J. Plasma Fusion Res. Vol.93, No.11 (2017)５
０９‐５１０

小特集

プラズマ対向材料表面のその場診断
In-Situ Diagnostics of Plasma-Facing Surface

１．はじめに
1. Introduction
西島大輔
NISHIJIMA Daisuke
Center for Energy Research, University of California, San Diego（原稿受付：２
０
１
７年７月２
１日）

プラズマ−壁相互作用が核融合炉の性能／運転に大きくによる壁面入射束のその場診断に関しても紹介する．

影響を与えることが広く認知されてきている．複雑なプラ

また，イオンビーム法（核反応分析法）については，最ズマ−壁相互作用を理解するためには，プラズマ対向材料

近の本誌小特集［２］において解説されているので，そちら

表面の分析が必須である．現状の核融合装置では，通常，を参考にしていただきたい．

プラズマ対向材料の表面分析は実験サイクル（数ヶ月程上に挙げたこれらの手法にはそれぞれ，長所と短所があ度）後にタイルを取り出して行われている．しかし，実験る．例えば，再堆積層の診断では，その膜厚や組成（水素

期間中に装置を大気解放することなく，その場診断により同位体を含む）が重要な物理量である．色分析法や光反射表面分析を行うことができれば，プラズマ−壁相互作用の率法では比較的簡単に膜厚を評価することができるが，組より良い理解につながり，研究を加速させることができる

成を知ることはできない．一方，レーザー誘起ブレークダと期待される．さらに，国際熱核融合実験炉 ITER 以降のウン分光法では組成分析は容易である（校正曲線が必要な

D-T プラズマ運転を行う装置では，材料の放射化の影響のい）が，膜厚を計測するには校正曲線を作成する必要があ

ために，タイルの取り出しがより制限されることが予想さる［３］．また，材料中の水素同位体計測では，レーザー誘れる［１］．そのため，将来の核融合炉のプラズマ対向材料

起ブレークダウン分光法は基本的には割合のみを得ることの表面分析には，その場診断が必要不可欠になると考えらができるのに対して，イオンビーム法（核反応分析法）でれる．

は絶対量を計測することができる．一方，深さ分解能や計

このような背景のもと，２０１５‐２０１６年度において，本学会

測時間，簡便さの点ではレーザー誘起ブレークダウン分光に専門委員会「プラズマ対向材料表面のその場診断」（主法に利点がある．

査：西島）が設置され，各種のその場診断法に関して調査

このようにそれぞれの手法には一長一短があるので，核を行った．本小特集はこの専門委員会の活動をもとに企画

融合炉でのプラズマ対向材料表面のその場診断では，いくされた．ここでは，専門委員会において調査された診断手

つかの手法を相補的に組み合わせて使用することで，プラ法の中から，以下の手法に関して紹介する．

ズマ対向材料表面をより詳しく診断することができると考・レーザー誘起ブレークダウン分光法（第２章）

えられる．

・レーザー超音波法（第３章）

ここで，核融合炉でのその場診断をより容易にするツー・色分析法（第４章）

ルとして，ロボットアームを提案したい．将来の核融合炉

・光反射率法（第５章）

では，炉内の遠隔保守のために，ロボットアームの使用がさらに，プラズマ対向材料表面のその場診断手法ではない考えられているが，ロボットアームをその場診断にも利用が，プラズマ−壁相互作用に影響を与える水素原子のできれば，例えば，色分析器を使用する色分析法も適用で・透過プローブ法（第６章）

きるようになるし，レーザー誘起ブレークダウン分光法のCenter for Energy Research, University of California, San Diego, La Jolla, CA 92093-0417, USA
author’s e-mail: dnishijima@eng.ucsd.edu

５０９!2017 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017場合には，受光系をプラズマ対向材料の近くに設置するこ場診断の重要性を広く知っていただき，この分野の研究がとができ，信号強度や信号対雑音比を格段に向上させるこ

日本でもさらに活発になれば幸いである．

とができると期待される．また，光反射率法においても，

参考文献

計測ポートの制約がなくなり，垂直入射光・反射光を使えることになるので，解釈が容易になる．

［１］V. Philipps et al., Nucl. Fusion 53, 093002 (2013).
［２］大野哲靖，松波紀明：プラズマ・核融合学会誌 90, 59(2014).
［３］D. Nishijima et al., Spectrochimica Acta Part B 136, 34(2017).

統計をとったわけではないが，筆者の個人的な感覚として，プラズマ−壁相互作用に関連する主な国際会議において，最近，プラズマ対向材料表面のその場診断に関する研究発表が増えてきていると感じる．ただ，その多くはヨー
ロッパや中国からのものなので，本小特集によって，その５１０

J. Plasma Fusion Res. Vol.93, No.11 (2017)５
１１‐５１４

小特集 プラズマ対向材料表面のその場診断

２．レーザー誘起ブレークダウン分光法（LIBS）
による核融合炉プラズマ対向材料表面のその場診断
2. In-Situ Laser-Induced Breakdown Spectroscopy (LIBS) Diagnostics
of Plasma-Facing Material Surfaces in Fusion Devices
西島大輔
NISHIJIMA Daisuke
Center for Energy Research, University of California, San Diego（原稿受付：２
０
１
７年６月１
７日）

レーザー誘起ブレークダウン分光法（LIBS）は，リモートセンシングが可能で，組成分析を得意とする．これらの LIBS の長所は，核融合炉での複雑なプラズマ−壁相互作用を理解する上で非常に有効であると考えられる．本章では，将来の核融合炉でのプラズマ対向材料表面のその場診断に向けた LIBS の研究開発の現状について述べる．
Keywords:
laser-induced breakdown spectroscopy, plasma-facing material, plasma-material interaction

２．
１ LIBS の概要
レーザー誘起ブレークダウン分光法（LIBS）は，レーザーを利用した分光手法の一つとして，１９６０年代には研究が始まり，１９９０年代中頃から特に活発に研究が行われてきている［１］．そのため，２０００年代に入りいくつかの教科書的な本やレビュー論文が出版され，基礎から応用まで幅広く解説されている［１‐５］．
核融合分野でのプラズマ対向材料表面分析を目的としたLIBS の研究開発は，１０年ほど前からかなり活発になってきている．これは，国際熱核融合実験炉 ITER を含めて，将来のDEMO炉や発電炉においては，プラズマ対向材料のタ
図１

イルを容易に取り出して分析することがより困難になるこ

LIBS の概略図．

とから［６］，プラズマ対向材料のその場診断の重要性が認識されてきたことによるものと考えられる．さらに，核融幅，組成分析，そして材料中のガスリテンション計測に関合装置での複雑なプラズマ−壁相互作用を理解する上で，して紹介する．

プラズマ対向材料のその場診断は現在運転中の閉じ込め装２．
２ 信号増幅置においても非常に有効であると考えられる．
LIBS の基本原理は前述の参考文献［１‐５］に詳しく解説さ核融合炉では，遠隔操作のロボットアームが使えない場れているので，ここでは簡単に説明する．図１に示される

合，集光レンズをターゲット近くに配置することが難しい

ように，測定対象（固体・液体・気体）に短パルスレー

ため，信号強度が弱くなることが予想される．また，信号ザー光（ナノ秒レーザーが広く使われているが，ピコ秒や強度を上げるために中性ガス圧を最適化することが困難でフェムト秒レーザーも使われる）を照射し，プラズマを発あることも予想される．信号増幅の方法としては，ダブル生させる．そのプラズマの発光線（スペクトル線）から測

パ ル ス（DP）
法 が 一 般 的 に 広 く 研 究・使 用 さ れ て い る．

定対象の粒子種を特定したり，さらに組成比を導くという

DP-LIBS にはいくつかの配位があるが［２］，collinear 配位

比較的単純なものである．

が核融合装置の幾何学的制約上，最も適していると考えら

本章では，これまでカリフォルニア大学サンディエゴ校れる．この配位では，２本のレーザー源から，ある時間差（UCSD）で行ってきた LIBS の研究成果を中心に，信号増をもった２つのレーザーパルスが，最終的に同じ光路でCenter for Energy Research, University of California, San Diego, La Jolla, CA 92093-0417, USA
author’s e-mail: dnishijima@eng.ucsd.edu

５１１!2017 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

ターゲットに入射する（ダブルパルスレーザーを使用する

信号が増幅され，さらに (!
"（signal to background）比も場合は，２つのレーザーパルスを同じ光路にする調整が不改 善 さ れ る．図２で は，".
!""5.32 μs で SP-LIBS

要になる）．これまで，DP-LIBS はバルク材［１，２］や数 μm（#"115 mJ）と比較して２倍 程 度 の 信 号 増 幅 を 得 た が，程度の厚い膜［７］に対して適用され，シングルパルス（SP）".
!""1.32 μs では約５倍の増幅が得られている．SODP-と比較して信号増幅が得られているが，より薄い膜（数百LIBS による信号増幅の物理機構の詳細に関しては，参考

nm 以下）に対する有効性は最近まで調べられてこなかっ

文献［８］を参照されたい．

た．しかしながら，核融合炉においては，そのような薄膜

上記の W 薄膜の深さ方向分布計測では，DP-LIBS では観がプラズマ−壁相互作用によりタイル上などに再堆積層と測されない W と Mo 基板の遷移が，SODP-LIBS を用いるとして形成されるので，LIBS の重要な計測対象である．

