetic Ion Confinement and MHD Researches

Y. Suzuki et al.

とから，EIC のビームイオンの閉じ込めに与える影響を調イオンなどの高エネルギー粒子と抵抗性交換型モードとのべることは肝要となる．LHD の NB 加熱重水素プラズマに共鳴と，抵抗性交換型モードがマージナルに不安定である

おいては，中性子発生率は巨視的なビームイオン閉じ込めことが必要であると考えられている．これらの励起条件をの情報を反映し，中性子発生分布がビームイオンの径方向考慮し二種類の制御手法を試みた．抵抗性交換型モードの分布を反映する．はじめに，NFM［３６，３７］及び中性子揺動

モード幅は，磁気レイノルズ数 s の−1/3乗に比例すること

検出器［４２］を用いて総中性子発生率を測定し，EIC がビーから，有理面における電子温度を上昇させることでモード

ムイオン閉じ込めに与える巨視的な影響を観測した結果及幅を狭めて高エネルギー粒子との共鳴を抑制する手法が第び垂直中性子カメラ（VNC）［４３］を用いて中性子発生分布一の方法である．電子サイクロトロン加熱によって電子温を測定し，EIC 前後における中性子発生分布の違いに着目

度を上昇させることで，EIC バーストを効果的に抑制する

した結果について述べる．実験では，比較的低密度のプラ

ことができ［６］，結果として高いプラズマパフォーマンス

ズマへ垂直 NB 入射加熱を行うことで回帰的な EIC バースを実現することができた．交換型モードの抑制に効果的でトを発生させ，総中性子発生率の時間変化を測定した結あることが知られている共鳴摂動磁場（RMP）印加が第二果，EIC バーストに伴い，約 2 ms の間に総中性子発生率がの手法であり，EIC 発現条件を満たしているプラズマに対

最大で５０％減少することがわかった［３９，４２，４４］．これは，

して RMP を印加すると，図６に示すように，EIC バースト

EIC によってミリ秒オーダーの時間スケールでビームイオンの顕著な輸 送・損 失 が 起 き て い る こ と を 示 し ている（図５a）．また，EIC による磁場揺動解析を行ったところ，
揺動振幅の増大に伴い総中性子発生率は減少し，両者は，線形の関係にあることがわかった．更に，VNC を用いることで，図５b）に示すように EIC バーストの発現に従い，
VNC1 の中心視線（!〜3.8 m）の中性子計数は，最大で５０％減少する一方，周辺視線（!〜4.0 m）の中性子計数にはほぼ変化がみられないという結果が得られた［４５，
４６］．
次いで，DELTA5D コードを用いて周波数の下方掃引を伴う EIC 磁場揺動を考慮した粒子軌道追跡シミュレーションを行い，EIC 前後のビームイオン密度の空間分布を得た
後，この計算結果に基づいて，VNC１によって期待される
線積分中性子分布の評価を行った［４６］．EIC の発生によって，中心視線（!〜3.8 m）の中性子計数が約５０％減少する
ことを再現した（図５b）．実験結果と数値シミュレーショ
ンとの比較を行うことで，EIC を励起している垂直 NB で入射されたヘリカルリップル捕捉ビームイオンが損失して

図６いることが明らかになった．
つぎに，ビームイオンの損失を招く EIC バーストの発現を防止する研究について述べる．EIC の発現には，ビーム

図５

RMP 印 加 時（#135245 red lines）と 非 印 加 時（#135209
black lines）のプラズマパラメータの比較．（a）
加熱パター
ンと蓄積エネルギー，（b）
RMP なしの磁場揺動，（c）
総中性子発生率，（d）
RMP 印加時の磁場揺動を示す．

a）
高エネルギーイオン励起抵抗性交換型モード（EIC）に起因した総中性子発生率及び線積分中性子分布の変化．b）
EIC 発生前後の線
積分中性子分布の変化［４
６］
．

