タングステン多価イオンの可視領域発光線の観測
中村信行研究室 三田百恵
平成 28 年 3 月 5 日
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背景

𝑞 が大きくレーザー捕捉の条件を満たし、かつ線幅タングステンは融点が非常に高く、耐摩耗性があの狭い発光を持つと予想されている[3]。よって、こり、さらに核融合の材料となるトリチウムの吸蔵度れらの多価イオンからの発光を観測することが求めが低いことから、国際熱核融合実験炉（Internationalられている。

Thermonuclear Experimental Reactor：ITER）[1]

よって本研究の目的は、プラズマ診断とαの変化のダイバータの材料に採用された。しかし、プラズの観測に有用である低価数のタングステン多価イオマ粒子とのスパッタリングによってタングステン原ンからの発光線の観測をし、波長決定することであ子がプラズマ中に混入すると多価イオンとなり、Xる 。 ま た 、 理 論 計 算 に よ る と W !! の線を放射し放射冷却を起こしてしまう。これを制御

4𝑓 !" 5𝑝 ! ! 𝐹!/! − ! 𝐹!/! 遷移は573.39 nm の波長を持つするためにはタングステン原子の流入量や流入経路と予想されたため[6]、特に 570 nm 付近に着目してを理解することが重要である。そのためにタングス観測を行った。

テン多価イオンの発光によるプラズマ診断が有用であるため、分光データが必要とされている。しかし、

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プラズマ診断に必要である価数の発光線のデータが実験装置不足しているため補う必要がある。また発光線の中

本実験は小型電子ビームイオントラップ

でも、観測にファイバーやレンズを用いられる可視（Compact EBIT：CoBIT）を使用して多価イオン光がプラズマ診断に有用であるため、可視領域のデを生成し、発光を観測した。観測した波長域は可視ータが必要とされている。

領域と真空紫外領域であり、それぞれ測定系が異な

また、近年、クエーサーからの吸収スペクトルが、る。本研究の可視領域スペクトルの分光には、物 理 定 数 で あ る 微 細 構 造 定 数 α が Δα/α~10!!! −Czerny-Turner 型配置の反射型平面回折格子を用い10!!"yr!!の大きさで空間的に変化することを示唆た。また、真空紫外領域スペクトルの分光には、平している[2],[3]。実験室では、2 つの異なる原子時計面結像型斜入射分光器を用いた。多価イオンの発光の時計周波数遷移の比較によってαの変化の観測がは分光器チェンバー内の不等間隔凹面回折格子で回試みられている。現在の最高精度は Hg ! と Al! の比折され、その後 CCD カメラで検出される。極端紫外較から得られる Δα/α = −1.6 ± 2.3 ×10!!"yr!!

で領域光は大気に吸収されてしまうため、光学系は高あり、ここまではαに変化がないことが確認されて真空に保たれている。実験装置及び測定系の概略図

いる[4]。しかし、示唆されている変化の観測のためを図 2.1 に示す。には精度が十分でない。よって、より良いα感度 𝑞 を持つ原子時計が必要とされており、レーザー捕捉された多価イオンがこれまでに利用されてきた原子時計よりも十分大きな 𝑞 を持つ原子時計となることが示されている[5]。特に理論計算によると、タングス
テン多価イオンW !! , W !! , W !! からの発光は、𝛼 感度

図 2.1 CoBIT と測定系の概略図

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結果と考察

本研究は先述した通り、W !! から W !! に起因する発光線を同定することを目的としている。よって、表3.1 のイオン化エネルギーを参考にして電子ビームエネルギーを 115 eV から 170 eV に変化させて可視領域スペクトルの測定を行った。また、可視領域発光線の価数同定を助けるために、真空紫外領域との同時測定も行った。他グループによって真空紫外領域におけるいくつかのタングステンの発光線の価数同定が行われているため、本研究での真空紫外領域

図 3.1 溝 本 数 300 本 の 回 折 格 子 で 取 得 し た 波 長 370 〜 630の測定結果と比較し価数同定を行い、その後本研究[nm]のタングステン多価イオンのスペクトルで同時に測定したスペクトルを比較し価数同定を試
図 3.2 は理論計算によって提唱された遷移によるみた。

発光線であると予測したものを含む波長 560 nm〜3.1 可視領域測定

620 nm 領域のスペクトルである。不純物イオンの有図 3.1 は溝本数 300 本の低分散の回折格子測定で無を確認するため、タングステンの導入を行わない取得した約 370〜630 nm の可視領域スペクトルで場合の測定も行った。なお、この実験の際の電子ビある。図中のスペクトル左上に電子ビームエネルギームエネルギーは 130 eV である。電子ビームエネルー 𝐸! の値を示す。電子ビームエネルギーは 115 eV

ギーは先の実験と同様に 115 eV から 150 eV に変化から 150 eV に変化させて測定を行った。さらに、図させて測定を行った。また、図 3.1 と同様の基準で3.1 のスペクトルにおいて、電子ビームエネルギー

