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Journal of Atomic Collision Research

Vol.19 Issue6
2022

RIBF

He

www.atomiccollision.jp

原子衝突学会賛助会員（五十音順）

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第 19 巻 第 6 号

目

次

解説
理研 RIBF における He ガスストリッパーと荷電変換リング計画

今尾浩士

… 95

原子衝突の新しい風
ドイツでのポスドク生活を振り返って

森本裕也

…106

原子衝突学会第 47 回年会報告

行事委員会 …109

第 47 回年会優秀ポスター賞の選考結果

顕彰委員会 …111

原子衝突若手の会第 42 回秋の学校開催報告

三上力久

第 24 回原子衝突学会若手奨励賞募集要項

顕彰委員会 …1132022 年度原子衝突学会学生発表奨励賞募集要項

顕彰委員会 …114

公益財団法人山田科学振興財団 2023 年度研究援助募集

顕彰委員会 …115

「しょうとつ」原稿募集
ユーザー名とパスワード…111

編集委員会事務局 …115
…115

解

説

理研 RIBF における He ガスストリッパーと荷電変換リング計画
今尾浩士
国立研究開発法人理化学研究所 〒 351-0198 埼玉県和光市広沢 2-1
imao@riken.jp
令和 4 年 9 月 16 日原稿受付
理研 RI ビームファクトリー（RIBF）では継続的にウランビームの大強度化に取組んでおり，この 10 年で200 倍以上の強度増強に成功している．He ガスを用いた荷電ストリッパー（He ガスストリッパー）の実現はその大強度化の大きなターニングポイントであった．また荷電変換効率を飛躍的に上げるために現在提案している荷電変換リング（CSR）は更なる大強度化の大きな鍵となる装置である．He ストリッパーと CSR
計画について関連する物理の話題や問題を織り交ぜながら紹介する．

1．はじめに理研 RI ビームファクトリー（RIBF[1]）のように複である．特にストリッパーの性能（得られる価数・変換効率・耐久性・均一性など）は加速器全体の性数の加速器を用いた重イオンの多段階加速にお能（加速可能ビーム強度・加速効率・安定性など）

いて，加速価数の選択性は特徴的な自由度の一を決める最重要因子といえる．ストリッパーにはつである．加速器の始点となるイオン源からの生様々な技術的な難しさはあるが，イオン原子衝突

成イオンの価数の選択，そして加速途中の価数もの物理そのものを体現した装置であり，畢竟，重「荷電ストリッパー」と呼ばれる装置によって制御選択される．なるべく多価の方が加速器での加速

イオン加速器の性能は原子衝突過程に支配されているといっても過言ではない．

や偏向は効率的あるが，イオン源で多価イオンを

本稿では私が中心となって開発を行っている

大強度で得るのは一般に難しく，ストリッパーで多価にするためには十分加速されている必要がある．

来計画の一つ荷電変換リング（CSR[5–7]）につい価数をどの段階でどこまで上げるのか，その加速て，関連する物理の話題や問題を織り交ぜながら

ストラテジーの最適化は重イオン加速器設計の肝紹介する．いずれも最も加速の難しいウランビー

理研 RIBF における He ガスストリッパー[2–4]と将図 1: 理研 RIBF 鳥瞰図．3 台の入射（RILAC，RILAC2，AVF）と 4 台のリングサイクロトロン（RRC，fRC，
IRC，SRC），及び RI ビーム分離装置 BigRIPS と種々の実験装置群から構成される.
原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

95

ムへの適用を主眼としたものであり，先ず RIBF にーは多段サイクロトロン加速において不可欠な装おけるウランビーム加速について概観する．

置といえる．
さて，ウランビームの加速の難しさは電子束縛

2．RIBF におけるウランビーム加速

エネルギーが大きく，中性子数も多いため価数質

理研 RIBF（図 1）は 2007 年の本格始動以来，量比（q/A）を上げることの難しさと，電荷が大きい

いわゆる「元素変換科学」の世界的な拠点となっことによるエネルギー損失 dE/dx の大きさに起因ており，文字通り放射性同位元素「RI」を「ビーム」

している．それぞれの加速器で加速可能な価数として「工場」のように生成供給する施設である．

質量比は決まっており，ウラン加速ではどうにかそその加速器では 3 台の入射器と超電導リングサイの下限値へマッチさせるために 28-GHz 超電導

クロトロン（SRC）を含む 4 台のリングサイクロトロン

ECR イオン源から U35+という多価イオンを生成し，を駆使し水素からウランまでの全元素を最大 345
MeV/u 以上まで加速する能力を持つ．特に大強

更に加速途中で 2 回のストリッパーを使用して価数を上げている．当然強度が犠牲になり，ビーム

度のウランビームを生成できることは最大の強みのエミッタンス（ここではビーム進行方向 z を基準

であり，これを利用した飛行中核分裂反応によって幅広い質量数（80〜160 領域）において圧倒的とした 3 方向 x，y，z の運動を独立として，それらの 2 次元位相空間の面積を指す）も悪くなる．電な強度の中性子過剰 RI ビームを生成し，原子核荷が上げられないためにサイクロトロンでの加速物理に関する様々な基礎及び応用研究を展開することができる．

