J. Plasma Fusion Res. Vol.88, No.10 (2012)５
５５‐５７４解説

プラズマ磁場閉じ込め装置における
トムソン散乱計測システムの新展開
波 多 江 仰 紀，吉 田 英 次１），谷 塚 英 一
日本原子力研究開発機構 核融合研究開発部門，１）大阪大学レーザーエネルギー学研究センター（原稿受付：２
０
１
２年９月４日）トムソン散乱計測法は，核融合炉心プラズマの電子温度・密度を測る最も重要な計測の一つである．本解説
では，トムソン散乱計測の精度向上や物理的理解の新展開へ資するために，最新のトムソン散乱計測に関する報告を系統的にまとめ，小型装置から大型装置にわたり様々な制約・ニーズに応用可能な，先進的なトムソン散乱
計測システムのための要素技術を解説する．
Keywords:
incoherent Thomson scattering, spectrometer, polychromator, Fourier spectroscopy, multipass scattering, laser,
spectrum analysis, calibration

１．はじめにな，最新のトムソン散乱計測システムのための要素技術を

トムソン散乱計測法のうち，非協同トムソン散乱計測

解説し，今後のトムソン散乱計測の精度向上や物理的理解

は，旧ソ連のトカマク T-3 のトムソン散乱計測の歴史的なの新展開へ資することである．

報告［１］から四十数年が経過し，その間に様々な改良がな

本解説では，２章で先進的なトムソン散乱計測システム

され，磁場閉じ込めプラズマの電子温度・電子密度の計測

技術，３章でトムソン散乱計測のためのレーザー技術，４法として確立された計測手法となっており，現在のプラズ章で光学系の較正，５章でスペクトル解析，６章で今後のマ実験において最も重要な計測の一つとなっている．本解展開について述べる．

（波多江仰紀）説では，非協同トムソン散乱計測に焦点を絞って解説を行

２．先進的なトムソン散乱計測システム技術

う．なお，非協同トムソン散乱計測は，以後単にトムソン
散乱計測と呼ぶ．トムソン散乱計測については，本学会誌

トムソン散乱計測では，電子の散乱断面積が非常に小さにおいて，これまでに講座，解説，小特集が組まれており，

いため，散乱光はきわめて微弱である．例えば，電子密度原理から基本的なシステム構成，さらには大型装置や産業を 1×1020 m−3 として，1 cm の長さの領域で散乱させた場

応用への実例が紹介されている［２‐１０］．

合，入射レーザーと全散乱光の光子数の比は，6.65×10−11

トムソン散乱計測装置は，一般に光源であるパルスレーに過ぎない．トムソン散乱計測において S/N 比を向上させザー装置，ビーム伝送系，ビームダンプ，集光器，ビュー
イングダンプ，散乱光を集光器から分光器へ導く光ファイバー，分光器，検出器，データ収集系および制御・解析用計算機から構成され（図１），比較的規模が大きな計測装置であるため，かつては限られた実験装置でしか使われていなかった．しかしながら，最近では，構成機器単体の高性能化・低価格化も手伝い，多くの実験装置で用いられるようになった．その結果，個々の実験装置の計測のニーズを満たすこと，実験装置に特有な制約を満たすこと等の条
件をクリアーするために，装置ごとに特徴のあるトムソン
散乱計測装置の開発に関する報告がなされている．また，
トムソン散乱計測の新しい可能性を探る試みも報告されている．
図１

本解説の狙いは，これらの報告を系統的にまとめ，小型装置から大型装置にわたり様々な制約・ニーズに応用可能

典型的なトムソン散乱計測装置の構成（JT-60U の YAG
レーザートムソン散乱計測装置［１３］）．

New Developments of the Thomson Scattering Diagnostic System in Magnetic-Confined Plasma Devices
HATAE Takaki, YOSHIDA Hidetsugu and YATSUKA Eiichi
corresponding author’s e-mail: hatae.takaki@jaea.go.jp

５５５!2012 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.10 October 2012

る方策として，明るい光学系を用い散乱光を効率よく取り

クで迷光をマスクすることでこの問題を解決している．

込むこと，高出力レーザーで散乱光をより多く発生させる

ITER のダイバータトムソン散乱計測では，電子温度は，

こと，より感度の高い検出器を用いることが，まず思い浮

0.3〜２００eV のレンジで計測することになっており，グレーかぶ．また，高い繰り返しで計測するためには，低繰り返

ティング型の分光器の使用が検討されている［２０］．

しのレーザーを複数台使用する方法，高繰り返しレーザー（２）分岐型フィルターポリクロメータ

を利用する方法がある．明るい光学系（分光器，集光器）とフィルターポリクロメータは，干渉フィルターを用い，レーザーに関しては，要素開発が進展し，前者について取り出したい波長帯域の光を透過させ，それ以外の光は反

は，２．
１，２．
２節で，後者については第３章で解説する．低射させ，これを繰り返すことにより分光器を形成している

温測定に特化した分光器については，核融合分野ではダイ（逐次分光型，図３）［２１］．逐次分光型の分光器では，分光バータプラズマ研究への利用，さらに産業分野への応用がチャンネルが多くなると，前方の分光チャンネルと比較し期待される．複屈折素子を使った偏光干渉計は，トムソンて後方の分光チャンネルは，干渉フィルターの透過・反射

散乱の分光方式の新しい潮流であり，今後の発展が期待さ性能由来の実効的な透過率の低下，リレー光学系を用いるれる．一方で，散乱光の増加や高時間分解測定を行うためことによるアラインメントや収差の補正を，より精密に取に上記のアプローチとは異なる，マルチパストムソン散乱り扱う必要がある．

計測が行われるようになった．これについては，２．
３節で述

ローパスフィルターあるいはハイパスフィルターの組み

べる．

合わせで分光するフィルターポリクロメータが，JETのLI-

２．
１ 先進的な分光器

DAR トムソン散乱計測のために開発された［１７］．この分

トムソン散乱スペクトルを得るために用いられる分光器

光器は検出器までの距離がすべて等しくなるように考慮しは，古くはグレーティング型の分光器が用いられ，TV トて設計された．この方式を発展させ，ITER の周辺トムソ

ムソン散乱を行う際は，現在でも標準的に用いられていン散乱計測用として，図３に示す分岐型のポリクロメータ

る．YAG レーザーを使ったトムソン散乱計測［１１‐１６］やが提案された［２２］．これは，まずダイクロイックミラー

LIDAR（Light Detection and Ranging）ト ム ソ ン 散 乱 計 測（特定の波長の光を反射し，その他の波長の光を透過する［１７］では，フィルターポリクロメータの使用が一般的である．この節では，近年の先進的な分光器を紹介する．なお，
電子温度の測定精度は分光器の波長分割の仕方に依存する
が，波長分割の指針は文献［１８］に詳しい．
（１）低温測定に特化したグレーティング型分光器
プロセスプラズマ計測のために，トムソン散乱で１０eV未満の低い電子温度を測る研究が行われ，その詳細は本学会誌で解説されている［１０］．Scotti と門は，定常ダイバー
タシミュレータMAP-IIの電子温度・電子密度計測のため，
図２に示す明るいアクロマティックレンズを使用した分光器（ヘテロ・タンデム・モノクロメータ）を用いて，0.1 eV未満の電子温度測定に成功している［１９］．このような低温測定では，トムソン散乱スペクトルの幅が極めて狭くなる
図２

ため，迷光やレーリー散乱光をいかにして排除するかがきわめて重要となるが，分光器内に設置したレーリーブロッ

定常ダイバータシミュレータ MAP-II のトムソン散乱計測装置で用いら れ て い る 分 光 器（Hetero-Tandem Double
Monochromator: HTDM）［１９］．

図３ （左）
逐次分光型ポリクロメータ：DIII-D のポリクロメータ［２１］，（右）分岐型ポリクロメータ：ITER の周辺トムソン散乱計測装置用
分岐型ポリクロメータ［２
２］
．

５５６

Commentary

New Developments of the Thomson Scattering Diagnostic System in Magnetic-Confined Plasma Devices

T. Hatae et al.

鏡）により分光すべき波長帯域を分割し，分割された光をログラムが取得でき，インターフェログラムをフーリエ変

ダイクロイックミラーでさらに分割するということを繰り換することにより，トムソン散乱スペクトルを得ることが返し，必要な分光帯域を得る方法である．従来の逐次型は，できる．そこで，電子温度の測定レンジ拡大のため，ウォ

光学レイアウトが直列配置になっているのに対し，分岐型

ラストンプリズムを用いたマルチチャンネル偏光干渉計がは一部並列配置になっている．分岐型は，逐次分光型と比試作された（図６）．試験の結果，トムソン散乱計測で利用

較して，レンズやミラーといった光学素子の枚数が少なく可能な見通しが得られている［２６］．また，Howard は，こて済むため，アラインメントを容易にし，実効的な透過率が改善できる特徴を持つ．
（３）フーリエ分光に基づく偏光干渉計の応用
Howard らは，H‐１ヘリアックで生成されたプラズマにおいて，アルゴンのスペクトルをフーリエ分光に基づく偏光干渉計を用 い て測 定 し，イ オ ン 温 度 を 評 価 し ている［２３］．偏光干渉計は１対の偏光器の間に複屈折結晶を挿入したものであり，平行光をこの偏光干渉計へ入射するとフレネル・アラゴの法則により干渉像（インターフェログラ
ム）が現れる．偏光干渉計で光源の時間コヒーレンスを測定しフーリエ変換すれば，光源のスペクトル分布が得られる．トムソン散乱へフーリエ変換分光を導入する利点としては，１）高スループットの光学系が使用できる（Jacquinot の利得），２）ある波長領域を同時に測光することによる S/N 比の向上（Fellgett の利得）が期待される．
Howard はこの手法が，トムソン散乱計測に応用できると考え，トムソン散乱計測のための複屈折光学素子を用いた偏光干渉計を提案した［２４］．この考えを基本として，
図４に 示 す２チ ャ ン ネ ル の 偏 光 干 渉 計 が 開 発 さ れ た［２５，２６］．この偏光干渉計は，１対の偏光器の間に複屈折結晶で作った平行平面板を挿入した構造である．複屈折結晶である水晶波長板の厚さを固定したとき，干渉像（インターフェログラム）のコントラストが電子温度の関数となる事を利用し，規格化されたコントラストの強度測定から電子温度が評価できる（図５）．偏光干渉計は，コンパクトで堅牢な機器構成が可能であり，比較的低コストでの製作が可能である．
原理実証のため，２チャンネル偏光干渉計が製作され，
逆磁場ピンチ装置 TPE-RX で，電子温度１keV 程度以下のプラズマを，従来の分光器（ポリクロメータ）と偏光干渉
図５ （a）
Te = 0.2~1.0 keV のトムソン散乱スペクトル，（b）（a）の
トムソン散乱スペクトルに対応したインターフェログラ
ム，（c）
水晶波長板の厚みを 0.545〜0.555 としたときのビ［２６］．波長板の厚みを一定
ジビリティ !T（コントラスト）にした場合，!T は電子温度の関数となるため，!T を測定することにより電子温度を決定することができる．

