解説

温度非等方性に起因する Alfvén Ion Cyclotron 波動の励起
市村

真（筑波大学プラズマ研究センター）

Excitation of Alfvén Ion Cyclotron Waves due to Temperature Anisotropy
ICHIMURA Makoto
Plasma Research Center, University of Tsukuba, Tsukuba 305-8577, Japan(Received 30 October 2002)
Abstract
With a neutral beam injected perpendicularly and a strong ion cyclotron range of frequency heating in themagnetic mirror configuration, high beta plasmas with a strong temperature anisotropy are frequently produced. Unstable Alfvén ion cyclotron (AIC) waves are driven with such a strong temperature anisotropy.
A magnetic mirror field is the common configuration in fusion devices and also in the space plasmas. Theinteractions between spontaneously excited AIC waves and plasmas are clearly observed in the laboratory
plasmas. The upper bound on the ion temperature anisotropy is imposed by the pitch angle scattering resulting
from the excitation of AIC waves. A clear understanding of AIC waves is essential to the study of
behaviors of high beta plasmas in the magnetic mirror configuration. In this report, recent experimental
observations related to AIC waves are described.
Keywords:
Alfvén ion cyclotron wave, temperature anisotropy, magnetic mirror configuration, pitch angle scattering,high beta plasma

１．はじめに

ら理論研究は多く，また，米国 C‐ステラレータにおいて磁場によって閉じ込められたプラズマでは，磁力線に観測されたイオンサイクロトロン共鳴加熱時の温度飽和

対して垂直方向からの高エネルギー中性粒子入射加熱や現象の機構として議論されている［１］．AIC 波動［２］と名イオンサイクロトロン共鳴加熱により，磁力線に垂直方づけられてからも，粒子シュミレーションを含め数多く

向の温度と平行方向の温度が異なる温度非等方性が現れの理論研究［３‐６］が報告されているが，実験研究はあまる．このようなプラズマ中では，非等方性をエネルギー

り多くはない．AIC 波動の励起条件が，高ベータで非等源として，イオンサイクロトロン周波数近くにアルヴェ

方性の強いプラズマであるため，米国 TMX［７］，TARA

ンイオンサイクロトロン（Alfvén Ion Cyclotron : AIC）波［８］そ し て 筑 波 大 学 GAMMA10［９］の 大 型 タ ン デ ム ミ

動が自発的に励起される．温度非等方性を持つプラズマラー装置で観測されただけである．磁気圏プラズマでは，核融合を始めとする実験室およびスペースプラズマ

は，観測されるイオン温度非等方性に上限があること，においても一般的に観測されるものである．温度非等方

また，磁力線方向ベータ値との反比例の関係にあること性に起因するサイクロトロン不安定に関しては，古くかを，AIC 波動によるイオンのピッチ角散乱から説明して

author’s e -mail: ichimura@prc.tsukuba.ac.jp
５

J. Plasma Fusion Res. Vol.79, No.1 (2003)５‐１３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.1 January 2003

いる［１０］．最近，GAMMA10 における詳細な実験や，ス
ペースプラズマを模擬した基礎実験［１１］も始まり，AIC
波動の実験研究が進展した．
磁場配位として一般的なミラー磁場においては，捕捉粒子の存在により，温度非等方性を持つプラズマの形成は本質的である．本稿では，温度非等方性を持つ高ベー
タプラズマの解析には不可欠な AIC 波動の励起，および，AIC 波動とプラズマとの相互作用を，実験的側面に重点を置いて解説する．２章において，研究の背景を述
べ，３章では，実験室とスペースプラズマにおける AIC
Fig. 1波動の観測を紹介する．４章では，AIC 波動とプラズマ粒子との相互作用について紹介し，５章でまとめを行

Dispersion relation of AIC modes with complex frequencies: Solid lines for T⊥/T‖=10, '=0.01, dotted lines forT⊥/T‖=１
５, '=0.01 and chain lines for T⊥/T‖=10, '=0.02.