明確に観測される．また，"%!""1−4 mm の範囲におい

そこで，モリブデン（Mo）基板上に作成された膜厚約て，信号強度は "%!"に対して非常に弱い依存性を示すの60 nm（アブレーションレート〜250 nm/shot よりも薄い）で，核融合炉での実際の使用に際して，レーザー照射位置のタングステン（W）薄膜を用いて，SP-LIBS と DP-LIBSの正確な調整が要求されないという利点もある．

の比較を行った［８］．使用したレーザー は，２台 の Q ス

２．
３ 組成分析

イ ッ チ Nd:YAG レ ー ザ ー で，レ ー ザ ー の 波 長（#$）は1064 nm，パルス幅（".
$）は約 5 ns である．レーザーエネ

LIBS による組成分析では，校正曲線を用いる calibration

ルギー#$は，SP-LIBSでは#$"115 mJと230 mJ，DP-LIBS

法と校正曲線を用いない calibration-free（CF）法
［９，
１０］が

では１発目と２発目で同じ #$!"#$""115 mJ を用いた．

ある．calibration 法では，組成の異なる reference 試料をいまた，１発目と２発目の時間差 ".
!"は 5.32 μs とした．真空

くつか用意し，発光強度比を組成比などに対してプロット

容 器 へ の ガ ス 入 射 は 行 わ ず，周 辺 中 性 ガ ス 圧（'）はし校正曲線を作成する必要がある．一方，CF 法では，校正

5 mTorr である（ロータリーポンプのみのため）．図２に曲線を作成する必要がないため，核融合炉における計測に

W I 429.4 nm 発光線スペクトルの比較を示すが，DP-LIBS

おいては大きな利点となる．以下では，CF 法の基本原理とでは，SP-LIBS に対して信号増幅を得ることができなかっ実際の計測例に関して述べる．

た．これは，DP の１発目で W 薄膜がアブレーションされまず，前提として，（１）レーザー誘起プラズマの組成がてなくなり，２発目は Mo 基板を照射するためである．

アブレーション前の試料の組成とほぼ同じで，（２）プラズこのような薄膜計測における DP-LIBS の致命的な欠点

マ が 局 所 熱 平 衡（LTE: local thermodynamic equilib-を克服するために，空間オフセットダブルパルス（SODP:rium）にあり，（３）光学的に薄い（吸収が無視できる），な

spatially-offset double pulse）LIBS 法 を 新 た に 開 発 し たどがある．（１）は通常 LIBS で用いられるレーザーエネル［８］．この手法は，試料上で１発目と２発目のレーザー照

ギーではよく成り立つ．
（２）に関しては，ポピュレーショ

射位置にずれ（"%!"）を数 mm 程度もたせることを除いてン分布がボルツマンプロットに従う場合，プラズマが LTE

DP-LIBS と同じであるが，この照射位置のわずかなずれに状態にあるということが言える．
（３）は組成比の小さい不より，図２に示されているように，SODP-LIBS を用いると純物の発光線や，組成比が大きくても振動子強度が大きくない発光線では成り立つであろう．
発光線（上準位 k から下準位 i への遷移）の発光強度$&'は，LTE 状態において，'&"!'&,&'#" ' %,) !! ' "&* **#-#))$（１）

であることから，,#$&* ' %,) !! ' "'&"!'&
-#)
**#
)$

（２）

と書ける．ここで，!'&は自然放出係数，&'は k 準位のポピュレーション密度，&*は粒子 s の密度，,'は k 準位の統
計重 率，**#)$は 粒 子 s の 状 態 和（温 度 T の 関 数），#'は k 準位のエネルギー，-# はボルツマン定数である．!'&，,，#'などの必要な原子分光データは，ほとんど
)$
*#
'，*
図２

の原子の場合，NIST のデータベース［１１］で入手すること

Mo 上 に 堆 積 し た W 薄 膜（厚 さ 約 60 nm）の SP-LIBS（EL = 115 mJ，230 mJ），DP-LIBS（EL1 = EL2 = 115 mJ，"t12 = 5.32 μs)，SODP-LIBS (EL1 = EL2 = 115 mJ，"t12 = 5.32 μs，"L12 ~ 1.5 mm）による W I 429.4 nm 発光
線 ス ペ ク ト ル の 比 較（参 考 文 献［８］の 図２を 引 用）．
P = 5 mTorr．SODP-LIBS が発光強度，S/B 比ともに一番
高い．

ができる．
式（２）において，密度 &*の代わ り に 粒 子 s の 組 成 比（&+は全粒子種の密度）を用いると，実際に計測
+
&+
*"&*!
(
される発光強度 $は式（２）より，'&

５１２

Special Topic Article

2. In-Situ Laser-Induced Breakdown Spectroscopy (LIBS) Diagnostics of Plasma-Facing Material Surfaces in Fusion Devices

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

D. Nishijima［１３］，W 中の Re の割合をその場計測することが可能にな（３）れば，中性子照射による W の損傷程度や中性子照射量を見積もることができると期待される．

となる．#は %0や観測体積などを含むパラメータで，個々図３に周辺アルゴンガス圧&".= 0.3 Torrでのレーザー誘の要素を個別に決定する必要はなく，後述のように #とし起 W-3.3%Re プラズマから得られた W I と Re I のボルツマて値が決定される．

ンプロットを示す．純 Re プラズマでは，波長 350 nm から式（３）を変形し，対数をとると，$+"#+,! / ""!! ) "*,! )( "#*
,
-#'
(/%
'&
)!)(

1000 nm の範囲で２１個の発光線を同定しボルツマンプロッ
トを作成することができたが，W-3.3%Re プラズマの場合（４）には，上記の波長範囲で最も発光強度の強い Re I 488.9 nm
線のみが利用可能であることがわかった［１２］．そのため，")の形で表すことができ，各粒子のボルとなり，/#)/"*

温度は W I のボルツマンプロット（使用された発光線は参ツマンプロットから '（傾き *の逆数）と切片 )/が決定さ

考 文 献［１４］を 参 照）か ら 得 た 値 を Re I に 適 用 し た．まれる．定義から，

た，Re Iの原子分光データはNIST［１１］には掲載されていな

(/%
'&
)/&
+
'1-%
/#
#

いので，別のデータベース［１５］を使用した．CF-LIBS で得
られた +
&'の &
".依存性を図４に示す．&".!10 Torr では（５）

EDX 分析と良い一致を得ることができたが，&".$10 Torr

であり，全粒子種の組成比の和は１であるから，!# ( ' '1- )
#+
% /&
#!
/#
/% &
#/
/

では，Re I 488.9 nm と同じ波長の Ar II 488.9 nm 発光線の影響が無視できなくなり，+&'が正確に計測できなくなっ（６）ているので注意が必要である．

となり，(/%'&と )/は既知であるので #が求められる．

２．
４ ガスリテンション計測#が決定されれば，式（５）から +/を導出することができ

核融合炉内のトリチウム（T）リテンション量の正確なる．

評価は安全性の観点から非常に重要であり，LIBS を用い

参考文献
［９，
１０］などでは，中性原子と一価のイオンを別た材料中の水素同位体リテンション計測に関する研究が行の粒子と考え，その和をある元素の割合としているが，筆われているので紹介する．

者の経験上，中性原子のみを考慮して導出した組成比でオ ラ ン ダ の DIFFER で は，直 線 型 の Pilot-PSI 装 置 に
LIBS システムを設置している．Mo 基板上の厚さ 2 μm のも，他の手法で得られた組成比と良い一致を示す．
次 に，CF-LIBS を 用 い た 実 際 の 計 測 例［１２］を 紹 介 す

W 層及び W とイットリウム（Y）の混合層に，ネオン（Ne）

る．使用したレーザーは，Q スイッチ Nd:YAG レーザーで，を含む重水素（D）プラズマを照射した後，Nd:YAG レー$%#1064 nm，".
%〜5 ns，"% #115 mJ で あ る．試 料 はザーを使って試料のその場計測を行っている［１６］．充分なW-Re の合金で，レニウム（Re）の割合（+は EDX（エネル&'）$#の信号強度を得るために，&".#0.9 Torr で計測を行い，ギー分散型 X 線分析）による分析から +&'〜3.3 at％である．

定性的に二次イオン質量分析法（SIMS: secondary ion mass

Re は中性子照射による W の核変換の主要な生成物でありspectrometry）と一致する結果を得ている．

図３

図４

レーザー誘起 W-3.3%Re プラズマから得られた W I と Re Iの ボ ル ツ マ ン プ ロ ッ ト（参 考 文 献［１２］の 図６を 引 用）．
PAr = 0.3 Torr．

５１３

W-3.3%Re 合金の CF-LIBS 解析結果（参考文献［１
２］
の図７
を引用）
．c Re が PAr に対してプロットされ，PAr ＜ 10 Torr
で EDX 分析と良い一致を示す．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