２０３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.97, No.3 March 2021の発現を効果的に抑制することができた．RMP 印加により磁気島ができるような条件では，より低密度側に運転領域が拡大された．LHD は主として外部コイルによってポロイダル磁場を作っている配位であり，MHD 不安定性の抑制にしばしば適用される，回転変換分布を大きく変化させるような制御手法は行いがたい．しかし，ここに示したよ
うに，電子温度制御や，磁場の構造の制御によっても，高エネルギー粒子駆動の MHD 不安定性である EIC の制御ができることが明らかになった．
３．
４．
３．
２ ECH/ECCD によるアルベン固有モードの外部制
御の可能性
高エネルギー粒子閉じ込め特性は，核融合燃焼プラズマ
では，プラズマ性能を決める最も重要な要因であり，高エネルギー粒子の異常輸送を引き起こすアルベン固有モード（AE）を外部から制御することが核融合燃焼プラズマを制御するうえで重要なノブとなる．DIII-D トカマクの電流立
ち上げ時に不安定化する反転磁気シアアルベン固有モード（RSAE）を外部から ECH 加熱することで安定化されることが報告され［４７］，続いて，TJ-II 装置でも ECH による
AE 安定化が報告された［４８］．これを契機に，国際トカマ
ク物理活動（ITPA）で，AE 外部制御に取り組む共同実験（EP12）が立ち上げられ，世界中で関連する研究が展開されてきた．以前から高エネルギー粒子駆動 AE に関する国際共同研究が行われていた LHD 実験，ヘリオトロン J 実験

図７ （a）
ctr‐方 向 ECCD，（b）
balanced-ECCD，（c）
co‐方 向ECCD 時の磁気プローブ信号の周波数スペクトルの時間発
展．（d）
ECCD 入射波形と NBI 入射波形．50 kHz 以上のアルベン波帯の揺動が，Ctr 方向電流駆動で抑制され，Co 方向
電流駆動で増大することがわかる．

（京都大学），TJ-II 実験（スペイン）では，相互実験提案を含めた共同研究が展開された．ここでは，国際共同研究として LHD で行われた電子サイクロトロン電流駆動（ECCD）
による AE 制御の実験についてその概要を紹介する．
中性粒子ビーム入射されたビームイオンの速度がアルベ
ン速度より速い場合は，減速過程で AE との相互作用が可る［５２］．LHD における ECCD による AE 安定性制御のメ能になり，AE を不安定化する．LHD では，低磁場配位でカニズムについては，今後の課題である．

接線 NBI を入射した場合にこの条件を満たし，特に低磁場

ECCD による AE 制御に関する同様の観測は，TJ-II やヘ

領域で AE 励起が観測される．外部から ECCD を行うとプリオトロン J でも行われている．それぞれの詳細にはここ

ラズマ中に局所的な電流駆動が可能であるが，電流駆動をでは触れないが，磁気シアの効果やプラズマ分布の変化の効率的に行うためにはサイクロトロン共鳴条件をプラズマ影響の重要性が指摘されている．これらの磁場配位の異な中心で満たす必要がある．そのため，77 GHz ジャイロトロン

る３次元プラズマ間の比較により，ECCD による AE 制御

で ECCD を効率よく行うために，!#!1.375 T で実験を行っメカニズムの総合的な理解に繋がることが期待されていた．ECCD により AE 制御に成功した典型例を図７に示す．

る．

ECCD だけで数秒間プラズマを保持し，プラズマ中に電流

３．
４．
４ 今後の展望が有る程度飽和した状態で，NBI 入射を行った．この実験
では，Ctr 方向に電流駆動（Ctr-ECCD，""!〜−10 kA）を重水素実験により，プラズマ中の高エネルギーイオン輸行った場合に，アルベン周波数帯（50 kHz 以上）の磁場揺送を直接評価できるようになったことで，軽水素実験では動が抑制されていることが観測された．逆向きに電流駆動明らかにすることができなかった課題を考察することがで（Co-ECCD，""!〜＋20 kA）を行うとアルベン周波数帯のきるようになった．このことは，将来のヘリカル型核融合

磁場揺動は，さらに大きく不安定化することも示された炉を設計する上で重要な知見である．一方，実験結果を解［４９‐５１］．この実験では，中性子計測から Ctr-ECCD で AE

