J. Plasma Fusion Res. Vol.87, No.11 (2011)７
５２‐７８６

プロジェクトレビュー

GAMMA 10 改造（GAMMA-PDX）計画と境界プラズマ研究
今井剛，GAMMA 10 グループ

筑波大学プラズマ研究センター（原稿受付：２
０
１
１年８月２
３日）

GAMMA 10 は世界最大のタンデム・ミラー装置であるが，２００４年の大学法人化以降，その特長を生かしながら，核融合研究全体の発展に寄与すべく，ITER 時代の核融合研究にふさわしい，新たな研究展開を進めている．
特に，２０１０年からの第２期中期計画では，環状系磁場閉じ込めでの重要な課題「数億度のコアと常温壁の両立」をめざし，さらに，境界プラズマ研究に適した改造を計画することによって，電位／電場制御と高熱流束・高イオ
ン温度の端損失を活かしたプラズマ輸送と境界（ダイバータ）プラズマ研究を主軸とした研究を，双方向型共同研究を活用し推進している．

１．はじめに方向プラズマ輸送の変化を観測し，環状系の輸送障壁の物

筑波大学の GAMMA 10 は図１にその概要と写真を示す

理に共通する径方向の異常輸送の解明に寄与した［４］．まが，世界最大のタンデムミラーとして１９８３年に完成し，電た，神戸大グループを中心としたエンド部荷電粒子損失を位・電場による閉じ込め改善研究を行い［１］，低密度であ利用した直接発電，京都大学との ICRF 波動物理，広島大

るが約１億度のイオン温度を達成するなどの成果を挙げて学との高速カメラ計測，最近では NIFS とのトムソン散乱

19

−3

台の比較的

計測でも大きな成果を得るなど，他大学のグループ主導の高密度での閉じ込め性能は低かった．GAMMA 10 の研究

きた［２］．しかし，環状系に比して，10 m

研究も進展した［５‐８］．さらに，加熱と電流分布，電位／

計画は，２００２年の核融合作業部会の報告書による核融合研

電場の強力な制御ツールである ECH 用のジャイロトロン

究全体の基本計画の策定以来，大きな転換を行った．それの開発にも注力し，NIFS の大型ヘリカル装置（LHD）用

まで，トカマク，ヘリカル，ミラー等を平行して推進する

1 MWジャイロトロンを共同開発し，1.8 MWで１秒発振を多岐路線の一翼を担っていたが，ITER 計画を中心とする

達成するなど，LHD の ECH に大きく貢献した．このジャ研究計画の枠組みが構築され，重点化，効率化が進められイロトロン開発では日本原子力研究開発機構（JAEA）やたことから，その基本方針を受けて，他の大学のプラズマ

東芝電子管デバイス社の協力も得ながら，全日本的に進め

関連センターと同様に，大学の特長を活かしながら，重点ており，GAMMA 10 用では 1 MW 28 GHz ジャイロトロン化に沿った研究課題を分担し，効率的な研究を進めるための開発にも着手し，短パルスで 1 MW，長パルスでも 450に核融合科学研究所（NIFS）を中心として，全国の大学のkW で２秒の発振を得た［９］．これらの開発は，今後の国協力を得て，双方向型共同研究を推進している．世界的な内外の ECH 協力へと発展が期待されている．

ミラーや直線型磁場閉じ込め装置の状況ついては，ロシア

これらの成果をベースに，第２期からは，さらに，ITER

や韓国が大型のミラーを有しているが，ロシアではガス・や環状系原型炉に大きく寄与すべく，改造を加え電位制御

ダイナミック・トラップ（GDT）と呼ばれる非常に大きなとダイバータプラズマ模擬（Potential-control and Divertor-

ミラー比を有したミラー装置で高イオン温度を利用した中

simulator eXperiments）を指向する実験装置「GAMMA-

性子源としての核融合炉をめざした研究が進められている

PDX」として，更なる研究の新展開をめざしている．第２［３］．一方，韓国や他の世界の中型，小型の直線型の装置で章以降に詳しく述べられるが，新計画の目標は「数億度のは，ダイバータプラズマや境界プラズマを模擬する方向へ

高性能プラズマと常温の第１壁の両立をめざすプラズマ・の研究展開が大きな流れとなってきている．

核融合理工学研究」としている．これまでのコアのプラズ

法人化後，GAMMA 10 の第１期中期計画期間（２００４〜

マ輸送の改善の機構解明の深化に加え，それ以上に現在重２００９年度）では，タンデムミラーの特長である電位／電場

要な課題とも言えるダイバータプラズマの物理，特に，放を活かし，また，双方向型共同研究により，全国の大学か

射冷却の制御，不純物の逆流制御といった炉環境でのダイらの共同研究者の協力を得て，環状系磁場閉じ込め装置にバータ板の成立性に直結する物理，さらには，ダイバータも共通したプラズマの閉じ込めの改善の物理解明をめざし

板候補材のプラズマ壁相互作用といった炉工学にまたがる

た．第１期では，径電場の制御が ECH 等の加熱装置で可能

課題に，GAMMA 10 の特長である ITER の定常熱流束に匹なこと，また，径電場プロファイルの変化に伴う揺動／径

敵する高熱流束や閉じ込めのあるプラズマ，高イオン温New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )IMAI Tsuyoshi and GAMMA 10 Group

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corresponding author’s e-mail: imai@prc.tsukuba.ac.jp!2011 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchProject Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )図１

T. Imai andGAMMA 10 GroupGAMMA 10 の概要図（左）と写真（右）．

度，高磁場を活かして挑戦していく．さらに，中長期的にラズマ・壁相互作用（PWI）制御が必須の課題となる．核

は，ダイバータ磁場を導入し，セパラトリックス近傍の輸融合炉実現に向けての境界プラズマ制御研究，PWI 制御研

送物理やヌル点における粒子軌道の統計的効果を応用した究に関して重要な研究課題としては，ダイバータ板への定

エルゴーディックダイバータ類似の粒子軌道から，そのダ

常熱負荷低減および ELM 等の過渡的熱負荷の低減，プラ

イバータ熱負荷の制御を視野に入れた研究も計画していズマ対向機器の損耗・再堆積，PWI により発生した不純物

る．これらの研究の実現には，これまでのセンターの資の遮蔽，コア・エッジカップリング，トリチウムリテン

源・知見だけでは不十分であり，双方向型共同研究を大いションの最小化，ダストの発生と輸送等があげられる．

に活用し，研究を推進する計画である．同時に，これらの

GAMMA 10 の第１期中期計画では，コアプラズマの研究研究を進めるキーツールとして，先進的な加熱や計測装置

課題に関連して，径電場制御を可能とするECH加熱装置のの研究開発も積極的に進めていく．特に，ECH 用のジャイ開発およびこれを用いた径電場形成と輸送障壁の物理機構

ロトロンは，日本の実用ジャイロトロンの開発の草創期に解明に成果を上げてきた［４］．次期計画としては，これま大きく寄与したこともあり，最近では，JAEA が育てたでの成果をベースにしてさらに境界プラズマおよび PWIITER 用ジャイロトロンの技術を加えて，マルチ MW のに関する研究課題に対して，GAMMA 10 を改造して研究

LHD 用ジャイロトロンに見られるような挑戦的な開発をを展開していく計画である．

進め，他大学や国際協力も視野に入れた開発研究を進め

ダイバータ板への熱負荷に関する課題に関しては，現在

る．計測では筑波の特長である金中性粒子ビームプローブ

建設が進められている国際熱核融合実験炉（ITER）でのダ（GNBP）に加え，低密度トムソン散乱，高感度高速カメラ，

イバータ板への定常熱負荷は 10 MW/m2 とされている

分光・マイクロ波イメージングといった先端的な境界プラが，これはダイバータへ流入する熱量の 60〜70％ が放射損ズマ計測にも挑戦していく．

失することが必要条件となっている［１０］．また，現在建設

先にも述べたように，これら多様かつ挑戦的な重要課題が進められ，リサーチプランが策定されている JT-60SA

に対して，GAMMA 10 の限られた資源だけでは不十分でにおいてもダイバータ板への熱負荷低減が大きな課題となあり，双方向型共同研究を主軸に，国際協力や国内の様々

り，ダイバータへの Ar ガス供給による放射ダイバータがな連携・共同研究等を活用し，文字どおり，外部に大きく計画されており，ダイバータでの高放射とコアプラズマで開かれた「OPEN SYSTEM」として貢献していきたい．

の高閉じ込めの両立が必須の課題となっている［１１］．さらに，原型炉設計の観点からは，中性子照射による銅の放射２．新研究計画における境界プラズマ研究化のために銅をヒートシンクとして使用することはできな

第２期中期計画では，先に述べたようにコアのプラズマ

いという制限が加わるため，ダイバータ板への熱負荷をさ輸送制御と境界プラズマ研究を推進する．特に，境界プラらに低減させることが求められている．例えば，SlimCS

ズマ研究は当センターの新展開の第１の柱と考えている．

におけるタングステンモノブロックと F82H 鋼冷却パイプ

高性能プラズマを生成，維持するためには，加熱・電流駆によるダイバータ板設計では，ダイバータ板への熱負荷は動や MHD 安定化，輸送制御といったコアプラズマに関す

5−8 MW/m2 以下が求められている［１２］．

る課題だけでなく，周辺（境界）プラズマ制御ならびにププラズマ対向壁は，プラズマ放電中に照射損傷，損耗，
７５３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

再堆積等の PWI に起因して，時々刻々とその表面状態を変化させている．この表面改質は水素リサイクリング特性に重大な影響を与え，この水素リサイクリング特性の変化に引きずられるように境界プラズマの特性が変化して，コアプラズマの閉じ込め特性が影響を受ける．この材料表面での現象と境界プラズマ特性，コアプラズマ性能とのカップリングの物理機構を微視的観点と巨視的観点とから包括的に理解することは，境界プラズマ制御にとって必要不可欠な課題である．
これまで，ダイバータシミュレータ等の直線型プラズマ生成装置において，境界プラズマおよび PWI 研究が精力的に行われてきている．昨年（２０１０）には，直線型プラズマ装置を用いたPWI研究に関する国際ワークショップがORNL
図２

で開催され
［１３］，本年はユーリッヒにて開催され，次は，

GAMMA 10 における境界プラズマ研究のパラメータ領域．

日本での開催を提案している．各国で特徴ある直線型プラ
表１

ズマ装置の建設が進められ，直線型装置を用いた境界プラ
ズマ，PWI 研究が世界的に活性化されてきている．既存の改造後のターゲットパラメータ．

Parameter
Plasma diameter
Plasma density
Particle flux density
Heat flux density

E-divertor
A-divertor
0.1〜1.0 m
0.12 m＊〜1019 m−3〜1017 m−3
1022〜1024 m−2 s−1 〜6×1022 m−2 s−1＊
0.1〜20 MW m−2〜7 MW m−2
1022〜1024 m−2 /shot, 〜6×1022 m−2 /shot,
Fluence〜1026 m−2 /week〜1025 m−2 /week
Plasma duration
0.4 s〜4 s (10 s with weak B)＊ダイバータ面積を 10 cm2 と仮定（第６章参照）

直線型装置と比べた GAMMA 10 装置の特長としては，磁場が高いこと，プラズマの口径が大きいこと，クライオポ
ンプを用いた大容量排気が可能であること，電子温度，イ
オン温度が大型装置の SOL プラズマに匹敵する温度であること，プラズマ閉じ込め領域を有すること等があげられる．このような点に加えて，ECH，ICRF，NBI といった加熱機器ならびにプラズマ計測機器が充実していることも，
境界プラズマ，PWI 研究を進 め る 上 で 大 き な 特 長であり，加 熱 系 の 制 御 に よ り ELM 模 擬 実 験 も 可 能 と な る．

５章参照）
．今年度末には図３に示すように V 字型ター

ITER や JT-60SA で想定されている赤道面での SOL 温度はゲット板を有する可動式ダイバータモジュールを設置する

100 eV 以上であり，放射ダイバータを実現するためには上等の本格的なダイバータ模擬装置へと改造が実施される．

流での高温プラズマをダイバータ部で数 eV から 1 eV 以下

A ダイバータに関しては，プラズマの安定性に寄与するアまで冷却する必要がある．図２に示すように，GAMMA 10

ンカー部の改造によるダイバータ実験時の安定性の評価

ではエンド部上流のプラズマの温度が電子温度，イオン温や，X ポイント，ダイバータ領域での粒子挙動に関するシ

度ともに大型環状系装置の SOL 温度に匹敵しており，放射ミュレーション研究および設計が進められており（第６章

ダイバータ研究において，他のダイバータシミュレータで参照），予算との整合をとりながら，第２期中期計画期間はできない研究を行うことが可能となる．すなわち，ダイでの改造をめざしている．また，セントラル部では 5 keV

バータ上流の高温の熱粒子束をダイバータ板前面の放射ダ程度の高イオン温度のプラズマを生成することが可能であイバータ領域の制御により低温化させ，ダイバータ板へのるため，セントラル部を利用した PWI 研究も視野に入れて熱粒子束を低減させる一連の研究を展開することが可能と研究を展開する計画である．

なる．

今後取り組む重点課題は以下のとおりである．

上記のような GAMMA 10 装置の特長を活かして，ミ① 放射ダイバータ研究

ラー装置のエンド部を改造した E ダイバータ，および，ア・非接触プラズマの実現とその制御（図１参照）

ンカー部等の一部コイルを変更し，X ポイント磁場構造へ

・放射ダイバータプラズマにおける原子・分子過程の改造をする A ダイバータの２つのプラットホームによ・Radiator（Ne，Ar，C，N2 等）の放射冷却特性の定量化

り，多様な環状系装置に共通する境界プラズマ，PWI 研究② ELM 模擬研究を展開する．装置改造の概略図を図３に，改造により期待・ECH 等の最適化による ELM 様パルス高熱粒子束の生成と制御されるターゲットパラメータを表１に示す．現状のプラズ

・ELM 様パルス高熱粒子束の放射ダイバータプラズマ

マ生成時間は加熱機器の制約により 0.4 秒であるが，将来への影響的には加熱機器を改造して４秒（電源による制約時間）までプラズマ生成時間を延ばす計画である．また，磁場を下③ 輸送制御研究げることにより最長で１０秒の放電時間が可能となる．これ・周辺・ダイバータ領域における不純物（W or C）輸送機構の解明

までの境界プラズマ研究に関しては，E ダイバータにおいて既に初期実験が行われ，ITER の定常熱負荷に匹敵する・不純物の逆流制御

熱流束密度が得られるなど着実に成果が得られている（第・セパラトリックス近傍での輸送物理
７５４

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )図３

T. Imai andGAMMA 10 GroupGAMMA 10 改造の概念図．

・ダスト輸送ている．これらの蓄積された粒子やエネルギーを，一つは④ エッジ‐コアカップリング研究

磁力線方向に開放端部から排出，もう一つは，磁場ヌル点

・ダイバータプラズマのキャラクタリゼーション（X-point）のダイバータ配位を用いて径方向に積極的に排・エンド部ダイバータのコアプラズマ電位形成および揺出させることにより，高温のプラズマ中心部から境界プラ

動への影響

ズマの広範囲にわたるパラメータ領域で環状系原型炉研究⑤ プラズマ・壁相互作用研究に貢献することを目的としている．本章では，既存の加熱・材料間隙での堆積と水素リテンション（特に高磁場の装置について，その現状と境界プラズマ研究に寄与するこ

特徴を活かした研究）とを念頭において記述する．
３．
１ イオンサイクロトロン周波数帯（ICRF）加熱装置

・表面プローブと V 字ターゲットを用いた照射損傷，損

３．
１．
１ ICRF システムの現状

耗・再堆積
・材料表面改質の実時間計測法の開発

GAMMA 10 タンデムミラー装置のセントラル部では，
イオンサイクロトロン周波数帯（ICRF）の高周波を用これらの研究展開には既存加熱と計測の活用とともに増い，初期プラズマの生成・加熱を行っている．図４に，力・高度化，開発，そして，GAMMA 10 改造が不可欠であGAMMA 10 セントラル部から隣接するアンカー部までのる．

（a）磁場強度分布と設置されている高周波アンテナの位置，（b）プラズマ生成に用いられる１０MHz 付近の波動（RF1）３．境界プラズマ研究に向けた加熱装置と加熱に用いられる 6 MHz 付近の波動（RF2）の周波数を開放端型磁場閉じ込め装 置 と し て 建 設 さ れ 稼 働した

局所的なサイクロトロン周波数で割った値（#!
"!"）の磁力GAMMA 10 は，主 に イ オ ン サ イ ク ロ ト ロ ン 周 波 数 帯

線方向分布を示した．RF1 による波動（図中点線）は，セ（ICRF）の高周波により生成・加熱されたプラズマを標的

ントラル部両端部に設置された TypeIII 型アンテナを用いとして，セントラル，アンカー，プラグ／バリアの各ミ

励 起 さ れ て い る．ま た，RF2 に よ る 波 動（図 中 実 線）

ラーセル中への電子サイクロトロン加熱（ECH），中性粒

は，TypeIII 型アンテナの内側に設置されたダブルハーフ

子ビーム入射（NBI）を駆使し，電子加熱，イオン加熱，まターン（DHT）型のアンテナを用いて励起され，セントラ

た，プラズマ中の電位生成と制御等の実験的および理論的

ル部中央面付近の共鳴層でイオンを加熱する．図５には，研究を推進してきた．プラズマの維持時間は，加熱系の仕典型的な（a）RF1，RF2 高周波入射のタイミング，（b）プ様で 決 ま っ て お り，現 在 最 大 で 0.5 sec で あ る．低 密 度

ラズマの線密度，および，（c）反磁性量の時間変化を示し（1018 m−3 台）ながら 10 keV を超すイオン温度が実現された．反磁性量は，セントラル部中心付近 !!−0.33 m と中心
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Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011から 1.5 m，および，1.9 m 離れた位置での値が示されていms，7.5-15 MHz），RF2（300 kW×2，500 ms，4.4−9.6

る．中心密度"!2×1018 m−3 で中心イオン温度10 keVを超MHz），および，RF3（200 kW，500 ms，4−10 MHz）の３

すプラズマが実現されている［２］．また，図５（c）に示した

台 が 稼 働 し て い る．GAMMA 10 に お け る 巨 視 的

ように，異なるミラー比の位置（z 位置）に設置した３ヶ所（MHD）安定性は，セントラル部両側に位置する極小磁場の反磁性量測定から温度の非等方性を評価することがでアンカー部による平均極小磁場配位で確保されている．こき，高温プラズマがセントラルミラー部の中心面付近に局のアンカー部の加熱は，プラズマ生成に用いられる RF１