う．
虚数部（右軸）を示している．点線と一点鎖線はそれぞ

２．研究の背景れ〈温度非等方度，ベータ値〉＝〈15, 0.01〉と〈10, 0.02〉に対ミラー磁場配位におけるプラズマでは，磁力線に対しするものである．図より，プラズマパラメータの違いにて垂直方向から入射される中性粒子入射（NBI）加熱やイ

よる成長率（虚数部）の大きさと不安定になる周波数領

オンサイクロトロン近傍周波数帯（ICRF）の高周波を用域の違いがわかる．また，AIC 波動が成長する周波数帯

いた共鳴加熱の結果，速度空間で非等方分布が形成されは，イオンサイクロトロン周波数の近傍であることも示

る．任意の分布関数 ))に対する AIC 波動の分散関係は，されている．
磁力線方向に一様プラズマ中でのAIC波動の絶対不安$#+ ' !) "% )*
"!
+
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+
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(!
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定条件は（１）−（４）式から計算される．温度非等方度が（１）*大きい時，ミラー比 %に依存しない近似的な表式とし$+$,%# ) "&'%,
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て，温度非等方度の自乗と磁場に垂直方向のベータ値を
用いて，

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（２）
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$
!
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'% $%
&%"
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（５）

で与えられる［６，１２］．ここで， +：軸方向の波数，'：となる［６］．非等方度１０でベータ値３％以上が必要であ

光速，)*：プラズマ周波数，%：サイクロトロン周波数，り，大型のタンデムミラー装置の登場が，実験室プラズを表している．また，ロスコーン分布を表す分布関数とマで観測されるに至った大きな要因である．実験室プラして，ズマでの AIC 波動の最初の観測は，米国のタンデムミ

$
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ラー装置 TMX の NBI 加熱実験である［７］．極小磁場エン（３）ドミラー部で磁力線に垂直に入射し捕捉された高エネル.": Heaviside step function，を用いる．上式において，#!

ギーイオンにより，温度非等方性の強いプラズマが形成!：規格化係数，&，&&：磁場に垂直および平行方向の温された．イオンサイクロトロン周波数領域に観測される度から決まる係数，また，典型的な不安定波動であるドリフトサイクロトロンロス

$
! # !
-#,%
(
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$"
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%!# &

コーン（DCLC）モードとの詳細な比較により，AIC 波動と同定された．引き続いて，MIT の TARA タンデムミ（４）（%：ミラー比，$：イオン閉じ込めポテンシャル）

ラーのセントラルミラー部では，中央付近にイオンサイである．上記の分散関係をいくつかの温度非等方度（磁度が大きい高温プラズマの形成とAIC波動の励起が観測&&），ベータ
場に垂直方向の温度／平行方向の温度：&%#された［８］．ICRF 加熱による AIC 波動の励起は，その後値で計算した結果を Fig. 1 に示す．図中実線は，温度非筑波大学 GAMMA10 装置のセントラルミラー部でも観等方度１０，ベータ値 0.01 に対するもので，実数部（左軸），

測され［９］，タンデムミラー研究が米国で中止になった

クロトロン共鳴層を持つ ICRF 加熱の結果，温度非等方６Commentary

Excitation of Alfvén Ion Cyclotron Waves due to Temperature Anisotropy

M. Ichimura

こともあり，実験室プラズマで観測される唯一の装置として詳細な研究が継続されている．AIC 波動の波動としての特徴を次章で述べる．

３．AIC 波動励起の観測
２章で述べたように，実験室プラズマでは，TMX エンドミラー部において磁場に垂直方向の NBI により，
AIC波動が初めて観測された．Fig. 2は，静電プローブによる浮遊ポテンシャル揺動の周波数スペクトルであり，
図中 !
$%!はエンドミラー中央真空磁場強度，また， !
$%はFig. 2

Cross amplitude spectrum for potential fluctuations in theeast TMX end cell [7].

Fig. 3

Power spectrum for magnetic fluctuations in the central
cell of GAMMA 10.

Fig. 4

Contour plot of the frequency spectrum of the AIC modes.
The height of the contour is logarithmic in value.