計を交互に用いて電子温度の計測が行われた．その結果，双方の電子温度は，誤差の範囲内で一致することを得て，本計測の有効性が確認された．
２チャンネル偏光干渉計では，複屈折結晶の厚みが一定のため，インターフェログラムの一点しか測定できないた
め，測定温度領域が限定される．ウォラストンプリズムを用いると，一つの結晶で光路長を変化させたインターフェ

図６
図４２チャンネル偏光干渉計の概念図［２
６］
．

５５７

ウォラストンプリズムを用いたマルチチャンネル偏光干渉計の光学構成［２６］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.10 October 2012の方式を発展させ，イメージング計測への応用が可能な，

よっては迷光を増大させることがあり，実験中は視野アラ

偏光干渉計を提案した［２７］．
（４）!
Solc フィルター

インメントの使用頻度が多かった．
JT-60U の集光器では，視野アラインメントを行うため!
Solc（チェコの人名でショルツと読む）フィルター［２８］に，測定用ファイバーの上下にそれぞれ２つずつアライン

は，複数の波長板を用いた偏光干渉計で，波長板の厚みとメントファイバーを設置し（図８），４点のトムソン散乱

設置角度（光軸に対する回転角）を選べば，必要な透過帯

光量を比較することにより，常にファイバー列の中心に域を作り出すことが可能である．その結果，マルチバンド

レーザービームが来るようにアラインメントする手法が開パスフィルターとして動作するため（図７），ポ リクロ

発された［３１］．ここでは，アラインメントインジケータとメータへの応用が可能であり，従来のポリクロメータと比して次の !&，!% を導入し，それが図８の安定領域に入る

較して，図のような少ない光学素子数でポリクロメータが! フィルター，波長板を用いた単純な実現可能である．Solc

ようにアラインメントを実施する．
!" "バンドパスフィルター，従来のバンドパスフィルターの３

!!!"
&!"
，
!!!"
&!"

!%"

!#!"
%!$
．
!#!"
%!$

（１）

つの方式でトムソン散乱計測を行った場合の測定性能（電子温度の相対誤差）を評価した結果，!
Solc フィルターはバ

ここに，!!，!"，!#，!$ は，４隅のアライメントファイ

ンドパスフィルター（従来方式）と同等の測定性能が得ら

バーの光量，"%，"& は検出系の相対感度比を表す．JT-60U

れることが示された［２７］．

では，放電中にアラインメントインジケータを測定し，上２．
２ 先進的な集光器記の手法によりショット間に視野アラインメントを行い，アラインメント不良による光量変化が最小になるように集光器は，微弱なトムソン散乱光を観測するために最も重要なコンポーネントであり，その設計の質がトムソン散し，安定した計測を行った．

乱計測の精度を左右するといっても過言ではない．最近の（２）第一ミラー

先進的な集光器の設計例は，論文［２９，３０］等で報告されて従来のトムソン散乱計測装置では，集光光学系を真空容いる．この節では，集光器の視野アラインメントと ITER

器の外側（大気側）に配置し，真空窓を通して散乱光を観等で用いられる集光器の第１ミラーについて触れる．

測する配置になっている．一方，ITER では，放射線による（１）観測視野の精密なアラインメント手法

透過率劣化を避けるため，真空窓は，十分な放射線遮蔽を

通常，光ファイバーの像は，レーザー径よりも若干広め行った後にしか配置できず，設置位置はプラズマから比較になるように設定し，レーザービームや視野にアラインメ

的遠い位置にある．しかも，トリチウム閉じ込めの観点か

ント不良があっても，観測光量が変化しないようにする．

ら大きな真空窓を設置することができず，ITER では，真アラインメント不良による観測光量の変化は，電子密度の空窓の有効径が 160 mm に制限されている．よって，集光測定精度に直結するからである．大型装置のトムソン散乱

光学系は，ポートプラグと呼ばれる真空容器に接続された計測システムでは，環境温度の変化等によりレーザーのア構造体の中に配置され，真空窓を介さずに直接プラズマを

ラインメントや視野アラインメントがずれることがあり，見込むように設計されている［２９］．ここで，プラズマを見

上記のファイバー像の余裕を越えることがあるため，実験込む最初のミラー（第一ミラーと呼ぶ）は，プラズマから中にレーザービームと視野を遠隔でアラインメントする機

漏出する高エネルギーイオンや中性粒子によるスパッタ，

構が必須である．集光器に接続された光ファイバーへ分光

照射促進蒸発（または，照射促進昇華）などの表面損傷を器側から白色光を入射すると，集光器前方に光ファイバー

受ける．また，プラズマ中の不純物由来のミラー表面へのの端面の像が物側焦点位置に結像する．集光器は，ファイ

異種材料の堆積などの表面汚染により表面反射率の低下を

バーの結像位置がレーザービームの光軸上を通るようにア引き起こすことが憂慮されている［３２］．以上の理由から，

ラインメントされる．これを視野アラインメントと呼ぶ．

国際トカマク物理活動（ITPA）の計測トピカルグループ

JT-60U では，レーザービームのアラインメントは，場合ににおいても，第一ミラーは重要な検討項目として位置づけ!
図７ !
Solc フィルターを応用した分光器の説明図［２７］．（a）Solc フィルター（マルチバンドパスフィルター）として動作させる波長板の配!
置，（b）
Solc フィルターの透過特性．

５５８Commentary

New Developments of the Thomson Scattering Diagnostic System in Magnetic-Confined Plasma Devices

T. Hatae et al.

図８ （a）
視野アラインメントを行うためのアラインメントファイバーの設置位置と（b）
視野アラインメントインジケーター（!U, !L）を用いたミスアラインメントのトレランス［３１］．図（b）のハッチングされた領域内にあれば，視野アラインメントは良好であり，各測定点の全散乱体積がそれぞれのファイバー像の中に入る．

られている．

ニウムが選択された．銀の保護コートには Al2O3 が，アル核融合実験におけるトムソン散乱計測では，広い電子温

ミニウムの保護コートには ZrO2 が選択された．核分裂炉WWR

度測定領域が求められており，例えば，ITER のコアプラ-M において約 1019 n・cm−2 の総中性子フルーエンスで照射

ズマ計測で，0.5−40 keV，周辺プラズマ計測で，0.05−10

実験を行った結果，照射前後で反射率にほとんど変化がみ

keV が求められている．ここで，プローブ光として波長られなかった．今後 14 MeV 中性子による検証が必要であ1064 nm の YAGレーザーを使った場合，散乱スペクトルはるが，期待できる選択肢と思われる．ただし，このミラー

紫外線領域から近赤外線領域まで広がるため，上記のようは，保護コートの透過率の影響で，波長 600 nm 以下の可視な表面損傷・表面汚染により，第一ミラーの分光反射率が域で反射率が低下し（波長 400 nm で反射率 30％），入射変化するとトムソン散乱計測に大きな影響を与える（第４レーザー光の波長が 1064 nm の場合，このミラーで数 keV

章参照）．

を越える電子温度計測を行うには慎重な検討が必要である．
２．
３ マルチパストムソン散乱計測

トムソン散乱計測における第一ミラーの材料としては，
従来ならば銀やアルミニウムコートミラーが第一候補とし

磁場閉じ込めプラズマの場合，レーザービームをプラズて使われてきた．銀は，核変換によりカドミウムへ変化し，

マ中に入射しトムソン散乱光を発生させた後，プラズマをカドミウムは，反射率の低下のみならず，照射促進昇華お通過したレーザー光のエネルギーは，入射前のレーザーエ

よびその毒性が懸念されるため，計測装置の第一ミラーのネルギーと比べてほとんど損失がない．よって，プラズマ

材料としては注意して使用する必要がある．また，銀やア

通過後のレーザービームを再度測定に用いることが行われルミニウムは，化学的に安定でないため保護コートが必要ている（マルチパストムソン散乱）．この方法では，単に散であるが，核融合炉での強放射線環境下での保護コートの乱光を増大させるだけではなく，光路長を長くとれば高時特性は，これまで調べられていなかった．ITER のトムソ

間分解計測が可能となる．さらに，５章で解説するように

ン散乱計測では，表面損傷に比較的強く，広い波長範囲で測定配置を選べば，１発のレーザー入射で非等方性温度測反射率が高く，単体で化学的に安定な材料であることか定も可能である．

ら，ロジウムを用 い る こ と が こ れ ま で 検 討 さ れ てきた

現在，マルチパストムソン散乱の主な実施方法として，［３３］．しかし，ロジウムは高価であり，反射率が８０％程度（１）全反射鏡で折り返す方法，（２）イントラキャビティー方であるという短所がある．

式，（３）誘導ブリルアン散乱位相共役鏡を用いた方式，（４）Mukhin らは，ITER のダイバータトムソン散乱計測用のマルチパス散乱と飛行時間差を用いた２次元計測方式の４第一ミラーを試作し，合わせて表面汚染の緩和と放電洗浄つの方式が報告されている．それぞれの詳細は，後で述べについての提案を行った［３４］．このミラーは，多結晶シリるとおりであるが，各方式の長所と短所は表１に示したとコンを母材として，反射コーティング材として，銀とアルミおりである．マルチパストムソン散乱計測は，既存のシス
５５９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.10 October 2012

テムに光学系を若干追加することにより，比較的低コスト程度となっている．結果として，12 ms 間のプラズマ生成

で上記のような恩恵が得られるため，今後の実験で多く採中に４空間点の電子温度・密度分布の時間変化の測定に成用されると思われる．

功している．

（１）全反射鏡で折り返す方法

TST-2 においても２枚の球面鏡を正対させ，その間でNOVA-UNICAMP トカマクでは，プラズマを挟むよう

レーザー光を往復させる方法を検討した［３６］．また，１枚に２枚の凹面鏡を正対させ，その間でレーザー光を往復さの球面鏡で折り返し，ダブルパス散乱計測が行われた［３
７］．