において周回辺りのエネルギーゲインが少なくな
り，ターンの分離が悪くビーム取出しが困難にな

RIBF におけるウランビームの加速スキームを図る．更にエネルギー損失の大きさはストリッパーの2 に示す．28 GHz の超伝導 ECR イオン源で生成・選別された 238U35+は，入射器 RILAC2 と 4 つ

耐久性の問題，サイクロトロンの入射取出し機器のリングサイクロトロン（RRC，fRC，IRC，SRC）をオンである Zn の加速ではイオン源での負担も少への損傷などの問題を引き起こす．例えば中重イ

用いて 345 MeV/u まで加速される．ストリッパーはなく，ストリッパーも一回の使用でフルストリップにRRC での加速後，11 MeV/u と fRC 加速後の 51近い状態までいくため，現状でウランの 10 倍近い

MeV/u において 2 回使用される．1 段目は He ガ

強度での運転が可能となる．

35+

64+

スストリッパーを使用しており，U から U へと20%の効率で変換する．2 段目は回転グラファイト

し か し な が ら ， 2010 年 に は 最 大 0.4 pnA（particle nA；重イオン特有の単位で 1 pnA は 1 価

シートディスクストリッパー[8,9]であり，U64+ から

で 1 nA の電流と同じ粒子の流れを表し，6.24×

86+

へと 25%の効率で変換する．
サイクロトロンでは K 値と呼ばれる加速能力を

109 /s のビーム強度となる）であったウランビームの供給強度はこの 10 年で飛躍的に向上し，約 100

表し，磁石の偏向能力で決まる固有のパラメータpnA にまで達している．これは，28-GHz 超伝導がある．例えば超電導磁石を用いた SRC の K 値
は 2600 MeV と世界最高性能である．核子当りのの耐久性と品質の向上，大強度ビーム運転技術

エネルギーE/A はこの K 値を用いて E/A = K(q/A)2の洗練化，その他様々な加速器機器の着実な改と書ける．つまり，サイクロトロンに関しては K 値が同じなら到達エネルギーは価数の 2 乗に比例す

良によるものである．特に従来の炭素膜ストリッパ
ーから He ガスストリッパーへの転換はウランビー

る．K 値を増やすコストや労力を考えるとストリッパ

ム大強度化の大きなターニングポイントであった．

U

ECR イオン源の継続的な性能向上，ストリッパー

3．He ガスストリッパー
ウランの第１ストリッパーで固体を使用する限り，
1 µm 程度以下の薄膜を使用せざるを得ず，脆弱性，不均一性との戦いで，熱伝導も期待できない．
実際，ウラン照射における第１ストリッパーでのダメ
図 2: RIBF におけるウランの加速スキーム．
原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

ージは深刻で固定型の炭素膜では 20 pnA 程度
96

（現状の 1/100 以下）の照射強度においても使用などがある．一般に正しい価数を計算だけで導出

時間は半日程度であった[10]．
我々はガスストリッパーを用いることでこの問題するのは困難であり，近い系の実験結果を集めたを解決した．ガスストリッパーは固体膜ストリッパー

換測定を行ったりして，実験的な裏付けをとりながに比べ，耐久性（循環性），厚さ均一性と可変性，薄い標的作成の容易さにおいて優れる． しかしら進める必要がある．例えば，RIBF の炭素膜第 2ながら，一般にガスは固体に比べ密度が 3 桁程た計算で予測された最も収量が高い価数は 88 価

り，可能であれば直接的に断面積測定や荷電変ストリッパーのウラン荷電変換で GLOBAL を用い

度低く，衝突の平均自由行程が長いため，残留であったが，実際は 86 価であり 2 価の違いがあっ

励起衝突過程[11]とオージェ過程[12]（密度効果）

た[18]．また，FRIB では液体 Li ストリッパー[19]をが強く抑制される．そのため，得られる価数が低く用いているが必要価数を得るためには ETACHA4

荷電変換は非効率的である．更にその利用においてはガスの窓なし蓄積が必要で，厚い標的作で計算された値より厚い標的が必要となっている．
ガス（一般には窒素やアルゴンなどが使いやす成に限界があり，標的長さは固体薄膜に比べ長くい）の平衡電荷が固体に比べて低いのは既に述なる．
ガスストリッパーのデザインにおいては得られる

べた通りだが，我々は少しでも平衡電荷の高いガスとして𝑍, の小さい低原子番号ガスの利用につい価数と価数分布，必要厚さを評価しガスの窓なして計算，実験の両面から検討してきた[3,4]．電子蓄積に関わる工学的なデザインと共に最適化することが重要である．