プラズマベータを考慮した磁場強度に対するイオンサイ
クロトロン周波数である．極小磁場配位であり，最小のイオンサイクロトロン周波数の 0.9 倍付近に自発励起波
動のピークが見られる．一方，TARA および GAMMA
10 においては，セントラルミラー部の ICRF を用いたイ
オン加熱により，AIC 波動の励起が観測された．Fig. 3に GAMMA10 で観測された磁気プローブによる磁場揺動の周波数スペクトルを示す．外部から印加した ICRF
加熱の周波数（セントラルミラー部中央付近のイオンサ
イクロトロン周波数に相当）のすぐ低周波数側に，いく
つかの離散的なピークを持つ強い波動の励起が見られる．Figs. 2, 3 に共通なことは，その周波数スペクトルに単一または複数の鋭いピークを持つことである．Fig. 1に示されるように，理論的に正の成長率を持つ周波数範
囲の中に，固有モードが形成されることが示唆される．
GAMMA10におけるこの離散的ピークは，プラズマパ
ラメータの変化とともにその個数，強度，周波数が変化する．Fig. 4に，この離散的ピークがプラズマパラメータとともに消滅と発生を繰り返す様子を示した［１３］．縦軸は時間変化であるが，時間とともに非等方度および !
値が上昇している．横軸は周波数であり，離散的ピーク（AIC 波動の周波数付近を拡大している）の強度を等高線で表示している．高い周波数側に移動したピークがその強度を弱めて消滅し，そして低い周波数側から新たな固有モードが発生してくる様子がわかる．観測される離散的ピークに対応する各モードの空間構造を測定した結果，どのモードも，径方向には基本波構造を持ち，方位角方向にはイオンのサイクロトロン運動方向に回転する""!"の モ ー ド で あ る こ と が 明 ら か と な っ た［１４］．

た．横軸は時間変化であり，時間とともに非等方度，TMXでは，方位角方向モード数""#までの高次モード

ベータ値が増大している．波動の励起直後は，各々のが計測されている．磁力線方向には，２本の磁気プロー

モードが中央から伝搬する進行波として負の位相差をブをミラー中央面から離れた位置に固定し，中央付近でもって検出される．各々のモードは異なる位相差を持励起された波動の伝搬を測定した．Fig. 5に，検出された

ち，磁力線方向の波数が異なっている．パラメータの上２本のプローブ信号間の位相差と計算した波数を示し

昇とともに，どのモードも位相差がなくなり，磁気プ
７Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.1 January 2003

Fig. 5Phase difference of signals between two magnetic
probes. The calculated axial wave numbers are indicated.

ローブの位置で定在波となることが明らかとなった．また，中央に近い位置で計測するほど定在波になる時間が早くなる．プラズマが点火し，加熱高周波の印加とともにプラズマ圧力と温度非等方性が増大を始める．あるしFig. 6

き い 値 に 到 達 す る と，AIC 波 動 が 中 央 付 近 で 励 起 さ
れ，伝搬して磁気プローブの位置で進行波（有限の波数）

Experimental data on the #−(T⊥/T‖)2 space: solid curvesindicate maximum growth rates and dashed line indicatesthe absolute boundary predicted theoretically [16].

として計測される．さらにパラメータが上昇すると，波動の励起される領域が軸方向に拡大し磁気プローブの位論計算に用いる分布関数を評価し直すことで説明可能で置まで達すると定在波として計測されることを示していあることが報告された［１８］．反磁性ループアレイを用いる．この進行波と定在波との境界を決めるパラメータにて評価した GAMMA10 の軸方向圧力分布［１９］は，中央は，プラズマベータ値が強く関与することが明らかと付近に局在した分布であり，分布関数（３）式のミラー比なっている［１５］．

として，ミラースロート部の磁場強度との比を用いず，一様プラズマ中で AIC 波動が絶対不安定になる条件

実際の軸方向圧力分布に一致する実効的なミラー比を導は，（５）式で与えられる．Fig. 6 は，横軸に磁力線に垂入することが必要であった．ミラー比が小さい時，近似直方向のベータ値，縦軸に非等方度の自乗をとった平面

的にミラー比に依存しないとした絶対不安定性の境界上に実験点をプロットしたものである［１６］．白丸は AIC（（５）式）は，より不安定領域が拡がる方向となる．実効波動が観測されなかった実験点を表している．実線は分的ミラー比の導入により，実験値とほぼ一致することが散式から計算される成長率であり，右上の点線が，絶対明らかとなった．

#
!$
!
!""
!#"
%#で あ る．
不 安 定 の 境 界 に 相 当 す る #"!

一方，南極と北極においてミラー磁場配位を形成する

TMX の NBI 加熱では，十分に大きなベータ値（７％）と磁気圏プラズマは，非等方な温度分布を持った水素プラ

非等方度（１４）の条件下で観測されているが，TARA

ズマで占められている．人工衛星で観測される AIC 波動と GAMMA10 の ICRF 加熱実験では，理論的に予想されは，時間帯によって変化するが，幅の広い周波数スペク