在することがわかる．図５（d）に示したように，典型的な波動が磁力線方向に伝搬しアンカー部中央面付近にあるサ放電において温度の非等方度 !"!
!!!が１０を超す値が得られイクロトロン共鳴層で起こる［１４］．将来的な展開として，ている．現有の発振器としては，RF1（300 kW×2，500

非軸対称ミラー配位（極小磁場配位）である西側アンカー部をダイバータ配位を持つ軸対称ミラー配位に置き換えることが検討されている．東側のアンカー部のみでGAMMA
10 全体の安定性を確保できるように，RF3 をアンカー部中央面付近のサイクロトロン共鳴周波数に調整し，東側アンカー部に設置されたアンテナを用いて重畳する実験を行っている．最近の実験で観測された典型的なアンカー重畳効
果を図６に示した．（a）RF3 重畳により，アンカー部線密
度の大きな上昇，（b）アンカー部反磁性量の増大とともにセントラル部の線密度の明らかな上昇が観測されている．
また，RF3 を重畳することにより，西側の RF1 を抜いた東側のアンカー部加熱のみの実験で GAMMA 10 全体のプラ
ズマ維持ができることを確認した．
GAMMA 10 においては，高周波を用いたイオン加熱の結果である強い温度非等方性に起因して，アルベンイオン
サイクロトロン（AIC）波動が自発的に励起されることが観測されている［１５］．この波動励起は，温度非等方性を持
つ高ベータプラズマにおいて普遍的な現象であり，磁気圏

図４ （a）
磁場強度分布と設置されている高周波アンテナの位置，（b）
プラズマ生成に用いられる１０MHz 付近の波動（RF1）と加熱に用いられる 6 MHz 付近の波動（RF2）の周波数を局
所的なサイクロトロン周波数で割った値（#/"ci）．

プラズマでも観測されているが，理論的研究に比べて実験的研究は非常に少なく，実験室プラズマでは，これまでの大型のタンデムミラー装置での観測が報告されているのみ
である．図７には，（a）GAMMA 10 で観測されている AIC
波動による磁場揺動の周波数スペクトルと
（b）
非等方性を
持つプラズマ中での AIC 波動の分散式を示した．複素周波数の虚部（図中点線）が正となるとき，波動が自発的に励起される．RF２を用いて励起されるイオンサイクロトロ
ン共鳴周波数のすぐ低周波数側の分散式で示された周波数

図５

典型的な放電における（a）
RF1，RF2 高周波入射のタイミン
グ，（b）
プラズマの線密度，（c）
反磁性量，および，（d）
プ
ラズマの非等方性の時間変化．

図６

７５６

RF3 重畳時の（a）
セントラル部およびアンカー部線密度，（b）
アンカー部反磁性量の時間変化．

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group

セントラル部イオン加熱に用いられる RF２の放射電力の関数として，（a）異なる２か所の反磁性量，（b）エンド部
から流出するエネルギー束を示した．エンド部から流出す
るエネルギー束に関しては，一つの放電中のエネルギー束の総量として，カロリーメーターで計測した熱量をプロットしている．RF2 電力の増大に伴い，セントラル部中央付近の反磁性量（●）が急激に増大し，非等方性が大きくなることがわかる．また，中央から離れた位置に設置されている反磁性量（○）とエンド部に流出するエネルギーは RF
2 電力の増大に伴い，漸増することが示されている．図９には，GAMMA 10 の特徴である温度非等方性に起因して励起されるAIC波動による垂直方向イオンのピッチ角散乱

図７ （a）GAMMA10 で観測されている AIC 波動による磁場揺動
信号，（b）
非等方性を持つプラズマ中での AIC 波動の分散式．

（図中実線）帯に離散的な周波数ピークを持つ AIC 波動が

図８ （a）
異なる２か所の反磁性量，（b）
エンド部から流出するエ
ネルギー束の RF２放射電力依存性．

励起されていることがわかる．現在のところ，GAMMA 10で観測される AIC 波動の離散的周波数ピークと，その成長する機構等については明らかとなってはいない．マイクロ波反射計を用いたプラズマ内部の測定に着手し，時間的，空間的振る舞いの詳細計測を始めたところである［１６］．
AIC 波動がプラズマ閉じ込めに及ぼす影響としては，イオンのピッチ角散乱があり，タンデムミラー装置の軸方向の閉じ込めに大きな影響を及ぼすことが予想されている．タンデムミラー中のエネルギー輸送におけるAIC波動の効果の理論的検討［１６］が報告されている．
３．
１．
２ ICRF 加熱による高温イオン束の生成
境界プラズマ研究（ダイバータ模擬実験）の一つとして開放端エンド部を用いるとき，エンド部から流出する高温
イオン束を制御することが重要となってくる．GAMMA 10における外部より入射されたエネルギーの流れは，まず，RF２発振器より DHT アンテナを介して励起された波動がセントラル部中央付近に伝搬し，存在するイオンサイクロ
トロン共鳴層でイオンの垂直方向に入射される．荷電交換反応による損失，低温の電子との衝突による損失と競合し

図９ （a）
半導体検出器を用いて観測されたエンド部から流出す
る高エネルギーイオン信号，（b）
高エネルギーイオン信号
上に観測される揺動の周波数スペクトルの時間変化．

てイオン間衝突による熱化過程によりエンド部（磁力線）
方向にエネルギーが輸送されると考えられる．図８には，
７５７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

によりエンド部に流出する高エネルギーイオン信号の増大を示した．
（a）半導体検出器を用いて観測されたエンド部
から流出する高エネルギーイオン信号，（b）高エネルギー
イオン信号上に観測される揺動の周波数スペクトルを示している．離散的周波数ピークを持つ AIC 波動間の差周波数と一致する強い揺動が支配的であることがわかる．エンド部に流出する高温イオン束のエネルギー分布やその量，その加熱機構の検討は，ダイバータ模擬実験にとって重要な
図１
０ GAMMA 10 における ECH，（P）プラグ部基本波加熱による閉じ込め電位形成，（B）
バリア部第二高調波加熱によるサーマルバリア形成，（C）
セントラル部基本波加熱による
電子温度上昇．

課題である．また，エンド部から流出したイオン束の高周波を用いた直接加熱の検討を始めている．
３．
２ 電子サイクロトロン加熱（ECH）装置
ダイバータ実験におけるプラズマの熱流束を得るための

表２

加熱法の一つとして，ジャイロトロンを用いた ECH がある．GAMMA 10 では強力な ECH システムを有するととも

ECH 用 28 GHz-500 kW/200 kW ジャイロトロン仕様．

Design parameter of Gyrotrons for GAMMA10 ECRH
500 kW
200 kW
Gyrotron
Gyrotoron
Frequency
28 GHz28 GHzOutput Power500 kW
200 kW
Pulse Width
0.1 s
0.075 s
Efficiency
40%
34%
Beam Voltage
75 kV
75 kV
Beam Current
20 A
8A
Heater Voltage
10 V
7.8 V
Heater Current
6.7 A
5.8 A
MIG
diode
triodeCavity Oscillation mode TE42
TE02
Built-in Mode Converter with
W/O
Output mode
Gaussian like
TE02
Window Diameter!120 mm!62.5 mm
Collector Diameter !200 mm!62.5 mm
Additional Coil
Launcher and Collector
W/O
Height1740 mm1410 mm
Weight311 kg (with collector coil) 50 kgに，キーコンポーネントである大電力ジャイロトロンの開発も進めている．本節では，ECH システム／ジャイロトロ
ン開発の現状と，電子熱流束計測の初期実験について述べる．
３．
２．
１ ECH システムの現状
GAMMA 10 では，28 GHz ジャイロトロンを用い電子サ
イクロトロン加熱（ECH）を行っている．図１０に示すように，両端のプラグ部では 500 kW ジャイロトロンを用い基本波加熱によりプラズマ閉じ込め電位形成を，バリア部においては 200 kW ジャイロトロンを用い第二高調波加熱により高温電子を生成しサーマルバリア電位形成を，セントラル部においては 500 kW ジャイロトロンを用い基本波加
熱により電子温度上昇実験を行っている．
GAMMA 10 におけるジャイロトロン開発の歴史は古く，１９８３年より株式会社東芝（現，東芝電子管デバイス株
式 会 社）と 共 同 で 28 GHz−200 kW 管 の 開 発 を 開 始 した．１９９１年に製造性の向上とモード純度向上を狙いとしたカソードの熱分離構造の導入等の大きな設計改良を行い，
現在の 200 kW 管と成っている．200 kW 管を用いたプラズ
マ実験において，イオン閉じ込め電位の記録値 1.4 kV を達成し，本センターが提唱する電位生成のスケーリングの初期的な検証に成功した．そして閉じ込め電位が加熱電力とともに上昇する事も確認された．２００４年度からはジャイロ
トロンの大電力化を行うため，日本原子力研究開発機構と協力して 500 kW 新規ジャイロトロンの開発を進め，プラグ部とセントラル部に導入し，高電位生成，電子加熱実験を進めることで，従来の電位を大きく上回る世界最高の閉
じ込め電位の達成等の成果を得た［１７，１８］．表２に 200 kWと 500 kW ジャイロトロンの仕様を，図１１に各ジャイロト
ロンの外観写真を示す．
200 kW ジ ャ イ ロ ト ロ ン の 発 振 モ ー ド は TE02 モ ー ドで，モード変換器を内蔵せずコレクタが発振電磁波の導波路を兼ねる構造で，出力窓は熱伝導の良いべリリアを用いている．ジャイロトロンからの TE02 モード出力は，長さ〜4 m の円形導波管で地下からガンマ１０下側ポートに真っ直ぐに伝送し，ブラソフアンテナによりガウシアンビームに変換し，0.5 T の第二高調波共鳴層に入射している．伝送導図１
１ ECH 用28 GHzジャイロトロン，（a）
５
００kWジャイロトロン
外観写真，（b）
200 kW ジャイロトロン外観写真．

波管は，窓アークを検出するアーク検出器付き導波管，主７５８

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group３．
２．
２ 28 GHz‐
１MW ジャイロトロンの開発［９，１９］モー ド TE02（モ ー ド 純 度〜９６％）か ら モ ー ド 変 換 し た
TE03，TE04，TE24 モードを吸収する SiC 製不要モード吸収

GAMMA 10 のプラグ電位はジャイロトロン出力につれフィルタ，導波管内の放電がジャイロトロン窓に及ぶのを上昇している．また，次項で示すように電子の熱流束も防止するアークブロック窓，$62.5 mmから$37 mmにテー

ジャイロトロン出力につれ増大している．ジャイロトロン

パダウンするテーパ導波管，出力／反射波をモニタする方の大電力，長パルス化はプラズマ閉じ込めの改善のみなら

向性結合器，高さ位置を調整するベローズ導波管，直線円

ず，次期ダイバータ研究においても大変重要な課題であ形導波管，シリカ製真空窓より構成され，導波管内部は放る．そこで新たに，28 GHz-1 MW-1 s ジャイロトロンの開電を防ぐため SF6 ガスを加圧封入している．200 kW ジャイ

発を開始した．1 MW ジャイロトロンの設計仕様と外観写

ロトロンは，カソードのヒータ通電積算時間が 18,300 時間

真を図１２に示す．設計の拘束条件は，NIFS と共同開発をを超えて安定に動作している管もある．

行っている NIFS の LHD 装置用 77 GHz ジャイロトロンの500 kW 管は，既設 200 kW 管の設備を使用し，さらに地超伝導電磁石（SCM）を使用する，整合器は 28 GHz-500

下の狭い状況においてソケットインが可能な構造とした．

kW ジャイロトロンの物を使用する，電子銃は 77 GHz ジャ

電子銃は，出力アップのため 200 kW 管に比べ電流を多くイロトロンと同一設計とすることとした．空胴共振器の発流す必要があるため，カソード径を $40 mm に大きくした

振モードはTE83 とし，モード変換器を内蔵し空胴発振モーが，既設電磁石のボア内を通り既設ソケットを使用できる

ドを準光学モードに変換，４枚のミラーで伝送，エッジ冷

ように，アノード電極を持たない２極型電子銃とした．空却のサファイア・シングル窓よりガウシアンビームとして胴の発振モードはTE42 モードで，モード変換器を内蔵し導射出する．コレクタは，初号管でコストを低減するため電波管モード電磁波を準光学モード電磁波ビームに変換，

位降下型コレクタ（CPD）は採用せず，コレクタスイープ

ジャイロトロン内の４枚の内蔵ミラーにより波形／位相成コイルのみ付加し熱負荷の軽減を行っている．空胴共振器

形を行い，アルミナ製の出力窓よりガウシアンライクビー

設計において，ビーム電圧 "$!80 kV，ビーム電流 !
$!

ムとして射出する．出力窓より射出された電磁波ビーム!
"で，発振電力 1.44 MW が得
40 A，ピッチファクタ "!!

は，整合 器（MOU）内 の１枚 ミ ラ ー で 集 光 さ れ，MOU

られ，内蔵ミラー系の伝送効率 94.7％ を考慮しても 1 MW

出口の $63.5 mm コルゲート導波管に HE11 モードとして結の出力が得られる設計と成っている．窓材のサファイアは合する．その後，プラグ部 ECRH システムでは，総全長〜

温度上昇につれ誘電損失係数 &#%#が 大 き く な る た め

6 m の直線 コ ル ゲ ー ト 導 波 管，２個 の９０°マ イ タ―ベ ン［２０］，サファイア窓の温度上昇がパルス幅の設計上の制限

ド，長さ調整用ベローズ，シリカ製真空窓より成る導波管となっている．

系により伝送し，アンテナよりプラズマに入射している．

製作した試作管は，２００９年６月に NIFS の 77 GHz ジャイ

導波管，MOU 内は放電防止のため真空排気を行うとともロトロン用 SCM#3 を借用し短パルス試験を実施した．

に，不要電磁波を吸収するため，MOU 出口壁面と出口部

図１３に RF 出力と効率のビーム電流依存性を示す．図１３のコルゲート導波管内面に TiO2 コーティングを行い，MOU●で示すように，"$!80 kV，!
$!40 A で設計目標出力

内には SiC 片を設置している．アンテナ・システムはコル1 MWを達成した．２０１０年６，７月には，77 GHzジャイロト

ゲート導波管より放射したガウシアンビームを２枚のミロン用 SCM#1 を借用し，電源の長パルス化改造／調整とラーで分布成形し，1 T の共鳴層に入射している．入射

並行して長パルス試験を実施し，400 kW で 1 s までの安定ビームは，GAMMA10 磁場にほぼ垂直であり，X モード〜

動作を確認した．２０１１年５，６月は，筑波大にて新たに購入

100％ の偏波で高効率吸収されている．また，アンテナミ
Design parameter of 1MW Gyrotron

ラーの角度は外部より変更できる構造となっており，入射28GHz Gyrotron
for PRC(Tsukuba)
E39200Frequency
28GHz
Output Power
1MW
Pulse Width1s
Output Efficiency
35% (W/O CPD)
Beam Voltage
80kV
Beam Current
40A
Heater Voltage
30V MAX
Heater Current
8A
MAX
MIG
triodeCavity mode
TE8,3
Mode Converter
Built-in
Output mode
Gaussian like
Output Window
Sapphire
Aperture Ǿ112mm
Collector
W/O CPD
I.D.320mm
Sweeping coils
Height2413mmWeight㨪650kg(W/O collector coils)

位置制御が可能である．
セントラル部伝送系は

総全長〜20 m の $63.5 mm 直線

コルゲート導波管，１個の９０°マイタ―ベンド，２個の長さ調整用ベローズ，１個の導波管真空排気ポート，１対の偏波 器（ツ イ ス タ ー，ポ ー ラ ラ イ ザ ー），$63.5 mm→$31.75 mm ダウンテ―パ導波管，シリカ製真空窓，放射アンテナ系より成る．ジャイロトロン窓出力に対するダウン
テ―パ入口までの伝送効率は，380 kW 伝送での実測値で82％ である．GAMMA10 ポートの制限によりダウンテ―
パが必要となっている．偏波器により共鳴層で X モード
100％となる楕円偏波とし，アンテナ系により1 Tの共鳴層に入射している．アンテナ系は，GAMMA10 本体やその他機器との取り合いにおいて制約が非常に大きく，入射位置／電磁波分布／偏波の最適化，伝送効率の高効率化等難しい状況の中，いくつかのアンテナ設計を行いプラズマ実験

図１
２ 28 GHz-1 MW ジャイロトロン仕様と外観写真．

を進めているところである．
７５９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

"#

!
&#
!
&$"!
&#

（３．
２．
２）

と定義し，LED 計測データの検討を行っている（!
&$：低温
成分電子電流，!
．
&#：高温成分電子電流）
エンドダイバータ実験を考慮し行った片側プ ラグ部
ECH のみの初期実験結果を以下に示す．図１４に加熱側エンド部および反対側エンド部での実効温度 "&''の ECH パワー
依存性を示す．実効温度はECHパワーとともに増大している．図１５に反対側エンド部における電子熱流束の ECH パ
ワー依存性を示す．電子熱流束は，ECH パワーとともに増大しており，電子熱流束はECHパワーにより制御できること，および，大電力・長パルス・ジャイロトロンの開発は，より大きい電子熱流束を得るために重要であることを示唆している．今後，ダイバータ実験における電子熱流束の制

図１
３ 28 GHz-1 MW ジャイロトロン短パルス試験（SCM#3,SCM#1，筑波大 SCM）．

御を念頭に，計測と検討を進める予定である．また，プラグ部のイオン閉じ込め電位はプラグ部 ECH パワーにつれしたSCMを用い試験を行い450 kW−2 sまでの動作を確認て増大することがわかっており，ECH パワー制御／変調にした．これまでに抽出された課題は，図１３に示すように，
電子銃設計に用いた SCM＃３とコイルの巻き方が違い電子銃領域の磁場勾配が若干異なるSCM＃１や，同一設計の筑波大用 SCM により，ビーム電流の大きい領域での出力特性が異なっていることである．このため，若干の磁場分布の違いで電子ビームのパラメータが大きく変わらないよ
うに電子銃のロバスト設計化が必要である．また，現状，
試験電源の問題で，長パルス動作の出力は 450 kW 程度に制限されている．今後，電源改造／調整，MOU を介して長パルスダミーロードへの切換を行い，更なる大電力・長パルス試験を行う予定である．また，窓温度上昇を測定し，サファイア・シングル窓の動作限界を実験的に確認する予
定である．
３．
２．
３ ECH による高温電子束の生成
エンドダイバータ実験においては，エンドミラー部から流出するプラズマの熱流束が重要である．ECH で生成され
図１
４ 加熱側エンド部及び反対側エンド部での実効温度 Teff のECH パワー依存性．