捕獲確率は始状態と終状態が相対速度𝑣で走っているときの運動量分布の重なりで決まると考えら

一般にストリッパー中のイオンは電離と電子捕れる．第一ストリッパーにおけるウランの入射速度

獲，励起，脱励起過程を繰り返しながら電荷を変える．電荷 q を持つイオンの分率𝐹(𝑞)の物質深さ𝑣 = 0.15𝑐であり，𝑍, 𝛼𝑐（ここでaは微細構造定数1/137）よりも十分に速い場合は内殻電子からの捕𝑥に伴う変化は電荷𝑞! から q への電荷交換断面積𝜎"!" を用いて，𝑑𝐹(𝑞)/𝑑𝑥 = 𝑛 ∑"!#"(𝜎"!" 𝐹(𝑞! ) −獲がドミナントとなる．よって，定性的には𝑍, が小𝜎""! 𝐹(𝑞))と書ける．𝑛は標的密度である． 𝜎!!! に程が抑制され価数が上がる．RIBF では取扱い性ついて𝑞" > 𝑞 なら電子捕獲断面積𝜎$ ，𝑞! < 𝑞ならと蓄積性を考慮して He ガスを用いており，11

電 子 損 失 断 面 積 𝜎% を 表 す ． 平 衡 状 態 で は𝑑𝐹&" (𝑞)/𝑑𝑥 = 0である．ガス中での残留励起衝

MeV/u の 238U における平衡電荷は 65 価である
（図 3）．炭素膜の 72 価には及ばないものの，窒突を無視すれば𝜎"!" が𝑥に依らず，上式で非平衡

素ガスよりも 10 価程度高い値となっている（図 4）．

状態も記述できる．電荷交換においては一般に|𝑞! − 𝑞| = 1の 1 電子移行が主である．

関連する話題として GSI においても Low-Z ガ
スストリッパーの導入に成功している．GSI ではガ

さいほど運動量マッチングが悪くなり電子捕獲過𝜎% と𝜎$ には様々な理論式やスケーリング式があり，それらを用いることでストリッパー通過後の平均電荷𝑞1 = ∑" 𝑞𝐹(𝑞) と必要厚さ𝑡（または平衡厚さ𝑡&" ）を評価することができる．我々はイオン化断面積の計算には，binary-encounter model（二体衝
突 近 似 [13] ） を 使 用 し ， 電 子 捕 獲 断 面 積 に はSchlahiter ら の ス ケ ー リ ン グ 式 [14] ， 𝜎$ = 1.1 ×10'( 𝑞).+ 𝑍, -., /𝐸 -.( ， を 使 用 し て い る ． Schalhiterの式は𝑍, 依存性を考慮する際に有用である．また，ガスに限らず利用可能な計算コードとして，
CHARGE（3 電荷モデル），GLOBAL（電子 28 個，
80 MeV/u〜1 GeV/u）[15]，ETACHA（電子 28 個，< 30 MeV/u）[16]，ETACHA4（電子 60 個）[17]，原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

図 3: 厚さを変えたガス通過後の 238U35+（10.8 MeV/u
入射）の平均電荷．実験値がプロットされており，He
ガスについての実線はスケーリング式によるフィットを示している[3]．
97¥

図 5: He 標的厚さを変えた時（0.2〜1.8 mg/cm2）の238 35+
U （10.8 MeV/u 入射）の荷電分布の変化．

ストリッパーは加速途中で使用されるものであり，
図 4: N2 ガスと He ガスにおける 238U の平衡電荷のエネルギー依存性．理研[2,21]と GSI[20]のデータ．
実線は論文[21]に従い a，b，c をフリーパラメータとして𝑞 = 𝑍[1 − 𝑎 exp {−(𝑣/𝑣# )$ 𝑍 %& }]でフィットしたもの．ただし，𝑣# はボーア速度．

スジェット標的と 3 段階の差動排気系を組み合わせる事で口径⌀22 mm 以上，厚さ数 10 µg/cm2 までのガスストリッパーが実現されている．近年，ビームに同期したパルス運転（∆t ~ 400 µs）による真空負荷の軽減に成功している．これにより，水素ガスでの運転が実用化され，1.4 MeV/u の 238U28+
ビームの強度増強に成功している[20]．その過程
で He ガスのデータも取得されているが窒素ガスより低い平衡電荷となっており，一つのパズルとなっている（図 4）．
価数分布に関して，エネルギーが高くなり𝑞1/𝑍.
が 1 に近づかない限りは，ガス中での電荷は有限の分布幅𝑑 = {∑"(𝑞 − 𝑞1), 𝐹(𝑞)}./, を持つ．𝜎% と𝜎$ はイオンの電子殻で飛びを持つため，電荷分布の幅も殻構造の影響を受ける．また，Low-Z ガスにおいて幅が狭くなる効果が観測されており，多電子移行過程抑制の寄与があると考えられている[20,21]．実際のストリッパー使用において，荷電分布が狭くなるような条件を積極的に利用する事は重要である．
He ガスストリッパーではウランの M 殻と N 殻の境目にあたる 64 価を価数選択している．63 価と64 価では電子の束縛エネルギーに 3 keV 程度の違いがあり速度マッチングの変曲点（ウランの入射速度は M 殻電子と N 殻電子の速度の中間にある）となる．平衡電荷ではない平均電荷である
64 価を選ぶことで荷電分布の幅が狭まり，荷電変換効率は増大し（図 5），炭素膜使用時の 72 価に比べて荷電変換効率は約 40%上がる．
原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