析する上では，数値シミュレーションコードの整備も重要安定化した時には，高エネルギーイオン閉じ込めが改善しな課題である．中性子計測や他の計測器を活用することていることを示唆する結果も得られている．詳細なデータで，数値シミュレーションコードの検証と検討が，より高解析により，ECCD によりアルベン連続スペクトル構造がい精度で行えるようになった．現在，LHD における高エネ

変化することが，AE 安定化に寄与する可能性が指摘されルギーイオン励起 MHD 不安定性による高エネルギーイオ

た［５１］．また，シミュレーションを用いた理論的な解析か

ン輸送過程を明らかにするため，ハイブリッドシミュレー

らは，連続スペクトル減衰の寄与の可能性も指摘されていションコードである MEGA コード［５３］を LHD に適用して
２０４

Project Review

3.4 Advances of Energetic Ion Confinement and MHD Researches

Y. Suzuki et al.

［２５］S. Conroy et al., Nucl. Fusion 28, 2127 (1988).
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［５６］Y. Fujiwara et al., JINST 15, C02021 (2020).

いる［５４］．より実験に即した解析を行うため，HINT コー
ドを用いた観測データに基づくプラズマ平衡とNBIで入射した高エネルギーイオンの電離分布を使用することで，軽水素期におけるトロイダルアルベン固有モード発生時の高エネルギー粒子損失について，実験観測との定性的な一致を得た［５５］．現在，重水素プラズマ実験におけるトロイダ
ルアルベン固有モードが与える高エネルギーイオン閉じ込
めへの影響の解析に着手しており，中性子計測や，高時間分解能化された，E//B NPA［５６］等の高エネルギー粒子計測器で得た実験結果との比較によって，高エネルギーイオ
ン輸送過程の理解について一層の進展が期待される．

参考文献［１］M. Osakabe et al., Fusion Sci. Technol 58, 131 (2010).
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［２１］K. Ogawa et al., Nucl. Fusion 59, 076017 (2019).
［２２］H. Nuga et al., Nucl. Fusion 59, 016007, (2019).
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２０５

J. Plasma Fusion Res. Vol.97, No.3 (2021)２
０６‐２０７

プロジェクトレビュー

４．まとめ
4. Summary
森 崎 友 宏１，２），長 壁 正 樹１，２）
MORISAKI Tomohiro１，２） and OSAKABE Masaki１，２）
１）

自然科学研究機構核融合科学研究所，２）総合研究大学院大学（原稿受付：２０
２
１年１月８日）プラズマの更なる高性能化をめざして，ヘリカル装置でいることが示唆された．

初めてとなる本格的な重水素実験を LHD において２
０１７年

一方，内部輸送障壁（ITB）が形成され，輸送が改善した

３月より開始した．その結果，重水素実験開始早々に，核高イオン温度プラズマに対して同位体効果を調べたとこ

融合条件の一つであるイオン温度10 keVを，定常運転が本

ろ，重水素プラズマのほうが顕著な閉じ込め改善がみられ質的に可能なヘリカル型装置において世界で初めて実現しることも明らかとなった．さらに，この閉じ込め改善は線た．その後は，第１章，ならびに，第３章１節に示したよ

平均密度が 2×1019［m−3］よりも低い密度領域で，また，磁

うに，LHD プラズマの更なる高温度化が進展している．

気軸位置が 3.6 m よりも内側で顕著となることが明らかと重水素実験実施に当たっては，第２章で示したように必なった．同位体効果を包括的に理解するためには，同位体

要な安全管理機器の整備に加え，ダイバータクライオポン

による乱流抑制効果やゾーナル流の成長がエネルギー閉じ

プの導入・ECH アンテナの改造等，LHD を高性能化する

込めの向上に寄与していることがジャイロ運動論によってために必要な機器の整備も実施した．さらに，重水素実験

指摘されているため，今後は，揺動計測を強化して，そのの主要な研究テーマである「同位体効果」の解明や高エネ解明を進める．

ルギー粒子閉じ込めの特性評価に必要な計測機器の開発・

第３章３節に示したように，周辺・ダイバータプラズマ整備を進めた．その一環で開発された，軽水素（H）と重水及び PWI における同位体効果についても研究を進めてい素（D）の同位体比の空間分布を分光計測により評価する

