真空紫外域におけるタングステン多価イオンの分光測定中村信行研究室

1 背景

稲留康太

分布を理解することが重要とされている。プラズマ内のタングステンイオンの価数分布はエッジ付近におけ

国際熱核融合実験炉（ITER[1]、ラテン語で道を意味る中性から、コア付近におけるネオン様程度までに広する”iter” に由来）は核融合の実用化を目指して現在がると考えられており、分光診断には広範囲の価数のフランスに建設中のトマカク型の熱核融合実験炉であ分光データが必要である。図 1 と図 2 にアメリカ国立り、トロイダルコイルとポロイダルコイルによる磁場標準技術研究所 NIST のデータベース [2] に登録されてによって超高温プラズマをドーナツ状に閉じ込める仕いるタングステン多価イオン発光線数を示す。

組みである。
プラズマを取り囲んでいるブランケットと呼ばれる対向壁の下に、プラズマからの高い熱流や粒子を受け止め、核融合反応によって生じるヘリウムをプラズマから排出する役割を持つダイバータと呼ばれる部分がある。ダイバータには非常に高い熱負荷がかかるため、タングステンが材料として使用される。それは、タングステンは融点が非常に高く、耐摩耗性があり、核融合の材料となるトリチウムの吸蔵度が低い等の特徴を持つからである。しかし、そのような特徴を持つタン

図 1: NIST データベース [2] に登録されているタンググステンでも、プラズマ中の不純物イオンの衝突によ

ステン多価イオンの発光線数。

りスパッタリングを起こす。そして、スパッタを起こしたタングステンがプラズマに混入し不純物となることが考えられる。
不純物であるタングステンがプラズマ中に混入した
場合、装置によって閉じ込め可能なイオンや電子の数は決まっているため、核融合に必要な水素同位体のプラズマを不純物の数だけ追い出してしまう。さらに、不純物とプラズマ内の粒子が衝突した際に起こる熱伝導によって熱損失を起こす上に、プラズマの高温によって電離した不純物多価イオンがプラズマの熱を電磁波放射で放出（放射冷却）してプラズマの温度を下げて

図 2: NIST データベース [2] に登録されている W I かしまい、核融合の効率を下げることが予想される。しら W X までの発光線数。

たがって、これを防ぐためにタングステンの流入経路や流入量を正確に把握し、プラズマ中にタングステン横軸は波長、縦軸は発光線の数を示しており、10nmが混入しないように制御することが重要である。

毎の発光線の総数をプロットしている。図 1 のように分光診断に必要な分光データは現在不足しており、特にタングステンイオンによる放射損失を抑えるために

図 2 をみると、WI～WIV のデータ数は多いが WVIII

は、分光診断によってタングステンの流入経路や価数以上の価数の発光線は、40nm 以上の波長範囲でほとん

1ど観測されていないことが分わかる。したがって、そつよりも低くすることで、軸方向の井戸型ポテンシャのデータの不足を補うためにタングステン多価イオン

ルを形成することが出来る。高真空に保たれた EBITの発光線を観測、同定することが求められている。

内に導入された中性の試料は、電子ビームにより電離しイオンになると、DT への印可電圧による井戸型ポよって、本研究の目的は、ITER のプラズマ診断にテンシャルによって電子ビームの軸方向にトラップさ有用であるタングステン多価イオンの発光線を観測し、 れる。また、DT 内部を通過する電子ビームの空間電価数の同定や波長決定をすることである。そのために、 荷ポテンシャルにより径方向にもトラップされ、三次特にデータ数が不足している 6 価から 13 価の真空紫外元的にトラップされる。トラップされたイオンに電子領域（約 30～124nm）での発光線の観測を行った。

ビームが衝突し続けることで、逐次電離を起こし多価イオンを生成する。また、逐次電離ではある一定のエネルギーを持つ電子を衝突させ続けることで目的の価2 実験数まで束縛電子を電離させることが出来る。