その利用に際し，ビームのエネルギー変化，エネ
ルギーストラグリング，多重散乱などによるエミッタ
ンスグロースを正確に理解し，後段加速器のアクセプタンスに収める必要がある．裸の点電荷𝑞において，H. Bethe の阻止能公式より𝑑𝐸/𝑑𝑥は𝑞, に比例する．重イオンに対しては束縛電子の遮蔽効果， 荷電変換に伴うエネルギー損失を考慮する必要がある[22]．エネルギー広がりについては，
衝突ストラグリング，荷電交換ストラグリング，ストリ
ッパー厚さの非均一性からの寄与がある．荷電変換ストラグリングは電荷履歴の違いにより生ずるもので，特に重イオンで重要となる．電荷分布幅とも関係付けられ，電子殻構造の影響も受ける．分布
幅が狭くなれば荷電交換ストラグリングの影響は小さくなるため，He ストリッパーでは厚さの均一性と合わせて，炭素膜に比べ，通過ビームの運動量
広がりは約半分に抑えられている．
ビーム強度が上がった場合の問題点として，熱負荷により He が状態方程式に従って膨張し厚さが減少するだけでなく，ガス流れとビーム強度分
布（すなわち熱負荷分布）の釣り合いによって定
常的な密度分布が生じ，通過後のビームにエネ
ルギー分布を生む可能性がある．特に Low-Z ガスにおいては循環質量流量が小さくなるため熱除去が難しく，影響が大きい．
He ストリッパーではウランビーム 1 pµA に対し，
80 W 程度の入熱が He 標的部にある．実際 RIBF
ではウランビームの強度を上げると，強度に比例して，通過ビームのエネルギーは上がり，He ガス
は薄くなったように見える．
図 6 にビーム強度と標的温度上昇の関係を示す．ストリッパー通過後のエネルギー損失のビー
ム強度依存性から，標的厚さの変化を求めて，状態方程式を使って He ガスの温度上昇を導出している．1%程度の低強度ビームとフル強度ビーム98図 6: 238U ビームによる He ガス温度上昇の実験値と計算値の比較．実験値は輸送条件の異なる幾つかの RUN のデータをプロットしている．

図 7: He ガスストリッパーの断面図と実際の写真（左下），及びビーム通過時の発光の様子（右下）．

では現在 10%程度までのガス圧力の補正によっ~300 SLM の He ガスを専用にデザインした熱交てエネルギーを調整する（すなわちフルビーム時

換器との組み合わせで安定に約 99.5%の効率では 10%程度標的圧力を高くする）．圧力の補正量

循環している．循環量の約 0.5%は放射化物の蓄は測定された温度上昇とコンシステントな量である．

積を抑えるために排気され，新しいガスが圧力フ

ただし，実験的に得られた温度上昇はエネル

台 （ 総 排 気 量 16000 m3/h ） を 多 段 式 に 使 い ，ィードバックをかけながら供給されている．

ギー損失が全てその場で熱に変わったとして行っ

差動排気性能を上げる工夫の一つとして，粘た Computational Fluid Dynamics （ CFD ） 計 算

性流領域でのオリフィス間の連結を乱すため，す（flow-3D 及び solidworks flow simulation を使用）

なわちオリフィスから噴出した He ガスが後段の部から予想される温度上昇より低い傾向がある．ビ屋へなるべく流出しないようにするためにガスかく

ームのガス中でのエネルギー散逸過程を理解す

乱板というオリジナルのピース（穴の開いた円盤）

ることは今後の重要な課題であり，様々な原子衝をオリフィス間に設置している（図 8 上）．
実験的に得られた，かく乱板の効果を図 8 下に突過程の寄与がある．希ガス放電とのアナロジー
からエネルギーの一部が光（特に真空紫外光）などになって，照射領域内から持ち出されるはずで，その理解と積極的利用（例えば外場による効果や不純物のコントロールによるペニングイオン化抑示す．かく乱板の効果には強い位置依存性が見られ，設置位置は最適化されている．かく乱板のある部屋（U1）やその隣の U2 でなく，2 つ隣の部制など）が検討されている．