るパ ラ メ ー タ に 比 べ て 低 い 領 域 で 観 測 さ れ て い る．

トルを持っている．Fig. 7 に，観測の一例を示した［１０］．

TARA では，計測したパラメータについて，その空間分

横軸は水素イオンのサイクロトロン周波数で規格化され布を考慮することで説明可能［８］と し て い る が，ている．図中，サイクロトロン周波数の 0.75 倍付近に示GAMMA10 では，Fig. 6 に示したように，一桁近く低いされている太い実線は，理論的に予想される AIC 波動のパラメータ領域での励起が確認されている．軸方向の非励起周波数範囲を示している．また，0.5 倍以下に示され一様性の影響は，安定領域を拡大する方向であり，さらている太い実線は，２価のヘリウムイオンプラズマにおに実験結果との差が拡がる［５，１７］．この実験と理論とのける AIC 波動に対応している．実験室プラズマとは異な相違については，長い間解明されなかったが，最近，理り，明らかな境界が存在しないことから固有モードは形
８Commentary

Excitation of Alfvén Ion Cyclotron Waves due to Temperature Anisotropy

Fig. 8

M. Ichimura(a)Anisotropy as a function of diamagnetism in both standard and low field cases, (b) Amplitude of the AIC modes
as a function of the anisotropy under the fixed diamagnetism conditions.

を示している．Fig. 8(b)は，非等方度を横軸に，AIC 波動
Fig. 7

Example power spectrum of magnetic field data: Frequency is normalized to the local proton gyrofrequency.
Horizontal bands represent the theoretical range of ion cyclotron instability [10].

強度を縦軸にプロットしている．セントラルミラー部中央の反磁性量を固定し，励起される AIC 波動の強度を小さく抑制できることを示している．また，タンデムミ
ラー閉じ込めの概念は，電位形成により端損失イオンを成されず，広い周波数幅をもって励起されることがわか減少させることである．ミラー磁場配位のロスコーンをる．図中の３本のスペクトルは磁場揺動の各成分を表し埋めることは，実効的に非等方性を緩和することであている．周波数が数 Hz の磁場揺動として観測されていり，電位閉じ込めにより，AIC 波動が抑制されることがる．

理論的に示されている［１２］．

第４章では，AIC 波動の励起がプラズマの振る舞いに

４．AIC 波動の励起がプラズマに及ぼす影響

及ぼす影響について，計算機シミュレーションの結果をまじえながら解説を進めるが，その前に積極的に AIC

ミラー磁場が連結されたタンデムミラー配位では，一波動の励起を制御する試みについて紹介する．

つのミラー磁場において，捕捉されたイオンの，温度非次章にその理由を述べるが，TMX 装置においては，

等方性に起因して AIC 波動が励起される．イオンは，多AIC 波動の励起がプラズマ閉じ込めの劣化を引き起こし

くの場合中央の磁場強度が弱い領域に捕捉されるため，

た［２０］．このことを踏まえて，引き続いて建設された

AIC 波動は，そのミラー磁場中で最も低いサイクロトロ

TMX-U（Up-grade）装置では，ミラー中央から離れた，

ン周波数よりさらに低い周波数で励起される．したがっ磁場勾配のあるところに反射点を持つスロッシングイオて，励起されたミラー磁場中ではサイクロトロン共鳴を

ン分布形成も一つの目的として，磁力線に対して直角よ

持たない波動として，磁場強度の強いミラースロートをり浅い角度を持たせて NBI を行った．その結果，実効的経て他のミラー部に伝搬をすることができる．TMX 装

な温度非等方度が小さくなりAIC波動の励起は抑制され置では，極小磁場エンドミラー部で励起された AIC 波動

た［２０］．GAMMA10 においては，サイクロトロン共鳴層が，プラズマの主たる閉じ込め領域であるセントラルミ

をミラー中央から外すことにより，Fig. 8 に示すように

ラー部に伝搬し，ミラースロート部付近に存在するサイ

中央でのプラズマ圧力（反磁性量）を一定に保ちながらクロトロン共鳴層でイオン加熱を引き起こすことが観測

非等方度の小さいプラズマの形成を試みた［２１］．Fig. 8

された．TMX 装置の場合，共鳴層が MHD 安定性にとっ(a)は，横軸をセントラルミラー部中央の反磁性量にとて悪い磁力線曲率の領域にあるため，装置全体のプラズ

り，非等方度を縦軸にプロットした．イオン加熱のためマが不安定となり，閉じ込めの劣化が引き起こされた．

に印加する周波数を一定として，標準磁場条件から磁場自発的に励起された AIC 波動が伝搬して，別の場所での強度を下げることにより，サイクロトロン共鳴層が中央加熱に寄与することは，磁気圏プラズマにおいて，背景から離れて非等方度の小さいプラズマが形成されたことにある非等方温度分布を持つ多数成分の水素プラズマで９