イタリアの ENEA では，Mo 基板上に厚さ 1.5-1.8 μm のへの LIBS システムの早期の導入が期待される．

７９％W‐１９％Al‐２％D の混合堆積層（アルミニウム Al はベ謝

リリウム Be の代わり）を作成し，Nd:YAG レーザーを使っ辞た DP-LIBS により解析を行っている［１７］．ここでは，ア

ここで紹介した研究の一部は，U.S. Department of En-

ルゴンガス等を入射することなく，"〜4×10−5 Torr の低

ergy Grant No. DE-FG０
２‐０７ER５
４９１２及び核融合科学研究所

ガス圧下で実験を行っている．そのため，信号強度は弱く

LHD 計画共同研究 NIFS１４KOBF０
２７の支援により行われなって い る．そ れ で も，SP-LIBS と 比 較 し て，DP-LIBSた．

でより高い信号強度が得られている．さらに，CF-LIBS

参考文献

により約 1.5％ という D の割合を導出しており，SIMS で得られた値（約２％）と良く一致する．

［１］A.W. Miziolek et al., Laser-Induced Breakdown Spectroscopy(LIBS) (Cambridge University Press, Cambridge, 2006).
［２］R. Noll, Laser-Induced Breakdown Spectroscopy (SpringerVerlag, Berlin, Heidelberg, 2012).
［３］D.A. Cremers and L.J. Radziemski, Handbook of LaserInduced Breakdown Spectroscopy, Second Edition (John
Wiley & Sons, Ltd, West Sussex, 2013).
［４］D.W. Hahn and N. Omenetto, Appl. Spectroscopy 64, 335
A (2010).
［５］D.W. Hahn and N. Omenetto, Appl. Spectroscopy 66, 347(2012).
［６］V. Philipps et al., Nucl. Fusion 53, 093002 (2013).
［７］S. Almaviva et al., Fus. Eng. Des. 96-97, 848 (2015).
［８］D. Nishijima et al., Spectrochimica Acta Part B 124, 82(2016).
［９］A. Ciucci et al., Applied Spectroscopy 53, 960 (1999).
［１０］E. Tognoni et al., Spectrochimica Acta Part B 65, 1 (2010).
［１１］A. Kramida et al., and NIST ASD Team (20l6). NIST
Atomic Spectra Database (version 5.4), [Online]. Available: http://physics.nist.gov/asd [Wed Jun 14 2017]. National Institute of Standards and Technology, Gaithersburg, MD.
［１２］D. Nishijima et al., submitted to Spectrochimica Acta Part
B (2017).
［１３］M.R. Gilbert and J.-Ch. Sublet, Nucl. Fusion 51, 043005(2011).
［１４］D. Nishijima and R.P. Doerner, J. Phys. D: Appl. Phys. 48,
325201 (2015).
［１５］1995 Atomic Line Data (R.L. Kurucz and B. Bell) Kurucz
CD-ROM No. 23. Cambridge, Mass.: Smithsonian Astrophysical Observatory. https://www.cfa.harvard.edu/
amp/ampdata/kurucz23/sekur.html［１６］K. Piip et al., J. Nucl. Mater. 489, 129 (2017).
［１７］S. Almaviva et al., Phys. Scr. T167, 014043 (2016).
［１８］M. Miyamoto et al., Nucl. Fusion 49, 065035 (2009).
［１９］D. Nishijima et al., Phys. Scr. T167, 014032 (2016).
［２０］G. Pucella et al., Nucl. Fusion 55, 104005 (2015).
［２１］P. Liu et al., Fus. Eng. Des. 118, 98 (2017).

次に，ヘリウム（He）の計測に関して述べる．He は D-T
核融合反応により生成され，核融合反応が起きているプラ
ズマには常に存在する不純物である．そして W を He 含有
プラズマに照射すると，表面近傍に高密度の He バブル層
（厚さ 20−30 nm 程度）が形成され，W中の水素同位体リテ
ンションが大きく低減されることがわかっている［１８］．このように，He はプラズマ−壁相互作用に大きな影響を与える．
我 々 の グ ル ー プ で は，Q ス イ ッ チ Nd:YAG レ ー ザ ー（""!1064 nm，!#"〜5 ns，!" !230 mJ）を 用 い て，Heプ ラ ズ マ に 照 射 さ れ た W 試 料 の SP-LIBS 分 析（"!#!1 Torr）を行い，He I 587.5 nm 発光線の検出に成功
した［１９］．深さ分布計測を行うと，W や Ar の発光線の強度は１ショット目から３ショット目まで変化はなかった
が，He I 発光線は１ショット目のみで観測された．これは，前述のように He バブル層が表面近傍（20−30 nm）に局在していることと対応する．また，CF-LIBSによりW中のHeの割合の導出を試みたが，上手くいかなかった．これは，観測した He 発光線の励起エネルギー（約 23.1 eV）が高く，
LTE 状態にないためであると推測される．その後，W 中のHe リテンション量に対する校正曲線が作成可能であることを実験的に明らかにしている．

２．
５ まとめ
以上，簡単ではあるが，核融合炉でのプラズマ対向材料
表面のその場計測に向けた LIBS の研究開発の現状を述べた．この分野では，特にヨーロッパと中国において研究が活発に行われており，実験室だけでなく，イタリアの FTU
トカマク［２０］や中国のEASTトカマク［２１］において実際に LIBS 計測が行われている．日本においても，将来の核融合炉での LIBS の使用を見据え，またプラズマ−壁相互作用研究をさらに進展させるためにも，既存の閉じ込め装置

５１４

J. Plasma Fusion Res. Vol.93, No.11 (2017)５
１５‐５２０

小特集 プラズマ対向材料表面のその場診断

３．レーザー超音波法によるその場診断
3. Laser Ultrasonics as a Method for In-Situ Material Monitoring Diagnostic
LEE Heun Tae，安 藤 颯 介
LEE Heun Tae and ANDO Sosuke
大阪大学大学院工学研究科（原稿受付：２
０
１
７年８月２
４日）

磁場閉じ込め核融合装置において，プラズマ対向材料のその場計測システムが運用されれば，運転中のコン
ポーネントの状態を把握でき，その場で対策を取ることでコンポーネントの損傷を抑えることが可能となる．
レーザー超音波法は非破壊，非接触方式であり，この要求を満たす可能性を持つ．高温環境下でのその場診断への導入をめざし，核融合炉に使用されるタングステン材料の特性評価のために，レイリー波による W モノブロッ
ク表面亀裂，先進タングステン繊維複合材料の機械特性について評価を行った．
Keywords:
laser, ultrasonics, tungsten, mechanical properties, non-destructive testing３．
１ はじめには材料中の超音波の発生と検出双方に使用される．反射波

磁場閉じ込め核融合装置において，ダイバータの主な機の到達時間から波速度が求められ，これから結晶構造と密能はプラズマの純度を保った状態でパワーを排出すること度の情報が得られる．また，パルス信号強度の減衰は結晶である．よって，ダイバータプラズマ対向機器（コンポー

粒界における波動散乱に依存するため，これにより結晶粒ネント）は，極端な繰り返し熱負荷環境下で使用される．

の体積またはサイズの情報を得ることができる．そして，

ITER では，タングステン（W）ダイバータコンポーネント

表面破壊による亀裂は表面波とその反射，透過特性を利用

2

２は 10 MW/m で５０００サイクル，20 MW/m で３００サイクル

して特徴づけられる．この方式は基礎研究［６］および産業の負荷に耐えなければならない［１］．高熱負荷テストの結界［７］において，鉄鋼製品の冶金過程制御や［８］，航空宇宙

果では，このような高負荷によって W コンポーネントの再材料の特性評価［９］に利用されている．レーザーの使用に結晶化や亀裂の形成を引き起こすことが示されている［２］．

より，容易な計測の自動化やデータ解析とともに高速ス

ITER では１０５パルス後における W コンポーネントの深さ

キャンと高スループットが可能になる．

2 mm までの再結晶化や深さ 1 mm までの亀裂進展が見込

更に，タングステン固有の脆性を克服するため，いくつまれている［３］．再結晶化は材料強度の低下を引き起こし，かの先進タングステン合金［１０］とタングステン複合材料

亀裂のエッジは溶融されやすくなる．これまでの研究では［１１］が開発されてきている．通常，新規材料の各種材料試

ミクロ構造の変化や亀裂形成は，高熱フラックス試験後に験にはそれぞれに特有の試料形状などが規定されている行われる W コンポーネントの破壊検査によって決定づけ

が，これら先進材料は量産化されていないため，材料試験られてきた．これは高コストであるとともに，時間や労力の効率が劣る．レーザー超音波は試験材料の形状が限定さを要する方法である．一方，ミクロ構造の発展や亀裂形成れないため，金属や合金の製造パラメータを見積ることにのその場，非破壊，リアルタイム計測は，コンポーネント

用いられてきており［１２］，先進タングステン材料の開発に試験を迅速に行うと同時に，必要とされる時間依存データ

とっても理想的な方法になりうると言える．

を提供することができ，これは結晶粒や亀裂成長に関する

これまで我々は，高温環境下でのその場診断への導入を

各種動力学モデルのベンチマークデータ取得にも有用であめざし，レーザー超音波法による各材料状態に対するデー

る．実際の装置内においてもこのような計測システムが運

タベースの構築に取り組んできた．次節からは，レーザー

用されれば，運転中のコンポーネントの状態を把握でき，

超音波をタングステンコンポーネントやタングステン材料

その場で対策を取ることでコンポーネントの損傷を抑えるの特性評価に応用するための我々の最新の成果を紹介すことが可能となる．

る．まず，レーザー超音波測定法に関する簡潔な解説を示

レーザー超音波法［４，５］はこの要求を満たす可能性を持す．次に，レイリー波による W モノブロック表面亀裂の評

つ．これは放射線，高温環境においては理想的である非破価について述べ，先進タングステン繊維複合材料の機械特壊，非接触方式であり，通常の超音波法と異なりレーザー

性について示す．最後に，将来の展望と今後の課題で締め

Graduate School of Engineering, Osaka University, Suita, OSAKA 565-0871, Japanauthor’s e-mail: heunlee@eei.eng.osaka-u.ac.jp