本研究では、小型電子ビームイオントラップ（Com-実験装置及び観測系の概略図を図 4 に示す。観測した

pact EBIT : CoBIT）を用いて多価イオンを生成し、発波長域は可視領域と真空紫外領域であり、可視領域では光線を観測した。電子ビームイオントラップ（Electron-1 台の分光器を用いて発光線を観測し、真空紫外領域で

beam Ion Trap : EBIT）は多価イオンの研究のためには 2 台の分光器を用いて発光線を観測した。本研究の可開発された、電子銃とドリフトチューブ（Drift Tube :視領域発光線の分光には HORIBA 製の iHR550 分光器DT）、超伝導コイル、電子コレクターから構成される[4] を使用した。また、回折格子は溝本数 150本/mm の反多価イオン生成装置であり [3]、CoBIT は EBIT 装置

射型回折格子を使用し、発光線の検出には CCD（Chargeの一つである。

Coupled Devise）カメラ（ANDOR iDus416Series）を用いた。iDus416Series は電子冷却型であり、−70℃ にドリフトチューブ１検出面を冷却して使用した。

ドリフトチューブ３電子コレクター

電子銃

電子ビーム

真空紫外領域では測定出来る波長領域が異なる 2 台

超伝導コイルの分光器を使用した。2 台の分光器はともに同様の光学ドリフトチューブ２配置の分光器である。真空紫外領域における発光線は電子ビームによる空間電荷ポテンシャル

大気中で吸収されてしまうため、分光器本体は CoBIT多価イオン本体と直接接続されており、真空度は ～10−6 Pa を維電子ビームエネルギー電場持した。また、光源は幅が数百 µm と非常に小さく、線光源と見なすことが出来るため、スリットを用いるこ磁場となく分光を行った。真空紫外領域の光は鏡面反射率
図 3: 電子ビームイオントラップの概略図。

が低いため、真空紫外領域分光器 A[5]、B[6] にはそれぞれ日立ハイテク社製の平面結像型不当間隔凹面回折

図 3 に EBIT の概略図を示す。電子銃から生成され格子 001-0659、001-0639 を用いた。凹面回折格子は集た熱電子を DT 電極との電位差によって加速させ、気光と分散を同時に行うことができ、発光線の入射角を体として導入された試料原子と衝突させることで多価大きくすることで起こる全反射を利用することで入射イオンを生成することが出来る（逐次電離）。電子銃か光の反射効率を向上させている。

ら生成された電子ビームは、超伝導コイルによる軸方向の強磁場によって動径方向に圧縮され、DT 内部を通また、検出器に使用している CCD カメラ、位置検出過した後に電子コレクターによって回収される。DT は素子（Position Sensitive Detecter : PSD）の受光面が平3 つの電極にわかれており、それぞれに任意の電圧を印面であることから特定の波長範囲で平面結像となる、刻可することが出来る。中央の電極の印可電圧を他の 2線が不当間隔である回折格子を採用した。真空紫外領域2分光器 A の受光器となる CCD カメラには Peinceton定を行った。そして、CoBIT の電子ビームエネルギー

Instruments 社製の背面照射型 CCD カメラ（PIXIS-は表 1 のタングステンのイオン化エネルギーの値を参OX:400B）を使用し、CCD カメラ使用時は −70℃ ま考にして設定した。

で電子冷却した。真空紫外領域分光器 B の受光器である PSD には Quantar Technology 社製の 2 次元 PSD

表 1: タングステンのイオン化エネルギー [8]。
W イオンの価数 イオン化エネルギー (eV)（Model 3391）[7] を使用した。そして、本研究ではタングステンを化合物であるタングステンヘキサカルボニ
ルとして CoBIT 内に導入した。タングステンヘキサカ

W5+ → W6+

ルボニルは室温で十分な蒸気圧を持っているため、ガス導入管と CoBIT 本体を接続することで導入した。

可視領域分光器

ミラー1

回折格子

ミラー2

CCD

PSD
真空紫外領域分光器A (5-30nm)
回折格子
CCD

CoBIT

64.77

→W

7+

122.0

→W

8+141.2

→W

9+

160.2

W9+ → W10+

179.0

W6+

W

7+

W8+

W

10+

W

11+

W12+

W

13+

→W

11+

208.9

→W

12+

231.6

→W13+

258.3→W

14+290.7

図 5 は 本 研 究 で 得 ら れ た 真 空 紫 外 領 域 （波 長回折格子
真空紫外領域分光器B (22-124nm)