せマルチパストムソン散乱を行った（図９）［３５］．この方（２）イントラキャビティー方式

法では，往復するビームを測定領域で収束させ，かつ観測

この手法は，レーザー共振器の中にプラズマを配置し，視野から外れないように狭い領域で往復するように光学系

マルチパストムソン散乱計測を行うというユニークな手法を設計する必要がある．ここでは，直径 6 cm，焦点距離である［３８‐４０］．図１０に，概略構成図を示す．基本構成は，

12.5 cm の球面鏡が用いられ，直径 1 cm のレーザービーム

レーザー発振器と同様で，光共振器を構成する２枚の鏡が，焦点距離 37 cm のレンズを通って，球面鏡に導かれ２４（平面形状のリアミラーと球面ミラー）の間に，レーザー媒

回プラズマを通過した後，ビームダンプで終端される設計

質（Cr イ オ ン の 添 加 量 0.05％ の ル ビ ー ロ ッ ド，直 径となっている．中心位置でのビーム径は約 0.12 cm である．

19 mm，長さ 200 mm），Q スイッチ，ポーラライザ，補正

マルチパス散乱では，プラズマを通過するたびに散乱光がレンズ，プラズマへの集光レンズ，観測対象であるプラズ得られるが，光学系の損失があるため，ある回数で散乱光

マが配置されている．このシステムのキャビティーの長さの増倍率が飽和する．このシステムでは，１０パス程度でマは 18 mである．一回の励起動作中にQスイッチを高速動作

ルチパス散乱による散乱光の増倍率が飽和し，ゲインは６させることにより，レーザーパルス列を発生させている．

表１

各マルチパストムソン散乱の方式の長所と短所．

長所
短所
・誘電体多層膜ミラーが利用できるため折り返し ・折り返しミラーのアラインメントが複雑
ミラーは高反射率
・折り返したビームが広がらないよう，プラズマ中
で常にビームが収束されるような光学設計が必要（２）イントラキャビティー方式
・光路中の透過率損失に伴うレーザー光の減衰を ・折り返しミラーはレーザー発振にも使われるため，ミラーのアラインメントがより複雑
レーザー媒質の利得が補償してくれるため，各・折り返したビームが広がらないよう，プラズマ中
パスのレーザー強度を一定にすることが可能
で常にビームが収束されるような光学設計が必要
・誘電体多層膜ミラーが利用できるため折り返し
ミラーは高反射率
・位相共役鏡を動作させるために単一縦モードの（３）位相共役鏡方式
・最初の位置合わせだけでアラインメント不要
レーザーが必要・レーザービームは往路と復路でまったく同じ経・レーザー光の品質が反射率に影響する
路を通る・位相共役鏡で反射されたレーザー光の波長がわず
かにシフトする
・折り返しミラーのアラインメントが複雑（４）マルチパス散乱と飛行時間差 ・２次元計測が可能
を用いた方式・飛行時間差を利用することにより，１台の分光 ・折り返したビームが広がらないよう，プラズマ中
で常にビームが収束されるような光学設計が必要器で多くの空間点を測定できる
・誘電体多層膜ミラーが利用できるため折り返し
ミラーは高反射率（１）全反射鏡方式

図９

NOVA-UNICAMP トカマクにおける球面鏡を用いたマルチパストムソン散乱計測システム（左），球面鏡を用いたマルチパストムソ
ン散乱計測システムにおけるレーザービームの光路（右）［３５］．右図では２
０パスの場合を示している．

５６０

Commentary

New Developments of the Thomson Scattering Diagnostic System in Magnetic-Confined Plasma Devices

T. Hatae et al.

レーザー光をレンズで集光するだけでSBS位相共役鏡が完成する．JT-60U のトムソン散乱用レーザーを用いて反射率を測定したところ，50 Hz の繰り返しで 2.9 J のレーザー
光（平均入力 145 W）を入射したとき，９５％の反射率が得られている［４４，４５］．
JT-60U において，SBS 位相共役鏡を用いたダブルパス散
乱計測が行われた［４４，４５］（図１１）．SBS 位相共役鏡は最初の位置合わせだけで，自動的に往路と同じパスでレーザービームが反射されるため，設置後は動的なアラインメントが不要である．レーザー装置から位相共役鏡までの距離は76.5 m あり，反射光は最終的にレーザー装置まで戻ることになるが，光路中に設置されたファラデーアイソレータで戻り光は除去され，レーザー装置が保護されている．ダブ
ルパスの初期試験では，1.6 倍散乱光が増大している．一方，プラズマを挟むように２台の SBS 位相共役鏡を配置
し，ポッケルスセル等でレーザービームの偏光状態を制御することにより，この一対の位相共役鏡の間にレーザービームを閉じ込め，マルチパス散乱を行うことも提案されている（図１２）．
（４）マルチパス散乱と飛行時間差を用いた２次元計測方式
この手法では，図１３に示すように，レーザービームは，
図１０ （a）
イントラキャビティー型マルチパストムソン散乱計測システムの概念図［４１］と，（b）
マルチパス計測 に お け る
ビーム光路［４２］．

プラズマのポロイダル断面を何度も往復するように光学系―（３）と異なり，光路をシフトを設置しているが，上記の（１）させることにより，ポロイダル断面を走査し２次元的な計

TEXTOR では，５kHz の繰り返しで，１８発のレーザーパル

測ができるようにしている［４６，４７］．さらに，図に示すようスを発生させ，パルスあたりのレーザーエネルギーは約に測定面が直線に見える視線から観測することにより，１12 J を達成している．超高速の CCD カメラで TV トムソン

つの観測光学系は，多パスによる測定点を一度に見込むが散乱計測を行った結果，磁気島の回転に伴う電子温度と電（図の例の場合３点），飛行時間差を利用し空間測定位置を子密度の時間変化の測定に成功している［４１，４２］．

分離している．これにより１次元計測で用いるポリクロ（３）誘導ブリルアン散乱位相共役鏡を用いた方式

メータの台数で，２次元計測ができる工夫がなされてい誘導ブリルアン散乱（Stimulated Brillouin Scattering，略る．原理実証試験としてポリクロメータ１台で３空間点をして SBS）を利用した位相共役鏡では，レーザー光による計測する実験が行われた．散乱信号は 50 ns おきの３つの入射電界が非線形媒質中で誘起する二次あるいは三次の非ピークとして検出され，これは光路差 15 m に一致してい線形現象により，入射電界の全空間位相を瞬時に反転し，る．この信号から空間３点の電子温度が評価された［４８］．

共役波面を発生させることができる．すなわち，空間波面（波多江仰紀）の形が同じで，伝搬方向が完全に逆になった波面を発生できる．位相共役鏡の特徴として，位相共役鏡で反射されたレーザー光は，ビデオの逆再生のように，往路と同じ光路をたどる（時間反転性）．さらに，レーザー光が光学的に不均質な媒質を伝搬しても，位相共役鏡で反射させることにより，復路で往路の波面歪みを打ち消すように作用するため，高出力レーザー増幅器で誘起される波面の乱れを補正することができる（位相補正作用）．位相共役鏡のレーザー装置への応用は，第３章で解説する．
前述の２つのマルチパス散乱では，レーザービームを折り返すために，凹面鏡が用いられるが，それらとは異なるアプローチとして，位相共役鏡がトムソン散乱計測に用いられた．ここで用いる位相共役鏡では，誘導ブリルアン散

図１
１ 位相共役鏡（SBS-PCM）を用いたダブルパストムソン散乱
計測システムの概念図［４５］．レーザー装置から位相共役鏡までの距離は 76.5 m である．レーザー光は SBS-PCM で自動的にアラインメントされ往路と復路はまったく同じ経路をたどる．

乱を発生させる非線形媒質として液体フレオン系化合物（3M 社のフロリナート）が用いられる［４３］．SBS 位相共役
鏡の構造はきわめて単純で，液体フロン系化合物を，両端にレーザー入出射窓を持つセルに封入し，セル内の媒質に
５６１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.10 October 2012

図１
４ 固体レーザー装置おけるレーザー媒質の形状の変遷．

在でも市販のランプおよび半導体レーザー（LD：Laser di-

図１
２ 位相共役鏡（SBS-PCM）を用いたマルチパストムソン散乱
計測システムの概念図［４５］．ポッケルスセルでレーザー光の偏光を高速に制御することにより，レーザー光を一対の位相共役鏡の間に閉じ込め，マルチパス散乱を行う．

ode）励起固体レーザーの主流であるが，高平均出力動作
時の熱負荷増加により，ビーム品質の低下が著しいのが現状である．主なビーム品質劣化の要因は，熱レンズ効果である．フラッシュランプや LD による励起光がレーザー
ロッドに吸収されるとロッド内にロッド中心をピークとするパラボリックな温度分布が発生する．ロッド内部には温度分布に対応した屈折率分布が生じるため，このようなロッドは凸レンズの作用を持ち，レーザーロッドに入射された平行光は，ロッドを通過すると焦点を結ぶようになる．このような現象を熱レンズ効果という．産業用としては，高平均出力パルス動作の必要性から，１９９０年頃ジグザ
グスラブ型レーザーが開発されたが［４９］，高精度の加工が要求されるレーザー媒質のコスト高のため，高出力化には限界が見られた．２０００年頃から，大きな冷却アスペクト比
から排熱効果が大きい Yb 添加大口径ファイバーレーザー
や薄板アクテブミラー型レーザーの開発が活発となり，これらが現在の主流となった．慣性核融合用大型レーザー装
置では高ピーク出力が必要であり，大口径な媒質が製作可能であるスプリットデイスク形状のレーザーが開発された．連続発振の加工用レーザーは，現在稼働している炭酸ガスレーザーやランプ励起 YAG レーザーの原価償却が終われば，高ビーム品質，高出力，信頼性が高く，低価格化が可能となったファイバーレーザーが主流となると予想さ

図１
３ マルチパス散乱と飛行時間差を用いた２次元計測方式の概
念図［４
７］
．（a）
は垂直断面面，（b）
は水平断面を示す．

れる．
上記のようにレーザー技術は，急速に進んでいるが，トムソン散乱計測に適した最新の技術を用いたレーザーは，

３．トムソン散乱計測のためのレーザー技術

市場に流通していないのが現状である．トムソン散乱計測

３．
１ 世界の高出力レーザーの開発の進展とトムソン散乱

では，広く流通しているフラッシュランプ励起でロッド型

計測用レーザーのレーザーの使用が未だ一般的である．しかしながら，計トムソン散乱において，レーザー装置への要求事項は，測上のニーズから，近年，最新のレーザー技術を取り入れ

S/N 比を向上させるために，１発あたりのレーザーエネル

たトムソン散乱計測専用のレーザー装置が開発されてきギーを十分に高くすること，さらに，時々刻々と変化する

た．この章では，トムソン散乱計測用高出力レーザーおよ

プラズマの挙動を捉えるために，高繰り返し率でレーザー

びトムソン散乱計測に応用可能なレーザー技術の開発の状発振できることである．

況について解説する．

図１４は，固体レーザー装置開発におけるレーザー媒質の３．
２ トムソン散乱計測用高平均出力レーザー開発の現状

形状の変遷である．最も簡易なレーザー増幅器であるロッランプ励起固体レーザーでは LD 励起に比べ，出力効率

ド型からスタートした．ロッド型のレーザー増幅器は，現が低く，熱蓄積効果が高いためビーム品質およびレーザー
５６２

Commentary

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T. Hatae et al.