る端損失電子流の評価の第一段階として，多重グリッド型
静電エネルギー分析器（LED: Loss Electron Detector）を用い ECH の効果の検証を開始した．GAMMA 10 の両端部は
図１０に示すように，エンドプレートと呼ぶフローティング
電位の金属プレートが設置されており，LED はその背面の，セントラル部での半径〜50 mm に対応する磁力線上に取り付けられている．エンドプレートは，プラグ部 ECRHによる端損失電子により負の電位となり，（プラグ電位 !%―エンドプレート電位 !"）よりエネルギーの低い電子に対して閉じ込め電位を形成する．この電子閉じ込め電位
は，プラグ部 ECHの電力に比例し増大する．LEDで計測される端損失電子流は，この電子閉じ込め電位を超えてきた
電子で，マクスウェル分布と仮定すると，"&$#0.5〜1 keV程度の低温成分と "&# #5〜10 keV 程度の高温成分（実験条件による）の２成分よりなる．ここで端損失電子の実効温度 "&''を"&''#$"&$"""&#!!"%

図１
５ 反対側エンド部における電子熱流束の ECH パワー依存性．

（３．
２．
１）

７６０

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group

より，端損失イオンのエネルギー／熱流速の制御を行うこるビームのダンプおよび表面排気装置が設けられており，とも期待できる．電子／イオンの熱流速を制御した ELM

セントラルセルのプラズマを通過したビームは，この炭素模擬実験を行うべく，ジャイロトロンの大電力化，電源の材ダンプにより排気される［２５，２６］．またプラグバリアセ

改造等を進めているところである．

ルのスロッシング，ポンピング用 NBI の差動排気は，同セ

３．
３ 中性粒子ビーム入射（NBI）装置

ル真空容器の上部に設置されているヘリウムクライオ排気３．
３．
１ NBI システムの現状装置およびダンプタンクに設置されたクライオソープショ

図１６に GAMMA 10 における中性粒子ビーム入射装置

ンポンプにより排気される．

（NBI）の配置図を示す．NBI は，その目的別に GAMMA

また，各ビームラインの下流側には，カロリーメータと10 の３カ所のセルに配備されている．一つはセントラルセ

ファラデーカップで構成される，ビーム強度分布計測器ア

ルに１機設置され，主として ICRF 生成されたプラズマのレイが設置されており，ビームの発散角や中性化効率等が加熱と同セルへの粒子供給についての研究に用いられてい見積もられている．さらに，主としてセントラルセルにプる［２１］．極小磁場アンカーセルには東西１機ずつ設置されラズマ中の中性粒子密度を評価するための絶対感度較正さており，極小磁場領域に高ベータプラズマを生成するためれた !!線検出器が設置され，モンテカルロシミュレーの研究や，粒子供給によるプラズマ密度上昇の実験に用いションによる解析と併せて中性粒子密度の分布が調べられられる［２１］．閉じ込め電位を形成する GAMMA 10 東西のている［２７‐２９］．

プラグバリアセルには各々２つのビームラインが設置さ

３．
３．
２ NBI による粒子補給と高エネルギーイオンの生成れ，本体中心軸に対して約４０度の角度を持つビームライン

セントラルセルおよびアンカーセルでのNBI実験に共通

は，同セルの単純磁場配位の中にスロッシングイオン（ミする目的の一つとしては，ビームを用いた粒子供給による

ラー磁場内を往復運動するイオン群）を形成するために設プラズマ密度の増加がある．ここでは，ICRF によって生置され，約３０度の角度で入射されるビームは，磁場強度調成・加熱されたホットイオンモードプラズマに対してセン

整によりミラー磁場のロスコーン内に設定することが可能

トラルセルの NBI（NBI-C）とアンカーセルの NBI（NBI-A）

であり，これによってサーマルバリア電位の維持の為の荷を入射して，両方のセルの密度上昇を調べた例を示す

電交換ポンピングの実験が可能なようになっている［２２］．

［２１］．

それぞれの箇所に設置されているNBIシステムの性能一覧

図１７は，上記実験を行った際に得られたセントラルセルを表３に示す．表からわかるように，ビームライン７系統

およびアンカーセルでのプラズマ電子の線密度の時間変化に対して，電源は６機分しか整備されていないので，センを NBI の時間帯近傍で拡大したものである．NBI のない場

トラルセルの NBI に対しては，東側のポンピングビームの

表３

電源と共用になっている．セントラルセル NBI はセントラ
ルセル中央（!!0 cm）から 123 cm 東側に本体中心軸に対して直角に入射されるように設置されている．アンカーセル NBI は，極小磁場アンカーの中央面（!!±520 cm）の

GAMMA 10 における NBI システム性能一覧．

Beam LineCentralAnchorSloshing

Pumping

Energy (keV)

25

25

25

25

Current (Amp.)
× Beam line

30×1

60×2

60×2

60×2

位置に向けて，中心軸に対して８２度の角度でほぼ垂直に入Pulse Length (s)

0.1

0.1

0.1

0.1

射される．

Injection Angle

90°

82°

41°

30°

Div. Angle (1/e)

1.0°

1.2°

1.2°

1.2°

アンカーセルの入射側真空容器には，大排気量ヘリウム
クライオポンプ［２３，２４］が設置されており，ビームライン

Locationからの低温ガスの流入が差動排気される．また，セントラ

anchor - cell plug/barrier plug/barrier
central-cell
midplanecellcell(Z= -123 cm)(Z = ±520 cm) (Z = ±870 cm) (Z = ±870 cm)

ルセル NBI のダンプ側真空容器内には，炭素繊維材からな

図１
６ GAMMA 10 における NBI の配置図．

７６１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

イオンの確認がなされた．

合および NBI からの低温ガスのみを入射した場合，セントラルセル，アンカーセルにおける線密度（NLcc，NLea）の

最後に境界プラズマ，PWI 研究へ向けての NBI の役割に有意な上昇は認められないが，NBI-C のみで 13%，NBI-A

ついて述べる．NBI は元々コアプラズマへの加熱や粒子供との同時入射で 27％ の線密度の上昇が認められた．特に注給が主たる目的であるため，境界プラズマへの直接的な効目に値することは，極小磁場を有するアンカーセルにおけ

果は，比較的少なくなると考えられるが，ビーム入射による密度増加率はさらに大きく，NBI-C で 41%，NBI-A とのるプラズマの密度上昇が，端部における流出プラズマの熱同時入射で 110％ と２倍以上の上昇率を示していることで流強度や粒子束密度の増加につながることが言える．まある．

た，ビーム自体は高熱流密度の粒子束であることから，プNBI により生成された高速イオンは，もっぱら荷電交換

ラズマと材料との相互作用を調べるための直接的な手段と中 性 粒 子 エ ネ ル ギ ー 分 析 器（Charge-eXchange Neutral

考えられ，さらに ICRF 生成プラズマを照射している材料

Particle Analyzer; CX-NPA）を 用 い て 測 定 さ れ て い る．

に高熱流束の中性粒子ビームをパルス的に直接照射するこGAMMA 10 では，CX-NPA にチャージストリッピングにとにより，ELM 様の熱入力時における過渡的な挙動を知

水素ガスを利用した，平行平板型の静電型エネルギー分析

るうえでの強力なツールともなりうる．

器を採用しており，セントラルセルの中央部近傍に中心軸３．
４ 加熱系を活用した ELM 模擬研究計画
トカマク H モードプラズマにおいて発生する ELM の模に直角に設置され，通常は ICRF 加熱された高温イオンの擬実験は，ダイバータ研究の緊急かつ重要な研究テーマと磁力線に垂直方向の成分の測定に使用されている．
図１８は，６チャンネルで構成される分析器の測定エネル

なっている．GAMMA 10 では，装置各部に大電力のプラズ

ギーチャンネルの一つを NBI-C のビームエネルギー付近

マ加熱装置が設置されており，これらを最大限に活用して（!!19.9 keV）に設定し，NPA の上下方向の角度分布（水ELM 模擬実験を行うことには，大きな意義がある．

平方向＝０度）を測定し，NBI-C を入射しない場合とで比較したものである．図からわかるように NBI 時（図中（b））
の荷電交換中性粒子の径方向分布が通常の ICRF 加熱プラ
ズマ時（図中（a））と大きく異なり，入射位置に近い位置にピークを持っていることから，NBI によって生成された高速イオンが測定されていることが認められた．図１９は，数ショットの同一プラズマショットから様々なエネルギーの荷電交換中性粒子を計測することによって，高速イオンのエネルギー分布を測定した一例を示す．図中の Einj は NBIによる入射エネルギーを示しており，入射イオンに対応する領域の分布の盛り上がりと分子状ビームが解離して生じた 1/2 のエネルギーに対応する小さいピークが観測されており，NPAを用いた直接測定によってNBIに起因する高速

図１
８ CX-NPA により測定された高速イオン（E = 19.9 keV）の測定角度分布（a）
ICRF 加熱時，（b）
NBI 時．

図１
７ セントラル，アンカー両セルへの NBI時の密度変化（a）
セン
トラルセル密度，（b）
アンカーセル密度．

図１
９ NBI 時に観測された高速イオンのエネルギースペクトル．

７６２

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 GroupGAMMA 10 には，高熱流束を発生させる 機 器 として
ECH による高エネルギー電子流を発生できるジャイロト
ロンがある．プラズマ研究センターにおける，ここ数年にわたるジャイロトロン開発により，１機あたりの発振電力
は 200 kW から 1 MW へ上昇している．プラズマ中に電位を形成するプラグ ECH はミラー端部への強い電子流束を発生させることがわかっている．このエネルギーはプラグ
ECH パワーに強く依存しており，これを用いて端部にパル
ス状の高熱流の電子流束を発生できる可能性がある．また，プラグ部のイオン閉じ込め電位はプラグ部ECHパワー
につれて増大することがわかっており，ECH パワー制御により，端損失イオンのエネルギー／熱流速の制御を行うことも期待できる．図２０に片側プラグEC加熱において，ジャイロトロン出力の変調を行った初期試験結果を示す．大気
図２０ 片側 ECH 変調実験，（a）
ECH パワー 200 kW-30 ms-100 Hz
変調，（b）
加熱側端損失電子，（c）
反対側端損失電子，（d）
加熱側端損失イオン，（e）
反対側端損失イオン．

開放後の放電パラメータ調整を行っていないshotではあるが，プラグ ECH 印加時は，加熱側のイオン損失が閉じ込め電位の形成により抑制されている一方，反対側には端損失

４．境界プラズマ研究における計測装置

イオン束があり，電子損失束が増大している．ジャイロト
ロンの出力変調制御を行うことで，イオン／電子熱流速を境界プラズマやダイバータ研究におけるプラズマ診断制御した ELM 模擬実験を行うべく，ジャイロトロンの大は，コアプラズマに想定される高温のプラズマパラメータ

電力化，放電シーケンス等の最適化を進めていく．

の診断にはない手法が挙げられる．境界プラズマのパラ

また，プラグバリアセルには，サーマルバリア電位の定メータは，コアプラズマに比べ低温度であり，コアプラズ

常維持研究のために使用される中性粒子ビーム入射装置

マに比べて計測レンジを低温度側にシフトするような対応（ポンピング NBI）が設置されている．このビームラインが迫られる．また，探針計測のような従来の高温プラズマ

は，現状のバリア部の磁場配位を変更することによって，計測には，使えない手法が非常に有効になってくる．

ビームにより生成される高エネルギーイオンのピッチ角を

ミラープラズマのプラズマパラメータ領域は，基本的にミラーのロスコーン領域に設定することができ，これには磁場閉じ込めプラズマ装置に共通するもので，これまで

よって，高エネルギーイオンを直接反対側のミラー端部にに確立されてきた標準的な高温プラズマ計測手法が適用可

流出させることが可能となる．現在ポンピング NBI は，東能である．もちろんプラズマ電位計測［３１］や端損失粒子

西片側で各 25 kV 60 A の性能を有しており，短パルス運転

計測［３２］など，タンデムミラープラズマに特有の計測技

2に最適化して改造を施すことによって，数 10 MW/m の熱術を発展させてきた経緯もある［３０］．これまで GAMMA

流を反対側のミラー端部において発生させることが期待で10 において開発されてきたプラズマ計測手法は，境界プラ

きる．

ズマ領域において大部分適用可能であり，マイクロ波を用

最後にプラズマ加熱装置ではないが，初期プラズマ発生

いた計測手法，探針計測法，分光計測法などはそのまま利用のプラズマ銃装置が GAMMA 10 の両端に設置されてい用されている．

る．この初期プラズマには MPD アークジェットが用いら

また，近年双方向型共同研究に基づく新たな計測法が導れており，これを直接材料に照射することで，ELM 模擬実

入され，代表的なものとして YAG レーザーを用いたトム

験を遂行することが可能である．GAMMA 10 では，MPD

ソン散乱システム［８］や，高速カメラを用いた周辺プラズ

アークジェットを用いて，パルス幅 1 ms，放電電流 10 kA

マ計測［３３］，方向性プローブを用いた粒子流速の計測［３４］14（放電電圧300 V），直下の電子密度が10 cm

−3

のプラズマ

が開始されており，今後の境界プラズマ計測に大きな期待が生成されている［３０］．従来の直線型ダイバータ模擬装置が寄せられている．

でも，パルスプラズマ銃による過渡的熱流束の重畳実験が一方，ダイバータ研究における重要な計測項目として，開始されており，GAMMA 10 においても同様の手法を用

プラズマ−材料表面相互作用の計測が挙げられ，材料の表

いたタンデムミラープラズマからの高熱流束に対して重畳面および内部にわたる計測が研究の大きな分野を占めるこ実験を行うことにより，装置間における比較実験が期待でとになる．特に材料表面分析や損耗・堆積・吸蔵に関するきる．

計測は重要であり，プラズマ照射後の今後の研究計画では，上述したプラズマ加熱装置を用い

その場計測

の可

能なシステムの構築が急がれる．

た ELM 模擬実験を積極的に導入し，必要な設備の改造や，今後の研究計画では，GAMMA 10 端損失プラズマ流を整備を進めていく．これによって，ITER ダイバータ実現，

用いた非接触プラズマ実現とその形成機構を解明するため

さらには，原型炉に向けた境界プラズマ／ダイバータ研究の計測系の充実をはじめ，プラズマ壁相互作用の研究に必に貢献していく．

要な計測器の整備を積極的に進めていく．表４に境界プラ
ズマ／ダイバータ研究に関連する計測器の整備計画の一覧
７６３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

表を示す．ここにあるように，プラズマ研究センターにおの位置から真空容器内部を撮影した写真である．図に示す

いてすべての計測器の整備をすることは現実的には不可能

ように，視野の中にリミタの全景とガスパフイメージングであり，双方向型共同研究に基づいて，全国の計測器を持に使用するガスの噴出口が見え，ガスパフに伴うプラズマつ研究機関との共同研究によって，実現させていく予定で発光並びに，プラズマとリミタ材との相互作用による発光ある．

も詳細に観測することができる．

４．
１ 高速カメラによるプラズマ挙動計測

使用しているカメラは大別して CCD 素子を用いた撮影

４．
１．
１ CCD および CMOS カメラを用いた高速２次元イ

速 度 の 遅 い 最 大 1,000 コ マ／秒 の 中 速 系 の も の（HAS

メージ計測システム［３３，３５‐３８］

220）と，CMOS 素子による高速度型（＞100,000 コマ／秒）

GAMMA 10 で の 高 速 カ メ ラ を 用 い た プ ラ ズ マ 計 測のもの（MEMORECAM fx-K5 もしくは GX-1）とがある．

は，２００４（平成１６）年に開始された双方向型共同研究におこれらのカメラはすべて PC に接続され，プラズマを撮影

いて大きく進展した．GAMMA 10 セントラルセルのプラした画像データは，ギガビットイーサネットを経由するこ

18−3程度と低いため，プラズマからとにより，実験室外（運転室や計測室）に設置した別の PCの発光量も多くない．このため，セントラルセルへのガスに転送される．転送された画像データは，すぐに２次元イパフによるガスパフイメージング実験における成功がそのメージ処理ソフトウェアによって視覚化され，コマ送りで最初と言える．

プラズマ形状の時間変化が自動的に再生される．CCD カメ

ズマ密度は 2〜3×10 m

図２１に，セントラルセルに設置した際の高速カメラを用

ラを用いたシステムでは過去１０ショットに遡って，同時にいた２次元イメージ計測システムの概略を示す．高速カメ

プラズマの２次元イメージを再生することが可能で，このラは，セントラルセル中央部南側の水平ポートに設置され機能により，実験条件によるプラズマのマクロな変化が，たガラス窓に近接して固定され，セントラルセル真空容器

その場観測できるようになった．現在，イメージファイバ

中央部近傍（!!30 cm）にある固定リミタを見込むようなを用いた上下水平方向の同時観測システムが，セントラル

視野に設置されている．図２２は，カメラの視野とほぼ同一

部中央に設置され，プラズマ発光雲の３次元的な動きも解析できるようになった．

表４

境界プラズマ／ダイバータ研究に関する計測計画一覧．

通常の実験体制では，セントラルセル中央部にCCDカメ

計測手段

ラ１台と CMOS カメラ１台が常時設置され，中央部リミタ

密度!波イメージ計測＊ 静電プローブ

近辺のプラズマ発光観測と真空容器内に設置したミラーに温度

軟 X 線計測

粒子束

端損失粒子計測
方向性プローブ（イオン，電子）

計測対象

計測量

ダイバータ模擬
プラズマ計測 熱流束

カロリーメータ

可視分光計測よって，中央部から 1.5 m 東側に設置しているアイリスリ

トムソン散乱＊ミタ近傍のプラズマ発光を撮るようになっている．これまでに，セントラルセルにおいて，ガスパフによるイメージ

赤外線カメラ＊不純物

多チャンネル可視 2 次元不純物輻射
分光計測＊
イメージ計測＊プラズマ流速方向性プローブ

ング実験（GPI）およびリミタとの相互作用による発光観測，固体水素ペレット入射時のペレット溶発光の測定が行われ，局所ガスパフに伴う発光挙動から中性ガスの浸透に

端損失粒子エネル
ギー分析器

ついて考察を行い，リミタ近傍の発光挙動からプラズマの

ERD，RBSSIMS
XPS，ESKA
材料表面分析／改 質 観 測／損 表面プローブシス
TEM
SEM
耗・再堆積・水素 テム
プラズマ壁相互 吸蔵"
実時間膜厚計測 分光エリプソメトリ 昇温脱離計測＊
作用計測