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励起された AIC 波動が，少数成分のヘリウムイオンを加ロットされている．加熱初期は，２つの信号は増大し，熱することでも観測される．人工衛星による観測では，その比は減少することで非等方性が大きくなることを表

少数成分のヘリウムイオン加熱とAIC波動の励起が強いしている．AIC 波動の励起とともに信号は増大を続ける

相関を持っている．計算機シミュレーションの結果をがその比は減少から増大に変わり非等方性が緩和される

Fig. 9 に示した［２２，２３］．Fig. 9 左側には，多数成分の水ことを示している．同時に(c)に示した端部へのイオンの素イオンの速度空間分布を示している．最初に与えた非流出が観測されている．半導体検出器を用いた高エネル

等方温度分布(a)が，AIC 波動を励起し，ピッチ角散乱をギーイオン計測［２４，２５］で，AIC 波動の励起に関連して受けて非等方性を失っていく様子が示されている(b)(c).

波動−粒子相互作用に起因するセントラルミラー部捕捉

Fig. 9 右側は，少数成分ヘリウムイオンが最初等方的(b)高エネルギーイオンのピッチ角散乱と端損失高エネルに，その後非等方的(c)に加熱される様子が示されている．
AIC 波動励起による非等方性の緩和は，実験室プラズ
マ で は GAMMA10 に お い て 初 め て 観 測 さ れ た［１６］．
Fig. 10にAIC波動強度と各プラズマパラメータの時間変化を示した．中央の反磁性量と軸方向に離れた位置の反磁性量が(a)に示されているが，ICRF 加熱とともに反磁性量が増大し，その差も大きくなる．２ヶ所の反磁性量の差が温度非等方性を表している．反磁性量がしきい値に到達すると(d)に示した AIC 波動が励起される．イオンのピッチ角分布の情報を持つ，磁力線に対して９０度と４５度に設置した２次電子検出器（SED）の信号を(b)上段に示した．また，２つの信号の比（４５／９０）が(b)下段にプ

Fig. 10

Fig. 9The (v⊥,v‖) velocity space distribution of H＋ and He2＋
ions at !pt = 0, 30 and 60 from top to bottom. The velocities are normalized by the parallel thermal speed of eachspecies at !pt = 0 [22].

１０Time evolution of the experimental data: (a) diamagnetic
signals at the midplane and off midplane; (b) signals of
SED which are set at the directions of pitch angles of 90
degrees SED(90) and 45 degrees SED(45), and the signal ratio of SED(90) to SED(45); (c) end-loss ions which
are near the loss cone boundary of the central cell, of
which energy is 5.1 keV; (d) amplitudes of the AIC modes[16].

Commentary

Excitation of Alfvén Ion Cyclotron Waves due to Temperature Anisotropy

M. Ichimura

ギーイオンの増大が観測されている［２６‐２８］．また，端損
失イオンに関して，そのエネルギー分布の変化を含めた
詳細な計測がなされている［２９，３０］．
磁気圏プラズマにおいては，イオンの温度非等方性に上限があること，また，磁力線方向のベータ値の増大がAIC 波動の励起と相関することが観測されている．いく
つかの観測例から温度非等方度と磁力線方向のベータ値との間には以下の反比例の関係があることが報告されている［３１］．
$

+
!
'#，#
!
'"!# "$!$"!+#
"*%"
%*%
"*$#
!
，$+##
（６）

最近，磁気圏プラズマを模擬した実験装置（Large ExFig. 12

periment on Instabilities and Anisotropies : LEIA）において，温度非等方度と磁力線方向ベータ値の相関が計測さTime evolution of line density, diamagnetism and amplitude of the AIC modes.