出力が低下する．このため，最新のレーザー技術を導入し関連したレーザー開発の動向としては，LD 励起ロッド

性能改善を図ったトムソン散乱計測用高平均出力 YAG

型 Nd:YAG レーザーもSBS位相共役鏡との組み合わせによレーザーが開発されている．図１５は，磁場閉じ込め装置のり，平均出力 500 W（パルスエネルギー約 300 mJ，繰り返

トムソン散乱計測で使われているレーザーの性能を比較しし 5 kHz，パルス幅 8 ns）で回折限界の約 1.5 倍が得られてた．市販品のレーザーは，左下で示された領域にある．こいる［５３］．ロッド型レーザーに比べ，高ピーク出力エネルの節では，代表的なレーザー装置の開発結果と，トムソンギーが期待されるスプリットディスク型やジグザグスラブ

散乱計測用レーザーとして将来有望な要素技術を紹介する．

型レーザーにも SBS 位相共役鏡が採用されている．スプ（１）SBS 位相共役鏡を搭載した高平均出力レーザー

リット型レーザー増幅器では最大出力 10 J 以上が得られており，増幅器と SBS 位相共役鏡の組み合わせにより，高出

JT-60U では，トムソン散乱計測用レーザーとして，既存の YAG レーザー増幅器と，優れた位相共役特性が得られ力，高繰り返し，高ビーム品質レーザーの可能性を示した

るフレオン系化合物を用いたSBS位相共役鏡を組み合わせ［５４］．また，２台の LD 励起ジグザグスラブ型ガラスレー

た．JT-60U のトムソン散乱計測用レーザーでは，ガウシア

ザーの多重パス増幅と SBS 位相共役鏡の組み合わせによンプロファイルのビームをセレーテッドアパーチャーとス

り，高出力，高ビーム品質を実証した．増幅器２台の最大

ペーシャルフィルターを使いトップハットプロファイルに励起入力約 200 J の時，最大出力約 21.3 J を達成した．増幅

変換し，さらに各レーザー媒質中央にこのイメージが転送

パルスのビーム品質は，入射ビームとほぼ同等であり，回できるように像転送光学系を配置した．リング発振器から折限界の約２倍程度が得られた［５５］．

出力された単一縦モードレーザー光は偏光により２分岐さ（２）サマリウム添加ガラスによるレーザー増幅器の高性能化

れ，１ビームはロッド径 12 mm の増幅器２段，もう一方はフラッシュランプ励起 Nd:YAG レーザーでは，サマリウ

ロッド径 14 mm の増幅器２段により増幅後，各位相共役鏡

ム添加ガラスをレーザー増幅器内で使用し，増幅性能が改でビームが折り返されダブルパス増幅が行われる．当初は善されることが知られている．高出力レーザー増幅器で1.5 J，30 Hz だったが，レーザー媒質の熱的収差を補正し，ダブルパス増幅により高い抽出効率で増幅を行った結果，
高出力，高ビーム品質を達成し，出力エネルギー 7.46 J，繰
り返し 50 Hz，平均出力 373 W を達成した（図１５）．出力
ビーム性能の近視野像は TEM00 モード，遠視野像は回折限界の約 1.5 倍まで得られた［４４，
４５，
５０，
５１］．
日本が調達することになっている ITER の周辺トムソン
散乱計測装置では，100 Hz の繰り返しで，出力エネルギー
5 J が要求されており，JT‐６０のトムソン散乱計測用レーザーの設計を基本として，原型 YAG レーザーが試作された（図１６）．このレーザーのために，次節で解説する高効率な増幅器が開発された．性能試験を行った結果，100 Hzの 繰 り 返 し で，ITER の 要 求 を 越 え る 出 力 エ ネ ル ギ ー
7.66 J，平均出力766 Wの世界最高レベルの性能が得られた［５２］．空間的に分離した２ビームは，位相共役効果により，アライメントフリーで常に相似関係にあるパターンで

図１
５ 世界のトムソン散乱計測用 Nd:YAG レーザー装置の性能の比較［５２］．斜めの線は平均パワー［W］（＝出力エネルギー［J］
×繰り返し率［Hz］）を示す．市販のレーザーの性能は，
左斜め下の灰色で塗られた領域にある．

数 10 m 離れた測定領域まで伝搬することができ，ITER
での高精度な電子温度・密度計測が期待されている．

図１
６ ITER 周辺トムソン散乱計測用 YAG レーザー装置の光学レイアウト［５
２］
．

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は，その利得により，強力なフラッシュランプ光（白色光）

較すると，1%Nd のみ添加の YAG 単結晶の利得に対し，中のレーザー波長と，レーザー結晶内で発生する自然増幅

0.05%Cr添加セラミックスは小信号利得で約1.4倍の改善が放出光（ASE）がレーザー媒質内の光軸方向以外の方向でみられた．0.1% Cr 添加セラミックスは 0.05%Cr 添加のもの

増幅されてしまい，増幅器内の蓄積エネルギーを消費し，よりも小信号利得は低かった．熱レンズ効果は単結晶より本来のレーザー利得を低下させる．サマリウム添加ガラス

もCr添加セラミックスの方が高く，励起パワーを上げるとは，Nd:YAG レーザーの波長 1064 nm 付近に吸収のピーク

顕著になる．単結晶に比べ，0.05%Cr 添加のもので 1.3 倍，が有るため，フラッシュランプやレーザーロッドを取り囲

0.1%Cr 添加のもので 1.8 倍に熱レンズ効果が増大することむように配置されているガラス製水冷管（フローチューがわかった．また，93 J 入力時に，0.05%Cr 添加セラミック

ブ）にサマリウム添加ガラスを使うと，本来の増幅を妨げ

スのロッドからの抽出エネルギーは，最大 1.08J で，単結晶ているこれらの光を選択的に吸収し，増幅器の利得を改善の 1.5 倍高出力化が可能である．従来の単結晶から Cr，Nd

することができる．さらに，励起に不要なフラッシュラン

共添加 YAG セラミックスへレーザー媒質を入れ替えるだ

3＋

プ光の紫外光を吸収し，Nd の吸収帯がある可視光域でけで，レーザーの出力が容易に向上できるため，レーザー

発光するため，励起効率向上も期待される．前述の ITERの高出力化の一つのオプションとして期待される技術であ用原型 YAG レーザーでは，フラッシュランプとレーザーる．ただし，励起光の吸収効率がよい分，熱レンズ効果がロッドのフローチューブに，サマリウム添加ガラスを用い大きくなるため，熱レンズの補正がレーザー品質向上のた

た結果，増幅率の向上効果を初めて定量的に明らかにし，めの課題となる．また，セラミック媒質は，紫外線による小信号利得を最大 2.8 倍向上させた効率のよいレーザー増着色現象が発生するため，励起光は紫外線をカットする幅器が開発された（図１７）［５２，５６］．これにより，半分の投フィルターを通す必要がある．

入エネルギーでも従来と同程度の小信号利得が得られた

３．
３ ビーム合成技術（図１８）．この増幅器は前述のITER用YAGレーザーに用い市販されているフラッシュランプ励起 YAG レーザー装られている．

置は，エネルギー 0.5〜2 J，繰り返し率 10−50 Hz，平均出（３）Cr，Nd 共添加セラミック YAG による効率向上

力（＝エネルギー×繰り返し率）数十ワットが一般的であセラミックスによるレーザー媒質が開発され，これまでる（図１５）．このような低出力・低繰り返しの市販のレーの単結晶のレーザー媒質では添加がむずかしいイオンが添ザー装置を用いる場合，複数のレーザー装置を用いて同時加できるようになった．フラッシュランプ励起による高効に運転，あるいは時間をずらして運転すれば，レーザーの率の計測用レーザー開発をめざし，レーザー媒質として高出力化・高繰り返し化が可能となる．しかしながら，ト

Cr，Nd 共添加YAGセラミックス［５７‐５９］に着目した．この

ムソン散乱計測では，直線偏光のレーザービームを用いる

３＋

媒質は，Cr イオンに吸収された近紫外〜可視光のエネル
ギーが効率よく Nd３＋イオンへ移るため，レーザー効率改善が期待できる．
Nd:YAG 単結晶と Cr，Nd:YAG セラミックスのレーザー性能の比較検討を行うため，口径 8 mm，長さ 100 mm のCr，Nd：YAG セラミックス媒質２種（添加物濃度 Cr＝0.1％，Nd＝1％，および Cr＝0.05％，Nd＝0.8％）を製作し，
Nd:YAG 単結晶（Nd=1％）との比較を行った［６０］．投入エネルギー約９３J（投入電力 4650 W）時の小信号利得を比図１
８ ITER 周辺トムソン散乱計測用原型 YAG レーザーの増幅器の小信号利得［５２］．小さい●がパイレックスガラスによるフローチューブを，大きい●がサマリウムが添加されたガラスのフローチューブによる小信号利得を示す．▲はJT-60U のレーザー増幅器の小信号利得を示す（レーザーロッドのみにサマリウムが添加された ガ ラ ス の フ ロ ーチューブを使用）．ITER の増幅器は半分の励起エネルギー
でも，JT-60Uのレーザー増幅器とほぼ同等の性能を示している．

図１
７ ITER 周辺トムソン散乱計測用原型 YAG レーザーのレー
ザー増幅器［５２］．レーザーロッドとフラッシュランプのフ
ローチューブにサマリウムが添加されたフローチューブが用いられている．

５６４

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ため，レーザービームの合成には工夫が必要である．現在

ポインティングを4 μrad未満まで安定化することに成功し

次の２つの手法が用いられている．

ており［６３］，近年では，３台のレーザー（2.3 J，10 Hz）を

（１）ミラーを用いたビーム合成手法
DIII-Dでは，1 J，20 Hzのレーザー装置８台を用い，パッ同時に入射し，測定精度の向上を図っている［６４］．
（２）偏光素子を用いた合成手法