4．He ガスの窓なし蓄積
ガスストリッパーの実現にはビームライン真空と繋ぐためにガスの窓なし蓄積技術が必須である．
技術的な話になってしまうが，幅広い科学分野と共通の技術と言えるのでここで少し紹介する．特に He ガスのような軽いガスは拡散性が高く，その窓なし蓄積は困難であり，様々な工夫がなされている．
He ストリッパーでは 5 段階の大規模差動排気系により He ガスについて 0.7 mg/cm2 までの定常蓄積が実現されている（図 7）．各部屋は現在口
径⌀12mm 以上のチューブ型のオリフィスで仕切られており，局所的に 27 台の真空ポンプを使用している．特に大型メカニカルブースターポンプ 10
原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

図 8: かく乱板の写真（上）と真空度へ与える効果の
位置依存性の実験値（下）．
99

屋（U3）の真空度が大きく変わる．U3 はターボポンプを用いており流量に敏感というのもあるが，ディスターバーの有無で 2 桁程度真空度が変わる．
僅か 10 mm の位置の違いで真空度が 1 桁以上変わることがあり，位置にとても敏感である．ポンプの排気量を 10 倍や 100 倍にすることを考えると非常に繊細で重要なピースと言える．
チューブ型オリフィスから噴出する He ガスのCFD 計算の結果を図 9 に示す．噴出流はオリフィ
スの出口圧力が背圧よりも高い不足膨張噴流と呼ばれるものであり，背圧分子との干渉により，たる型衝撃波（バレルショック）とマッハディスクと呼ばれる円盤状の垂直衝撃波が周期的に発生しているのが分かる．かく乱板の激しい位置依存性はこのマッハディスクの発生位置と関連があると考えられる．位置依存性の結果はマッハディスクに重なるように板を置くのが効果的である事を示している．
もう一つの工夫としてガスジェットカーテン法という新しい独自の技術開発を行ってきた．大強度化に伴い差動排気性能への要求は大きくなり，サイクロトロンへの僅かな He ガスの漏れ込みがダイ
ナミックバキューム（ビームロスと真空度悪化が雪崩式に起こる現象）を引き起こし，短時間でビームが失われ深刻な加速器損傷の原因となる．He ガ
スストリッパーの運転と共に RRC の真空度が徐々に上昇するという問題があり，2015 年に実際にビームが急激に失われるということが起こった．ダイ
ナミックバキューム問題は価数変化の起こる重イ
オンビーム加速特有の問題であり，今後の大強度化にとっても深刻な問題であった．
図 10 にガスジェットカーテン法のコンセプトを示

図 10: ガスジェットカーテン法のコンセプト．

す．差動排気系の高圧側と低圧側の部屋の間にビームと垂直方向に流れる窒素ガスのジェットを導入し，これを He ガスの流れを遮るカーテンとして働かせてガスの流れを窒素へ変えると共に
He ガス封止能を向上させる．窒素ガスに変換してしまえばターボ分子ポンプや RRC 内のクライオポンプで容易に排気されダイナミックバキュームの心配は大幅に軽減される．
CFD 計算に基づいて装置を設計・製作・導入した．オフライン試験を行い，シール効果によって圧力差を最大 10 倍にでき，ガスもうまく置換されることを確認出来た．更に好ましい効果として，現条件の窒素ジェットでは He ガスで 70 µg/cm2 程度分の荷電変換がジェット中で起こるため，He ガス
としては 10%程度圧力を下げられ蓄積は容易になる．現状の設置位置（He ストリッパーの上流側にのみ設置されている）において適切な流量値（<~7 SLM）では窒素ガス逆流による価数低下も起こらない．窒素ガスジェットカーテンは「He ガスシー
ル」，「窒素へのガス置換」，「窒素プレストリッパー」という 3 つの役目を果たし，差動排気性能を上げられる．手法に関して特許（特許番号：7019141）を取得している．
2015 年より段階的に導入され，オリフィス径を⌀10 mm から⌀12 mm に増大させて，横方向の 4 次
元アクセプタンス（通過可能な x，px，y，py 位相空間の体積）を 1.5 倍にすると同時に，He ガスの
RRC への漏れ量を 1/10 程度まで下げる事に成功
し，RRC での真空度上昇もなくなった．2017 年以降の MT では実効荷電変換効率（通過効率×He
荷電変換効率）として，2016 年より 2 割以上高い，20%程度での長期運転に成功しており，ビームの大強度化に貢献している．

図 9: オリフィスから噴出する He のマッハ数の CFD
計算（Solidworks flow simulation を使用）．
原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