５１５!2017 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

くくる．

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

３．
２ レーザー超音波法の原理（３）

この方法は，パルスレーザーで材料に超音波を発生さ

ここでは，表面に対して垂直方向への外部制約を考えなせ，干渉計と接続された２つ目のレーザーにより波を検出

いため応力は )))#!
（)#!）である．しかし，)#!での表する方法である．これは非破壊，非接触である性質上，広面に対して垂直方向の熱弾性応力は発生し，その応力によい温度範囲にわたって同一の試料で測定ができる．パルス

る歪みは熱応力運動方程式を解くと式（４）のように求めら

レーザーの強度が低いとき，照射部分が熱膨張することにれる．

よって照射表面に垂直成分と水平成分の熱応力が発生す

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

る．このような領域を熱弾性モードという．一方でレー
ザーの強度が材料のアブレーション閾値を超えた場合，照（４）

よって，その応力による表面隆起は式（５）で示される．

射部分がアブレーションを起こすことで垂直成分の応力が発生する．このような領域をアブレーションモードとい!
&# # # $
)
$
"
&""
'

う．この節では，レーザーを金属に照射した際の熱弾性応
力の発生原理について述べる［４］．簡単のため１次元のモ（５）

デルでレーザーが固体に照射する様子を説明する．まず半

ここで，$)は温度上昇があった深さのことを表してお無限平面（)#!）の材料表面がレーザーの作用により温度り，図２の場合定数を仮定する．温度上昇は付与されたエ

上昇する場合を考える．簡略図を図１に示す．レーザー照

ネルギー密度 $'#$%"$に関係し，式（６）の様に表される．

射により温度上昇 $&$!
%(%が生じ，初期応力，その他の物

#
$
"# $
(!$
)

理的制約がないと仮定すると，材料表面に対して深さ方向に対する歪み %（１）で与えられる．
)
)は式
*
&$
)
!
%
%
%
"$
)
!
%
##$
%
(
(#
*
)

ここで，(は密度，! は比熱容量を表す．したがって，式（１）（５）に上式と #!##&""'を代入すると以下の式（７）が得られる．

ここで &は微小変位の )成分，#は線熱膨張係数を表す．ま

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

た，１次元モデルであるため表面に対して水平方向の歪みは発生しないものとする．つまり，%'$#%($#!であり表面# ##"! "$(!

に対して縦波（L 波：Longitudinal wave）が波面を垂直方向にして伝搬する．横波（S 波：Shear wave）はこの場合（７）

このように材料表面から表面に対して垂直な方向に熱応発生しない．

力が発生するため，同方向にひずみが生じ，材料内部を弾

次に，局所的にレーザーにより加熱した場合を考える．

性波である縦波と横波が伝搬する．実際には，レーザー径

簡略図を図２に示す．

が超音波伝播経路より十分小さい場合，３次元モデルが必

この場合は照射部以外に応力が影響し，応力‐歪みの関

要になることに注意する［１３］．

係は以下の式（２）のように示される．
!#$
&""
'%
%
"
)))#$
)
)!#

（６）

単パルスレーザーで弾性波励起した弾性波は，レーザー（２）干渉計を用いて検出される．本研究では，レーザドップラ

ここで，!#&""'は弾性体の体積弾性率，&と 'はラメ#定数を表す．また，運動方程式は式（３）で示される．

振動計［１４］を用いて実験を行った．振動計は，表面変位と速度をそれぞれ±75 nm と±3 m/s の範囲で測定可能である．変位および速度の値はドップラーシフトの位相及び周

図１

一様にレーザーを照射した場合（熱弾性モード）
．

図２

５１６

局所的にレーザーを照射した場合（熱弾性モード）．

Special Topic Article

3. Laser Ultrasonics as a Method for In-Situ Material Monitoring Diagnostic

H.T. Lee and S. Ando

波数変調により測定される．実験の測定例を図３に示し，リー波の反射波を観測することで亀裂の有無が確認できその計測波形データを図４に示す．

る．また，伝搬しているレイリー波の周波数依存性を見る

試料厚さの間を伝播する弾性波の到達時間差から弾性波

ことによって表面の構造を知ることができる．材料表面に速度を決定する．試料の厚さはマイクロメーターで測定可

亀裂が存在する場合，高周波の波は亀裂部分において反射能である．図４は熱弾性モードに対応しており，照射したするが，低周波の波は透過する．そのため亀裂において反レーザーによってアブレーションが起こっていない．この射したレイリー波を観測することで，亀裂の深さを測定す場合，縦弾性波（L 波）の到達が負のパルスとして観測されることができる．実験では，亀裂の深さと反射波の関係をる．正と負のパルスは，振動計ヘッドに対して近づいたり，得るために深さの異なるスリットが入った６つの W 試料

遠ざかったりする動きを意味している．負のパルスは体積に対して，パルスレーザーを照射し，振動計で変位を計測

膨張を表しこれは振動源での表面境界条件による震央の位した．図５にあるようにパルスレーザーと振動計の間の距置関係で起こりうるよく知られている現象である［４］．横離を1 mm，振動計とスリットの間の距離を1 mmとしてス

弾性波（S 波）の到達は正のパルスとして観測される．

リットにおいて反射するレイリー波を比較した．このとき，計測したレイリー波の第一波（R）と反射したレイリー

３．
３ W モノブロック表面亀裂に対する検査

波（RR）による変位の計測結果を図６（a）に示した．一般

近年の高熱流束試験によると，EU が供給するタングスに均質媒質中で弾性レイリー波の速度は，縦弾性波速度のテン部材に対して 20 MW/m2 の繰り返しの熱負荷によっ半分程度であり，W の縦弾性波速度は 5000 m/s 程度であて，頻繁にモノブロック中央に大きな亀裂が発生することる．よって W 表面で 1 mm の距離をレイリー波が伝播するが明らかとなった．亀裂の断面観察によって，負荷面から

時間は 0.4 μs 程度である．また熱弾性モードでは，照射部亀裂が広がっていることがわかった．これは，W のようなから表面外側方向に応力が発生するとともに中心が隆起す

脆性材料では特に亀裂が成長しやすく，亀裂を早期に検出るため，伝搬するレイリー波は下方向のパルスとなる．

することが重要であることを示している．また，亀裂成長

図６（a）の反射レイリー波を見るとスリットが深くなるほ

モデルを評価するためには，繰り返しのパルス熱負荷によど，パルス幅が大きくなり低周波成分を多く含んでいるこる亀裂の深さを知ることが必要である．そのため，高熱流とがわかる．このように反射したレイリー波のパルスにつ束試験でリアルタイムの亀裂検出及び亀裂深さの評価を行いて 1 μs の幅で切り取り，FFT により得た振幅の周波数特う非破壊試験が必要となる．

性のグラフを図６（b）に示した．波形を切り取るためにハ本研究では，レーザー超音波法を用いて表面破壊亀裂を

ミング窓関数を用いた．また比較のためスリット深さ

検出し，マクロクラックの存在する W モノブロックの亀裂

0.4 mm におけるレイリー波の第一波について同様にして深さを評価した．実験ではモノブロック表面において表面

周波数特性を示した．第一波の周波数特性を見るとパルス

レイリー波を励起した．レイリー波は表面弾性波の一種でレーザーによって約 7 MHz 以下までの広帯域の周波数のあり，進行方向に水平方向（縦波）と垂直方向（横波）のレイリー波が励起されていることがわかる．一方で反射波変位がある．一般に波長と同じ深さまでの範囲に９０％以上

は約 2.5 MHz 以下において 1 mm 以下のスリットではスのエネルギーが集中するので，レイリー波の波動エネル

リットが浅くなるほど振幅が小さくなっており，スリット

ギーの深さ分布はその波長によって変化する．まず，レイの深さによって低周波の波の反射率が変化していることが図３

レーザー超音波実験の概略図．

図５

図４

熱弾性モードの変位の時間変化の典型的な測定波形デー
タ．

５１７

実験装置の概略図．パルス幅 10 ns の Nd:YAG レーザーを
シリンドリカルレンズを用いて線状に集光して試料に照射し，レーザー振動計で表面変位を計測する．フォトディテ
クターは，変位計測のトリガー信号として用い，ショート
パスミラーの位置変えることで２つのレーザーの位置を調整する．試料を固定するステージは X，Y，Z の３方向と２回転方向の調節ができ，レーザー照射位置と入射角度を調整するために用いている．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

図７ （a）
亀裂の発生していない W モノブロックと（b）
亀裂を有する W モノブロックに対して，伝播するレイリー波（R）と亀裂で反射したレイリー波（RRc），試料端で反射したレイリー波（RRe）
による表面変位の２D カラーマップ．縦軸は測定した冷却間方向の位置であり，カラーマップはレイ
リー波の第１波によるパルスのピークを−１で規格化して表示している．

反射波のパルスピークが大きい 3〜5 mm の位置において

図６ （a）
レーザー超音波により 0.4〜6 mm の異なる深さのス
リットを持った W 標準試料に伝播させたレイリー波（R）とスリットでの反射波（RR），バルク中を伝播し，レーザー
照射裏面で反射した縦弾性波（L）による変位の計測結果．
（b）
それぞれの深さのスリットで反射したレイリー波の振幅の周波数特性（点線）．比較のために 0.4 mm のスリット
における入射レイリー波の振幅の周波数特性を実線で表示している．（c）
スリット深さに対するレイリー波の反射率の計算結果．1 mm 以下のスリット深さのプロットに対して線形近似を行い点線で示している．

のみ1−1.5 MHzの波の振幅が存在する．一方でその部分では，0.5 MHz 以下の波の振幅が小さくなっており，周波数がシフトしていることがわかる．これは，完全に閉じている亀裂でレイリー波が反射する場合，入射方向の振動と反射方向の振動で，亀裂面同士の相互作用の働き方が異なる
ため，反射波に高調波が含まれることが原因であると考えられる．また亀裂の面で反射する波と先端で反射する波の周波数が異なることによるものである可能性もある．

わかった．次にこのグラフにおいて 15 MHz 以下の第一波の振幅の面積 "#と反射波の振幅の面積 "##を計算し，反射３．
４ タングステン繊維強化タングステン［１５］

率 !を以下の式（８）で定義し，スリットの深さに対する反応用工学の分野において，部材の設計と解析を可能にするためには，材料の機械的特性を特徴づけることが必要と射率を図６（c）に示した．
［%］!
"#!"!!
""##!