揺動，回転の挙動を詳細に調べてきた［３３，
３５‐３９］．また，
西エンドセルの観測ポートには，CCD カメラ１台が設置され，端損失プラズマ流と同セル内に設置したターゲット材

プラズマ位置・
形状計測，ダス 高速CMOSカメラ 中速 CCD カメラ
ト計測

共同研究
新規計画

との相互作用による発光を観測している［４０‐４２］．

＊

図２
１ GAMMA 10 セントラル部における高速カメラシステムの概略図．

図２
２ セントラル部真空容器の内部写真（文献［３
９］
より抜粋）
．

７６４

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )４．
１．
２ セントラル部およびエンド部における計測例

T. Imai andGAMMA 10 Group

材料との相互作用に起因する発光を，CCD カメラを用いて

図２３は典型的なホットイオンモードプラズマにおいてセ測定した２次元イメージの一例である．端損失プラズマ流

ントラルセルで高速カメラを用いて中央リミタ周辺のプラ束は同じに保った状態で，図のように材料の違いによる大ズマ発光を観測した例を示す．この実験では，ICRFによるきな差異が認められた．質量数の大きいタングステン材がプラズマ中にECHが重畳され，それに伴うプラズマ挙動の

最も光量が高く，質量数が小さくなるにしたがって低く変化が認められている．ここでは，160 ms から 185 ms までなっていることがわかる．図２５には，上記結果の２次元イ

ECH が入射されている．図中（１）に示す時間帯（"!160〜

メージ画像処理によって得られた，軸方向に沿った発光輝

167 ms）において ECH に起因するプラズマとリミタとの度の分布を示している．これからカーボン材とタングステ

相互作用が激しくなり，発光の２次元イメージの解析，おンで，減衰の半値幅に約４倍程度，差が生じていることがよびリミタ上輝度の時間変化の FFT 解析の結果，周波数わかる．現状のカメラ計測では，フィルタを用いていない

3.6 kHz で!!!の時計回りの回転運動が確認された．このため，発光の起源は特定できていないが，フィルタを用い

モ ー ド は，（２）の 時 間 帯（"!167〜173 ms）に お い てた分光計測により，プラズマ流と材料との相互作用の詳細

2.5 kHz，!!"に変化した．さらに，"!174 ms から反時計が明らかになることが期待される．

回りの回転が発生し，時計回りとの混在化が認められるよ

以上のことから，高速カメラを用いたプラズマ挙動観測うになった（時間帯（３））．このあと，6 kHz，!!!の反時が，境界プラズマ／ダイバータプラズマ壁相互作用の研究

計回りが支配的となる時間帯（４）において，リミタでの強に有効であることが確認され，今後の研究の展開に重要ないリサイクリングが生じていることが示唆される激しいプ

手段として用いられる予定である．

ラズマ発光が観測された．このタイミングと同期してプラ

４．
２ 重イオンビームプローブ計測による径方向電界分布
計測

ズマの反磁性量は激しく低下しており，リミタでの高温イオンの損失および，リサイクリングに伴う中性粒子の増加

GAMMA 10 では，磁場による閉じ込めに加えて電位・による荷電交換損失の増加によってプラズマの蓄積エネル

電場による閉じ込めを行っている．電位は，装置両端部

ギーが減少していると考えられる．ECH 印加終了後は，プ（プラグ・バリア部）に設置された高出力マイクロ波によラズマ発光の回転方向は再び時計回り方向になり，発光強る電子サイクロトロン加熱（ECH）によって，サーマルバ

度もほぼ元に戻っている（時間帯（５），（６））．このようにプ

リア電位およびプラグ電位を形成し，電子，イオンを効率

ラズマの加熱系を重畳した際に現れる回転挙動や強い発光

よく閉じ込めている．GAMMA 10 では，高イオン温度モー現象は，プラズマの蓄積エネルギーという巨視的なパラ

ド実験時にドリフト型揺動が観測されており，プラグ部

メータと密接に関連しており，境界領域のプラズマが及ぼ

ECH（P-ECH）印加とともに減衰していることがわかってすコアプラズマパラメータへの影響が強く示唆された．

いる．これは，トカマク等環状系装置における H-mode に

図２４は GAMMA 10 西エンドセルにおいて，ターゲットも関連した現象であり，電位・電場による閉じ込め改善に

円板を端損失プラズマ流に曝した際に発生したプラズマと

図２
３ GAMMA 10 セントラルリミター周辺でのプラズマ発光の時間変化．リミター枠内の黒くぬけている部分が強い発光領域に対応する．（文献［１
１］
より抜粋）
．

図２
５ 端損失プラズマ流との相互作用による発光の軸に沿った輝度分布．

図２
４ GAMMA 10 西エンドセルから流出する端損失プラズマ流に各種ターゲット板を挿入した際のプラズマ発光．
（a）
タングステン材，（b）
ステンレス材，（c）
カーボン材．

７６５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

関して詳しく調べる必要がある．そのためには，電位・電たものに限られる．したがって，局所測定が可能となる．

場について径方向分布を詳細に調べることが重要である．

入射ビームのエネルギーを固定して，エネルギー分析器にプラズマの電位計測の一番基本的な方法は，静電プローブ

おける２次ビームのエネルギーを測定すれば，プラズマ電を用いた方法であるが，核融合プラズマのような高温プラ

位はエネルギー変化から以下のように見積もることができる．

ズマでは電極が溶けてしまうためプラズマ中心部では使用!'#"!!%&$$!" ! #"#

できない．そこで，粒子ビームを利用した方法が考えられた．ビームプローブ法は，プラズマ中に粒子ビームを入射

（４．
２．
１）

!%&$：１次ビームのエネルギー

し，プラズマ中の電子やイオン，中性粒子と衝突し，電離，!'#"：２次ビームのエネルギー

励起，散乱などの相互作用をし，その結果できた粒子ある"：イオン化点での電荷数の変化

いは発光を計測して，プラズマ中の局所的な情報を引き出!：イオン化点での電位す計測法である［４３，
４４］．GAMMA 10 では，金中性粒子
ビーム（GNBP）を用いた計測を行い，プラズマ中の電位計検出される２次ビームのプラズマ中でのイオン化点は，エ測を行っている［４５，４６］．

ネルギー分析器のビームスリットや，磁場強度分布などに

４．
２．
１ GAMMA 10 重イオンビームプローブ計測器

よって決まる空間に制限される．よって，プラズマの局所

ビームプローブ計測システムは，重イオンビームのエネ的な位置の電位を決定することが可能となる．GAMMA

ルギー保存を利用してプラズマ電位を測定している．図２６10 の GNBP では，金中性粒子ビーム（Au0）を１次ビームにビームプローブ計測システムの概略図を示す．ビームプに採用し，セシウムスパッタリングによる負イオンソース

ローブ計測システムは大きく分けて２つの部分に分けられを用いている．これは，安定同位体が存在しない（97Au

る．１つは高エネルギーのイオンビームを作るビームソー〜100％），スパッタリングイールドが大きい，１次ビーム

スとその入射位置を決める偏向電極からなる入射部で，も（Au0）から２次ビーム（Au＋）へのイオン化断面積が大き

う１つが静電エネルギー分析器を持つビーム検出部であい，負イオン（Au‐）からの中性粒子（Au0）に変わる中性

る．GAMMA 10 の GNBP では，入射ビームとして中性粒子化効率が高い，１次ビームへの漏れ磁場や電場の影響がな

ビームを使用しているので，入射部には，中性化セルも組いなどの利点があるからである．入射ビーム（１次ビー

み込まれている．電位測定に使われるプラズマへの入射

ム：2 μA，直径 1 mm，ビームエネルギー 11.783 keV）は入ビームを１次ビームと呼び，プラズマとの相互作用により

射角４０°でプラズマ中心を通るように設計されている．

イオン化したビームを２次ビームと呼ぶ．磁場に閉じ込め

GNBP のビームは，垂直方向と水平方向の２つの入射角偏られたプラズマ中に入射された１次ビームは，プラズマ粒

向電極があり，図２７に示すように，垂直方向の偏向電極を子との衝突によって電離する．すると，ラーモア運動に使って入射ビームを径方向に振ることによって，プラズマ

よって，１次ビームとは異なる軌道を描いて外に飛び出し

電位の径方向分布を得ることができる．また，平行平板型てくる．２次ビームは，その発生場所によってすべて軌道

静電エネルギー分析器が X-Y 平面上に４５°の入射角で設置が異なるため，プラズマ外の適切な場所に置かれたエネル

されており，その平行平板の電位差によってエネルギー分

ギー分析器に到達する２次ビームは，特定の場所で電離し析器内に入射したビームは放物線を描きながら検出器（マ

図２
６ ビームプローブ計測システム概略図．

７６６

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group

図２
８ GNBP 装置の測定範囲．

ンド部のプラズマガンで種プラズマをつけ，イオンサイク
ロトロン共鳴加熱（ICRH）によってプラズマを維持，加熱している．図２９（a）に反磁性量（点線）と電子線密度（実線），図２９（b）に電位の時間変化を示す．このとき，"!160
ms からバリア部 ECH（B-ECH）が印加され，"!161 ms
から P-ECH が印加され，反磁性量，電子線密度，電位が上昇している．図３０（a）に電位の径方向分布および，図３０（b）に電場の径方向分布を示す．P-ECH 印加前は●で示し，印
加中は■で示した．P-ECH 印加前の電位分布は，プラズマ
中心部で外側より低くなっている下に凸の形状をしている
が，P-ECH 印加中は中心部の電位が上昇して上に凸の電位
図２７ 径方向電位分布測定時のビーム軌道．

形状になっている．次に，図３１に GNBP で測定した電位揺
動と密度揺動のドリフト型揺動（8〜12 kHz）に対応する

イクロチャンネルプレート：MCP）へと到達する．ビーム

パワースペクトルの最大値をプロットしたものを示す．●

エネルギーの変化が飛距離（チャンネル）の違いに対応すが P-ECH 印加前，■が P-ECH 印加中を示す．これを見るるので，プラズマ電位はビームの飛距離から導出することと電位揺動は，半径 !!10 cm で抑制されていることがわができる．MCP は，
３２チャンネルでチャンネル間の距離はかる．一方，密度揺動については，径方向位置 !〜8 cm

2.4 mm である．GNBP においてビームの加速電圧と偏向電近傍以外で揺動強度が減少している．
以上のように，GNBP では，電位・電場の径方向分布，

圧と検出器の検出位置に関する校正実験より導出した電位計算式を用い，電位の算出を行っている．また，検出器で電位揺動・密度揺動の径方向分布を測定可能である．

測定したビーム電流量は，電子密度の情報に対応する．

４．
２．
３ GNBP の改良による空間２点電位同時計測

ビーム加速電圧，偏向電圧を調整することによって，図２８

電位・電場形成によるプラズマ閉じ込め性能の向上の物の６角形に示すプラズマ断面を計測可能である．GNBP で理機構の解明のためには，高精度な局所電位・電場計測がは，MCP の信号を高速 ADC で WindowsPC に取り込んで重要である．GAMMA 10 の GNBP は，コアプラズマ内の径いるが，サンプリング周波数は 333 kHz である．本 GNBP

方向電位分布測定が可能であるが，プラズマショット毎にの電 位 計 測 の 電 位 分 解 能 は 通 常±10 V，空 間 分 解 能 は径方向にプローブビームを振って径方向測定位置を変えて10 mm，時間分解能は 3 μs である．

の測定か，時間的にビーム位置を変えての測定であり，１４．
２．
２ 径方向電界分布計測および揺動計測
ドリフト型揺動の抑制現象を調べるため，GNBP のビー
ムをショット毎に径方向に振ることによって電位の径方向分布を計測する．また，電位の径方向分布から電場の径方向分布を計算する．GNBP は，ビーム電流量から電子密度情報が得られる．したがって，GNBP では，電位・電場の径方向分布，電位揺動・密度揺動の径方向分布計測が可能である．主閉じ込め部であるセントラル部の揺動と電位・電場との関連を調べるために，高イオン温度モードプラズ
マに P-ECH 200 kW を印加した場合のプラズマについて調べた．高イオン温度モードプラズマは，GAMMA 10

図２
９ （a）
は反磁性量（点線），電子線密度（実線）の時間変化，（b）は電位の時間変化を示す．

両エ
７６７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

図３
０ （a）
は電位の径方向分布，（b）
は電場の径方向分布を示す．

図３
１ （a）
は電位揺動の径方向分布，（b）
は密度揺動の径方向分布を示す．

プラズマショットでの空間多点同時計測はできなかった．
したがって，プラズマの再現性に左右されることや，同時刻の局所電場計測に問題があった．そこで，局所電場計測が可能な同時多点計測システム（新型 GNBP）の開発を行った［４７］．
本開発は，GNBP のエネルギー分析器に改造を加えることによって同時多点計測を可能とするものである．これまでのエネルギー分析器は，１つの入射スリットしか設置されていなかったが，ビーム軌道計算を行い，プラズマ中の空間２点からのビームをエネルギー分析器に導入するための２つの孔をもつ入射スリットへと変更した．図３２に新型
ビームプローブの概念設計図を示す．これによって，ビーム検出器である３
２チャンネル MCP 上で空間２点のビーム
エネルギーおよび，電流量を測定することが可能となる．
本新型 GNBP の検出器でのビーム測定例を図３３に示す．既図３２ 新型ビームプローブシステムエネルギー分析器概略図．

存スリットと新スリットの検出領域が明らかに分離されていることが確認できた．また，新スリットを閉じると新スリットからビームがエネルギー分析器に入らず，改造前の状態にもどすことが可能であることも確認できた．２つのスリットから検出器面に到達する２つのビームの間隔は，プラズマ中での約 10 mm 間の電位差を示すことがわかった．
新 GNBP を GAMMA10 プラズマの局所電場計測に適用
し，ECH による軸方向閉じ込め電場形成前と形成時の局所電場計測を行った．図３４に同時２点計測による局所電場計
測結果を示す．横軸に径方向位置，縦軸に検出器の測定
チャンネル差（電位は，検出器のピークチャンネル位置に
図３３ 新型 GNBP の検出器でのビーム測定例．

対応しており，ピークチャンネル位置の差が電場に対応す
７６８

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Groupる）を示す．これにより，電場の空間分布が測定できてい

えて，主閉じ込め領域であるセントラル部の両端に電位をることがわかる．また，ICRH プラズマでは負電場だった

形成することで 軸 方 向 の 閉 じ 込 め 改 善 を 行 っ て い る．

ものが，ECH 印加時に正電場が形成されていることも確認

GAMMA 10 では，電子温度がイオン温度に比べて低いたできる．

め，クーロン衝突を介して高温イオンから低温電子への熱

今後，同時２点計測のための電位の校正実験を行って正輸送が大きく，イオン温度の上昇が制限されている．その確な局所電場計測を行う．そして，高精度な局所電場，おため，電子サイクロトロン共鳴加熱（ECH）
を用いてセント

よび電場揺動計測を行い，閉じ込め電位形成によるプラズ

ラル部の電子を直接加熱する実験が進められている．プラマ閉じ込めの改善の物理機構の究明を進めていくことにす

ズマの電子温度を計測する方法として，プラズマ中に電磁る．さらに，コアプラズマの電位・電場形成と端部への粒波を入射してその散乱スペクトルから電子温度を計測する

子輸送に関して調べることによって，ダイバータ部プラズ

トムソン散乱計測や，プラズマ中の自由電子から放射されマに対するコアプラズマの電位・電場の効果について理解る軟 X 線の強度から電子温度を見積もる方法，分光スペク

することが可能となり，コア部から端部にわたる粒子制御

トル強度比測定法，静電プローブを用いた測定法などがあについての知見が得られると考えられる．

る．GAMMA 10 では，プラズマコア部の電子温度計測法と４．
３ トムソン散乱計測による GAMMA 10 プラズマの径方

して，水素スペクトル強度比や軟 X 線の強度から電子温度

向電子温度計測を見積もる方法が試みられてきた．しかし，水素スペクト

プラズマコア部から境界領域までの閉じ込めの物理を理

ル強度比から求める方法は誤差が大きい．また，軟 X 線測解するためには，プラズマの温度，密度をコア部から境界定法では，軟 X 線の強度が温度と共に増加してしまうの領域まで正確に測定する必要がある．しかし，通常の核融で，プラズマ中に含まれる少数の高温電子の影響によって

19

合プラズマのコア部では，電子密度が 10 m

−3

以上，電子

電子温度を直接出すことは困難である．それに対して，ト

温 度 数 10 keV に も な り，境 界 領 域 で は，電 子 密 度ムソン散乱計測法を使うと散乱スペクトルの広がりがその1018 m−3，電子温度数 0.01 keV 程度となり，パラメータとまま電子温度に比例するので，電子温度を直接測定するこして非常に大きな開きがある．GAMMA 10 プラズマでは，コとができる．GAMMA１０の電子密度 '"〜2×1018 m−3 は，ア部の電子密度，電子温度は，それぞれ 1018 m−3，0.1 keV