窒素ガスジェットカーテン法は近年超重元素探索研究のための気体充填型反跳分離器 GARISにおける He ガス蓄積にも応用された．そこではノ100

を中心とした世界規模の研究競争の中，大強度
ウランビームの開発も次のステージへと進んで行く．
RIBF でもウラン強度を飛躍的に増強させるた
めさまざまな開発と準備が進んでいる．現在の加速方式において，ウランビームの大強度化を阻む大きな問題の一つは 2 回の荷電変換の変換効率の低さ（20%×25%=5%）である．2 回の荷電変換
図 11: 2 次元ラバールノズルによるガスジェットカー
テン計算例 （Solidworks flow simulation）．図はマッハ数のプロットであり，矢印の色はガス種（赤：He，
青：N2）向きが流速を表す．

で約 95%のビーム損失があることになり，この問題

ズルを 2 次元ラバール型にし，拡張部で生成したから 66+までの 8 価分の周回ウランビームに対し膨張波をうまく出口部で相殺する構造となっている（図 11）．ガスジェットのマッハ数を上げ，He ストて，同じ設計周長 37.2 m（入射ビームバンチ間隔の 15 倍）を持つコンパクトな等長リングとなっていリッパーに取り付けた装置より大口径化と性能増る．CSR1 は，ガスストリッパー（He ストリッパーと N2強に成功している．He ストリッパーや次章で述べる荷電変換リングにおいても同様のテクノロジーをストリッパー），8 台の主偏向電磁石（BM1〜8），2台の加速空洞，リバンチャー，4 基の荷電独立四組み込むことを検討しており，準備を進めている．

重極電磁石ステーション（QS1〜4），入射電磁石

5．荷電変換リング（IBM と入射四重極トリプレット），取出し偏向電磁石（EBM1 と EBM2），複数のビーム診断用真空

現在，RIBF のウランビームは他の現行施設に比べて 2 桁以上高い強度を誇る．しかし 2022 年

を克服すべく検討を進めているのが荷電変換リング（Charge Stripper Ring: CSR）である．
図 12 に設計中の CSR1 の俯瞰図を示す．59+

箱から構成されている．

5 月に稼働を開始した FRIB[23] （米国）を筆頭に現行の加速方式では RRC で加速された U35+ビーム（11 MeV/u，18.25 MHz）は約 0.7 mg/cm2 の2020 年代の内に，FAIR[24] （ドイツ），RAON[25]厚さの He ガスストリッパーを通過し，U64+ビームの（韓国），HIAF[26] （中国）などの次世代重イオン加速器施設の運転開始が予定されており，アジア

みが偏向電磁石によって選択され，荷電変換効率は約 20%となる．一方，CSR を使う場合，選択

図 12: CSR1 のデザイン図．U35+を荷電変換入射し U64+を連続的に排出する．8 価分（59+〜66+）のウランビー
ムを U64+になるまでエネルギーを回復しながら周回・ストリッパーへ再突入させ，バンチ構造を保つため全ての価数で設計周長 37.2 m を持つ等長リングとなっている．CSR1 は，ガスストリッパー（He ストリッパーと N2 ストリッパーの 2 段階），8 台の主偏向電磁石（BM1〜8），2 台の加速空洞，リバンチャー，4 基の荷電独立四重極電磁石ステーション（QS1〜4），入射電磁石（IBM と入射四重極トリプレット），取出し偏向電磁石（EBM1 とEBM2），複数の診断用真空箱から構成されている．
原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)101

された U64+以外のビームについて，ストリッパーで失われたエネルギーを回復して周回し，ストリッパ
ーに再入射する．U35+ビームは，周回周期と同期して荷電変換入射法によって CSR へと連続的に入射される．周回と荷電変換を繰り返し，U64+ビー
ムのみが取出用偏向電磁石（EBM1）を用いて水平方向へ曲げられ，連続的に取出される．
先に述べたように CSR は周回する全価数のビ

図 14: 砂時計型 Q 磁石のデザイン図と写真．

ームに対して同じ軌道長を持つリング（等長リング）で構成され，後段サイクロトロンに合わせてビームのバンチ構造（RIBF のウラン加速では 18.25 MHzのビームの塊を加速していてサイクロトロンの加速
高周波は常にその整数倍）を保持する．横方向に関しては，ストリッパー位置で全価数のビームの形状を一致させる．すなわちリングの固有楕円（周回によって形状を変えない 2 次元位相空間上の楕円）を一致させることで，価数の入れ替わりに起因するエミッタンス増大を抑制する．図 13 はパラメータを調整して得られた，全価数のビーム包絡線を重ね合わせたものであり，ビーム形状が一致（固有楕円の形状に一致）していることが分かる．
荷電独立なビームの収束は四重極電磁石ステーションで行われ，隣接ビーム間隔は 10 cm 程度であり，コンパクトで強力かつ漏れ磁場を抑えた Q
磁石の実現は鍵であった．
我々は砂時計型 Q 磁石という独自デザインのQ 磁石を開発した．図 14 の様にポールの先端が折れ曲がっており，コイルはポールのストレートネ
ックに巻かれている．この形状により，サイドヨークの両側にビーム経路を確保しつつ，十分なコイル
スペースを確保し，必要な起磁力を発生させることができる．サイドヨークは隣接軌道への漏れ磁場を減らすためにも重要である．構造に関して理
化学研究所と日立エンジニアリング株式会社で共同 の 特 許 を 出 願 し て い る （ 出 願 番 号 ： JP2020056540）．
既に Q 磁石の実機 2 台の製作を行い，必要磁
場勾配の生成，漏れ磁場，クロストークなどに関する磁場測定が行われ，要求性能を満たすことが確認された．
その他，取出用 EBM1 や主偏向電磁石などの重要機器の要素技術開発が進み，より詳細な軌
道計算と全体の機械設計を行う段階に入っている．
また，CSR の実現と共に既存加速器の様々な改良を含む将来計画が進行しており，イオン源やサ
イクロトロン改造，各種機器の大強度運転への対応なども合わせて検討が進んでいる．