なる．一般に，均質等方性材料に対して，複合材料の機械（８）

的特性を統一的に記述することは容易ではない．構造材と次に亀裂の入った W モノブロックと亀裂の入っていなして適用するために，複合材の有効性を評価する際に最もい W モノブロックの２つの試験片に対して，スリット実験

よく特徴づけられる特性は引張強さである．核融合研究にと同様にして，亀裂形状の測定を試みた．亀裂に沿った方

おいて，最も高い粒子負荷と熱負荷を受けるダイバータ領

向（冷却管方向）に 1−9 mm まで 1 mm 間隔でスキャンし域でのタングステン（W）プラズマ対向材に代わる材料として測定を行った．測定波形を横軸を時間，縦軸を亀裂方向てタングステン繊維強化タングステン（$%!
$）が開発されのスキャン位置として振動計で測定した変位を２次元カている［１１］．$%!
$ の熱処理能力を評価するためには，熱ラーマップに表示したグラフを図７（a）（亀裂なし）と（b）

機械特性を知ることが必要となる．具体的には，弾性定数（亀裂あり）に示した．このグラフにおいて約 0.5 μs に負パとその温度依存性は熱応力に影響を及ぼすため，部品設計

ルス（黒色）で観測されたレイリー波の第１波の最大振幅においてこれらの値が必要となる．複合材では，熱機械特を−１として全ての変位データを規格化している．7.5 μs

性は幾何学的形状に大きく依存し，密度の違いなどといっに存在する負方向のパルスは，試料端で反射して観測された製造過程の影響を大きく受ける．結果として，実験室段た反射波であり，スキャン位置にかかわらず一様に存在し階での試料の機械試験は誤った部材性能の評価をもたらすている．また亀裂ありの試験片でのみ 6 μs 付近にパルス波可能性がある．そこで，部品の幾何的形状に近い形で複合形がみられ，これが亀裂で反射した波である．この波形を材料の試験を行うことが重要となる．したがって，$%!
$

見るとスキャン位置によって波形が異なり，1−6 mm 程度のような先進材料の機械的特性を非破壊かつ高温領域で，ではピークが大きいのに対して，7−9 mm では大きなピー

実験室規模から部品サイズのスケールまで適用でき，高い

クはあまり見られない．これは深さなどの亀裂形状による空間分解能と時間分解能をもち，低コストで拡張可能な方影響であると考えられ，スキャン開始位置の側の側面から法を用いて特徴付ける必要がある．

見える亀裂は冷却管まで到達しているのに対し，終了位置

本実験では，以下の４つの異なる試料を用いた．
（１）純の側面の亀裂深さは 3 mm 程度であることから，亀裂深さ

W 試料（焼結温度１８００℃，圧力 50 MPa），（２）純 W（焼結が深いほど振幅が大きくなっていることが推測できる．さ

温度２０００℃， 圧力 60 MPa），（３）繊維‐母材間に厚さ 1 μm

らにこのグラフにおいて，反射波部分を 1 μs で切り取りハの酸化イットリウム（Y2O3）で処理をしたマルチ ファイ

ミング窓を用いて FFT を行った．亀裂がある試験片では，

バー $%!
$ コンポジット試料，（４）繊維‐母材間のインター
５１８

Special Topic Article

3. Laser Ultrasonics as a Method for In-Situ Material Monitoring Diagnostic

H.T. Lee and S. Ando

フェイスに厚さ 2.5 μm の酸化イットリウム（Y2O3）で処理

スの厚さが 2.5 μm の複合材の方が厚さが 1 μm のものと比をしたマルチファイバー !"!
! コンポジット試料．ファイ

べて弾性波速度は全体的に速くなっている．図８中に顕微バーの体積分率は約３０％で，顕微鏡で観察するとランダム鏡で観察した２つの厚さのコーティングの様子を示した．

な 方 向 に フ ァ イ バ ー が 配 置 さ れ て い る．４つ の 試 料

このように，1 μm厚さのインターフェイスの方が均一性が（SPS W）はユーリヒ総合研究機構で放電プラズマ焼結法

なく，母材部分と繊維部分の接着がうまくいっていないこ（Spark Plasma Sintering，SPS）で作成された．この作成プとが速度が減少した一つの要因であると考えられる．一方

ロセスの詳細については Ref［１６］を参照されたい．全てので Y2O3 の弾性波速度はタングステンよりも速い（L 波は

試料は，厚さが 5 mm 程度で "20 mm 半円板状で理論的密6931±65 m/s と S 波は 3712±49 m/s［１８］）という事実か

度の約９５％である．試料の平均密度はアルキメデス法を用ら，インターフェイスの Y2O3 中では弾性波速度の低下は

い て 測 定 し た．比 較 の た め に，日 本 の ALMT 社 製 のおこらないと考えられる．

"20 mm 円板状，99.99％ 純度多結晶 W 試料（Ref W）も使粉末冶金で作成された材料では，弾性率は密度や多孔質用した．試料の厚さは，デジタルマイクロメータを用いて構造，マイクロクラック，残留応力，異方性，粒界の状態，

２５℃で測定した値を使用し，その誤差は 0.0005 mm であ

原子間距離，不純物濃度といった様々な要因に依存する．

る．SPS W 試料は研磨されておらず，厚さのばらつきは測

古典弾性論から，等方均質材料では２つの独立な弾性定数

定器の誤差より１−２桁大きい．図８では測定した S 波速が存在する．したがって，もし密度 #がわかっていれば縦度と L 波速度の関係をプロットしている．

弾性波と横弾性波から関係式を用いて，５種類全ての弾性

Ref-W において，L 波と S 波速度はそれぞれ５２２７±5 m/s率が求まる（体積弾性率，剛性率，ヤング率，ポアソン比，と２８７０±12 m/s である．この値は文献値［１７］と非常によくラメ定数等）．簡単のため，!"!
! 複合材を近似的に等方性一致する．Ref-W のエラーバーは測定と解析における誤差

材料として考えて上述の式を用いて弾性率を計算した．こを意味する．一方で SPS 純 W 試料の弾性波速度は系統的にれは Y2O3 の弾性波速度は W よりも速く，大きな遅れは発遅い値となっている．４つの SPS-W 試料のエラーバーは９生しないという予測に基づいている．繊維部分での減衰，回の測定点の標準偏差を意味する．この大きなエラーバー

分散，ガイド波などの異方性媒質における弾性波伝播の複から SPS-W 試料の非均質性が測定と解析に起因する誤差

雑な影響を考慮する必要があることは明らかであるため，にたいして非常に大きいということがわかる．図８におい今後の研究での検討が期待される．異方性材料での弾性波て黒点線で示したように，L 波速度と S 波速度には線形相伝播の定量的な記述は本論文の範囲外である．したがって

関がある．一般に，音波の速度は弾性率の平方根と密度の計算された値は近似的なものではあるが，結果から定性的逆数に比例する．これは，密度が大きくなると音波の速度な一般化ができる．結果から，弾性率は一般に，Ref-W のが低下することを意味している．しかし実際には，本研究

約８０‐９０％の値であることがわかる．

や他の多くの研究においてこれと異なる結果が得られてい３．
５ 今後の展望る．これは，弾性率は密度に比較的強く依存し，弾性率が大きくなることで音波速度が速くなるためである．

本章では磁場閉じ込め核融合装置において，プラズマ対

本実験では試料の種類が限られているが，弾性波速度測向材料のその場診断への導入をめざし，レーザー超音波法

定において密度や空孔率の影響を完全に考慮するためにによる各材料状態に対するデータベースの構築のうち，熱は，さらに多くのデータが必要である．また，!"!
! 複合材

負荷による効果の例をいくつか紹介した．タングステンはの平均弾性波速度は純 W と非常に近い値を示しているが，本質的に脆弱な材料であるが，核融合炉では水素同位体，その標準偏差は純 W よりも大きい．Y2O3 インターフェイ

ヘリウム，そして中性子といった粒子種に晒される．これ
ら３種類の粒子はタングステンのような金属の脆性を増加させることで知られている．このような影響は核融合炉の安全運転の可能性を狭めてしまう．次のステップとして，粒子および熱負荷双方でタングステン材料の応答を評価する必要がある．また，将来的には実際のトカマク及びリニ
アプラズマ装置内におけるレーザー超音波法の計測システ
ムの運用を目標としている．

謝辞

ここで紹介した研究の一部は，JSPS 科研費 JP２６８２０３９７，
図８および京都大学エネルギー理工学研究所共同研究 ZE28A

すべての材料について縦弾性波速度に対する横弾性波速度のプロット．Ref-W のエラーバーは，測定と解析の誤差を表している．その他の試料のエラーバーは標準偏差を表している．差し込み図には，顕微鏡で観察した複合材料における２つの異なる厚さの酸化イットリウムコーティングの違いを示している．写真の黒い部分がイットリウムコー
ディングである．

18，ZE29A16 の支援により行いました．

参考文献［１］T. Hirai et al., Nucl. Mater. Energy 9, 616 (2016).
［２］S. Panayotis et al., Nucl. Mater. Energy, in press (2016).