れ反比例の関係にあることが報告された［１１，３２］．Fig.
11(a)には，LEIA 装置で得られた実験データと磁気圏プ値の大きな領域でのデータがないことから，GAMMA10

ラズマにおける観測結果が実線および破線で示されていにおいては先の反比例の関係式が成立しているとの結論!
'#!
(%，$+"#
る．実線は Phan et al.［３３］による !+"#には至っていない．

al.［１０］に よ る

ここまでは，AIC 波動とイオンの相互作用に着目して!
&)の場合である．２種類の実験データ!+"#!
)'，$+"#の 場 合 で あ り，破 線 は Anderson

きた．AIC 波動の励起に電子が影響を及ぼさないことはは異なる実験日を表している．LEIA 装置においても，実験でも確認されている［３４］．一方，プラズマ中に励起

温度非等方性に起因すると考えられる磁場揺動を計測しされる ICRF 領域の波動と電子との相互作用は，特に電ていることから，AIC 波動によるイオンのピッチ角散乱

流駆動の観点から重要な課題である．GAMMA10においが非等方性の上限を決め，磁力線方向のベータ値を増大ては，イオンの非等方性に起因して励起された AIC 波動させると説明している．Fig. 11(b)に GAMMA10 で得らと電子との相互作用の研究が進められた．Fig. 12にセンれた実験データ（Fig. 6）を，Fig. 11(a)と同じ磁力線方向

トラルミラー部の電子線密度，反磁性量と AIC 波動の強のベータ値と非等方度でプロットし直したものを示し度を示した．反磁性量が増大し，しきい値を超えるとた．ほぼ同じ領域にデータは存在し，加熱が進むと非等AIC 波動が励起される．反磁性量増大の時間帯は磁力線方性が飽和することが観測されている．現状ではベータに垂直方向の加熱によりミラー磁場捕捉粒子の密度が増et

大すると考えられる．図に示されているように，AIC
波動の励起と同時に電子線密度の上昇が飽和し一定値になることがわかる．この時，反磁性量は増大を続けている．加熱による捕捉と AIC 波動によるイオンのピッチ角散乱が平衡に達したものと解釈できる［３５］．Fig. 13 には，端損失電子束と AIC 波動の関係が示されている．やはり反磁性量が増大し，AIC 波動が励起されるとともに端 損 失 電 子 束 の 明 ら か な 上 昇 が 観 測 さ れ て い る．
GAMMA10における電子へのエネルギーの流入は，主に高温イオンからの電子ドラッグである．端損失電子のエ
ネルギーの増大と電子ドラッグによる入力とを比較すると，AIC 波動励起による増大は電子ドラッグの２〜３倍
Fig. 11に達し，電子ランダウ減衰により AIC 波動からエネル(a)The ion temperature anisotropy versus %%measured
in LEIA.[11]; (b) The ion temperature anisotropy versus%%measured in GAMMA 10 (Replots of data on Fig. 6).

ギーを得ていることが明らかとなった［３６］．また，先に述べたAIC波動によるイオンのピッチ角散乱による端損
１１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.79, No.1 January 2003

用いたプラズマ内部までの詳細な測定は非常に困難であることから，AIC 波動の波動としての空間構造を含めた
詳細な計測が不十分であり，励起条件等の完全な解明にはまだ時間がかかるものと思われる．最近，マイクロ波
反射計を用いたプラズマ中の磁場揺動計測法が進展し［４１］，GAMMA10 セントラルミラー部においても，磁場
揺動計測法
［４２，
４３］が整備されてきた．プラズマ内部の詳細な計測により，研究が進展することが期待される．
プラズマ粒子との相互作用に関しては，AIC 波動の励起によるプラズマパラメータの変化が磁気圏プラズマを含めて広く観測されている．例えば，トーラス系の磁場閉じ込め装置においても，局所的にミラー磁場配位は存在
Fig. 13

する．ミラー磁場配位での捕捉粒子の存在，その非等方Time evolution of diamagnetism, end-loss electron flux
and amplitude of the AIC modes.