キングミラーでレーザー光をバンドル化している［６１］．小JT-60U では，２台のルビーレーザー（0.25 Hz，10 J）の型のミラーを用い，図１９のような幾何学的光学配置を取る

ビームを合成するために，ファラデーローテーターを用いことにより，レーザービームを２列×４列に配列していた合成が行われた（図２０）［６５］．レーザー１は，p 偏光で出る．この手法では，観測位置でのバンドルビーム径が，シ

射され，レーザー２は s 偏光で出射される．レーザー２のングルビームの場合に比べて大きくなるため，散乱光計測

ビームは図中の偏光板でレーザー１のビームと合成され，における S/N 比向上の観点からは，いかにコンパクトに

レーザー２のビームがファラデーローテーターを通過時にパッキングするかが重要である．DIII-D では，ビーム間のファラデーローテーターを動作させ p 偏光にする仕組みで距離が 6 mm となっている．８台のレーザー装置の運転間ある．この方式では，２本のレーザービームを同軸に合成隔を調整することにより，通常 160 Hz，バースト運転時はすることができる利点がある．合わせて，多数のレーザー

10 kHz 未満で測定可能となっている．

ビームを本手法で同軸に合成する手法も提案されている

CHS［６２］やLHD［６３］においても，同様のビーム合成が行（図２１）．JT-60U のシステムでは，最短で 2 ms の時間差でわれている．ここで用いられるパッキングミラーは，減反レーザービームを発射し，電子温度・密度分布計測が可能

射コートがなされた透明ガラス基板上（BK‐７）に，レーであった．

ザービームを反射させたい部分だけミラーコートが施され

３．
４ 誘導ブリルアン散乱レーザーパルス圧縮技術ている．具体的には直径 80 mm のガラス基板上の特定箇所

LIDAR トムソン散乱計測は，入射レーザーによる後方に短径 14 mm×長径 20 mm の楕円形のミラーコートが施

散乱光を，レーザーと同軸方向から受光し，きわめて短いされている．このミラーを使えば，機械的に安定な大型のレーザーパルス１発あたりの散乱スペクトルの時間的な変ミラーマウントが使用でき，ミラーマウントのサイズを気にせずにビームをパッキングできる長所がある．LHD では，レーザー装置のビームポインティング安定性が十分でないため（200 μrad），位置検出素子（PSD）でビーム位置を検出しフィードバック制御でアラインメントし，ビーム

図２
０ JT-60 における偏光素子を用いたビーム合成［６５］．

図２１ 偏光素子を用いた任意の台数のレーザー装置のビーム合成
［６
５］
．

図１
９ DIII-D におけるパッキングミラーを用いたビームのバンド
ル化［６
１］
．

５６５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.10 October 2012

化を観測し，レーダーと同様な原理で，レーザーパルスが伝搬する時刻を測定位置に焼き直し，スペクトル形状から従来のトムソン散乱計測同様に電子温度・電子密度を評価
し，分布測定を行う手法である［１７，６６］．この手法では，レーザーのパルス幅，光検出器の応答時間，光の速度をそとしたとき，空間分解能は，""
れぞれ，$
!
$
!
#，$
"，"
#!$
"#
で表される．JET の LIDAR トムソン散乱計測では，ルビーレーザーでレーザーエネルギー 1 J，パルス幅 300 psのパル
ス幅，繰り返し 4 Hz のパル ス を 入 射 し，空 間 分 解能約120 mm で計測を行っている．ITER では，LIDAR トムソ
ン散乱計測方式でコアプラズマを計測することになっているが，レーザーに関する検討は，始まったばかりである．

図２
２ 液体フロン系化合物 FC‐
４０を用いたパルス圧縮実験の機器
構成［７
２］
．

LIDAR トムソン散乱計測では，上述のように空間分解能は，レ ー ザ ー の パル ス 幅 に も 依 存 し て い る．JET では，300 ps のパルス幅を得るために，モードロック発振器の出力を，ポッケルスシャッターで切り出し，それを増幅して出力している．この方法では，非線形効果や光学素子損傷等によりレーザー出力が制限されるため，高出力化は容易ではない．そこで，誘導ブリルアン散乱位相共役鏡パルス圧縮技術［６７］を LIDAR トムソン散乱計測に応用することが考えられている．誘導ブリルアン散乱位相共役鏡パルス圧縮技術は，長い相互作用長 !の媒質内においては，（#：屈折率，"：光速）以下の入射パルスを，音波の#!!
"!
緩和時間程度のパルス幅まで圧縮できる．
JET では LIDAR への応用を考慮し，ルビーレーザー（波長 694.3 nm）を用いたパルス圧縮の試験が行われた［６８］．

図２３ SBS パルス圧縮によって圧縮されたパルス幅の入射エネル
ギー依存性と，典型的な圧縮パルス波形［７２］．

3 atm の SF６ガスと 20 atm のアルゴンガスの混合ガスを充填した第１セルと 0.3 atm の SF６ガスと 20 atm のアルゴンガスの混合ガスを充填した第２セルの２つのパルス圧縮セ

および周辺トムソン散乱計測用レーザーで共通のレーザー

ル（長さはそれぞれ 4 m）を用いて，1.5 Hz の繰り返しで，（パルス幅１０ns 程度）が使用できる可能性がある．

20 nsのパルスが300 psまで圧縮された．圧縮パルスのエネ（吉田英次）

ルギーは，1 J であり，本手法が LIDAR 計測へ応用できる

４．光学系の較正

見通しを得た．

４．
１ 分光透過率その場較正の必要性

ITER のコア LIDAR トムソン散乱計測装置では，40 keVまでの電子温度を計測する必要があり，Nd:YAG レーザー

トムソン散乱計測により取得したスペクトルから電子温（波長 1064 nm）で計測することが検討されている．Nd:

度および電子密度を同定するためには，計測に用いる波長YAGレーザーに関しては，緩和時間約600 psのフロリナー

帯の分光透過率（集光立体角内に散乱した光のうち，検出

ト FC-75［６９，７０］を用いて，エネルギー 1.5 J，圧縮パルス幅器に検出される割合）を較正する必要がある．標準光源を600 ps が達成されている［７１］．誘導ブリルアン散乱媒質の用いて光学系に白色光を入射して，透過（あるいは反射）

物性値選択によって，さらに短いパルス圧縮を実現する研後のスペクトルを測定することにより，波長ごとの相対的究が進められている．300 ps 以下のパルス発生を目的としな分光透過率（以後，相対分光透過率という）を較正するて，FC‐
７５より緩和時間の速い FC-40（緩和時間 240 ps）を手法が，様々なプラズマ実験装置におけるトムソン散乱計

用いた SBS パルス圧縮実験が行われた（図２２）［７２］．SBS測装置で広く用いられている．特定の波長における光学系

反射率特性を測定した結果，最大入力エネルギーの時，最の透過率較正は，ガス散乱により行うことが一般的であ

大反射率９０％以上が得られた．入射エネルギーに対する圧

る．ガス散乱として，主にレイリー散乱［７３］またはラマン

縮 パ ル ス 幅 の 関 係 は SBS 発 生 器 用 レ ン ズ の 焦 点 距 離

散乱［７４，
７５］が用いられる．レイリー散乱は，入射波長と散1000 mmの場合，入射エネルギー約100 mJで圧縮パルス幅

乱波長が同一である．したがって，装置壁でのレーザー光

800 ps が得られ，最大エネルギー約 1 J で最小パルス幅約の反射等による迷光の影響を受けやすい．ラマン散乱は，

160 ps が得られた（図２３）．焦点距離 750 mm の場合でも，入射波長からシフトした複数の散乱波長を持つため，迷光パルス幅 220 ps が得られた．入射パルス幅 13 ns に対するの影響は少ない．しかし，ラマン散乱の強度は，レイリー

パルス圧縮度は８１で，輝度は６５倍高くなった．高繰り返し散乱と比較して数桁低く，0.1気圧程度の中性気体を封入す動作による SBS 圧縮が実現できれば，ITER におけるコア

ることが一般的である．また，ラマン散乱の波長帯は，ト５６６Commentary

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T. Hatae et al.

ムソン散乱計測に用いる波長帯と比べると非常に狭い．そ

的には 10 ns オーダー）よりも大きく，プラズマが変化する

れゆえに，標準光源を用いて相対分光透過率を較正し，そ特徴的時間よりも小さい必要がある．相対分光透過率が完の後，ガス散乱によって特定の波長帯における透過率を較

全に未知としたとき，２種類のレーザーによるそれぞれの正する方法が広く用いられている．

散乱スペクトルが重なり合っている必要がある（図２４）．

レンズや光ファイバーなどのガラス材料は，中性子やガ

定性的に解釈すれば，重なり合ったスペクトル強度の比かンマ線が照射されることにより透過率が悪化してしまうこら電子温度を同定し，その後，電子温度が既知のプラズマとが知られており［７６］，さらには，ベリリウムなどのダスからのトムソン散乱光を標準光源として，分光系の各波長

ト粒子が光学機器表面に堆積し，反射率や透過率が変化しチャンネルにおける電子密度と分光透過率の積を同定するてしまうことも考えられる［７７］．分光透過率の変化の時定という方法である．

数は，光学機器を設置する位置および遮蔽材の開口径にもレーザーの繰り返し周波数はレーザーの種類によるた依存するが，燃焼プラズマ計測において必要となる較正のめ，すべての測定時刻において較正ができるとは限らな頻度は，標準光源を用いた較正を行える頻度よりも高くな

い．また，原理的にというよりは技術的な問題ではあるが，ることが考えられる．したがって，燃焼プラズマのトムソ

レーザーをほとんど同時に２本入射することによる熱負荷

ン散乱計測を行う場合には，光学系の分光透過率を高頻度によって，ビームダンプやミラーなどの光学機器にダメーで較正する手法が必要となる．プラズマ放電中に測定をしジを与えないようにする必要がある．ダメージを回避できながら同時に較正を行う「その場較正」が可能であること

るように適度に間引きしつつ，光学系の透過率変化の特徴が最も望ましい．なお，標準光源を用いた相対分光透過率

的時間よりも十分短い間隔で構成する必要がある．しかし較正は，長期保守期間中にリモートハンドリング装置（遠ながら，光学系の透過率変化の特徴的時間を正確に評価す

隔保守装置）を用 い て 実 施 す る［７８］か，集 光 光 学系のることは容易でない．

シャッターの裏面に設置したレトロリフレクターもしくは

以上からわかるように，波長の異なる２種類のレーザー散乱体を用いて［７９］実施することが可能であると思われを用いて相対分光透過率を較正する場合には，計測用レーる．後者は，比較的高頻度で実施可能であるが，シャッザーと較正用レーザーの組み合せを適切に選ぶ必要があ