他の大型核融合実験装置の周辺プラズマに相当しており，

17−3程度で，境界領域では，それぞれ 10 m ，0.02 keV であ

この密度領域での電子温度計測はプラズマ中心部から周辺

る．GAMMA 10 のコア部のプラズマ密度は，通常の核融合部におけるプラズマ計測にとっても重要となる．GAMMA

プ ラ ズ マ の 周 辺 プ ラ ズ マ に 対 応 し て い る．こ こ で は，

10 では，ルビーレーザー（694.3 nm）を用いたトムソン散

GAMMA 10 に採用した非協同トムソン散乱計測装置を用

乱計測が試みられたことがあったが，レーザーシステムのいた径方向電子温度測定に関して説明する．通常トムソン問題のため散乱信号を測定するには至らなかった．そこ

散乱計測は，1019 m−3 以上のプラズマ密度をもつプラズマ

で，GAMMA 10 では，Nd：YAG レー ザ ー（neodymium-

を対象に適用されており［４８‐５０］，通常の核融合プラズマ

doped yttrium aluminium garnet laser）を用いた YAG トム

より１桁以上小さいプラズマ密度の GAMMA 10 のプラズ

ソン散乱計測装置を新たに核融合科学研究所（NIFS）とのマにトムソン散乱計測を適用するに当たり，通常の９０°共同研究によって導入した．YAG レーザーは，ルビーレー

YAG トムソン散乱計測システムに独自の改良を加えた

ザーよりも取り扱いが容易であり，また発振繰り返し率も［８］．本計測により，コアプラズマから周辺プラズマについ高いという利点がある．

ての電子温度，電子密度計測を可能とすることを目的とし

トムソン散乱では入射電磁波はプラズマ中の自由電子にている．

よって散乱されるときに，電子の熱運動によってドップ

筑波大学プラズマ研究センターのタンデムミラー型プララーシフトを受ける．そのため，散乱スペクトルを波長分ズマ閉じ込め装置 GAMMA 10 では，ミラー磁場配位に加解することで電子温度を計測することができる．計測される散乱光は以下の式で与えられる．
##"$ ' " % "#!
!"! !!! !!
&%!
$

（４．
４．
１）

ここで，$はレーザーエネルギー，&はプランク定数，%
は光速，$はレーザーの波長，'"は電子密度，"は散乱長，%! はトムソン散乱断面積，"# は立体角，!! は計測機器の伝送効率を表している．これより，散乱光強度は密度と立体角に比例することがわかる．GAMMA 10 で生成される
プラズマ密度はその他の核融合装置と比べて１桁以上小さ
く，ト ム ソ ン 散 乱 光 強 度 自 体 が 小 さ い．し た が っ て，
GAMMA 10 でこの方法を用いるにあたり，他の核融合装置におけるトムソン散乱システムの立体角に比べて非常に

図３
４ 同時２点計測による局所電場計測結果．

大きい立体角を持つシステムを構築した．
７６９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

GAMMA 10 のトムソン散乱計測システムは，NIFS のGAMMA１０トムソン散乱計測システムの性能は，次のとおり

CHS や LHD で採用しているシステムと同様の YAG トムソ

である．計測電子温度範囲：0.02〜1 keV（!""〜0.01 keV），

ン方式を用いている［４８‐５０］．図３５に GAMMA１０トムソン

計測可能範囲：±200 mm（!#〜15 mm，50 mm 間隔）．本

散乱計測システム概略図を示す．高出力の YAG レーザー

トムソン散乱計測システムでは，電子密度 5×1017 m−3 程（Continuum, Powerlite9010, 1064 nm, 2 J/pulse, 10 Hz）をプ

度まで測定可能であることがわかった．今後，空間多点同ラズマに入射し，９０°散乱光を凹面集光ミラー（清原光学，

時計測が可能なように空間チャンネル数を増やしてい

Al：SiO2 コーティング，#!600 mm，!!1200 mm）で集き，１プラズマショットで電子温度分布計測ができるよう

光し，光ファイババンドル（三菱電線工業，SPH400-2UVに改良を加えていくことにしている．さらに，レーザー光

47，input 2.0×7.0 mm，output #4.6 mm，NA：0.47）でポがプラズマ中を何度も通過するようにするマルチパス方式

リクロメーター（５チャンネルフィルタ付きアバランシェの導入によってより散乱光信号を強くすることや，高時間

ホトダイオード（APD）分光器）まで光を伝送するタイプ

分解能をもたせたトムソン散乱計測システムの改善を進めである．本システムの集光光学系の立体角は，0.078 sr であていくことにより，コアプラズマだけでなく周辺プラズマる．この立体角はその他の核融合装置におけるトムソン散計測に対する有効性を高めていくことにする．

乱計測システムの集光光学系の立体角の３倍以上である．

４．
４ GAMMA 10 プラズマにおける衝突・輻射モデルを用いた分光診断本シ ス テ ム を 用い て ト ム ソ ン 散 乱 光 を 測 定 し た 結 果，
GAMMA 10 において初めてトムソン散乱信号が観測され，

GAMMA 10 における分光放射スペクトル分布の絶対値

電子温度を測定することが可能となった．ポリクロメー

測定を基盤とし，中性粒子および不純物イオンの放射スペターからの信 号 出 力 は，高 速 デ ジ タ ル オ シ ロ ス コ ープ

クトルのプラズマコア部から端部にわたる計測を行うこと（Tektoronix, DPO４０３４）を用いて測定し，この信号を Win-によって，プラズマ中の中性粒子および不純物イオンの挙Electron temperature [ x10-3 keV ]dows PC に保存し，LabVIEW（National Instruments）プ
ログラムでプラズマショット毎に電子温度導出まで行うよ
うにシステムを構築した．電子温度の導出には，あらかじめポリクロメーターの感度校正を行っておき，各電子温度に対するトムソン散乱スペクトルプロフィールを計算し"!検定によって電子温度を決定する方法を用いた．散乱光
受光用の光ファイバの位置をプラズマショット毎に径方向に変えることによって，電子温度の径方向分布を測定した．その結果を図３６に示す．GAMMA１０プラズマは，イオンサイクロトロン加熱（ICH）で生成，維持され，その後，
ECH によって軸方向閉じ込め電位生成，電子加熱を行っている．この電子温度計測によって，プラズマ中心部の電子
温度は，ICH のみの時間帯では，0.02〜0.05 keV の電子温度
であ り，軸 方 向 閉 じ 込 め電 位 形 成 時（ECH 時 間 帯）で

120
100

ICH period
ECH period

80
60
40
20
0
-20 -15 -10 -5 0 5 10 15 20
X [ cm ]図３
６ 電子温度の径方向分布を示す．□が ICH のみの時間帯で●が ECH 時間帯を示す．

は，0.07〜0.10 keV 程度になっていることがわかった．

図３
５ GAMMA10-Thomson 散乱計測システム概略図．

７７０

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group動の研究を行っている．これまでに，GAMMA 10 プラズマ診断に適した衝突・輻射モデルを核融合科学研究所との共同研究において独自に構築し，GAMMA 10 プラズマ診断に適用した［５１‐５６］．さらに，衝突・輻射モデルを用いた不純物診断の結果を応用し，分光測定に基づく軸対称プラ
ズマ中の電場分布計測手法の開発を行い，新手法として確立した［５４］．衝突・輻射モデルは水素原子，水素様イオン，ヘリウム様イオン，水素分子等の開発が行われてきて
おり，OV 以上については比較的詳細なモデルが構築されていたが，低電離酸素イオンについて GAMMA 10 プラズ
マ診断に適用可能なモデルが確立していなかった．そこ
で，低電離酸素イオン（OII，OIII および OIV）の衝突・輻射モデルを独自に構築した［５５］．図３７に，新規構築した衝図３７ 衝突・輻射モデルより得られた，電離進行プラズマからの放射．

突・輻射モデルにより得られた，"!!1×1018 m−3，!!!
0.10 keV の電離進行プラズマにおける低電離酸素イオンからの放射輝度を示す．以上により，炭素イオン密度分布の

GAMMA 10 には，１次元放射スペクトルプロフィール

解析に加え，低電離酸素イオン密度分布の解析が可能となを詳細に測定するための空間４０点同時計測可視分光器［５１‐り，GAMMA 10 不純物診断に適用した．GAMMA 10 セン

５５］，および，空間１点多波長同時計測可視分光器［５６］の２

トラル部における酸素イオンスペクトルは OII，OIII，OIV

種類の可視分光器が設置されている．このうち，多波長同および OV が紫外・可視域で観測され，強度も炭素より強時計測可視分光器を用いることで，プラズマからの放射ス

いため，酸素イオンの密度分布を評価することで，より詳

ペクトルのモニタリング，およびプラズマ放射スペクトル

細に不純物イオンの挙動を知ることができる．酸素イオン

強度の振る舞いのより詳細な調査が可能となる．この分光について高温イオンモードの電子サ イ ク ロ ト ロ ン加熱器では，紫外・可視領域を一度に計測可能なので，定常モ（ECH）を印加していないプラズマについて行い，放射輝ニタリングに適しており，さらに多数の線スペクトルを同度分布，体積輻射率分布，密度分布を各価数において評価時計測することで，プラズマ中の粒子の占有密度の時間変し た．図３８に そ の 結 果 を 示 す．
（a），
（b），
（c），
（d）は，

化を追うことが可能となる．それにより，不純物スペクト

OII，OIII，OIV，OV の放射輝度分布を示し，（e）は，アー

ル発光強度のプラズマパラメータ依存性計測や，ペレット

ベル逆変換から求めた各イオンの体積輻射率分布を示し，入射時の線スペクトル強度の同時計測，ダイバータ部の放（f）
は，衝突・輻射モデル計算との比較により求めた各イ

射スペクトル分布計測等が可能となる．図３９に多波長同時オンの密度分布を示す．得られた各価数のイオン密度分布

計測分光器を用いて GAMMA 10 セントラル部の放射スペからプラズマ中心部に高電離イオンが局在化していること

クトルを計測した結果を示す．水素，酸素イオン，炭素イがわかる．

オン，鉄，クロムなどの放射が観測されている．衝突・輻

図３
８ 酸素イオンスペクトル計測結果および衝突・輻射モデルを用いて導出した密度分布．
（a）
（
，b）
（
，c）
（
，d）
は，OII，OIII，OIV，OV の放射輝度分布を示し，（e）
は，アーベル逆変換から求めた各イオンの体積輻射率分布を示し，（f）
は，衝突・輻射モデル計算との比較により求めた各イオンの密度分布を示す．

７７１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

射モデル計算結果を用いて，プラズマ電子温度，密度の情びレンズを用いて集光され検出器上でイメージを結び，検報を得ることも可能である．

出器アレイに導かれる．参照波は，70 GHz の発振器から反GAMMA 10 では，ダイバータ部のプラズマ分光計測用

対側のポートの外で透過波と共に位相検出回路へと取り込として，この多波長同時計測可視分光器を多数用いることまれる．以上の位相イメージング干渉計を用いることで，で，２次元空間の分光計測を予定しており，ダイバータ部

プラズマ密度の２次元分布を１ショットで測定することがの粒子挙動に関する詳細な計測を行う予定である．

可能となっている．図４１に実際に GAMMA 10 プラグ部に

４．
５ 位相イメージング法を用いた密度計測

設置して測定した２次元密度分布を示す．図４１（a）は電子プラズマ中の密度，特に２次元密度分布を詳細に調べる

サ イ ク ロ ト ロ ン 共 鳴 加 熱（ECRH）印 加 前，図４
１（b）はことは，プラズマコア部から端部にわたる粒子閉じ込めや

ECRH 印加中を示す．測定位置が，プラグ電位形成位置の粒子輸送を調べるために非常に有効である．GAMMA 10外側にあるため，ECRH 印加中には，電子密度が減っていでは，直線型でポートの制約の少ない特徴を活かし，位相ることが観測される．このように，プラズマ密度分布の２イメージング干渉計［５７］の開発を進めてきた．位相イメー

次元での計測が可能となることにより，プラズマの挙動がジング干渉法は，電磁波による干渉法に基づいたプラズマ

ダイレクトに観測できるようになり，ダイバータ計測にお密度および密度揺動計測法の一つであり，電磁波を平面鏡

いても有力なツールとなりうると考えられる．

並びに楕円鏡で２次元シートビーム状に拡大してプラズマ

４．
６ PWI 計測中へ照射することにより，プラズマの２次元空間計測が可

境界プラズマ現象を総合的に理解するためには，上述の能である．図４０に位相イメージング干渉計の概略図を示

プラズマ計測に加えてプラズマ・壁相互作用（PWI）計測

す．発振器により出力されたマイクロ波を方向性結合器でも必要不可欠な重要な課題である．これまで GAMMA 10

２つに分け，プラズマ中を透過して位相の変化を伴う透過では PWI 計測はほとんど行われていなかったが，双方向型

波と，初期位相のままの情報を保つ参照波との位相差を検共同研究等の枠組みを活用して，表４に示すように，透過

出 す る．GAMMA１０の 入 射 ポ ー ト の 片 側 か ら 周 波 数型電子顕微鏡（TEM），走査型電子顕微鏡（SEM），X 線光69.85 GHz のマイクロ波発信器によりプラズマを通過する

電子分光（XPS），昇温脱 離 ガ ス 分 析（TDS）等 の PWI

透過波が円錐ホーンから放射された後，GAMMA１０内部の計測を実施していく計画である．

平面鏡，並びに楕円鏡でシートビーム状に拡大され，プラ

今年度から開始された PWI 計測の一例として，図４２にズマ断面の上半面全体に照射される．その後，受信側で再GAMMA 10 セントラル部に設置された長期設置試料の写真を示す．ここでは，九州大学との共同研究でのTEM試料（タングステン再結晶材，SS３１６L 再結晶材）と静岡大学との共同研究でのタングステン板が設置されており，プラズ
マからの荷電交換中性粒子による材料内部への欠陥生成，荷電交換中性粒子の入射エネルギーの逆算，表面堆積層の組成，結晶構造，深さ分布等が計測される．さらに東北大学との共同研究により，別途プラズマ照射された材料試料に対して，加速器を用いた反跳粒子分析（ERD）による水素濃度分布測定，ラザフォード後方散乱分光（RBS）による不純物の定量，イオンチャネリング分光分析，電気伝導計測による損傷の濃度分布，欠陥の同定を行うことが計画されている．このような材料試料へのプラズマ照射のために，今年度より簡易型の試料搬送装置を GAMMA 10 のエンド部とセントラル部に設置し，精力的に PWI 研究を進め

図３
９ 多波長同時計測可視分光器を用いて測定した GAMMA 10
セントラル部の放射スペクトル分布．

る計画である．
材料の表面状態はプラズマ照射により時々刻々と変化し

図４
１ ２次元密度分布測定結果．（a）
ECRH 印加前，（b）
ECRH 印
加中を示す．

図４
０ 位相イメージング干渉計概略図．

７７２

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group

料粒子やヘリウム灰，不純物粒子を処理するため必須の構成要素であるダイバータの実現とその運転は，国際熱核融合実験炉 ITER においても急務の課題となっている［６０］．
ITER では，通常運転時の熱負荷は，5〜10 MW/m2 と見積もられており，短時間ではこれ以上の熱負荷が加わると予想されている．このような高熱負荷からダイバータ板を保護するためには，ダイバータプラズマを適切に制御することにより，非接触プラズマ状態に保つことが，核融合炉運転シナリオとして極めて重要な鍵となる［６１，６２］．このようなダイバータ実現に向けて国内外では，ダイバータを模擬するための様々な実験装置が開発され実験が行われてきた［６３‐６７］．これらの実験装置には，小規模の実験装置が多く，したがってプラズマ流の口径が高々 2〜3 cm と小さく，粒子束密度も 1022〜1023 m−2s−1 である．また，これら

図４
２ GAMMA 10 のセントラル部の設置された長期設置試料．

の実験装置の多くは，電極を用いた直流放電によるものであり，電極等の境界条件を持たない高温トカマクプラズマ
からのプラズマ流を完全に模擬していることにはならな
い．このことは，非接触プラズマの長時間維持の実験環境を再現する上で，大きな障害となっている可能性がある．
筑波大学プラズマ研究センターにおける第２期中期計画
では，開放端磁場配位を持つ大型のタンデムミラー装置
GAMMA 10 の端部から流出する端損失プラズマ流に着目し，これを用いて核融合プラズマに近い環境下におけるダ
イバータ模擬を行うことにより，ITER 等のダイバータ実
現に向けた課題解決に貢献することが挙げられている．
図４３は，GAMMA 10 をベースにしたアンカー部にダイ
バータ配位を持つ新しい磁場の設計例（A-Divertor）と，
GAMMA 10 の端部ミラー出口を用いたダイバータ模擬実
験装置（E-Divertor）の概念図を示す．GAMMA 10 は，主要閉じ込め領域のセントラル部の両端に極小磁場を持つ実効的軸対称タンデムミラー装置で，両エンド部にプラズマ閉じ込め電位を形成する軸対称単純ミラー部が設置されている［６８］．GAMMA 10 では，高周波やマイクロ波，中性粒
子ビームといった，現在の核融合実験装置と同じ規模のプ
ラズマ生成・加熱装置を用いて高温プラズマを生成している［６９，７０］．開放端磁場配位は，元々ダイバータ模擬に適し
図４
３ （a）
GAMMA 10 をベースにしたダイバータ配位を持つ新しい磁場設計の一例，（b）
GAMMA 10 の西エンド部ミラーを用いたダイバータ模擬装置の概念図．

た構造を有しており，この概念を実現するためにいくつかているので，材料表面改質の実時間計測も重要な課題であプラズマ加熱システムを用いて，高熱流・高粒子束で大口る．このため，上記のようなプラズマ照射後の材料の事後

径 の プ ラ ズ マ 流 の 発 生 が 十 分 に 期 待 で き る．ま た，

解析に加えて，プラズマ・壁相互作用による材料の表面改

GAMMA 10 に設置されている大容量クライオポンプシス

質の実時間計測法の開発も行うことが計画されている．こテム［２３，２４］を用いて，既設の小型ダイバータ模擬装置での計測法の開発はどの装置でもほとんど行われていないは実現できないダイバータ排気の模擬実験も可能である．

が，TRIAM‐１M トカマクや小型 PWI 模擬実験装置 APSE-

さらに，高出力ジャイロトロンを用いたパルス運転は，現

DAS で行われてきた分光学的手法を用いた材料表面改質

実の核融合装置におけるダイバータに類似した環境下（高の実時間法［５８，５９］をさらに発展させて，GAMMA 10 に適イオン温度，高電子温度，アーク電極のない壁から完全に用していく計画である．

浮いたプラズマ放電）での ELM 模擬等のダイバータプラの改造がすでに開始されている．
このように GAMMA 10 の端部ミラー部では，高出力のズ制御実験に貢献可能である．本研究では，既存タンデム