6．CSR1 における 2 段階ストリッパー
ここから CSR のストリッパーに関する話題をいく
つか紹介する．CSR1 内のストリッパーは，最大約38 kW のウランビームに耐え得るストリッパーでなければならないが，連続的な荷電変換入射を実現するため 1 回の通過で荷電変換を行うのに十分な厚さが必要で，高密度電子プラズマや電子ビームの使用は，現在の技術では難しい．
我々は CSR1 に関して，N2 ガスストリッパー（0.1mg/cm2）と He ガスストリッパー（0.3 mg/cm2）を直列に配置した 2 段階ガスストリッパーの使用について検討を進めている（図 15）．ストリッパーの厚さの選択は，エミッタンスグロース，平均周回数，エ
ネルギー回復量などに直結する重要なパラメータである．荷電変換断面積が大きく平衡厚さが薄い

図 13: CSR1 における全価数のビーム包絡線（実線）と分散関数（ドット線）の重ね書き．
原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

N2 ストリッパーで周回毎に荷電分布をリセットし（~55 価），続けて He ストリッパーで価数を高める
102

図 15: N2 と He の 2 段階ストリッパーによる周回スキーム（上）とそれぞれの標的での価数分布計算（下）．

図 16: ガス通過後の 238U64+（50.7 MeV/u）の平均電
荷．星印のデータは 5 µm のカプトン箔窓を用いたガスセル標的，それ以外は窓なし蓄積のガスを標的としている．カプトン膜での変換の補正は行っておらず参考データとして示した．

ギー損失が大きく，電荷が低下し，エミッタンスグ（~64 価）ことで，荷電分布を固定し，周回による荷ロースも大きくなってしまう．更に厚いガスの蓄積

電分布のドリフトを抑制することができる．これによも困難である．CSR のスキームであれば例えば窒り価数が設計範囲（59+〜66+）から外れる事によ

素ストリッパーを用いた場合でも少しずつ 86 価をる損失が低減される．実際計算してみるとビーム

切り出し，20 周程度の周回が可能なら 8 割程度の排出効率は He ストリッパーのみを用いた場合の効率で荷電変換を行える．しかし，もう 1 価でもは 8 価のアクセプタンスから外れる成分が多く 5 割

平衡価数が高ければ周回数を減らせてエミッタン

以下にとどまるが 2 段階ストリッパーを用いた場合

スグロースなどの問題も少なくなるため，最適な媒8 割を超える効率が実現できることが分かっている．

体と利用方法の模索が続いている．

ストリッパーの影響に関して通過の度にエネル
ギーストラグリングによってビームエミッタンスが大8．荷電変換冷却やその他の可能性

きくなることは不可避であるがストリッパー前後に 2

CSR の場合，ビーム周回時間はサブ µs 程度であり，従来の重イオンビームの冷却方法（電子冷台のリバンチャーを置き全ての価数で縦方向の固有楕円も一致させ，更に元々エネルギー広がりの大きい状態でストリッパーを通過させることでストラ
グリングの影響を軽減することが出来る．そのような配置の最適化も行っている．

7．CSR2 におけるストリッパー

却，確率冷却，レーザー冷却，イオン化冷却）は適用できない．しかし CSR を用いた場合，短時間でのビーム冷却の可能性があり，その原理について簡単に述べる．
図 17 は CSR によるビーム冷却の概念的な例である．まず，ビームの位相空間内の領域を異なRIBF の第 2 ストリッパーの置き換えである CSR2

る平均電荷でタグ付けすることがスタートとなる．

は入射 238U64+のエネルギーを 50.7 MeV/u として，空間的広がりに関してはビームを２つ以上のストリッパー（ハイブリッドストリッパー）にまたがって入射CSR1 と同様の手順で設計することができる．
現状使用している回転グラファイトシートディス
クストリッパー[8,9]は CSR2 における利用では耐久させればタグ付けができて，場所によって異なる
平均電荷となる．十分に異なる平均価数を持った性に問題が生じると考えられている．その高度化と共にガスや液体リチウムストリッパーの利用も検討されている．
第 2 ストリッパーでは U86+を作る必要があるが，図 16 に示すようにガス中での平衡電荷は 86 価に届かない．第 2 ストリッパーにおいては Low-Z
ガスを使用したくても平衡厚さが厚すぎてエネル
原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