28～124nm）でのタングステン多価イオン発光線であガス導入管
タングステンヘキサカルボニル W(CO)6る。図中の発光線の右肩には電子ビームエネルギーと支配的に生成される価数が表されており、図中の矢印で示された発光線が、支配的に生成されている価数の

図 4: CoBIT と測定系。

イオンに由来する発光線である。図 5 と同様の波長範
囲での共同研究者 Priti 氏による衝突輻射モデル計算を
図 6 に示す。

3 結果と考察

これらの図を見比べると、実験では 50～70nm の波長3.1 エネルギー依存性範囲で W6+ ～W8+ に帰属する発光線が確認できるが、CoBIT の電子ビームエネルギーが変動すれば、支配計算ではその範囲で発光線は確認できない。そこで W8+的に生成される多価イオンの価数も電子ビームエネルに注目し、図 7 に W8+ の観測を目的として電子ビーギーに依存して変化する。したがって、既知のタングス

ムエネルギー 130eV で同時に測定された 24～27nm とテン多価イオン発光線と同様の電子ビームエネルギー48～54nm の発光線を示す。

依存性を示している発光線を探すことで、新たなタン
図 7 の 25～26nm あたりの印の付いた発光線の 2 次グステン多価イオン発光線の発見と価数の同定を行うことが出来る。

光が 50～53nm あたりの発光線として観測されたと思われる。発光線が 2 次光として現れる場合、その発光そこで、本研究室の先行研究 [9] で観測された可視領線の波長の 2 倍の波長となって現れる。しかし、図 7 の域と真空紫外領域（波長 18～27nm）のタングステン多発光線の波長の 2 倍よりも少し波長の長い 2 次光が観価イオン発光線を観測し、電子ビームエネルギー依存測された。これは真空紫外領域分光器 A で観測された性を確認した。また、可視領域と波長 27nm 以下の真スペクトルは発光線による波長校正ではなく、計算に空紫外領域では 30 分間測定しており、長波長側の真空よる簡易的な波長校正を行ったことによる 25～26nm

紫外領域では 1 つの波長領域を 15 分間測定した後に分あたりの発光線の波長のずれが原因であると考えられ光器を移動し、もう一つの波長領域でまた 15 分間の測る。続いて図 8 に 28～31nm と 56～62nm の波長範囲3図 7: 24～27nm の発光線の 2 次光。
で観測された発光線を示す。

図 5: 真空紫外領域（波長 28～124nm）。

図 8: 28～31nm の発光線の 2 次光。
図 8 の 2 つの波長範囲はそれぞれ別日に観測されたが、発光線の形が似ており、波長も一致していることから 28.5～30.5nm で観測された発光線が 2 次光として57～61nm の波長範囲で観測されたと考えられる。また、同様にして図 9 に同時に 18～22nm と 36～44nmの波長範囲で観測された発光線を示す。

図 6: 真空紫外領域の衝突輻射モデル計算。

図 9: 18～22nm の発光線の 2 次光。

4

図 9 は図 7 と同様に 18～22nm の波長範囲の発光線を真空紫外領域分光器 A を用いて観測したため、簡易的な波長校正を行っており、波長のずれが少し生じているが、発光線の形状が似ており、19～21nm あたりの印の付いた発光線の 2 次光が 38～42nm あたりの発光線として観測されたと思われる。また、この波長領域
では W8+ のみならず、W7+ ～W12+ の発光線も同様に 2 次光として観測されていると考えられる。さらに、

64～70nm の W6+ の発光線については、図 5 中の印をつけた発光線 A、B が大石氏らの研究 [10] で観測された W5+ の発光線と類似していることから、低価数の多価イオンに帰属する発光線が観測されたものではないかと考える。
また、本研究で確認出来た発光線は計算によるものに比べると少なくなっている。これは酸素や炭素等の不純物多価イオンの発光線が強く、タングステンに帰属する発光線がそれらによって隠されてしまったこと

図 10: 真空紫外領域（波長 94～118nm）。

が原因であると考える。

表 2: 本研究で初めて観測されたタングステン多価イ

3.2 長時間測定（波長 94～118nm）

オンの発光線の波長。
価数
波長 (nm)