５．タンデムミラー端部を用いたダイバータ模擬
研究

ミラーの特長を最大限活用することによって，第２章に示した研究目標に沿って，ITER プロジェクトのための次に将来の核融合炉において，コアプラズマから流出する燃示すような急務の研究課題に挑戦する．
７７３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011（a）ダイバータ領域におけるプラズマと対向材料との相シャフトを軸として回転することができるため，これらの互作用（損耗，再堆積等）

機構によってプラズマ流の半径方向分布と磁力線に対する（b）ダイバータ領域における不純物輸送制御（コアプラ

ピッチ角分布を測定することができる．

ズマへの逆流等）

また，プラズマと材料表面との相互作用による発光の可（c）準定常およびELM 様パルス高熱粒子束の発生と制御

視分光データを得るために，回転式の可動ターゲットを製／放射冷却プラズマの解明と定常制御（非接触プラ

作し，端部ミラー出口から約 70 cm の位置に設置した．

ズマの実現とその制御）

図４５（b）は，回転式ターゲットを真空容器内に取り付けた

表１にエンド部ダイバータ模擬装置の目標性能の一覧を示

写真を示す．このターゲットは，直径 100 mm の炭素材円

す．

板，タングステン材円板，SUS 円板上に設置したカロリー

５．
１ GAMMA10 西エンド部における初期実験
［４０，
７１，
７２］

メータアレイ，方向性プローブで構成されており，標的材

２００９年度初期から新しいプロジェクトの準備実験として料を大気開放することなく入れ替えることができ，熱流束

西エンド部の熱流，粒子束の計測を双方向型共同研究のもと粒子流束も計測できる機能を持っている．後述するようとに開始した．図４４は，西エンド部の真空容器，エンドミに，プラズマとターゲット材との相互作用の発光挙動は，

ラー部プラズマ，今回設置した計測器の配置を示してい高速カメラによって観測される．

る．ミラー端部からの熱流束および粒子束の同時計測を目

５．
１．
１ カロリーメータ／プローブを用いた熱流，粒子束
測定

的として，カロリーメータと方向性プローブの計測器アセンブリを製作した．図４５（a）は，組み上げた計測器の写真で典型的なホットイオンモードプラズマでの電位閉じ込めある．カロリーメータの先端は直径 10 mm の銅製で後部に実験（セントラル部 2〜3×1012 cm−3，イオン温度 5 keV）に熱電対が固定されており，断熱性のあるセラミックで熱おおいてエンドミラー出口での熱流計測の予備実験を行っ

よび電気絶縁がなされている．熱流束はプラズマショット

た．図４５は，ミラー出口近傍（ミラーコイルから 30 cmの直前直後の温度差から測定する．したがって，熱流束密の位置）に設置した上記熱流・粒子束計測器を用いて計測

度はショットの平均値を示す．方向性プローブは，セラした熱流束密度の測定結果を示す．実験では，プラズマ生

ミックにより絶縁した直径 0.8 mm のタングステン線４本

成・加熱用の ICRF 波動加熱（150 kW，パルス幅 190 ms）

を，直径 12 mm のステンレス製円筒内に，互いに４方向にのみ使用されている．図４６（a）は，計測器を回転させること

開いた状態で，固定した構造をしており，各々の先端部のによって得られた，熱流と粒子流（イオン飽和電流）の磁断面がプラズマに向いている．計測器アッセンブリは図４４に示すように真空容器下部から装置軸上まで挿入され，

図４４ 西エンド部真空容器と実験装置の配置図．

図４６ カロリーメータと方向性プローブによる熱流と粒子束密度の 測 定 結 果．（a）
磁 力 線 に 対 る 角 度 依 存 性，（b）
ICRF パワー依存性．

図４
５ （a）
カロリーメータと方向性プローブからなる計測器，（b）
回転式ターゲットを真空容器内に設置したところ．

７７４

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New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group

力線に対する角度依存性を示す．図は熱流も粒子流も同様を行った．その結果，セントラル部 ICRF のパワーの増加の角度依存性を示していることから，エンド部出口上流かに応じて，端部イオン流のエネルギーも増加し，100 eV

ら流出してくるものを測定しており，ICRF 加熱時の粒子から 400 eV の範囲で制御可能であることがわかった．上記

束からイオン流が支配的であることがわかる．図４６（b）は，結果は，カロリーメータと方向性プローブによる測定結果

ICRF 加熱パワーに対する依存性を示している．図からパともよい一致を示した．

ワーの増加に伴い，熱流束密度が上昇しており，現在の図４７は，上記プラズマに対して，プラグ電位形成用のICRF パワーで 0.8 MW/m2 の熱流束密度に達していること

ECH を 150〜300 kW で，短パルス（20〜25 ms）重畳したがわかる．一方，軸上の粒子束密度は，ICRF パワーに依存

際の，熱流束密度の径方向分布を示す．図からわかるよう

せず，4×１０22 m−2s−1 の値が得られている．

に，ICRF のみでのプラズマ生成においては軸上で 0.6 MW

また，西エンド部真空容器内のエンドプレート内部に配/m2，300 kW の ECH 印加時では 2 MW/m2 の熱流密度が，置されている端損失イオンエネルギー分析器（ELIEA）に半値全幅（FWHM）で 5〜8 cm の領域にわたって得ること

より，エンド部へ流出するイオンのエネルギーの直接測定ができた．また，ECH のパワー増加に伴って，熱流束密度が大きく上昇しており，電子加熱の顕著な効果が認められ%'"!#た．図４８は，ECH 重畳中のみの正味熱流束密度 !#&%$'

を算出し，ECH パワーに対してプロットしたものである．パワーの増加に伴う上昇が認められ，300 kW の ECH
印加中の正味熱流束密度は，9 MW/m2 に到達していることがわかる．この値は，ITER におけるダイバータ板の熱負荷（〜10 MW/m2）に匹敵する値であり，今後の端部プラズマ加熱系の増強により，さらに高熱流束を発生できる
見通しが得られた．
５．
１．
２ 高速カメラによるプラズマ‐表面相互作用の２次元可視光計測
E ダイバータ研究の開始に伴って，GAMMA 10 西エンド
部の真空容器内隔壁に開口部を新たに設け，端部ミラーから流出するプラズマと上述した回転式ターゲットに装着した材料との相互作用による発光の高速カメラによる計測を

図４
７ 熱流束密度の径方向分布の ECH パワー依存性．

開始した．図４９は，回転式ターゲットに装着したタングス
テン製 V 字ターゲット板を，プラズマに曝した際の高速カメラによる可視光イメージである．図からわかるように，
極小磁場アンカー部において高周波追加熱を行った際（200 ms），強い発光が認められた．
（b）
（a）

（c）

net ECH

図４
８ ECH 時の正味熱流束密度 P Heat

図５
０ （a）
ターゲット表面の可視光輝度の時間変化，（b）
RF での
可視光２次元イメージ，（c）
ECH 重畳時の可視光２次元イ
メージ．

の ECH パワー依存性．

図４
９ 高速カメラによるプラズマと材料の相互作用光の２次元イメージ計測例．

７７５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

図５０は，ステンレス材を観測した際のターゲット直前のけでなく，ダイバータ模擬実験における高熱流プラズマ生

発光強度を切り出して，時系列で並べることにより，発光成の為にも不可欠なプロセスである．GAMMA 10 では，軌強度分布の時間発展を表したものである．この実験では

道平均フォッカープランクコード［７４］を用いたシミュレー

ECH による電位形成を行っており，電位形成時に発光が急

ション解析を行っており，今回端部ミラー部においても適激に減少していることがわかった．同時にターゲットを保用した．

持するセラミックパイプが赤熱していることも判明した．

図５１（a）は，エンドミラー部において計算されたプラズ

この結果は，どの材料でも共通するものであり，電位形成

マパラメータの軸方向分布を示している．この計算では，により端損失イオンが抑制され，その結果発光量が減衰しプラズマ生成・加熱に用いられるイオンサイクロトロン周たものと考えられる．また，セラミックパイプの赤熱は波数帯（ICRF）波動による電界強度は 20 V/cm を仮定し，ECH により生成された高速電子が，磁力線に沿ってミラー

イオンサイクロトロンの共鳴位置をミッドプレーン近傍

端部からはき出され（端損失電子流），それがセラミック

#%&""
!
#%&"$
!
"）から 0.75 m 離れた位置（#"
!）まで変
（#"

パイプを加熱しているものと推察される．

化させている．図５１（b）に示すプラズマ密度と圧力の共鳴以上のことから，ミラープラズマへの加熱系の印加に位置依存性からわかるように，解析結果はミッドプレーン

よって，熱流束密度や粒子束密度を制御可能であり，電位付近に共鳴位置を設定すると加熱効率が上がるが，密度と形成によって，熱流源をイオンから電子へと自在に制御で内部エネルギー（'!#）の局在化も同時に起こっているこ

きる可能性が示唆された．今後はターゲット面の発光挙動とがわかる．現実には，このように密度と内部エネルギーについて，分光計測などを行うことにより，詳細な機構をが，ミッドプレーンに局在化することを避け，ミラー出口

調べていく．

!
#%&!#!を採用するこ
へのプラズマ流出を図るために，#"

５．
２ 高熱流粒子束生成へ向けた設計とを計画している．

５．
２．
１ プラズマ安定性の確保
タンデムミラープラズマから高熱流束を得る為には，直線型ダイバータ模擬実験装置と異なり，プラズマ全体として の 巨 視 的 安 定 性 を 確 保 す る 必 要 が あ る．つ ま り，
GAMMA 10 では，セントラル部において高温のプラズマを生成し，端部ミラー出口にイオン−イオン衝突による
ピッチ角散乱などを介してプラズマを流出させるため，高ベータプラズマを極小磁場アンカー部に生成しておく必要がある．しかもダイバータ模擬実験に使用する側の端部ミラー（プラグバリア部）にも高温高密度プラズマを生成することが，ミラー出口において高熱流束を得るための条件となることから，セントラル部以外にも悪い曲率を持つ領域が広範囲になるため，安定性条件の解析［７３］とそれによる安定性の確保が，より切実な条件となる．さらに，次章において述べるアンカーダイバータ設計研究（A-Divertor）では，片側のアンカー極小磁場部のコイルをダイバータ磁場配位に入れ替えて，従来の極小磁場部を片

図５１ フォッカープランクコードによるエンドミラー部の加熱シ
ミュレーション結果．

側のみとする計画であるため，MHD 安定性のマージンがさらに厳しくなると推察される．
アンカーダイバータ用コイルが導入された場合，片方の極小磁場領域がなくなるため，基本的には，セントラル部の上限ベータ値を約２分の１に保つことにより，全系の安定性が維持されると期待できる．したがって，セントラル
部の上限ベータ値を４分の１まで抑制することによって，
端部ミラー部において，セントラル部上限の４分の１程度の高ベータプラズマを生成しても，大雑把に言って系全体の MHD 安定性は保てると判断できる．また，残った方の極小磁場部への直接プラズマ加熱によりアンカー部ベータ
値を上昇できれば，より安定性の確保が期待できる．今後
詳細な数値計算による安定性解析を予定している．
５．
２．
２ プラズマ加熱設計
上述したような与えられた磁場配位の中で，プラズマ加

図５２ 端部ミラー出口の熱流束・粒子束密度のプラズマ密度依存性．

熱の最適化を行うことは，高性能プラズマ閉じ込め実験だ
７７６

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group#%&!"!
!，!$#を 20 V/cm にした場合のミラー
図５２は，#"MHD 安定性を実現しようとする実験がそれに引き続いて端部において生成可能な粒子束密度と熱流束密度の計算結HIEI［７７］や Hanbit［７８］で行われた．この完全軸対称化へ

果を，出口ミラーからの距離を横軸に示している．ここでの挑戦は姿を変えつつ（タンデムミラーと言うよりは，単は，ミッドプレーンにおいて，イオン温度 100 eV を達成し純ミラーや連結ミラーを用いて）現在も続いている
［３，
７
９，
８０］．

た場合を想定して，熱流束密度と粒子束密度を規格化して筑波大学プラズマ研究センターの GAMMA 10 でも中央いる．この図からわかるように，RF パワーの大幅な増力にミラー部のベータ値を上げる目的で，ダイバータ磁場設置

より，温度 100 eV，密度１０19m−3 のプラズマを生成できれの検討が開始された［８１］．この設置計画は，その後姿を変

24

−2 −1

ば，粒子束密度 10 m

2

s ，熱流束密度 10 MW/m の達成

えて GAMMA 10 中央ミラー部に閉じ込められたプラズマが期待できる．

を効率的に径方向のある領域に排出するための装置として

５．
３ 今後の実験計画のダイバータ設置計画として続いていくことになった．

E ダイバータの今後の計画としては，これまでの準備実

図５３はダイバータ／ダイポール磁場の断面図である．ダ験結果に基 づ い て，５．
１節 に 掲 げ た（a）〜（b）に 関 連する

イバータ部の外側に磁場ヌル点（X-point）が存在して，更テーマとして，次の項目について遂行を予定している．

にその外側にダイポール部がある．図中に ion motion と書（１）エンド部真空容器内にダイバータ実験モジュールをいた矢印は，中央ミラー部から流れ込む（プラグ電位に跳設置し，その内部での強いプラズマ−表面相互作用

ね返されて再び流れ込む）イオンが X-point を通ってダイの発生とガス入射による非接触プラズマの実現

ポール部へ排出される方向を示している．
図５４に GAMMA 10，GAMMA 10 A-divertor，およびダ（２）エンド部に設置されている大容量クライオポンプを

イバータ／ダイポール部の模式図をプロットした．図５４用いたダイバータ排気実験（３）各種試料の高強度プラズマ照射と表面分析

180
(cm)

（４）さらなる高熱流束生成をめざした ICRF 発振器の増強およびアンテナの増設

135以上の内，（１）に関しては，今年度末に真空容器内で上下90に昇降する機能を有するダイバータ実験モジュールを導入

dipoleregionion motionxすることで製作に取りかかっており，これに先だってプロ

45

トタイプのタングステン製 V 字形のダイバータモジュールを用いた実験が始まっている．また，（３）については，２０１０

separatrix
divertor region0

年度から東北大との拠点間連携研究の元に試料照射の予備-45実験を開始している．
５．
４ まとめ

-90

E ダイバータ計画では，開放端磁場配位であるタンデム-135

ミラーの端部ミラー出口から流失する端損失プラズマ流に

Floor

9keV

着目し，その特長を活かした高熱流粒子束をダイバータ模-180

擬実験に適用し，従来のダイバータ実験装置では実現でき

280

ない，現実の核融合プラズマ装置におけるダイバータに類

340

400

460

520

z

580

640

700
(cm)

760

図５
３ ダイバータ部とダイポール部の模式図．

似した環境下（高イオン温度，高電子温度，アーク電極のない壁から完全に浮いたプラズマ放電）での ELM 模擬の(a)

GAMMA10(b)

GAMMA10 A-divertor

ダイバータプラズマ制御実験をめざして準備を進めてきた．
これまでに，双方向型共同研究に基づいて，GAMMA 10
西エンド部に端損失プラズマ流を計測可能な環境を整え，各種熱流束・粒子束を計測する装置を設置し，初期実験が行われた．その結果，現有のプラズマ生成・加熱機器の出力範囲内において ITER のダイバータ負荷に匹敵する熱流束を発生させるための明らかな見通しを得ることができ(c)

ダイバータ板ダイバータ／ダイポール領域

た．今後，プラズマ加熱機器の整備によって，さらに高い熱流束を用いたダイバータ模擬実験が期待できる．

６．アンカー・ダイバータ（A-divertor）の設計検討
開放端系磁場閉じ込めにダイバーター磁場領域を取り付ける試みは，１９８０年代の後半からMITのタンデムミラー型実験装置である TARA で最初に始まった［７５］．主な目的
図５
４ （a）
GAMMA 10，（b）
GAMMA 10 A-divertor，
（c）
GAMMA
10 A-divertor のダイバータ／ダイポール領域．

は，MHD 安定な完全軸対称タンデムミラー実現の試みである［７６］．ダ イ バ ー タ 磁 場 を 用 い て タ ンデ ム ミ ラ ー の７７７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011（a）の GAMMA 10 両端のアンカー部は MHD 安定を確保す

まり磁力線は各ミラーセル中央部で再円形化されている．

る役割を持っており，中央ミラー部にプラズマが閉じ込め

こ の 事 は（６．
４）式 で 定 義 さ れ る 磁 力 線 の 特 性 体 積 がられる．図５４（b）の GAMMA 10 A-divertor でもプラズマは#%#*,+と )に依存しないことを意味している．真空磁場

中央ミラー部に閉じ込められている．両端はプラグ電位をに対しては )!%!κが成り立つので !",%!κ, となる形成しているので，磁力線に沿った閉じ込め時間は径方向ことを利用するとのそれに比べてよいことが期待される．径方向に輸送され

$
$*
%+
%+
%
"%
.
κ,
(*
#
#%
%!"! ,,!"たプラズマはセパラトリックスを通ってダイポール部へ
入って行く．図５４（c）はダイバータ／ダイポール部の拡大（６．
５）

図であるが，ダイポール部に捕捉されたプラズマは方位角

と書ける．
（６．
５）式の #",&!がフルートモードの安定方向にドリフトしながら，全プラズマがダイバータ板に衝化条件になる．このフルートモードに対する安定化条件は突して吸収されることが期待される．

近軸近似の適用できない軸対称ダイバータ磁場にも適用で

６．
１ 開放端系としてのダイバータ磁場（平衡・安定性）

きる．

開放端系ダイバータ磁場は径方向のある位置に磁場ヌル

ところで GAMMA 10 A-divertor の径方向周辺領域（磁点が存在して，そのヌル点は中心軸の周りに方位角方向に

場ヌル点近傍の軸より領域）ではアンカー磁場による安定

軸対称に一周する．ヌル点近傍に存在する電子は非磁化さ化効果が及ばなく，ダイバータ磁場そのもので安定化する

れ，ヌル点に沿って方位角方向に自由に移動できるように必要がある．ダイバータ磁場によるフルートモードに対す†なる（電子のショートサーキット効果） ．この為にコア領る安定化効果は既に述べた磁場ヌル点に沿った電子の域で発生したフルート揺動はヌル点上で安定化されると期

ショートサーキット効果に加えてプラズマ圧縮の効果が期待される．実際にダイバータ磁場のヌル点領域を放電管内待される．例えば教科書「プラズマ物理入門」［８３］による部に形成することで，フルートモードが安定化された実験と，プラズマ中の異なる半径位置にある微小体積１と２が結果が報告されている［７５，
７７，
７８］．

磁場のエネルギーを変えることなく交換したときのプラズ
マのエネルギーの変動量 &" は次式で与えられる．

GAMMA 10 のような通常のタンデムミラーでのフルー
トモードに対する安定条件は
$*
$
κ,
%
%+
%+
"%
.
(*
! ,
#%'!
!"