図 17: CSR を用いた荷電変換冷却の概念図．
103

2 つのビームは，独立した光学系を介して輸送すられるなら大きなインパクトがあり，特殊な標的のることができる．チューン（一周当たりの横方向微
少振動つまりベータトロン振動の振動数）を調整し，形態の模索や密度効果など理解は最重要課題

片方のビームのみが取り出されるように CSR を設につれてストリッパーへの熱負荷は益々重要なト計すれば，取出されたビームのエミッタンスは減少し，ストリッパーによるエミッタンスグロースより効

ピックとなり，微視的に原子衝突過程を整理して，果が大きければ，出射ビームが冷却されたように

重イオン加速器の設計と原子衝突物理分野は見える．これが本質的な原理であり，別の自由度

密接な関係にある．本稿をきっかけにストリッパーのビーム冷却系を設計することもできる．

や CSR 開発について広く知っていただき，原子CSR2 でビームサイズを制限するための使用を検討しており，予備的な計算ではビームロスは多の一つである．また，扱うビーム強度が大きくなる

エネルギー散逸機構を解明することが重要である．

衝突分野の研究者と交流を深められる機会になれば大変幸いである．

少増えるものの効率的なスリットとして動作することが示されている．

謝辞

他にも CSR は価数のばらける重イオンビームに

本稿に示した研究はすべて仁科加速器科学研

対する内部標的リングとみなすことができて，ストリ究センター加速器基盤研究部及び関連する方々

ッ パーを反応・ 生成標的に置き換えてみればに様々にご協力いただき議論しながら進めている

様々な応用が考えられるかもしれない．バンチ構
造が保たれることが特徴であるが，ビームファンネ

ものであり，改めてここで感謝申し上げます．ガス
かく乱板のアイデアは永田祐吾博士との酒席議リングや周波数変更の用途も可能である．RIBF

論に端を発しておりここに感謝いたします．

の次々期計画の技術基盤となる可能性も秘めており検討が進んでいる．

参考文献

9．まとめ
理研 RIBF における He ガスストリッパーと将来計画の一つ CSR について，関連する物理や鍵となっている装置開発の話題を織り交ぜながら紹介した．
RIBF のここ 10 年の重イオンビームの大強度化，特にウランビームでは 200 倍以上の強度増強に成功している．途中様々なボトルネックを打ち破る必要があったが He ストリッパーの実現は大きなターニングポイントであった．今まさに世界各国で次世代型の in-flight 型 RI ビーム施設が立ち上がり，RIBF 含め重イオンビームに関する国際研究開発
競争は激化する．CSR の開発は RIBF の更なる飛躍の大きな鍵である．
CSR1 ではウラン以外のイオン種も周回させる
拡張計画についても検討しており，そのデザイン
において様々なイオン種について価数分布予測のための知見を深める必要がある．CSR2 でも大強度ビームに対応するためには流体ストリッパーを用いざるを得ないがガスでも液体リチウムでも価数が足りなさそうである．1 価でも平衡価数を上げ
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原子衝突学会誌しょうとつ 第19巻第6号 (2022)

1052022 年度 役員・委員会
会長
田沼肇（東京都立大学）
幹事
木野康志（東北大学）〔副会長〕

金安達夫（九州シンクロトロン光研）

酒井康弘（東邦大学）

間嶋拓也（京都大学）

的場史朗（高エネルギー加速器研究機構）
運営委員
東俊行（理化学研究所）

岡田邦宏（上智大学）

小田切丈（上智大学）

加藤太治（核融合科学研究所）

金安達夫（九州シンクロトロン光研） 木野康志（東北大学）
高口博志（広島大学）

酒井康弘（東邦大学）

高峰愛子（理化学研究所）

土田秀次（京都大学）

中村信行（電気通信大学）

古川武（東邦大学）

間嶋拓也（京都大学）

的場史朗（高エネルギー加速器研究機構）

山﨑優一（東京工業大学）

山下琢磨（東北大学）

常置委員会
編集委員会

委員長：間嶋拓也（京都大学）

行事委員会

委員長：金安達夫（九州シンクロトロン光研）

広報渉外委員会
顕彰委員会

委員長：酒井康弘（東邦大学）
委員長：木野康志（東北大学）

庶務委員会

委員長：的場史朗（高エネルギー加速器研究機構）

編集委員

加藤太治，歸家令果，久間晋，熊谷嘉晃，永田祐吾，
中野祐司，間嶋拓也，山下琢磨，渡邉昇

原子衝突学会誌しょうとつ
第 19 巻 第 6 号（通巻 109 号）
Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2022
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2022 年 11 月 15 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>