タングステン多価イオン発光線の波長を同定するた
めに、これまでの実験で比較的多くの発光線を観測する

W6+

116.770.11

7+189.72

0.11

W8+

96.76

0.11

99.26

0.11

100.810.11

100.840.11

114.760.11

116.850.11

104.510.11

108.010.11109.74

0.11

113.000.11

102.500.11

108.650.11114.810.11101.760.11107.420.11107.870.11115.67

0.1199.110.11W

ことが出来た波長 94～118nm で 30 分間の測定を行った。また、波長校正の精度を向上させるために二酸化炭素（CO2 ）を実験後に導入し、炭素と酸素の発光線を校正線として用いた。真空紫外領域（波長 94～118nm）の測定結果を図 10 に示す。
続いて、図 10 で本研究で初めて観測されたタングス

W

テン多価イオン発光線の波長を表 2 に示す。また、波長9+不確かさはすべての発光線で 0.11nm となった。波長の不確かさ ∆λ は、観測された発光線の統計不確かさによって生じるフィッティング時の不確かさ ∆λstatistic 、W

測定データの ch数 を波長に変換した際の文献値と測

10+定値に生じる不確かさ ∆λfitting 、分光器の不安定さによって生じる不確かさ ∆λposition から

W11+q∆λ = (∆λstatistic )2 + (∆λfitting )2 + (∆λposition )2によって求めた。

W5不確かさ ∆λ (nm)

12+

4 結論

参考文献
[1] ITER ホームページ

本研究では、小型電子ビームイオントラップを用いて ITER のプラズマ診断に有用である真空紫外領域 (波長 28～124nm) での W

6+～W

13+

http://www.iter.org/の発光線を観測し、価数の同定を行った。さらに、波長 94～118nm でのW6+ ～W12+ の発光線の波長を同定することが出来た。

[2] NIST Database
https://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/lines_form.html

一方で、観測できた発光線は衝突輻射モデル計算に比[3] 大谷俊介、「科学技術振興機構国際共同研究事業 追べると少なく、観測出来ていない発光線がまだ残って跡評価用資料（追跡調査報告書）多価冷イオンプいることも考えられる。

ロジェクト（1997 ∼ 2001）」[4] HORIBA IHR シリーズ ウェブサイト

今後の展望として、真空紫外領域でのさらに高価数

https://www.horiba.com/jp/scientific/products-のタングステン多価イオンの観測や、タングステンをjp/detectors/details/ihr320-imagingspectrometer-198/

直接 CoBIT に導入することで不純物イオンを少なくした測定、高分解能回折格子を用いた精度の高い観測等が挙げられる。

[5] H. Ohashi, H. A. Sakaue, and N. Nakamura,Phys. Scr. 2013 [T156],014013 (2013).

酸素や炭素等の不純物のすくないタングステンの導[6] Nobuyuki Nakamura, Naoki Numadate, and Hi-入方法については、新たな導入方法として CoBIT にroyuki A. Sakaue, J. Phys. Soc. Jpn 90, 114301

e-flux とよばれる試料金属に電子を衝突させることで(2021)

試料金属を蒸発させることのできる装置が取り付けられており、この装置を用いることで化合物であるタン[7] QUANTAR

グステンヘキサカルボニルを用いることなく、タングステンを単体として CoBIT に導入することが出来る。
この導入方法を用いることで、不純物多価イオンによ

TECHNOLOGY

3300

SERIES

OPEN-FACE MCP/RAE SENSORS INSTALLATION AND MAINTENANCE MANUAL[8] NIST Database

る発光線の少ない測定を行うことができ、本研究で観https://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/ionEnergy.html

測することの出来なかったタングステン多価イオン発光線が観測できると考えられる。

[9] 三田百恵氏 修士論文（2017）電気通信大学[10] Tetsutarou Oishi, Shigeru Morita, Daiji Kato,Izumi Murakami, Hiroyuki A. Sakaue, Yasuko
Kawamoto, Tomoko Kawate and Motoshi Goto,Atoms 2021, 9, 69 (2021)

6