"
&
#+
*
&
"%&
%
&
#"'
%
#

（６．
１）

（６．
６）

ここで &
%はプラズマ圧力の系の外側方向への変化量，'で与えられる．座標系として *，（!%),#))%)%+
,!
)
!
%+

は比熱比である．またプラズマの微小体積を単位磁束当たの流れ座標系を用いている．特に %を磁場 !方向の座標軸

りの体積 # に置き換えている．
（６．
６）の右辺の &%&#'!

にとっているので，この座標系は low $plasma に対して適の条件が（６．
１）である．つまり（６．
６）の右辺第一項が磁力線用できる．)は方位角方向の座標である．開放端系なのでのよい曲率での安定化，第二項がプラズマの圧縮による安プラズマの圧力は磁場に平行方向成分 %,と垂直方向成分

定化効果に対応している．（６．
６）による安定条件は%( の値が通常は異なる．特に（６．
１）式では

-*
%#'+
'!
,

$
$
，%(*
２）
%,*
,!
%+
%+
(*
,+
,!
%+
%+
(*
,+ （６．
%%%%(*,*のように圧力が ,方向と %方向で変数分離できると仮定し（６．
７）と書き直すことができる．

$$て導出されている．磁力線曲率κ*
%$
)$
,$
,+は
κ＝κ,),"κ)))（６．
３）のよう に 成 分 に 分解 さ れ た 値 が（６．
１）に 使 わ れ て い る．
GAMMA 10 はアンカー部に磁力線のよい曲率（κ, #!）が局在するので，アンカー部に高いプラズマ圧力を形成する
ことで（６．
１）の条件を満たして，フルートモードを安定化
している．
さて
（６．
１）式を軸対称ダイバータ磁場に対しても適用できるように，圧力の重みを掛けた磁力線の特性体積# を導
入する．
$
$*
%+
%+
%
"%
(*
#%! ,
#%
"
!

図５
５ 安定性境界（参考文献［８５］より抜粋）．横軸の a はイオン密度の半値幅，m は方位角方向モード数で Rs は軸から X-pointまでの距離．ただし Ti ⊥ = Ti// = Ti，*i = "Mi/ Ti0 / +ci0，+ci0= e B0/MiC. B0 は X-point 直下の軸上磁場強度．

（６．
４）

GAMMA 10 は実効的軸対称化タンデムミラーである，つ† ヌル点近傍の粒子軌道は，実際は非常に複雑なカオス的な振る舞いをする．このために粒子はヌル点に沿って自由に方位角方向に移動はできず，実効的な摩擦を受けるようになる
［８
２］
．

７７８

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group

ダイバータ磁場に対しての安定条件は最初 Lane らによっplug-ECRH によるプラグ部電子加熱でプラグ電位を形成て，イオンの運動論的な効果を取り入れて行われた［７６］．

をすることで，GAMMA 10 の磁力線に沿った方向のイオ

彼らは X-point 近傍でイオンと電子の non-adiabatic layer

ン損失が著しく改善する事が明らかになっている［９］．つを導入し，磁力線曲率はイオンに対して働く実効的な遠心

まり GAMMA 10 では定常状態のプラズマは何らかの機構

力として取り入れた解析を実行した．それに引き続いて，で径方向に損失していることを示している．

Pastukhov［８４］および Sasagawa［８５］
は X-point 近傍の磁力

GAMMA 10 A-divertor でプラズマを効率よく径方向に線曲率をより正確に取り入れることで解析を行なった．

排出する一つの方法として，新古典拡散を利用する方法が

図５５は文献［８５］の図３である．イオン密度の径方向分布

ある．図５６は GAMMA 10 実験から求めた非両極性の径方('向閉じ込め時間 ') と GAMMA 10 磁場配位で計算した新

は
(
(
(*+
(,
%(*!!"! ")-+#
!$
$
"
(,
(,

古典輸送による閉じ込め時間である［８８］．横軸はエンドプ
レートとアース間の電気抵抗 $,である．GAMMA 10 では（６．
８）

この電気抵抗（エンドプレート抵抗）を制御することによのように仮定した．イオン温度分布は径方向に一様である

り，軸方向へ損失する電子電流（つまり電子の端損失量）とし，電子温度は限りなく零に近いとした．X-point での電を制御することができる．理論的には電子の端損失を変更

子のショートサーキット効果は，(%(,で静電ポテンシャ

すると電位の径方向分布が変化して，イオンの新古典拡散

ル揺動が零の境界条件を用いることで取り入れている．

に影響が発生する．

図５５の大きな特徴はイオン密度の径方向分布（半値幅 %）

図５６は GAMMA 10 A-divertor でもエンドプレート抵抗が太くなれば，&*%!つまりイオン温度が零で有限ラーモを制御することでプラズマの径方向輸送量を制御する可能ア半径効果や磁力線の良い曲率による安定化効果がなくて性 を 示 唆 し て い る．特 に 径 方 向 閉 じ 込 め 時 間 を!
$$）が存在す
も，フルートモードの安定な領域（%"
$," !

(' !
10 ms となるように制御することで効率の良い径方')ることである．これは（６．
６）の右辺第二項のプラズマ圧縮

向排出が期待される．
図５７は GAMMA 10 A-divertor 磁場で計算した共鳴イオの効果でフルートモードが安定化されることを表していンのポアンカレ写像である．非軸対称磁場は片側アンカーる．
平衡に関しては，磁場ヌルの領域がありそこではプラズ部のみなので，共鳴イオン（一バウンスで '%だけ方位角

マを閉じ込める為の磁気圧が零になってしまうので，実際方向にドリフトするイオン）がアンカー部内で方位角方向に計算を実行してみる必要がある．ミラー磁場中のプラズにドリフトする量が小さくなる（つまり磁場の非軸対称性

マ圧力はを大きく感じる）．よってバナナの幅は両側にアンカー部

.

.

.
.
"%)) #"+')-!)),'-のある GAMMA 10 よりも大きくなっている．新古典拡散

（６．
９）
.

のような非等方圧力になる．ただし #は単位テンソルで，.
'-は磁場方向の単位ベクトルである．平衡の式
.
#
"%!
#!!*$
&

（６．
１０）

を用いると（６．
１０）の磁力線方向の力の釣り合いの式から)-と )) を結びつける式が得られ，径方向の力の釣り合いの 式 か ら modified Grad-Shafranov 方 程 式 が 導 出 さ れ る［８６，８７］．実際にこの方程式を数値解析してダイバータ磁
場配位で平衡解を求めた結果，磁場ヌル点位置直下の軸上の磁場強度 !!およびその位置での圧力 ))!で定義される］を用いると，#!("まで平衡解が‐値［#!&))!"
#
!!#"
%,
&
+

図５
６ GAMMA 10 での非両極性径方向閉じ込め時間（文献［８
８］
より抜粋）
．

存在することが明らかになった［８１］．
現在の GAMMA 10 実験では中央ミラー部でのプラズマに対するベータ値として #(!
!
!%が実現している．中央ミ
ラー部での磁場強度が〜4 kG なので，ダイバータ部でこの圧力のプラズマに対しての平衡解が存在するためには，!!" 1 kG が要求される．
６．
２ GAMMA１０の軸方向閉じ込めと径方向閉じ込め（エンド・プラギングと新古典拡散）
GAMMA 10 A-divertor では中央ミラー部に閉じ込められたプラズマを効率よくダイポール部に設置されたダイ

図５
７ GAMMA 10 A-divertor の共鳴イオンのポアンカレ写像．

バータ板へ排出する必要がある．GAMMA 10 は実験的に，
７７９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

"
"
%
'
(
$
(
$
$&% " $! ，$&% " $!
(
%
(
'
%&
%&

（６．
１２）

のように書くことができる．ただし$$$" '!'! "
!
"
%
"$&""

（６．
１３）

（６．
１２）は擬ポテンシャル場$中の粒子の運動を記述する式と等価であり，次のように
"

"

$ %'
$& %%
!
*
! " " &! " "$$#(')
" %&
" %&

図５
８ GAMMA 10 電流系統．電流値は現 GAMMA 10 定格運転
モードの値である．

（６．
１４）と擬ポテンシャル場中でのエネルギー保存形式で書き直すによるイオン径方向輸送の詳細は現在計算中である．

ことができる．
（６．
１１）の $'!#"はイオンの角運動量であるが，そのイオ

６．
３ 片アンカー部の軸対称ダイバータ磁場への置き換え

ンがラーモア運動をしてる時は %&#%&$!の位置が径方向（磁力線の再円形化）の案内中心なので '!が&'"&"%'座標系での案内中心位置と

GAMMA 10 にダイバータ磁場を導入する場合，現有の考えることができる‡．図５９は '!がセパラトリックスの座

電流供給システムを可能な限り利用する．
図５８は現有の GAMMA 10 コイル電流の供給系統の模式標位置にあるイオンに対する擬ポテンシャルの等高線をプ図である．５系統の電流整流系から１系統をダイバータコ

ロ ッ ト し た 図 で あ る．GAMMA 10 A-divertor の '‐軸 は

イル系に割り当てている．現在は CR 系 をダイバータコ

図５９の %$!の位置に対応している．現有 GAMMA 10 装置

イルに割り当てて，CR 系 から電流を供給されていたコイ

で は 軸 の 高 さ が 床 面 か ら 180 cm の 位 置 に あ る の で，ルは RT系 から供給する．このことによって，例えば中央

GAMMA 10 A-divertor のダイバータ／ダイポール部の真ミラー部の磁場強度のみ強くする実験はできなくなる．

空容器壁も床面上ぎりぎりの位置に来るように製作するとダイバータ磁場は X-point が軸から遠い方が良い（軸上仮定すると，図５９より約 9 keV の運動エネルギーを持つイ

磁場強度が増す）ので，セパラトリックス（X-point を通過

オンをダイポール領域に閉じ込めることができる磁場配位する磁力管）は太い方が望ましい．しかし現 GAMMA 10になっている．
図６０はダイバータ部軸上の磁場強度分布をプロットしたは近軸近似が適用できる細い磁力管形状をしており，真空容器もこれに対応して細長く製作されている（特にアンカー部の真空容器は磁力管形状に合 わ せ て 作 ら れている）．この為に，GAMMA 10 A-divertor では，ダイバータ部以外の真空容器を再利用しつつ太い磁力管にする為に，近軸での磁力管の再円形化を諦めてセパラトリックスの磁力管が再円形化するようにコイル電流系の電流値を修正している．このことによって特にアンカー部の真空容器に接触しない太い磁力管が形成される．しかし軸近傍では磁力管が再円形化しないので新古典輸送が相対的に大きくなる
ことが予想される．第６．
２節で述べたように，新古典拡散に関しては計算中である．
６．
４ セパラトリックス近傍の粒子の軌道と，ダイバータ

図５
９ 運動可能領域．

プレートへのイオン流束
軸対称ミラー磁場内の粒子軌道は，方位角方向の角運動
量 #& が保存するので$$!&#& $$&%"%&" '$ '!，'$%
"
%& "

（６．
１１）

と書けることに注意する（ただし再び !$%'#%&）と，イオンの運動方程式は
図６０ ダイバータ部の軸上磁場強度分布．

‡ （６．
１
１）
はラーモア運動をしていないX-point近傍のイオンの運動に対しても適用できるので，'!はその複雑な運動の中心とみなすことができる．

７８０

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Group図である．図中の flat region は磁場強度分布がほぼ平らに置した場 合，イオン粒 子 数 '!は '!*
*
#
.
!+
)0-,
+
&'!*
!*
&
'-

なっている領域で，ICRF 等の外部波動による共鳴加熱がでダイバータ板に吸収されて減少していき，このとき

効 率 的 に 行 わ れ る こ と が 期 待 さ れ る．図 中 の 矢 印 は.
&''1.2 msec であった．またダイバータ板を磁力線に対し

GAMMA 10 A-divertor 中央ミラー部から流入するイオンて平行に配置した場合は .
&''5 msec となった．これはダの流れの模式図で，流入するイオンは外側ミラースロート

イポール部内に一回侵入する度に $,だけ方位角方向にド部（-'760 cm）の磁場やエンドミラー部に形成されるプリフトするとすると，ダイポール部内でのイオンの全ドリラグ電位によって跳ね返されるか，ダイバータ部へ捕捉さフト量が '$,'#+になる時間（'は X-point 近傍からダイれることを期待している．また平衡条件から通常運転時のポールへのイオンの侵入回数）に相当している．
一個の粒子の具体的な振る舞いを図６２にプロットした．

X-point 直下の軸上磁場強度が〜1.6 kG になるようにコイ

図６２（a）は ‐軸方向に見たときの *)",+面上での粒子軌道

ル電流を設定している．
GAMMA 10 A-divertor 中央ミラー部のイオンがどのよの軌跡と，図６２（b）は粒子の径方向)の時間的な変位の軌跡

うにダイバータ部からダイポール部へ移動してダイバータをプロットした．粒子はほとんどの時間を X-point の近傍板に吸収されるかは実際にイオンの軌道を追ってみる必要

でうろうろしていて，不定期にダイポール部に侵入していがある．イオンの運動方程式は */","'+座標系を用いて記る様子がわかる．粒子の方位角方向ドリフトは，ダイポー

述して，やはりこの座標系に対応した空間メッシュを切っル部の深部ではなく X-point 近傍で発生している．

て磁場情報を保存した．イオンの位置の磁場情報は近隣の６．
５ GAMMA 10 A-divertor 中央ミラー部のプラズマの径
方向輸送についてメッシュ点上の磁場情報からラグランジュ補間で求めた．
図６１は *&!でダイバータ・ミラースロート部（-&280 cm）

６．
２節で新古典拡散による径方向拡散に関して述べたが，セパラトリックス上（/&/.および ,&+）の位置に配置し

この節ではフルート揺動による径方向輸送について述べた 10,000 個のイオンの*&3.1 μs 後の位置をプロットした図る．第６．
１節 で 述 べ た よ う に，ダ イ バ ー タ 磁 場 で はである．初期条件としてイオン温度は %*&1 keV のマック(&)'%,+.
!を径方向に対して実現する事で，フルート/

スウェル分布になるようにイオンの速度分布を乱数で与えモードを安定化する．このときプラズマの径方向境界はセた．イオンはラーモア運動をしながらセパラトリックスにパラトリックスになり，そこでプラズマ圧力 (&!になる．

沿って（運動エネルギー (と磁気モーメント *が保存する）

ところでセパラトリックスは X-point を含んだ磁力管なの移動して X-point まで到達した後に，*保存に破れが発生しで，そ こ で は & 2 ( で あ る．し た が っ て (&)'%,+.
!
/てほとんどのイオンがダイポール領域に侵入している．図はセパラトリックスを含む全プラズマ閉じ込め領域で満た

６１（b）はイオンの方位角位置をプロットしたものである

される．しかし X-point 近傍ではイオンの径方向輸送が非が，この時刻では全イオンはほとんど方位角方向へドリフ

常に 大 きな 領 域 になっているので，そこでは (&)&%,+.
!
/

トしていないことがわかる．この計算では，方位角方向への条件が破れてきて，フルートモードが不安定になるはず+だけドリフトするのに要する平均時間は大体 0.1 msec

である．
上記の状況を明らかにする為に簡約 MHD 方程式を基礎であった．
の幅にダイバータ板を設
図５４（c）に示すように，$,&30°

方程式とした［８９］，計算機シミュレーションコードを作成
して GAMMA 10 A-divertor 磁場配位でシミュレーションを実行した［９０，９１］．基礎方程式系を書き下しておく．
磁力線特性体積内で積分した渦度に対する運動方程式は
!
2
+#
$
/
0!
& 0.
"0
!,
1"0
11
1
%"
,
"$ &%1
1" )
0
1!0
0
!
0
*/
& 0
/ 0
1
#
"%&,
"&#,$ （６．
１５）1の詳細な定1'&
ここで ,!%-"+であり，渦度 ,
#
!#+
('
)#*
*

図６
１ t = 3.1 μs 後の粒子位置（!で位置をプロット）
．（a）
：
（r，z）
断
面上の粒子位置（方位角方向には積分している）
．（b）
：z 軸方
向から見た（r，,）
断面上の粒子位置．

義は参考文献［８９，９０］を参照のこと．
1&-& に関する
磁力線特性体積内で積分した質量密度 時間発展方程式は
!
/+
0
(*
0!
!1"0
1
1
%"
+ 0 ")#"/ ! #"#-$&
0
1
1&$
.
0
/
0
*!
0
/
/
（６．
１６）
1&(&)!"#
磁力線特性体積内で積分したプラズマの温度 %に対する輸送方程式は

図６
２ 一個のイオンの軌跡．（a）：z 軸方向から見た（r，,）
面上でのイオンの軌跡．（b）：イオンの径方向位置の時間変化．

!
)
0!
!%
1
11
%"
%
)!"+&
"0
0
1
&!*
1
0
*!
/
７８１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

している．

#%
#%
%/
*00
*.0
, //
%(
" /+
"
#
$"#$$
0
%
/
0
,
/
.

図６３に *'3.$.*&"$#の位置の静電ポテンシャル 'の方
位角方向のフーリエ成分（& はモード数）の時間変化を示

0
/
'
/
'
$
0/ !"/(#0 !"(#0 !"$
*!/
*+
(!",
$
"$
""/
/
.
/
.
/
.
/
.

した．ここで .*はセパラトリックスの位置座標で，-は規格化時間である．フルートモードは -("#%の線形成長

（６．
１７）

フェーズを経て非線形定常状態に移行した．なお，図中の

0は
また )

直線は非局所線形理論から求めた &&"フーリエ成分の線形成長率である．

/
%
/ 0 "
/
%
0
0& / !,(#0 "" !,)/% # #")#!#& "
/
. /
0
/
0
/
.
(!