ター裏面のダスト堆積，面粗さの変化などが生じると，較

る．較正用レーザーの選択の指針として，波長の選択が最正が正確にできなくなってしまう恐れがあり，対策法を開も重要である．波長が異なるレーザーによる散乱光の２種発する必要がある．

類のスペクトルが重なりやすいように，また，高温計測用

４．
２ 相対分光透過率その場較正法の種類の散乱波長帯で較正用レーザーからのトムソン散乱光をで相対分光透過率の較正には，測定に必要となる波長帯をきるだけ多く検出できるように波長を選択する．例えば，

包含する幅広いスペクトルを持った光源が必要である．こITER の周辺トムソン散乱計測の配置を想定した場合にのような光源としてプラズマからのトムソン散乱光そのもは，計測用レーザーとして YAG レーザー，較正用レーザーのを用いるアイデアが Smith により提案された［８０］．

としてルビーレーザーを用い，1.5 keV 程度以上の電子温波長（#"）の異なる２種類のレーザーを入射したとき，２度を持ったプラズマに対してこの手法を適用すれば，プラ

種類の異なる散乱スペクトルが得られる．同一のプラズマ

ズマ放電中に精度よく相対分光透過率が較正できることがを計測しているのであれば，２種類の散乱スペクトルそれ示されている［８１］（図２５）．併せて，実際の計測においてぞれを解析して得られる電子温度および電子密度は同一には，測定のための分光器の波長分割を適切にすることも必なるはずである．つまり，電子温度と電子密度に加えて分要である．

光透過率も変数として扱い，２種類の散乱スペクトルを矛

谷塚は，２つの入射波長の相乗平均となる波長 #$!"#!#"

盾なく説明できる変数の組み合わせを探すことにより，相において，２つのスペクトル強度比が電子温度にほとんど

対分光透過率が較正される．ここで，入射波長でなく散乱依存しない性質を利用し，分光器のある２つの波長帯を角を２種類としても同様のことがいえる．トムソン散乱計#$で分けることにより，スペクトルが重なり始める比較的測により検出される信号強度は，電子密度と分光透過率の積に比例する．したがって，２種類の散乱スペクトルを用いた較正法では，電子密度を ##，分光透過率 !をとした時に ### "##，!# !!
"の任意性がある（"は任意の定数）ため，分光透過率そのものの値でなく，波長帯ごとの相対的な値が得られる．以下では，２種類の入射波長を用いた場
合と２種類の散乱角を用いた場合それぞれの特徴について解説する．
４．
３ 波長の異なる２種類のレーザーを用いた相対分光透過率その場較正
波長の異なる２種類のレーザーを用いる場合，それぞれのレーザーの散乱光を独立に得るためには，入射時刻に差

図２
４ ２つのトムソン散乱スペクトルの重なりから電子温度を求めるときのスペクトルが重なり合う範囲［８０］．

をつければよい．時刻の差は，レーザーのパルス幅（典型５６７Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.10 October 2012

低電子温度の場合には特に，２つのスペクトル強度比からている［８２，８３］．２種類の散乱角を用いる手法は，１種類の電子温度を比較的高精度に求めることができることを示し

レーザービームを用いて，すべての測定時刻において必ずた［２２］．

相対分光透過率を較正できることが優れている．電子温度４．
４ 二種類の散乱角を用いる手法

を求める際に２つのスペクトルの比を用いるが，折り返し入射レーザーの波長が同じで２種類の散乱角を用いる場

ミラーの反射率等に変化があった場合には，解析の際に注合，取得した２つのスペクトルは必ず重なり合う．２種類

意を要する．しかしながら，この問題については，複数のの散乱角をもったスペクトルを取得するために，集光光学

波長チャンネルにおけるスペクトル強度比を解析すること

系を２系統具備してもレーザービームを２本入射してもよによって解決できる［８４］．また，２種類の散乱角を用いた

い．通常，トムソン散乱計測では電子温度及び電子密度の

トムソン散乱計測において，光学系の透過率・反射率が既分布を測定するため，レーザービーム２本を用いる場合にに較正されていれば，分光系の１個の波長チャンネルにおは，互いに逆方向に伝搬し，重なり合っていることが実用

けるスペクトル強度の比を測定するだけで，電子温度およ

的には望ましい．ミラー等によって入射ビームを反射させ

び電子密度を得ることができる［８３］．このように，２種類ることにより，互いに逆方向に伝搬する２本のレーザーの散乱角を用いる方法は多くの利点を持つ．一方，散乱角

ビームを容易に作ることができる（図２６）．この手法におが異なるということは，電子速度分布関数において，各々

いても２つのスペクトルを独立に得る必要があるため，２のスペクトルに反映される電子速度の方向が異なることをつの散乱光が到達する時刻をずらすために，レーザービー

意味している．即ち，電子速度分布関数が非等方的である

ム折り返し用のミラーはプラズマから十分に遠ざけるか，

場合には，スペクトルの解析は注意深く行う必要がある．

レーザーパルス幅を十分に短くする必要がある．この手法

逆に，較正された光学系を用いて２つの散乱角を持つスペは，東京大学の球状トカマク TST‐２において原理実証されクトルの解析を行うことにより，非等方性を実験的に測定

図２
５ （左）
較正用レーザーの種類と電子温度較正精度，（右）比較的低電子温度（2 keV）の時の分光器の各波長チャンネルの相対分光透過率較正精度．ルビーレーザーを用いたとき，比較的低電子温度から電子温度と測定波長領域全体の相対分光透過率両方の較正ができる．

）におけるトムソン散乱）および折り返し後（!＝ 60°
図２
６ （左）ダブルパス散乱の配置［８２］，（右 a）
レーザービーム折り返し前（!＝ 120°
スペクトル，（右 b）分光器感度特性の例［８
３］
．

５６８

Commentary

New Developments of the Thomson Scattering Diagnostic System in Magnetic-Confined Plasma Devices

T. Hatae et al.

することも可能である．これについては，次章で解説する．

で示す速度分布関数は，相対論的効果を含んでいる．等方（谷塚英一）

マクスウェル分布の場合は， )&)は以下のように書ける．
(
)
&)
%
*(

５．スペクトル解析
５．
１ スペクトル解析における共通原理%%#

トムソン散乱計測による電子速度分布関数の詳細評価
は，古くから挑戦されてきた課題である．相対論的効果を

%
%))
.53(
!#
，
$
##(
%)
,(
+!'#)
#
#

+!'#
*.&.，

#
!""
)%(
"!&#)
，

考慮したトムソン散乱のスペクトルは，（２）式のようにな（３）る［８５］．散乱スペクトルは，入射レーザーの伝搬方向と観

ここで，#は第２種変形ベッセル関数，)はローレンツ因子

測視線の方向と散乱波長によって決まる特定の方向に沿っである．等方マクスウェル分布以外の電子速度分布関数をた電子速度分布関数を反映しているため，原理的には，ト用いる場合は， )&)として，（４）式（ローレンツ分布）や(ムソン散乱スペクトルから電子速度分布関数の一部を一意（５‐７）式（非等方マクスウェル分布）などを用いる．

的に同定できる．さらに，複数の観測視線を具備すれば，

５．
２ マクスウェル分布から逸脱した速度分布同定法

電子速度分布関数を詳細に知ることができる．

原理としては，トムソン散乱スペクトルは特定の方向に沿った電子速度分布関数を反映しているが，トムソン散乱

" " "

-#$
!)
###-&0-&0'-&(
%+
,.(
%.#*
-$4-( . /の信号は非常に微弱であるため，具備できる波長チャンネ!"!"!"

ル数としては３〜１０個程度が一般的である．したがって，

##
&(
"!&#)
"!&/)
"!&4)
"!,
24-)
(
,
(
(
!(
#
&
"!&4)
(

少ない情報から電子速度分布関数を得るために，電子速度分布関数を適切にモデル化し，分布関数の形状を特徴づけ

(
&)
'%&0"
#)
(
&
"
#
""() ""
,
24(
#!
""()
""() (($

る少数のパラメータを推定する必要がある．電子速度分布

"!,
24，
"
#
,
2
4
!
!""
"
#
""()
(
""()
(

持つマクスウェル分布やローレンツ分布，電子サイクロト

#
# "($
""()
(

関数のモデルとしては，等方マクスウェル分布以外に，高エネルギー電子の生成を考慮した，高温と低温の２成分をロン加熱による磁力線に垂直方向への選択的な加速を仮定
した非等方マクスウェル分布，電流駆動に伴った変位マク&/%!&0,24*"&*' 4/
1*，

スウェル分布などが代表的である．様々な等方的電子速度

*"-)
*"-)
&4%!&0,24(/
1("&0' 4，分布関数モデルに対するスペクトルは，Brown によってま&( %&0+，（２）

とめられている［８７］．
相対論的効果を含んだローレンツ分布は，以下のように

ここで，&は光速度で規格化した速度であり，その方向と表せる［８８］．

角度*は図２７のように定義する．これを用いることにより，
-)
)
%
)(

任意の電子速度分布関数と非共同トムソン散乱スペクトルを関係づけることができる．第１原理的には，（２）式の

%$"#
$
$ &"
κ#
,(
+!'#)
%
!+

%(
)!")
#
!""
"
κ
，
#
κ
%
&
&
"
%
$
!
!! !
! κ! '
κ!$" ""! !
"%## # # %#)&)の部分にモデル化した速度分布関数を代入すること(により，スペクトルを得ることができる．相対論的効果を考慮したトムソン散乱スペクトルの解析式は，論文［８６］の解析式が有効である．この解析式では，デポラリゼー%%#

ション項を含む完全な相対論的効果を考慮したトムソン散乱スペクトルを与え，100 keV でも相対誤差が 0.1％ 未満の

+!'#
，
*.&.$

（４）

ここで，-は電子の運動量，&($はバルク成分の実効的電子精度でトムソン散乱スペクルを求めることができる．以下

温度，!はベータ関数，#""はGaussの超幾何関数，κ(#%)
はスペクトル因子である．マクスウェル分布はκ. &に対応する．図２８にローレンツ分布の時のスペクトルを示す．
JET や TFTR では，強いイオンサイクロトロン加熱を行った時に，高温領域でトムソン散乱により測定した電子
温度と電子サイクロトロン放射（ECE）により測定した電子温度に差が出ることが観測されている［８９，９０］．ECE による電子温度測定結果についても，２倍高調波と３倍高調波で評価するとそれぞれ異なった電子温度となっている．
これらの差異を説明するために，マクスウェル分布から逸脱した速度分布関数が仮定された［９１］．様々な形状の電子
図２７ （２）式における角度および方向の定義［９６］．