性に起因する AIC 波動の励起，波動の励起に伴う捕捉粒子のピッチ角散乱による非捕捉化等の過程を経て，トー

失イオンの増大に起因した両極性拡散の結果として，端ラス装置の閉じ込め性能に少なからずの影響を与えうる

損失電子電流の増大も明らかとなった［３７］．

ものと考えられる．筆者らは，核融合科学研究所の LHD

ここまで述べてきたように，ミラープラズマの振る舞装置における AIC 波動の計測に着手したところである．

いや閉じ込めは，AIC 波動の励起によって大きく影響さ

最後に，AIC 波動の実験・理論に関して，筑波大学

れているものと思われる．AIC 波動の励起を考慮したミ

GAMMA10 グループの大学院生を含めて多くの方々

ラープラズマの閉じ込め特性の計算機シミュレーションに，また，理論に関して，核融合科学研究所の渡辺二太が報告されている［３８］．また，GAMMA10 タンデムミ

先生に多大のご助力をいただきましたことをこの場をかラーのエネルギー輸送が理論的に検討され，衝突過程のりて感謝致します．

みを考えた計算では実際の実験結果を説明することはで
きず，AIC 波動の励起による準線形拡散効果を考慮して

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［３９，
４０］．

５．おわりに本稿では，磁力線に閉じ込められ温度非等方性を持つ
高ベータプラズマの振る舞いを理解する上で不可欠な，
AIC 波動の励起とプラズマ粒子との相互作用を，実験的側面に重点を置いてわかりやすく解説した．ミラー磁場
配位は，各種磁場核融合実験装置に共通に存在する磁場配位であり，磁力線に垂直方向の NBI や ICRF による共鳴加熱により，容易に温度非等方性を持ったプラズマが形成される．また，磁気圏プラズマにおいては，太陽風の垂直方向からの入射によってやはり温度非等方性を持ったプラズマが形成されている．実験的に観測される
AIC 波動は，磁気圏プラズマでは幅広い周波数スペクト
ルを持っているが，実験室プラズマでは磁力線方向に境界を持つ固有モードとして励起されている．温度非等方性が強く，比較的高ベータのプラズマを容易に生成できる実験装置は少ないこと，また，プローブ等の計測器を
１２

Excitation of Alfvén Ion Cyclotron Waves due to Temperature Anisotropy!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

!!!!!!!!!!!!!!!!!!

(2001).
［２９］K. Ishii et al., Phys. Rev. Lett. 83, No.17, 3438 (1999).
［３０］T. Goto et al., Phys. Plasmas 7, 2485 (2000).
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［３４］M. Nakamura et al., Jpn. J. Appl. Phys. 37, Part 1, No.1,
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［３５］M. Ichimura et al., 12th Int. Toki Conf. on Plasma Phys.
and Controlled Nuclear Fusion (Toki, Japan, Dec 11−14,2001) .
［３６］T. Saito et al., Phys. Rev. Lett. 82, 1169 (1999).
［３７］E. Yokoyama et al., Jpn. J. Appl. Phys. 41, 3961 (2002).
［３８］T. Tajima, Nucl. Fusion 20, 1151 (1980).
［３９］H. Hojo et al., J. Plasma Fusion Res. 75, 1089 (1999).
［４０］H. Hojo et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 2, 230(1999).
［４１］A. Mase et al., Phys. Fluids B 5, No.6, 1677 (1993).
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［４３］Y. Kogi et al., Rev. Sci. Instrum. 72, No.1, 355 (2001).

むら

まこと

市 村

いち

真

１
９
７
８年東京大学工学研究科原子力工学専門課程修了（工学博士），名古屋大学プラズマ研究所を経て筑波大学プラズマ研究セン
ター．研究分野：粒子計測から入ったがな
ぜか現在は ICRF 加熱と加熱プラズマの挙動，特に高エネル
ギーイオンと高周波波動との相互作用に興味がある．趣味
他：スポーツ全般，最近は子どもとのサッカーに朝早くから駆出されて，生来の夜型人間からの転向を余儀なくされている．

!!!!!!!!!!!!!!!!!!

［１６］M. Ichimrua et al., Phys. Rev. Lett. 70, 2734 (1993).
［１７］G.R. Smith, Phys. Fluids 27, 2120 (1984).
［１８］M. Nakamura et al., Trans. Fusion Technol. 39, 339(2001).
［１９］R. Katsumata et al., Jpn. J. Appl. Phys. 31 No.7, 2249
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［２０］G.R. Smith, T.A. Casper and M.J.Gerver, Nucl. Fusion
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［２１］M. Ichimura et al., Fusion Eng. Des. 26, 25１(1995).
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［２３］田中基彦，西川 恭 治：高 温 プ ラ ズ マ の 物 理 学（丸善，１９９１）p.262.
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M. Ichimura!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

Commentary

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