５１９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017［３］G. De Temmerman (private communications).
［４］C.B. Scruby, and L.E. Drain, Laser Ultrasonics: techniques
and applications, IOP publishing (1990).
［５］荻 博次：金属 76, 671 (2006).
［６］Y. Sugawara et al., Phys. Rev. Lett. 88, 185504 (2002).
［７］落合 誠：東芝レビュー 61, 44 (2006).
［８］M. Militzer et al., Materials Science Forum, 753, 25 (2013).
［９］M. Choquet et al., Rev. Progress Quantitative Nondestructive Evaluation 14A, 545 (1995).
［１０］H. Kurishita et al., J. Nucl. Mater. 377, 34 (2008).

［１１］J.W. Coenen et al., Fusion Eng. Des., in press (2016).
［１２］M. Sano et al., Procedia Engineering 81, 1414 (2014).
［１３］J.D. Aussel et al., Ultrasonics, 26, 245 (1988).
［１４］http://www.polytec.com/jp［１５］H.T. Lee et al., Physica Scripta T170, 014024 (2017).
［１６］Y. Mao et al., Physica Scripta T170, 014005 (2017).
［１７］R. Lowrie and M. Gonas, J. Appl. Phys. 38, 4505 (1967).
［１８］O. Yeheskel and O. Tevet, J. Am. Ceram. Soc. 82, 136(1999).

５２０

J. Plasma Fusion Res. Vol.93, No.11 (2017)５２１‐５２４

小特集 プラズマ対向材料表面のその場診断

４．色分析による堆積層膜厚のその場診断
4. Evaluation of Deposition Layer Thickness by Color Analysis
本島

厳

MOTOJIMA Gen
核融合科学研究所（原稿受付：２
０
１
７年８月２
０日）

プラズマ‐壁相互作用によりプラズマ対向壁上に形成される堆積層は，粒子吸蔵に重要な役割を担っていると考えられる．プラズマ対向壁の粒子吸蔵を理解するためには，堆積層が形成される場所および量を広範囲で同定することが重要になってくる．そこで，本章では，堆積層の膜厚をプラズマ対向壁の広範囲にわたり評価可能
なカラーアナライザーを使った色分析手法を紹介する．
Keywords:
color analyzer,reflection coefficient,deposition layer,wall retention

４．
１ はじめに

過去に報告事例はあるものの，測定領域が限定されるほ

磁場閉じ込め核融合実験装置において燃料粒子制御を行

か，真空容器内の広範囲な領域まで拡張しにくいという問うためには，プラズマ対向壁の粒子吸蔵は重要な課題であ題がある．また，金属のような光沢がある対象物を色分析る．核 融 合 科 学 研 究 所 の 大 型 ヘ リ カ ル 装 置（LHD）でする場合，鏡面反射による反射光が強くなるため，センは，イオンサイクロトロン加熱と電子サイクロトロン加熱

サーの位置によっては鏡面反射の影響を強く受け，正確にによる総加熱パワー 1.2 MW，４
８分間の長時間ヘリウム放対象物の色分析を行うことができない場合もある．そこ

電において，グローバルな粒子バランス解析が行われ，燃で，本章では，広範囲な領域まで堆積層の膜厚を評価可能

料粒子の動的な壁粒子吸蔵特性が見出されている［１］．まなカラーアナライザーを使った色分析法を LHD に適用した，この動的な壁粒子吸蔵特性は，プラズマ対向壁である

た例を紹介する．色分析から堆積層膜厚を評価するには，

ダイバータ板（炭素）と第一壁（ステンレス鋼）それぞれ

図１に示すような４つの過程を経ている．過程１はカラーの粒子吸蔵に対する温度依存性から説明可能であることがアナライザーによる色分析である．過程２では，色分析測

わかってきた［２‐４］．この放電では，燃料粒子の６０％が壁定が物理的意味において反射率測定と等価であることを示に吸蔵されており，試料解析によると吸蔵量は炭素を主成し，過程３では，反射率と堆積層膜厚との関係が単層膜モ分とする堆積層の膜厚に対し，線形に増加していることがデルで説明可能であることを示す．最後の過程４で，得ら示された［４］．すなわち，堆積層が粒子吸蔵に重要な役割れた色分析結果から堆積層の膜厚を評価する．本章では，を担っていると考えられ，壁の粒子吸蔵を理解するためにそれぞれの過程に沿って説明する．

は，堆積層が真空容器の「どこに」に「どれだけ」分布し

４．
２ コンパクトカラーアナライザーについてているのか広範囲で同定することが重要になってくる．堆積層の膜厚評価には，真空容器内部の長期設置試料が威力

LHD の真空容器第一壁における広範囲な堆積層膜厚評を発揮するところであるが，試料の解析に時間を要するこ

価には，常陸金属製のコンパクトカラーアナライザー（型と，また，真空容器内には限られた枚数の試料しか設置できないことを考えると，試料を用いてすべてのプラズマ対向壁の堆積層の膜厚を評価することは現実的ではない．そこで，新たに考案されたのが色分析である．これまで，
TEXTOR-94 や ASDEX-U で 色 分 析 が 行 わ れ て き た［５，６］．これらの装置では，堆積層の膜厚を評価するために色の色相が測定された．測定には，TEXTOR-94 では
CCD カメラが用いられ，ASDEX-U では撮像カメラが用い

図１られた．このように，カメラを使った堆積層の膜厚評価は色分析から堆積層膜厚評価に至るまでの過程．

National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japanauthor’s e-mail: motojima.gen@lhd.nifs.ac.jp

５２１!2017 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

番：DM-1）を用いた［７］．カラーアナライザーの写真をここで，カラーアナライザーの精度を評価するために，あ図２（a）に示す．このアナライザーの大きな特長として内らかじめ R，G，B 値がわかっている約４００枚の色見本帳部にLEDの積分球を有していることが挙げられる．積分球（DIC カラーガイド第１９版の内部構造を図２（b）に示す．LED から発した光は拡散板行った［８］．較正結果の概要を以下に示す．R，G，B 値にによって均質な標準光として対象物に入射される．そのはそれぞれオフセットが存在しており，その値はほぼ同様

後，対象物から反射された正反射光と拡散光を含んだ光をである．また，R，G，B 値にはそれぞれ同様の感度特性を

フ ォ ト ダ イ オ ー ド セ ン サ ー が 捉 え，赤（615 nm），緑

有しており，値が大きい場合に感度が良く，値が小さい場（540 nm），青（465 nm）に中心ピークを持つ，いわゆる R，合に感度が悪い．ここで，R，G，B 値を平均した値を RGB

G，B（Red，Green，Blue）の３つの特定の光の強度として値と定義する．RGB 値が高いことは，白色に近いことを示

値を出力する．なお，このカラーアナライザーは R，G，B

しており，RGB 値が低いことは黒色に近いことを示していのほか，色相，彩度，明度も測定することができる．カラー

る．すなわち，色が白い場合に感度が良く，黒い場合に感アナライザーの仕様を表１に示す．カラーアナライザーは度が悪いことになる．このことは，一般的に人間の眼と同軽量かつ小サイズで，ユーザーに使いやすい仕様になって様で，白色よりは黒色の方が色の違いを見分けることが困いるため，プラズマ実験終了後に大気開放された真空容器

難だと言える．堆積層評価の観点からは，RGB 値が低い領内へ持ち運ぶことが容易である．また，計測時間も３秒程域まで感度がある方が望ましく，今後，カラーアナライ

度で，短時間で多点計測が可能となっている．さらに，内ザーのさらなる開発が期待される．

PART1，3）を用いて較正を部メモリを有しているため，データの連続保存が可能で，

４．
３ 実験結果充電バッテリーを持っているため AC 電源が不要である．

４．
３．
１ カラーアナライザーで測定した RGB 値と反射率の等価性について
さて，ここでカラーアナライザーによって測定された
RGB 値の物理的意味を考える．カラーアナライザーは４．
２
節で述べたように，対象物の反射光の反射強度を，特定の可視領域の波長を分光して RGB値で表したものであり，特定の波長とはいえ対象物の反射率を反映していると考えられる．そこで，LHD の真空容器内に取り付けられた長期設
置試料を用いて，反射率と RGB 値の相関を調べた．長期設
置試料はステンレス基板からなり，トロイダル１セクショ
ンの第一壁上に，トーラス内側から外側まで様々な場所に置かれ，１サイクル実験中プラズマに曝露されている（設
置位置は図６（b）を参照）．実験終了後大気開放された後に取り出したこれらの試料の光反射率スペクトルを分光エ
リプソメーターによって評価した．試料は同時に，RGB
値をカラーアナライザーによって測定した．図３に RGB
値と反射率の関係を示す．なお，反射率は，光反射率スペクトルから赤（615 nm），緑（540 nm），青（465 nm）の各波長の反射率を平均した値を用いた．参考までに，曝露さ