る．ダイバータ領域における粒子束分布については，同位手法は，世界初の H/D 比空間分布計測の成功に繋がった．

体の違いによる大きな変化はみられていない．一方で，プ将来の核融合燃焼プラズマでは，重水素と三重水素が均一

ラズマのイオン種が軽水素から重水素に変更することで，に混合したプラズマの実現が求められるため，水素同位体

プラズマ周辺部においては炭素不純物の増加がみられていが混合した状態を模擬したプラズマの研究が，LHD 重水素る．これはイオンの質量が増加したことにより炭素製ダイ実験で進展することが期待される．

バータにおけるスパッタリングが増加したことに起因していると考えられる．

同位体効果の研究では，第３章２節に示したように，閉じ込め改善を伴わないNBI加熱で保持された軽水素並びにLHD には，重水素実験で発生する三重水素を排気ガスよ重水素プラズマを対象に，規格化衝突周波数や規格化ラーり除去する装置（EDS）が設置されている．発生する三重マー半径等を合わせた次元相似実験を実施した．両者の閉水素の量は中性子の発生量から評価することが可能である

じ込め則における比較を系統的に行った結果，エネルギー

ため，EDS を通過する三重水素の量を計測することによ

閉じ込め時間はジャイロボーム則に従うものの，それとはり，LHD における水素同位体の収支評価が可能である．こ別に，質量のほぼ１乗に依存する項が閉じ込め則に存在すのような真空排気ガスの厳密な管理をしている装置は世界ることが明らかとなった．これは，ITERのHモードスケー

的にも稀であるため，LHD は将来の核融合炉における燃料

リングとほぼ同様の傾向を示しており，トカマク・ヘリカ

収支予測に重要な知見を提供する．

ル共通の規則が見出されている．また，ECH プラズマを対将来の核融合燃焼プラズマでは，核融合反応によって生象とした実験では，密度・温度などの同一パラメータのプ成された高エネルギーアルファ粒子によって高温・高密度

ラズマを実現するのに必要な加熱電力が，軽水素よりも重のプラズマが燃焼維持される．このため，核融合炉の実現

水素のほうが低いことが明らかとなり，同位体効果の存在の為には，高エネルギー粒子の閉じ込めは重要な研究課題が明確となった．この実験では，軽水素プラズマよりも重である．このため，ヘリカル型装置における初めての本格

水素のほうが，プラズマ中の揺動振幅が低いことが観測さ的な重水素実験となる LHD の実験で，ヘリカル型装置にれており，重水素による乱流抑制が同位体効果に起因しておける高エネルギー粒子の閉じ込め特性が明らかになるこ

National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: morisaki.tomohiro@nifs.ac.jp

２０６!2021 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchProject Review

4. Summary

T. Morisaki et al.

とが期待される．第３章４節に示したように，トリトン燃究を加速し，燃焼プラズマの維持に対する影響の検討を進焼実験により LHD の高エネルギー粒子閉じ込め性能が，める．特に，LHD は ITER などに採用される負イオン源を

磁気軸位置を 内 側に 寄 せ た 時 に 向 上 す る こ と，それが用いた高エネルギー中性粒子ビーム入射装置が複数台稼働

KSTAR などの同サイズのトカマク型装置と同等であるこする世界で唯一の装置であるため，ヘリカル型装置のみなとが実験的に明らかとなった．本成果は，定常運転が本質

らず，トカマク型装置を含めた環状プラズマの燃焼維持に的に可能なヘリカル型装置が，核融合燃焼に必要な高エネ向けた高エネルギー粒子閉じ込め研究の進展に貢献するこ

ルギー粒子の閉じ込め性能を有していることを示した成果とが期待される．

として，Nature Physics 誌の２０１９年の研究ハイライトに選

LHD は現在，文部科学省の大規模学術フロンティア事業出された．今後は，将来のヘリカル型核融合炉の実現に向として，２０２２年度までの計画が認められている．今後は，けて，高エネルギー粒子の輸送特性の磁場配位依存性を示

同位体効果をはじめとする環状プラズマの学理の確立に向すデータベースを構築するとともに，高エネルギー粒子にけた研究を進めていく予定である．

よって励起された不安定性と同粒子の相互作用に関する研２０７