発光線に矢印でラベリングをし、注目している強い

115 eV のときに発光が現れていない、もしくは発光発光線も同様に A とラベリングした。本実験で観測強度が弱いものが、130 eV のときに現れる、もしくされた発光線はタングステンを導入しないで測定をは強度が強くなる発光線について、赤色の矢印で示行うと現れていないため、タング ステン多価イオンしている。同様に、電子ビームエネルギー130 eV のによる発光線で間違いがないと考察できる。よってときに発光が現れていない、もしくは発光強度が弱先に述べた基準とは異なるが、タングステンを導入いものが、150 eV のときに現れる、もしくは強度がしない測定で見えなくなった 570 nm、608 nm、611強くなる発光線について、青色の矢印で示している。

nm 付近の発光線もタングステン由来の発光である

また、A でラベリングした強い発光線は理論計算でと判断できるため、茶色の矢印でラベリングした。

示された W !! の. 4𝑓 !" 5𝑝 ! ! 𝐹!/! −.! 𝐹!/! 遷移の可能

さらに、A でラベリングした発光線については、図性があるため、後の実験で焦点を置いて測定を行っ3.1 の A でラベリングした発光線と同様の電子ビーた。

ムエネルギー依存性が確認できる。

表 3.1 タングステンのイオン化エネルギー[7]2

てこれまでよりも 1 段階大きな電子ビームエネルギーの発光線にラベリングをした。また、水色の矢印でラベリングした発光線は、図 3.2 においては確認されなかった新たに現れたものであるため、さらなる実験でタングステンに由来するか不純物に由来するかを考察する必要がある。そして緑色の逆三角形でラベリングした 2 つの発光線は互いに同様のエネルギー依存を示しているが、真空紫外領域のスペクトルでは同様の振る舞いをする発光線が観測されなかったものである。この 2 つの発光線は、図 3.2 の図 3.2 溝 本 数 1200 本 の 回 折 格 子 で 取 得 し た 波 長 560 〜 620

570 nm、611 nm の発光線と波長が一致しているた[nm]のタングステン多価イオンのスペクトル

めタングステン由来の発光を含んでいると考えられる。また、図 3.2 は電子ビームエネルギーが 170 eVでの測定を行っていないため、図 3.4 で電子ビーム

3.2 真 空 紫 外 領 域 と 可 視 領 域 の 同 時 測 定

エネルギーが 170 eV の際に発光線の強度が大きくこれまでの実験から、可視領域のみの測定では帰なっている原因に不純物の寄与も考えられる。

属イオンの完全な同定が難しいことが判明した。よって先述の通り価数の同定を助けるために、可視領域のみでなく真空紫外領域でも同時にスペクトルを測定した。また、真空紫外領域における発光線については、Clementson らによって同定されている[8]。
図 3.3 は溝本数 1200 本の高分散の回折格子を用いて取得した波長約 560〜620 nm 領域の可視領域スペクトル、図 3.4 は溝本数 1200 本の回折格子を用いて取得した波長約 19〜27 nm の真空紫外領域スペクトルの測定結果である。電子ビームエネルギーは 115 eV から 170 eV に変化させて測定を行った。
図 3.3 は測定時の電子ビームエネルギーを各スペクトルの左上に、図 3.4 では右上に記した。そして、
図 3.5 は Clementson らが測定した真空紫外領域スペクトルの測定データである。図 3.4 のスペクトルと図 3.5 のスペクトルの比較より、発光線の帰属イ

図 3.3 溝 本 数 1200 本 の 回 折 格 子 で 取 得 し た 波 長 560 〜 620

オンは図 3.4 中に示す価数であると同定した。

[nm]のタングステン多価イオンの可視領域スペクトル

この図 3.4 を用いて、可視領域での測定結果である図 3.3 と比較を行った。図 3.3 中にこれまでと同様

まず、A の発光線は図 3.4 の 20 nm 付近のタングの基準でスペクトルに対応する色で発光線にラベリ

ステン 7 価による発光線と同様のエネルギー依存をングをした。なお、今回の実験ではトラップを周期示しているため、この発光線はタングステン 7 価に的に掃き出しながら測定を行ったため、これまでの帰属すると断定した。また、本実験で観測した A の測定時よりも価数分布が低価数になっている。よっ発光線の波長は 574.44 nm であるため、理論計算に3よって予測されていた W !! の. 4𝑓 !" 5𝑝 ! ! 𝐹!/! −.! 𝐹!/!

. 4𝑓 !" 5𝑝 ! ! 𝐹!/! −.! 𝐹!/! 遷移による発光線の同定をし遷移によるものであると同定した。ラベリングをした。今後は飛行時間測定法によってトラップ内の価たが価数の同定ができなかった発光線については、数分布を得たり、理論計算と比較して未同定の発光価数分布を得る等さらなる実験を行うことで同定が線の価数・遷移の同定をしたい。また、新たに現れ可能であると期待できる。

た発光線がタングステン由来であるかを調べるために、図 3.3 の実験と同条件でタングステンを導入しない測定をもう一度行いたい。

表 4.1 波長決定した発光線

参考文献[1]http://www.naka.jaea.go.jp/ITER/index.php
図 3.4 溝本数 1200 本の回折格子で取得した波長 19〜29 [nm][2] J. K. Webb et al, arXiv:1008.3907 (2011)のタングステン多価イオンの真空紫外領域スペクトル[3] J. C. Berengut et al, Phys. Rev. Lett. 106 210802(2011)[4] T. Rosenband et al, Science 319 1808 (2008)[5] J. C. Berengut et al, Phys. Rev. Lett. 105 120801(2010)[6]A. E. Kramida, T. Shirai, Atomic Data and Nuclear
Data Tables 95 305-474 (2009)[7]J. Scofield, Ionization Energies, Internal report, LLNL,

図 3.5 Clementson らによって取得された電子ビームエネルギ

Livermore, USAー 135 eV で 観 測 さ れ た タ ン グ ス テ ン 多 価 イ オ ン の ス ペ ク ト ル[8]J. Clementson et al, Atoms 3(3):407-421 (2015)[8]

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まとめと今後の展望
表 4.1 の通りタングステン由来の発光線を観測し、矢印でラベリングした発光線の波長決定をした。さら に 、 理 論 計 算 に よ っ て 予 測 さ れ て い た W !! の4