図２ （a）
常陸金属製カラーアナライザー（型番：DM-1）と（b）
積
分球の内部構造．

表１

カラーアナライザー DM‐
１の仕様．

計測データ
測定部直径
積分球内径
光源
RGB 階調重量
計測時間
記録

RGB（赤，緑，青）
HSV（色相，彩度，明度）!8.1 mm!47 mm
白色 LED０〜１
０
２
３〜160 g
３秒
USB メモリ（内部装備）

図３

５２２

カラーアナライザーで測定された RGB 値と分光エリプソ
メーターで測定された反射率との関係［９］．

Special Topic Article

4. Evaluation of Deposition Layer Thickness by Color Analysis

G. Motojima

れていない試料についても同じグラフにプロットしてい

けるフレネルの反射係数である．この簡単なモデルでは，る．反射率と RGB 値は線形の関係を示しており，カラーア

反射率は堆積層の膜厚に非線形に依存していることがわか

ナライザーで測定した RGB 値は反射率を反映しているこる．なお，光の偏光に関して，S 波と P 波の割合は１：１ととがわかる．なお，測定対象の表面粗さも RGB 値に影響を仮定した．また，堆積層の屈折率は分光エリプソメーター

与 え る 可 能 性 が 考 え ら れ る が，透 過 型 電 子 顕 微 鏡!
#$，%"!
の測定結果をもとに &""!
'&とした．また，基板（TEM）観察による試料の断面を見ると表面粗さは 100 nm!
%，%"#のステンレス試料の屈折率は &""!
'とした．単層

以下と可視光波長よりも低いので，表面粗さの影響は小さ

膜モデルによる堆積層の膜厚と反射率の関係を図５に実線

いと考えられる．

で示している．膜厚が 10 nm から 100 nm までの範囲では，

４．
３．
２ TEM 断面観測による堆積層の膜厚評価

反射率に明確な膜厚依存性が確認できる．ここで，単層膜

前節で，カラーアナライザーによって測定された RGB

モデルの反射率に対する膜厚依存性について見てみる．膜値は反射率と等価であることが確認できたが，反射率から厚が 10 nm-100 nm の間では反射率に依存性が見られるも堆積層の厚さを推定するためには，それらの関係を明らかのの，膜厚が 10 nm以下もしくは100 nmを上回ると依存性にしておく必要がある．長期設置試料を集束イオンビーム

が弱くなる．これは，膜厚が薄いと基板の反射率が，膜厚（FIB）により断面を切り出し，TEM 観測して長期設置試が厚いと堆積層の反射率が支配的になるためと考えられ料の堆積層の膜厚を評価した．図４に各試料の TEM 画像

る．この単層膜モデルに見られる依存性は，カラーアナラを示す．いくつかの試料では堆積層の界面を同定すること

イザーおよび分光エリプソメーターによる反射率の実験結が困難なものがあるほか，FIB で切断する際の試料の表面果と同様な依存性となっている．ゆえに，反射率と堆積層損傷を防ぐため，試料表面にタングステンを蒸着していの膜厚の関係性は単層膜モデルで説明可能であると言える．

る．2 nm から 1400 nm の間で様々な堆積層の膜厚が観測で４．
３．
４ ヘリカルコイル上の第一壁反射率分布と膜厚分布評価きている．また，TEM 画像からは，堆積層中の指向性を持った構造や基板のブリスタリングなど興味深い特徴が見上記に示した長期設置試料が設置されている同じトロイられているが，本章では堆積層の膜厚にのみ触れることにダルセクションのヘリカルコイル上の第一壁に関して，大する．図５に TEM 画像から評価した膜厚とカラーアナラ

気開放後にカラーアナライザーを用いて反射率を測定しイザーおよび分光エリプソメーターによる反射率の関係をた．該当するステンレス保護板の枚数は５３０枚に及んだ．ま示す．

た，２回測定することにより再現性を確認した．図６（a）に

４．
３．
３ 実験結果と単一層膜モデルとの関係性

反射率測定結果を示す［９］．トーラス外側では，ほとんど堆積層の膜厚と反射率との関係を議論するため，ここでの保護板の RGB 値は低くなっており，反射率は低い．一は単層膜モデルを考える．単層膜モデルでは，大気層，堆方，トーラス内側ではダイバータ板近くを除いて RGB値は積層，基板層という単純な３層モデルを仮定しており，反高く，反射率は高くなっている．わかりやすくするため，

射率 R は下記のように表すことができる．

図６（b）に測定されたステンレス第一壁の展開図を示す．

'"

これらの結果は，トーラス外側では堆積が優位で，トーラ

$!*#(
+-%
#
,
#

（１）

'
$
"$
.,#
#
!!'
")
,
$
"$
.,#
#
"!'
"'
!)

（２）

""

""%
'#%

ス内側では損耗が優位であることを示唆している．堆積層の反射率は損耗と堆積のバランスによって決まっており，
そのバランスはプラズマからの距離のほか，ダイバータ板
からの視野に大きく依存すると考えられる．実際に RGB（３）

ここで "，#，%はそれぞれ，位相差，入射する光の波長および光の入射角を示す．また，!*，#は堆積層の屈折率と膜厚を示す．'は入射光に対する反射光の電場割合を表し，'!，'" は大気層‐堆積層境界，堆積層‐基板層境界にお図４

長期設置試料の TEM 断面画像［９］
．

図５

５２３

単層膜モデルによる堆積層の膜厚と反射率の関係［９］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

図６ （a）
測定された反射率の測定結果を示した CAD 図，（b）
展開図，および（c）
反射率測定から評価した堆積層膜厚分布［９］．

値はステンレス板がプラズマに近いほど RGB値が高く，プラーアナライザーをロボットアームに持たせて遠隔操作をラズマから遠いほど低い結果が得られている［８］．このよすれば今のままでもその場診断が可能である．カラーアナ

うな保護板とプラズマ間の距離と反射率との関係性も興味

ライザーを使った色分析法は，LHD だけではなく，すでに深い．詳細は文献［８］を参照されたい．カラーアナライザー

九州大学のQUESTや筑波大学のGAMMA10でも行われてで測定した反射率を使い，また，堆積層の膜厚が単一層膜いるほか，マックスプランク研究所の W７‐X でも行われる

モデルに従うとしてヘリカルコイル上の堆積層の膜厚分布予定になっており，装置間比較も可能になってきている．

を評価した．図６（c）に反射率測定から評価した堆積層膜

今後，異なる材料の対向壁による色分析により，プラズ

厚分布を示す．反射率測定から予測した通り，トーラス外

マ−壁相互作用の理解を促進できるものと考えられる．

側では，堆積優位であることがわかる一方，トーラス内側

謝ではダイバータ板近くを除いて損耗優位であることがわか辞る．堆 積 層 分 布 の 比 率 は と い う と，膜 厚 10 nm が３
７％，

本章の執筆に当たり，色分析の手法について検討段階か

10−100 nm が４４％，100 nm よりも厚い領域は１９％を示し，

ら実施に至るまで様々な場面で議論させていただいた，九

測定したトロイダル１セクションのヘリカルコイル第一壁

州大学名誉教授の６０％程度は堆積層で覆われていることがわかる．そしカラーアナライザーを開発された株式会社本田技術研究所て，この領域が粒子の壁吸蔵に重要な役割を示しているこ

松本謙司氏に様々な助言をいただきました．ここに感謝いとを示唆している．この実験結果を使って，グローバル粒

たします．本研究は，核融合科学研究所共同研究（NIF-

子バランス解析との定量比較も行っているので，詳細は文SUMPP003-1）の支援を受けて実施されました．

吉田直亮教授に感謝いたします．また，献［２］を参照されたい．

参考文献

４．
４ まとめ

［１］G. Motojima et al., J. Nucl. Mater. 463, 1080 (2015).
［２］G. Motojima et al., "Global particle balance and its relationship with the plasma wall interaction emerging in longpulse discharges on the Large Helical Device", IAEAFEC 2016 EX/P8-3.
［３］M. Oya et al., accepted in J. Nucl. Mater.
［４］M. Tokitani et al., J. Nucl. Mater. 463, 91 (2015).
［５］R. Pugno et al., J. Nucl. Mater. 390-391, 68 (2009).
［６］P. Wienhold et al., J. Nucl. Mater. 241-243, 804 (1997).
［７］常陸金属ホームページ http://www.hitachikinzoku.info［８］G. Motojima et al., Plasma Fus. Res. 10, 1202074 (2015).
［９］G. Motojima et al., J. Nucl. Mater. 12, 1219 (2017).