速度分布関数を仮定し，トムソン散乱スペクトルの理論値
５６９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.10 October 2012

主に反映する．上記のいずれかが成立するような配置条件
において，同軸で逆方向に伝搬するもう１本のレーザービームを用いると，もう１本のレーザービームに対しては，他方の条件が成立する．即ち，特定の配置条件を満たしたトムソン散乱計測系で，２本の同軸で互いに逆方向に伝搬するレーザービームからの散乱スペクトル２つを取得することにより，１つの集光光学系を用いて，磁力線に平行及び垂直方向の電子温度をほぼ独立に計測することができる．直線装置においてこの原理に基づいた計測が行われており，電子―電子衝突周波数を下げたとき（封入ガス圧を下げたとき），磁場に垂直方向の電子温度が平行方向の
図２８ 電子速度分布関数がローレンツ分布の時のトムソン散乱ス
ペクトル［８８］．κが小さいほど，高エネルギー電子が多数存在する．また，マクスウェル分布は，κ ＝ ∞の極限として表すことができる．

電子温度よりも有意に高くなることが観測されている［９４］．
非等方なマクスウェル分布は，以下の式で与えられる
［９５］．
#
%
'$
!
'""&
%
#

と実験値が最もよくフィットする電子速度分布関数形状を探すことにより，マクスウェル分布から逸脱した速度分布

&!&
)0.'
!#$%
!#""&
#$
"
"&
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"(
，
$
""%
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#""
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#""&
%
""! !""!
"#$#""&#"""#%'#'#&# "" #$ #" #""#，&!$ &!$&'#&"" #""#，
"
"#
&!$
&

関数を同定することが試みられている［９２］．文献［９２］の時点では，分光系の制限もあり，マクスウェル分布からの有意な逸脱は観測されていない．今後の分光系の拡張によるさらなる高温領域の計測による知見に期待したい．
５．
３ 非等方性を含んだ電子速度分布関数の同定法（５）

ここで，" は第２種変形ベッセル関数であり，パラメータ#""および #$ と実効的な磁力線に平行および垂直電子温度

Williamson が行った考察によれば，４方向から観測した#""および #$ の関係は，以下のように与えられる．

トムソン散乱スペクトルを解析することにより，非等方的であっても電子速度分布関数に関する詳細を得ることが可

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

能である［９３］．もし，電子速度分布関数に関して適切なモデル化がなされていれば，より少ない視線数で詳細な速度

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

分布を得ることができる．
例えば，磁力線に平行および垂直方向で異なった電子温#度を持つ場合（ただし垂直な２方向については等方的とする），磁場が散乱面に平行で，かつ，レーザー伝搬方向と観

!"

"%
#&
" " #""#"! !""! " "" "$ ，
#$
#""
#""&
#"""#%（６）

測視線方向がなす角の２等分線に平行（図２９（a）に対応）おさらに，非等方的な速度分布を測定する場合，散乱ベクト

よび垂直（図２９（b）に対応）の時，散乱スペクトルは，それル !と磁場の方向を関連づけた上で速度空間での積分を実ぞれ，磁力線に垂直および平行方向の電子速度分布関数を行する必要がある．これは以下のように書ける．
'"%&
'"%&
$""#!$+'-/%'-/)!$+$ /
*
,%
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-/)
*
,)，
"$&/
#
#
#
#
#
，
$+
$$
#%
"$+
"$!
&
!$"
"
$

（７）

トーラス型の閉じ込め装置で非等方的な電子温度を計測する場合，磁場が曲率を持っていることやポートの制限等
により，理想的な配置からずれが生じる．このような場合，
ミラー等により折り返す前と後のレーザービームからの散乱スペクトルそれぞれに，磁場に平行および垂直方向両方の電子温度が反映される．したがって，磁場に平行および垂直方向の電子温度の測定精度を評価する際に，それらの測定誤差の相関も含めて評価する必要がある．谷塚らによるシミュレーション評価により，散乱面に平行方向，垂直
方向共に，磁力線の向きが理想的な方向から２０度程度までのずれであれば，測定精度が大きく悪化しない見込みであることが示された［９６］．

図２
９ 非等方電子温度計測に適した配置［９６］．入射レーザーの伝搬方向と観測視線の方向がなす角の２等分線に磁場が平行（垂直）な時，磁力線に垂直（平行）な電子温度がスペクト
ルに支配的な影響を与える．

５．
４ データ収集およびパラメータ推定手法
トムソン散乱計測におけるデータ解析の手順は，概ね以５７０Commentary

New Developments of the Thomson Scattering Diagnostic System in Magnetic-Confined Plasma Devices

下のとおりである．まず，分光系の波長チャンネルごとに

T. Hatae et al.

ができる．

測定した検出信号について，トムソン散乱光と背景光に分#' !0'+%'%.$$#' ! .
"，
%'!
0'%
(.$
.

離する．それを基に，各波長チャンネルの信号強度（検出光子数）に換算する．そして，得られた信号強度の組が，予（８）め想定した物理モデルと最もよく一致するように，電子速

ここで，'.は .番目の波長チャンネルで検出した光子の数度分布関数を特徴づけるパラメータ（等方マクスウェル分である．+'のときに単位電子密度あたりに.は電子温度が%布であれば電子温度と電子密度）を推定する．測定から信.番目の波長チャンネルで検出する光子数の期待値で，(.

号強度への換算までと，パラメータの推定の２つについは 0'+（%）単位立体.の誤差である．+.は，単位規格化波長て，それぞれいくつかの方法がある．本節では，それらに&#(角（#(）あたりのスペクトル密度 &%&# の関数として以下

ついて簡単に解説する．
まず，測定信号から背景光を除去する方法として，検出のように表せる．

器の出力波形を測定し，フィッティングによってトムソン

%
.
%
%$

している時間と入射していない時間でそれぞれ信号を積分

%'!
'
!
%%
&#($
" 1#/
， （９）
+
!$
%%
%'%
%
#
.$
' #2 ( &,("&&%&#(

し，差し引き処理をして分離する方法の２種類がある．前

ここで，"は入射レーザーパルスのエネルギー，,はプラ者の波形を測定する方法は，時間波形のフィッティングのンク定数，/は散乱長，#2は集光立体角，!$%%は集光光学

仕方が精度の要となる．フィッティング関数を柔軟に決め系から検出器ま で の 総 合 透 過 率 と 検 出 器 の 効 率 の 積，ることができるので，複数のレーザービームを使用すると番目の波長チャンネルにお.
.
%%および %%はそれぞれ .
%$$$きや，ダブルパス散乱などで複数の波形を区別して解析す

ける上限および下限の波長である．等方マクスウェル分布る必要がある場合に便利である．また，散乱波形がみえる以外の電子速度分布関数を仮定 す る 場 合 は，（２）式 のため，電子によるトムソン散乱以外の要因によるパルス的な信号の影響を評価することもできる．例えば，ダスト粒&#(&%&#(を仮定した速度分布関数の表式に基づいて計算する．

子に一旦レーザー光が吸収され，それが放射冷却されると前章で扱ったように，相対分光透過率が不明でその場較

きの波形が電子によるトムソン散乱よりも遅れて出てくる正をする場合，波長チャンネルごとに（分光透過率×電子ことを利用した，ダストの評価なども可能である［９７］．一密度）が変数となる．さらに，各波長帯における検出光子

方，波形を取るために十分なサンプル数（１つのパルスに数は，電子温度について非線形な依存性がある．これらのつき数１０点）を得る必要があるため，得られる測定データ

条件のもと，電子温度および（各波長チャンネルの分光透の容量は後述の積分方式よりもかなり大きくなる．トムソ

過率×電子密度）をフィッティングによって得るために，

ン散乱計測で得られた電子密度分布を基にリアルタイム制

例えば，Marquardt 法［９８］のような非線形，多変数に対応

御をする場合には，大容量のデータを効率よく解析・転送したアルゴリズムを用いる．この時の指標関数の例としできるシステムが不可欠となる．積分方式では，AD コンて，以下の式が使える．
#$##'.#!0'+'."!0'+
%'%
%'% &
"$
#$
.
.
%
$#' !
""!
"，
%'!
%'!
0'%
0'%
(."$
(.#$
.

散乱光と背景光に分離する方法と，レーザーパルスを入射

%
.
%
$$

バータでデータを読み込む前にハードウェア的に処理するため，データ容量を非常に小さくすることができる．また，
データ読み込みの周期はレーザーの繰り返しと同じく数

%
.
%
&"$

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'"!
%
&#($
"" # )"%，+
1#2!. ( &%
!!$
%'%
%
#
"
"%
"$
.
'/
,("
&-"
#(
&%
"&

ms〜数秒でよいので，波形測定方式の ns オーダーでの読み込みと比べて AD コンバータのコスト的な面で積分方式

%
.
%
$"$

はメリットがある．しかしながら，近年，積分型の AD

%
.
%
&#$

%'!
'#!
%
&#($
"# # )#%
1#(!. ( &%
!!$
+
%'%
%
#
，
#
#%
#$
.
'/
,("
&-#
#(
&%
#&

コンバータの市場は縮小しており，容易に手に入れることのできる市販品は非常に限られる．

%$#$
.
%

得られた信号強度から電子速度分布関数を推定する方法（１０）として，最小二乗法が挙げられる．多くの場合，トムソン
散乱スペクトルは可視から近赤外（Nd:YAG レーザーの波

ここで，添え字１および２は２つのスペクトルからの情報長である 1064 nm 付近まで）だけを取得するため，スペクを意味しており，波長の異なる２種類のレーザーを用いる

トル全体を測定・積分して電子温度を求めることは少な

ときは '"#'#，２種類の散乱角を用いるとき（入射レー

い．等方マクスウェル分布の場合には，まず波長チャンネ

ザーは同軸で逆向きとする）は &-"#&-#および %
"#%
#が成
)
り立つ．新しいパラメータ !.は，.番目の波長チャンネルにおけ

ルごとに得られた信号強度の比から電子温度を求め，そのら電子密度を求めるというように，パラメータ１個ずつをる分光透過率の変化を表す．波長チャンネルの数が #とした)", …, 0)!
)#）
とき，未知数の組をあらわに書くと，（%', 0'!