図６４に-&%!!(%&!の非線形定常状態での静電ポテンシャ
ル '+*"+,と温度 $+*"+,の等高線をプロットした．ただし

（６．
１８）

0
$+
*
"
0,は $
*
"
+,ではなく，磁力線方向に積分していない+

0と静電ポテンで与えられ，磁力管内で積分した質量密度 ,量なので，いわゆる普通の温度分布である．図中の矢印はシャル%の関数として表される．（６．
１５），（６．
１６），（６．
１７）プラズマの回転する方向を示している．時刻 -&%!!(%&!はの左辺の記号は

図６３からわかるように，非線形定常 状 態 に お け る 'の&&"モードの時間変動の一周期に相当している．非線形

0 /
0
%/
)
)
/
%/
02
%"
)
1
1
!
2'
0/
/
./
0 /
.

定常状態では密度と温度のソースに対してフルート揺動に

（６．
１９）

起因するプラズマの径方向損失が釣り合った状態が実現する．図６４がこの非線形定常状態での径方向輸送の機構を表で定義され，この表式は Poisson bracket として知られてい#る．また記号 /
40は /
'4+&
$
%,
$
! で定義される単"40'+している．つまり図よりわかるように温度の等高線と静電位磁力管内での平均量を表す記号である．（６．
１５）の右辺のポテンシャルの等高線が互いに一致していない．しかも両().は粘性に起因する散逸項を表す．
0に対して外部ソース項0と $まず最初の計算例として ,者の中心は +軸からずれた点に位置して方位角方向に回転#,$，#)$を入れて，外部ソースとフルート揺動に起因するて径方向に輸送され続けていることがわかる．

している．このように密度・温度は "#!ドリフトによっ

径方向輸送の釣り合う定常状態を調べるために行ったシ次の計算例として，外部ソース項がない場合のシミュ

ミュレーション結果を示す［９０］．GAMMA 10 A-divertor

レーション結果を示す．ここではアンカー部の圧力が中央のアンカー部には -&!の初期時刻では系がフルートモー

ミラー部圧力と同じであると仮定した．また磁力線特性体

ドに対して安定であるように高い圧力分布を仮定して磁力積（６．
４）は初期状態の圧力分布を用いて計算し，以後時間

線特性体積（６．
４）を計算した．外部ソースによって中央ミ的に変化しないと仮定した．この場合はアンカー磁場はフラー部のプラズマ圧力が時間とともに上昇して（ただしア

ルートモードに対しての安定化に寄与しない．図６５に静電ンカー部の圧力は変化しないと仮定する）やがてフルート

ポテンシャル 'の時間発展を示 し た［９１］．静 電 ポ テ ン

モードに対して系が不安定な状態に移行する．この後の時

シャル 'は線形成長フェーズ（図中の直線は非局所理論か刻でプラズマはフルート不安定性によってプラズマの大きら求めた &&"モードの線形成長率）を経てやがて非線形な径方向輸送が発生するはずである．このとき磁力線特性

飽和状態に移行することがわかる．この非線形飽和状態は体積（６．
４）は各時刻での圧力の軸方向分布を用いて再計算

図６３とは大きく異なっている．図６５では各モードは時間的に成長と減衰を繰り返しながら，プラズマの径方向輸送を引き起こしていることがわかる．
（６．
７）からフルートモー
ドの臨界安定条件は '%(&'-,.
!である．*)"の X-point/
近傍では径方向に大きな輸送が発生して，圧力 'が減少す
る事で /
'%($
/
*#!になる．この領域ではフルートモード
が不安定になりその成長によってコア領域に大きな径方向

図６３ x≡(./ .b=1/2 の位置での静電ポテンシャルの時間発展（外部ソースがある場合）．.b はセパラトリックスの座標位置．

輸送が発生する．このためにコア領域の圧力が低くなりの安定状態が実現してフルート揺動が減衰す'%()'-,.
!
/

図６
４ （a）
‐
（d）
静電ポテン シ ャ ル '(x, +)と（A）‐（D）
温 度 T (x, +)（磁力線に沿って積分はしていない）の二次元断面の等高線．-は規格化時間．

図６５ x≡(./ .b=1/2 の位置での静電ポテンシャルの時間発展（外部
ソースが無い場合）． .b はセパラトリックスの座標位置．

７８２

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )る．この状況が図６５に再現されている．

T. Imai andGAMMA 10 Groupからである．イオンの非両極性拡散時間が実験的に計測で既に述べたように GAMMA 10 A-divertor の目的は中央

きたのは，電子の端損失を計測すればそれがイオンの径方

ミラー部に閉じ込められているプラズマを効率的に径方向向の非両極性損失量に相当していることを利用した為であに輸送して，ダイポール部に設置されるダイバータ板へ排

る［８
８］．

出することである．この径方向輸送を引き起こすためにフGAMMA 10 A-divertor では第６．
５節で述べたような外部

ルート不安定性を人為的に引き起こす方法がある．例えば

ソースがあるときのフルート揺動の非線形定常状態が実現

アンカー部にガスパフを行って荷電交換反応によりアンすると考えている．このときは GAMMA 10 A-divertor 中

カー部に形成されている高いプラズマ圧力を潰すと，系はに注ぎ込んだ外部ソースがフルート揺動による ""!ドリフルートモードに対して不安定な状態に移行する．しかしフトで径方向へ輸送される．しかしこの節では人為的に制

図６５の結果はフルートモードの成長の繰り返しによってプ御可能な新古典拡散による径方向輸送を考える．GAMMA

ラズマの径方向輸送が引き起こされるので，効率的な径方

10 A-divertor で径方向電場を制御することでイオンの新古向への排出には利用できない可能性がある．逆に言うとダ典拡散を引き起こしたとすると，図５６よりそのときのイオ

イバータ磁場はフルートモードに対してはより安定な磁場

ンの径方向閉じ込め時間は )3$)) $10 msec が期待され配位であると言えるかも知れない．

る．この閉じ込め時間は第６．
４節で述べたセパラトリック

この節ではフルートモードに対して不安定な計算結果を

ス上のイオンがダイバータ部からダイポール部に設置され示してきたが，次に図６６にアンカー部に高いプラズマ圧力

たダイバータ板に衝突する時間に比べて充分長いので，ダを形成してフルートモードに対して安定な場合のシミュ

イバータ板へのイオンの流束は径方向輸送時間から決ま!
&'の 領 域 で はレ ー シ ョ ン 結 果 を 示 す．図６６で +""る．したがって以下ではこの閉じ込め時間を念頭に置いて*$#*+""なのでアンカー部の極小磁場によって安定化さ議論を進めることにする．

!
&'の領域では*れる．一方 +$"$#*+$"なのでダイバータ

GAMMA 10 実験を参考にすると GAMMA 10 A-divertor

磁場の効果が大きくかつ圧力の径方向分布が *
*
+""
($&#

でも中央ミラー部でとなってフルートモードに対して局所的には不安定な領域

$

$

)
)
'/'
)
)
"(#
"(#
(
#'/'
(
##/'
# !! "$，#/'# !! "$$"$"になっているが，全体としてフルートモードに対して安定な分布が実現している［９１］．

（６．
２０）

この節のまとめとして，ダイバータ磁場を設置すること
で GAMMA 10 A-divertor では GAMMA 10 に比べてフルーの径方向分布をした '/'"("($1012 cm−3，#/'$1 keV のプ

ト 揺 動 が 発 生 し や す く な っ た 可 能 性 が あ る．し か し

ラズマを形成することが可 能 で あ る§．GAMMA 10 A-

GAMMA 10 A-divertor では例えフルートモードが不安定

divertor 中央ミラー部の長さを #"%cm とすると，全粒子数になっても，その不安定性はプラズマの閉じ込めを悪くす"&および全エネルギー量 !&はそれぞれる方向には作用するが，その不安定性によってプラズマが$",1"/##"%,
1%

一瞬に損失させられてしまうような危険な不安定性ではな"いことが明らかになった．

$",
1!/##"%,
1%

６．
６ 粒子流束と熱流束の評価"

これまではダイバータ／ダイポール磁場配位に対して物'/')')-)#$'"#"#(
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(
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)
#/'
)
')-)# &$(("#"#(0.+%（６．
２１）

理的な観点から述べてきたが，この節ではダイポール部に設置したダイバータ板には実際にどの位の粒子束と熱流束

1 keV の 水 素 の 熱 速 度 は *&$3.1×107 cm/s な の でが期待できるかに関して簡単に記述する．現在のGAMMAGAMMA 10 A-divertor の軸方向のバウンス時 間 は )%$10 のプラズマに対する粒子およびエネルギーの閉じ込め

2×2×103 cm/*/$1.3×10−1 ms となる．バウンス時間が径時 間 が ど れ 位 な の か に 関 し て は，明 確 な 評 価 が な い．

方向輸送時間より十分短いので磁力線方向には熱的定常状

GAMMA 10 磁場は磁力線方向に一様ではないので，プラ態が実現していると考えることができる．径方向へ逃げる

ズマの径方向閉じ込め時間を求めるためには最外磁力管表*2**2*
イオン粒子フラックス %/とエネルギーフラックス %)は面のすべてにわたって径方向輸送量を計測する必要がある
*2*
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#""#"!$4
3＝1.0×101 A&' "#(0.+
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図６
６ フルートモードに対して安定な状態でのプラズマの準定常径
&
方向分布．
（a）
：DE(x) = ((x)U (x)，（b）：TE(x) = T (x)U (x) −1.
ここで T と (はプラズマ温度と質量密度.

（６．
２２）

1 keV の水素イオンの磁場強度 4 kG 中でのラーモア半径は##/§ 実際の温度は #/!
&%!
)の非等方分布をしているが，簡単のために等方分布を仮定する．

７８３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011#&#0.81 cm なので GAMMA10 セントラルセル換算での単衝突吸収されることが期待される．

位面積あたりの粒子フラックス !&とエネルギーフラック

これまでは GAMMA 10 アンカー部を軸対称ダイバータ

ス !# は，!"20 cm の周辺で厚み #&の領域内に均等に分布部に置き換える検討について述べてきた．軸対称ダイバー

して磁力線方向に損失すると仮定すると

タ磁場をアンカー部ではなく中央ミラー部に設置する検討も進行している．

$($
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#6.2×1017 s−1cm−2
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７．おわりに$($!##4.1×1017 keV s−1cm−2
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GAMMA 10 タンデムミラーの第２期中期計画に向けた研究の展開を中心に述べてきた．新展開では，双方向型共

（６．
２３）

同研究の枠組みとミラーの特長を活かした研究を推進する（６．
２３）で評価される量のイオンがダイバータミラーセルの基本的な方針の下，日本の核融合研究戦略に沿った研究を

ミラースロート部から X-point へ流入すると期待される．

進めるべく，大学の特長も活かしながら，ダイバータ模擬

ダイポール部に設置するダイバータ板の形状と大きさに関研究としての境界プラズマ研究へと大きく研究の主軸を移してはまだ未定であるが，例えば 10 cm2 の面積を持ったダ

した．

イバータ板を設置したと仮定すると，ダイバータ板に流入

新計画での研究の目標は最初に述べたように「数億度のするイオンの粒子束と熱粒子束の総量は（６．
２２）で与えられ

高性能プラズマと常温の第１壁の両立をめざすプラズマ・る量に等しいので，単位面積あたりには粒子束 6.3×1018

核融合理工学研究」である．最初に，この目標に対する課

sec−1cm-2（#1.0×104 Am−2）および熱粒子束 4.2×1018 keV

題設定として，現在の環状系の磁場閉じ込め装置が直面し

−1

−2

6

−1

−2

sec cm （#6.7×10 Js m ）のイオンが流入すると評ている物理的，工学的諸問題点を整理し，その中からさら価される．

に，境界プラズマに関連した GAMMA 10 が挑戦できる課

ダイバータ板は，イオンが有限なラーモア半径を持って題を明確にした．炉心プラズマの定常維持に欠かせない放いるので最適な（径方向と方位角方向の）サイズと形状が射ダイバータ，ELM 模擬，不純物等の輸送制御，エッジ・あるはずである．そのためにイオンがダイバータ板に流入

コアカップリング，プラズマと壁の相互作用が主要な課題

する粒子流束と熱流束のダイバータ板のサイズと形状の関である．

係，およびそのときのイオンのダイバータ板に衝突するま

次に，加熱装置と計測装置の現状を説明しながら，これでの life time に関しては実際にイオンの軌道を追跡して明らの装置のダイバータ模擬装置に向けた準備状況や改造計

らかにする必要がある．これに関する詳細な計算は現在進画について述べた．ECH ジャイロトロンでは，ITER の定行している．さらにダイポール領域はコアプラズマの存在

常熱負荷密度レベル以上の熱流を得るために，開発が進行する領域から離れたところに位置するために，イオンと中している．また，ECH や NBI のパワーをパルス変調するこ性粒子の荷電交換反応によるイオン温度の減少などの効果とにより ELM 状高熱負荷をミラー端部で生成する可能性も取り入れた詳細なイオンの運動の追跡も検討している．

も検討した．ICRFの増力により，より高密度の高温イオン

６．
７ まとめ

による高熱流束生成も可能である．計測では，筑波大の得GAMMA 10 非軸対称アンカー部の一つを軸対称なダイ意とするビームプローブによる電位計測は，SOL やダイ

バータ／ダイポール磁場で置き換えることに対する検討を

バータ板前面の磁場方向や磁場に垂直方向の輸送に電位分行った．また GAMMA 10 A-divertor ではセパラトリック

布／電場分布がどう影響するかというこれまでにない知見

ス上では静電揺動が効果的に抑制されることを述べた．こが得られる可能性がある．低密度でのトムソン散乱計測の

れは磁場ヌルに沿った電子のショートサーキットの効果が高度化は，GAMMA 10 での計測だけでなく，環状系での周期待できるからである．さらにダイーポール部内の磁力線

辺プラズマの計測に大きく貢献できる．高速カメラや分の良い曲率によってもセパラトリックス上での静電揺動を光，マイクロ波イメージングによる中性粒子，不純物，電抑制できることも明らかになってきた［９２］．したがって，子密度の多次元計測，さらには，TDS，SEM，TEM，XPS

中央ミラー部に閉じ込められているプラズマが径方向に輸などの PWI に重要な材料表面計測も他大学等との連携と送されてきても，セパラトリックス上に達するとそこではして協力を得て組み合わせることにより，ダイバータプラ

粒子の径方向輸送は古典拡散になるはずである．このため

ズマ物理・工学の解明・研究・開発に大きな力となる．こそこでの粒子は磁力線に沿ったバウンス運動が主な運動にれらの充実に向けて着実に開発を進めていきたい．

なる．

ダイバータ模擬実験の初期結果では，ECH の印加によりセパラトリックス上の粒子は磁力線に沿ったバウンス運

9 MW/m2 の熱流束密度を達成し，ITER の定常熱負荷密度動によってダイバータ部の X-point に達すると，磁気モーの 10 MW/m2 以上の見通しが得られた．エンド部の観測

メント保存が破れてダイポール部へ侵入する．その後粒子ポートの増設により，高熱流を生成するミラー端部での現は X-point に長い時間滞在して，間欠的にダイポール部へ

象観測の準備の第１ステップが完了した．次のステップとの侵入を繰り返しながらやがてダイバータ板に衝突するこ

して，閉ダイバータ構造の最適化に向けた研究を行うためとが明らかになった．このようにして中央ミラー部から径のダイバータモジュールの開発を進めている．２
０１１年度末方向に輸送されるすべての粒子が効率的にダイバータ板にに，このモジュールを組み込む計画で，２０１２年度から実験
７８４

Project Review

New Program and Boundary Plasma Research in GAMMA 10 Modification (GAMMA-PDX )T. Imai andGAMMA 10 Groupを開始する．これにより，エンド部でのダイバータ模擬実

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ダイバータコイルによる磁場配位の改造は，まだ，設計検討段階であるが，予算計画と整合をとりながら，第２期
中期計画期間内に実現することを目指す．粒子束や熱流束の大きさでは，エンド部に比べると小さいが，セパラト
リックスのある磁場構造での粒子の輸送について，単純な直線装置にはできないダイバータ模擬実験が可能と考えている．特にヌル点での粒子軌道の統計的な振る舞いが熱流速に及ぼす効果が定量的に検証でき，ダイバータの熱負荷軽減の物理に貢献することも期待できる．また，将来的には，液体ダイバータのプラズマとの相互作用の研究も，この配位で実現可能となる．
最後に，双方向型共同研究の枠組みにより，筑波大学のプラズマ研究センターは大きく開かれた研究展開が可能となった．第２期からは，さらに，これを拡充，推進する．特に，双方向型共同研究に参加している拠点センターとの連携を強化することで，双方向型の特長をさらに発展させることを検討している．筑波大のジャイロトロン開発研究と九大・京大・NIFS の電子バーンスタイン波（EBW）加熱研究を連携させた超高密度プラズマ（SDC）の電子加熱研
究，各センターのダイバータ研究の連携等である．材料面
では，東北大学の中性子照射と筑波大のプラズマ照射の複合照射も長期的な視野に立って計画を進めている．
GAMMA 10 はミラー型の核融合研究をめざして開発されたものであるが，その特徴は，観点を変えれば，環状系の SOL プラズマに相似であり，ダイバータ模擬に非常に適した装置である．この特質を活かして，GAMMA 10 を改造
し，電位制御とダイバータプラズマ模擬（Potential-control
and Divertor-simulator eXperiments）を指向する実験装置
GAMMA-PDX として生まれ変わる．

謝辞

本レビューは，筑波大学プラズマ研究センターの教員（今井剛，市村真，中嶋洋輔，坂本瑞樹，片沼伊佐夫，假家
強，吉川正志）が中心となって執筆を行ったものであるが，その他の当センターのメンバーの協力，また，学会，セン
ターシンポジウムや様々な研究会における多くの研究者のご意見，双方向型共同研究委員会の委員各位，また，同委員会の共同研究者のご指導，ご鞭撻の賜物であり，特に，
名古屋大学大野哲靖教授，大阪大学上田良夫教授，原子力機構朝倉伸幸博士，核融合科学研究所川端一男教授，長山好夫教授には新計画に向けた有意義なご意見をいただき，
これらの方々に心から感謝申しあげます．また，核融合科学研究所小森彰夫所長，金子修副所長，岡村昇一教授，京都大学際本泰士名誉教授，九州大学間瀬淳教授，神戸大学
八坂保能教授，筑波大学水林博元副学長には，センターの将来計画の検討に親身になってご支援いただき心からのお礼を申し上げます．

７８５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.87, No.11 November 2011

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