推定することができる．電子密度の推定については，電子である．

後，電子温度と特定の波長チャンネルにおける信号強度か温度の値がわかっていれば容易に得ることができる．電子波形取得方式によるデータ収集，解析では，レーザーパ

温度の推定に当たって最小化される指標関数は，積分方式

ルス波形および検出回路の帯域などによってあらかじめわのデータ収集・解析を行う場合，以下のように与えることかっている関数形 *を用いて，取得した波形 4
3
%を以下の
.$
５７１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.10 October 2012

ように 表 して，フィッティングによりパラメータ #(&"$!
"'は尤度で，未知パラメータが +であるときに測定値が &

および %
(を得る．

となる確率密度を与える．!&+'は事前確率分布で，測定前のモデルで未知パラメータが +となる確率密度を与える．

,
*
"$!
"'
'
*
'
#)$#(&
&
'
"%
(&
(，

（１１）

事前確率分布と尤度の両方をガウシアンと仮定したと

ここで，#(&"$!
"'はスペクトル密度に比例し，このパラき，事後確率分布もガウシアンとなり，事後確率分布の広メータの較正は，標準光源を用いた相対分光透過率較正とがり幅は，事前確率分布および尤度いずれの広がり幅より

ガス散乱を用いた感度較正により行うことができる．
（１１）も狭くなる．また，測定値が事前確率分布の中心からずれ

式は同一の観測視線を用いて２種類のスペクトルを同時にていれば，事後確率分布の中心は測定値側に修正される．

解析する場合にも以下のように容易に拡張できる．

したがって，試行回数を増やすほど，事後確率分布の広がり幅は狭くなり，最も尤度の高い未知パラメータの値を精

（１２）
,
*
"$!
'
*
"$!
'
*
"!'
""'
'
#)$#(&
&
'
")$$
&
&
"*
"%
%
(&
(，
#'

度よく得ることができる．南らは，信号とノイズが同程度

ここで，*# は２つのスペクトルを生じさせるレーザーの入のレベルを仮定したときの，マイクロ波反射計計測結果を

射時間差である．対向するミラーの組を用いるなどして複用いた，トムソン散乱計測装置による電子密度測定値の較

数回レーザー光を往復させる場合［３９］にも，同様に項を追正に関する考察を行い，測定結果を平均する方法よりも有加していけばよい．前節で述べたように，"!%#""のときに意に少ない測定回数で較正ができる見込みを示しているはスペクトルに反映する電子速度分布の方向が散乱角に依［１０１］．なお，ガウシアンを仮定したのは簡単のためで存するので，注意が必要である．このことを積極的に用いあって，一般にはその必要はない［１００］．このように，ベて非等方的な電子温度計測を試みる こ と も 可 能 である

イズ統計によるデータ解析のアプローチは，複数回の本質［３７］．

的に同等な計測を繰り返すことにより尤度の高い値を得ら

近年，限られた測定情報からパラメータの推定を行う手れるので，較正時には特に有望な手法である．例えば，ク法として，ベイズ統計が注目されている．ベイズ統計の優ライオポンプ再生時の比較的低い中性ガス圧下におけるラれた点として，測定結果から装置関数やノイズなどを誤差

マン散乱較正［１０２］などへの応用が期待される．
（谷塚英一）

つきで逆算することが可能であることが挙げられる．特に，信号強度とノイズレベルが同程度になる場合であって６．今後の展開

も，比較的少数のデータから確からしい結果を得ることができる．また，同じ物理量を測定している複数の計測装置

トムソン散乱計測は，確立された計測手法であるが，散からの信号を同時に処理して，物理量の測定値に対する確乱光がきわめて微弱であるため，より高精度な測定をめざ

率分布を得ることもできる［９９］．ベイズ統計に基づいたした技術開発が絶え間なく行われている，さらに近年ではデータ解析は定式化が複雑で，比較的データ処理に時間が物理的な理解を深化させるための測定技術の開発も進めらかかるという困難さもあるが，今後の計算機性能の向上等れている．本解説では，これらの報告を系統的にまとめ，に伴って，普及が進むと著者は考える．特に，等方マクス

小型装置から大型装置にわたり様々な制約・ニーズに応用

ウェル分布から逸脱した速度分布関数の同定などにおいて可能な，先進的なトムソン散乱計測システムのための要素

は，装置関数を注意深く（a-priori でなく）評価することが技術を解説した．

重要であり，ベイズ統計の有用性が顕著に表れると思われ光学系の要素開発については，ITER における核融合に

る．Fischer によってベイズ統計のトムソン散乱計測へのよる燃焼プラズマ計測のための集光光学系（集光器）の設応用に関する優れたレビューが提供されている［１００］ので，計が進められている．ITER の集光器は，プラズマに近い

本章では概略のみを解説する．ベイズ統計における重要な所に配置する必要性からポートプラグ（計測装置を真空容

概 念 と し て，事 前 確 率 分 布（Prior Probability Distribu-

器に取り付けるための構造体）内に設置され，真空中に配tion），事後確率分布（Posterior Probability Distribution），

置される．集光器は，プラズマに近いため，放射線による

尤度（Likelihood）がある．ベイズ統計によるパラメータの構成機器への影響の回避と放射線遮蔽，ディスラプション

推定は，定性的にいえば，「事前確率分布を与え，それと時の電磁力の低減，核発熱で発生した熱の除去が設計課題

測定値の尤度を掛けあわせることにより事後確率分布を得となっている．また，アラインメント機構の遠隔操作，放てモデルを更新し，得られた事後確率分布を次のステップ

射化した機器の保守時のリモートハンドリングも考慮しなの事前確率分布として再び測定を行い，逐次的に未知パラければならない．ITER の真空容器内・近傍の光学系では，メータを得る」という手順を踏む．これを数式で書くと以このような課題を解決していかなければならない．集光光

下のようになる．

学系や光ファイバーバンドルへの放射線の影響，すなわち

!&
+(
&'
# $

!&
&(
+'
!&
+'

透過率の劣化を考慮し高精度でトムソン散乱計測を行うた，

めには，較正手法を高度化する必要があり，透過率の較正

（１３）

! !&
&(
+'
!&
+'
#+

手法に関するその場（in-situ）較正法が提案され，原理実証!$が行われる段階である．

ここで，!&+(&'は事後確率分布で，測定値が &であったと

近年，分光器として偏光干渉計を用いたトムソン散乱計

きに未知パラメータが +となる確率密度を与える．!&&(+'

測が試みられており，この分光器を用いたトムソン散乱計
５７２

Commentary

New Developments of the Thomson Scattering Diagnostic System in Magnetic-Confined Plasma Devices

T. Hatae et al.

測システムの発展が考えられる．偏光干渉計は，構造上イだきました担当編集委員の佐藤正泰先生，秋山毅志先生にメージング計測に適しており，将来，より高出力のレー

感謝いたします．

ザー装置でシート状のビームを作り出せば，高空間分解の二次元計測も可能であろう．また，10 eV 以下の低温プラ

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計によって高い波長分解能で散乱スペクトルを測定できる可能性がある．
機器の開発のみならず，より精度の高い評価や物理の理解の深化をめざしてスペクトル解析手法やデータ処理手法も進展している．さらに，近年，核融合プラズマ計測における，非等方性電子温度計測への検討がなされ，LHD において原理検証実験が間もなく行われる予定である．さらに，技術の進歩と相まって，物理の理解のために，トムソ
ン散乱計測で電子の速度分布関数を正確に測定する試みが近い将来に進むのではないかと思われる．
マルチパストムソン散乱計測が，近年行われるようになっている．レーザーのエネルギーを効率よく散乱計測に用いる優れた方法であるため，今後，多くの装置での利用が期待される．トカマク装置における接線レーザー入射配置での，マルチパストムソン散乱計測は，散乱光の増大，
高時間分解計測に加え，非等方性電子温度計測を行うのに最適な配置であり，接線入射配置を取るマルチパストムソ
ン散乱計測装置から，非等方性温度計測のデータが出てくるのが楽しみである．
現状で最も実用的なトムソン散乱計測用レーザーは，高いパルスエネルギーが得られるフラッシュランプ励起 Q
スイッチ YAG レーザーであり，繰り返し率 100 Hz でエネ
ルギー7.66 Jの出力が可能な装置が実現した．一方で，連続発振のレーザーは，２００９年頃から歴然としたビーム品質の違いや LD 価格の低落により，ランプおよび LD 励起 YAG
レーザーからファイバーレーザーへの移行が急速に進展している．最近のファイバー技術として，２００２年頃からフォトニック結晶ファイバー（Photonic crystal fiber: PCF）が急速に進展した結果，ナノ秒域で波長多重による平均出力
1.1 kW レーザー［１０３］やフェムト秒 域 で 平 均 出 力 830 W［１０４］が報告され，高出力化が進展している．パルスレー
ザーも１００ミクロン以上のロッド型大口径ファイバファイ
バー開発により，パルス幅 60 ns で 26 mJ 以上が得られている［１０５］．現在，精力的に開発が行われているファイバー出
力のビーム結合技術が確立すれば，コンパクトで高品質かつ高効率な，エネルギー数 J，繰り返し率 kHz オーダー
（平均出力数 KW 級）のレーザーも実現可能である．将来，ファイバーレーザーでトムソン散乱計測が行われる時代が来るであろう．
最後に，本解説が，トムソン散乱のみならずプラズマ計
測を行う研究者や大学院生にとって，計測システムを高度化するヒントになれば幸いである．
（波多江仰紀）謝辞

本解説を執筆する機会を与えていただきました学会誌編
集委員の皆様，並びに本解説を企画し有意義な助言をいた
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たかき

波 多 江 仰 紀

日本原子力研究開発機構 核融合研究開発
部門 計測開発グループ研究主幹．九州大学大学院総合理工学研究科修士課程修了，博士（工学）．主な研究分野は，プラズマ計
測．趣味は旅行と食べ歩き，ベランダ園芸．最近は，望遠鏡を買って星を眺めています．

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よし

だ

ひで

つぐ

吉 田 英 次大阪大学レーザーエネルギー学研究セン
ター技術専門職員．工学博士．高平均出力
固体レーザーと光学素子開発に従事，最近
は，フェムト秒からナノ秒域で動作する高
ピーク，高平均出力パルス Yb ファイバーレーザーの開発を行っている．

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え

や

つか

えい

いち

谷 塚 英 一日本原子力研究開発機構核融合研究開発部
門計測開発グループ，任期付研究員．主な研究分野：燃焼プラズマ用のトムソン散乱
計測装置の開発．ITER で日本が開発を担
当する周辺トムソン散乱計測装置の設計，R&D 全般に取り組んでいます．趣味はサッカー，１
０数年前と比べると見る影もなく体力が低下しましたが，プレースタイルを大幅に変えて何食わぬ顔で試合に出ています．

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た!!!!!!!!!!!!!!!!

は!!!!!!!!!!!!! !!!!!!!!!!!!!

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