本章ではカラーアナライザーを使った色分析法を紹介
し，色分析によりプラズマ対向壁に形成された堆積層の評価が可能であることを示した．一例として，LHD のヘリカ
ルコイル上の第一壁を色分析し，トーラス内外側での堆積層の膜厚分布が異なっていることを示した．このように色分析は，プラズマ対向壁の表面分析を行う上で有用である
ものの，現在の方法では，カラーアナライザーを真空容器
内に持ち込んで測定する必要があるため，厳密な意味においてその場診断とは言えないかもしれない．しかしながら，色分析から堆積層の膜厚評価をする原理を使って，その場診断計測として応用できる可能性がある．例えば，カ５２４

J. Plasma Fusion Res. Vol.93, No.11 (2017)５２５‐５２８

小特集 プラズマ対向材料表面のその場診断

５．光反射率計測を用いたプラズマ対向材料のその場診断
5. Diagnostics for Plasma-Facing Materials using
Optical Reflectivity Measurements
宮 本 光 貴，田 中 徳 人
MIYAMOTO Mitsutaka and TANAKA Norihito
島根大学大学院総合理工学研究科（原稿受付：２
０
１
７年８月１
１日）

将来の核融合炉においては，燃焼プラズマを定常的に取扱い，壁材料は多様な粒子負荷および過酷な熱負荷に絶え間なく曝されることが予想される．そのため，時々刻々と変化していくプラズマ対向材料の表面特性を実時間で正確に把握しておくことが，プラズマ制御と炉の安全性維持に極めて重要である．本研究では，プラズマと対向材料の相互作用において鍵となる材料表面近傍の損傷程度と不純物堆積量を炉内でも簡便に評価するその場診断手法として光反射率測定を提案した．ここでは，実験室規模で行ったイオン照射下における光反射率のその場測定測や，大型のプラズマ閉じ込め装置において本手法の有効性を検証した結果を説明する．
Keywords:
plasma-surface interaction, optical reflectivity, microstructure, defects, impurity depositions

５．
１ 研究の背景と目的

５．
２ イオン照射下のその場測定
５．
２．
１ イオン照射下その場測定装置

核融合炉研究において，プラズマとそれに対向する材料との相互作用（PSI）は，プラズマの閉じ込めおよび材料の

水素同位体およびヘリウムの２重イオンビーム照射下に損耗・劣化の両側面に係わる深刻な問題であり，炉の実現

おける材料表面の光反射率変化を調べるために，図１に示には，PSI の十分な理解が不可欠である．これまで，現象のすような装置を構築した．本装置により，室温から 1000 K

解明のために，国内外の大型プラズマ閉じ込め装置を用い程度の試料に対し，と１〜5 keV の重水素イオンとヘリウ

た材料照射実験や，個々の素過程を理解するための実験室

ムイオンの同時照射下での光反射率その場測定が可能と実験が相補的に行われており，プラズマによる材料変質なった．当初は光源に波長 !!670 nm の半導体レーザーをと，それがプラズマに与える影響に関して多くの成果があ用いた実験を行っていたが，その後，スーパーコンティ

げられている［１‐４］．しかし，こうした材料照射実験の多ニュアム白色光源（!：450〜2000 nm）を用いることで，波くは，照射後の試料分析がほとんどで，過渡的現象の後に長依存性の計測も可能とした．

残存する静的照射効果に関連したものが主である．さら５．
２．
２ イオン照射下における光反射率変化に，現行のプラズマ閉じ込め装置による短パルス的な水素

図２にステンレス試料における波長 670 nm のレーザー放電を対象とした研究が大半を占めている．一方，将来の光の反射率のヘリウム照射量依存性を示した
［５］
．光反射

核融合炉においては，燃焼プラズマを定常的に取扱い，壁材料は反応生成物の高エネルギーヘリウムや中性子を含む多様な粒子負荷および過酷な熱負荷に絶え間なく曝されることが予想される．そのため，燃焼プラズマを定常的に取り扱う核融合炉においては，時々刻々と変化していくプラ
ズマ対向材料の表面特性を実時間で正確に把握しておくことが，プラズマ制御と炉の安全性維持に極めて重要である．
本研究では，PSI において鍵となる材料表面近傍の損傷程度と不純物堆積量を炉内でも簡便に評価するその場診断手法として光反射率のその場測定を提案するとともに，大型のプラズマ閉じ込め装置において本手法の有効性を検証することを目的とした．
図１２重イオンビーム照射下その場分析装置．

Department of Material Science, Shimane University, 1060 Nishikawatsu, Matsue, 690-8504, Japanauthor’s e-mail: miyamoto@riko.shimane-u.ac.jp

５２５!2017 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

射時の反射率変化と同様になる．これは，反射率劣化にはヘリウム照射が 主 要 な 役 割 を 担 う こ と を 示 し て い る．
TEM 観察においては，ヘリウムイオン照射による微細な高密度バブルの形成が確認され，試料表面直下の著しい損
傷が反射率劣化の要因となっていると考えられた．

５．
３ LHD プラズマ曝露による光反射率変化
５．
３．
１ プラズマ曝露試料の表面組織
本研究では，光反射率測定のプラズマ対向材料その場診断への適応を念頭に，大型ヘリカル装置 LHD の真空容器
内に長期据置したプラズマ曝露後の試料分析を行った［８］．
図２

図４には，これらの試料の外観（上列）と FIB 加工によるHe＋照射下における SUS の光反射率変化［５］．

断面微細組織観察の結果（下列）の一例を示す．プラズマ率は照射量の増加に敏感に反応し，1023 He/m2 程度の非常曝露後の試料では，目視においても，設置個所に依存したに高い照射量まで線形的に減少し続けるため，反射率によ

金属光沢の減少や着色が見られ，試料の表面分析から炭素る材料劣化評価が広範囲で測定できると考えられる．それを主成分とした金属元素を含む堆積層の形成が確認されぞれの試料の表面組織観察からは，スパッタやブリスターた．

の形成およびその剥離によると思われる凹凸が観察された

図５には，これらの試料において分光エリプソメーター

が，この表面粗さのみから反射率を見積もると，実験で得（!：240〜820 nm）を用いて測定した反射率スペクトルをられた反射率の減少量と比較して，非常に小さな値となる示した．図中には断面 TEM 組織観察から得られた堆積層事が明らかになった［５，６］．これは光反射率が試料最表面

膜厚をあわせて示している．堆積のほとんどない損耗優位の形状だけでは決まらないことを意味している．さらに，な試料においては明瞭な波長依存性はなく，広波長域にわ

反射率の減少は，必ずしも入射イオンエネルギーの順番にたる緩やかな反射率の減少が観察された．一方，堆積優位

対応しておらず，特定のエネルギーに対して極大となっての試料においては，堆積層の増加に伴い，反射率は著しくいる．これは，レーザー侵入領域，つまり反射に寄与する深さ領域（波長 670 nm レーザー光の場合は約 15 nm）に分布する欠陥量に依存すると理解された．したがって，光の波長を変化させ，その侵入深さを調整することで，損傷の深さ分布も評価可能となることを示している．
図３には，室温で 3 keV の重水素とヘリウムイオンを単
独および同時照射したモリブデン試料の光反射率変化を照
射量の関数として示した［７］．いずれの場合においても反射率は 1023 ions/m2 以上の高い照射量に至るまで単調に減少している．特にヘリウムイオン照射下での反射率減少は重水素照射時と比較して著しく大きく，同時照射では両者の中程度であることがわかる．また，同時照射した試料の反射率変化を，ヘリウムのみの照射量に対してプロットす

図４

LHD プラズマ曝露したマテリアルプローブ試料の外観（上列）と，FIB 加工後の断面微細組織（下列）
［８］
．

図５

LHD プラズマ曝露した SUS 試料の光反射率スペクトル［８］．

ると図中の破線のようになり，ほぼヘリウムイオン単独照

図３

＋

＋

3 keV-D２ ，He の単独／同時イオン照射下における Mo の
光反射率変化［７］．

５２６Special Topic Article

5. Diagnostics for Plasma-Facing Materials using Optical Reflectivity Measurements

M. Miyamoto and N. Tanaka

減少し，光学干渉に起因すると思われる特徴的な波長依存おいて，フィッティングにより得られた堆積層膜厚と，実性が表れているのがわかる．

際の試料の断面 TEM 観察から計測された堆積層膜厚の関

５．
３．
２ 損耗優位の試料における損傷評価係を示した．光学測定結果から見積もられた堆積層膜厚

先に述べたように，堆積層のほとんど形成されない試料

が，実測値に比較的良い一致を示していることがわかる．

（Ero-1，2）では，光反射率スペクトルの変化に明瞭な波長

また，一部の試料においては，両者に相違が見られるが，依存性はなく，広波長域にわたる緩やかな反射率の減少がこれは，堆積層直下の試料表面近傍に欠陥を多量に含む損観察された．同様の光反射率スペクトルの減少傾向は，ヘ傷層が形成していること（図８（A））や，光の侵入長を大リウムイオン照射したステンレス試料においても見られており，図６に示すように，LHD 装置内２か所に設置した試
料の光反射スペクトルは，それぞれ 1021 および 1022 He/m2の 3 keV-He＋を照射した試料により比較的よく再現することができた．したがって LHD の損耗領域でプラズマに曝された各ステンレス試料においては，それぞれイオン照射
した試料と同程度の損傷が形成したと考えることができる．
本研究では，ヘリウムにおける損傷程度をさらに定量的に 評価 す る た め に，分 光 エ リ プ ソ メ ー タ ー（!：240〜
820 nm）を用いて測定した光学定数（"，!）を単純な損傷モデルから再現することを試みた．まず，図７（a）に示す
ように，ヘリウム照射で特徴的な欠陥であるヘリウムバブ
ルは真空と同じ光学定数（"!"，!!!）をもつ空隙とし，損傷層を均一な厚さ $nm，空隙率 #の単層膜と仮定した．
$および #をフィッティングパラメータとして光学定数の再現を試みた結果の一例を図７（b）に示す．LHD の損耗領域でプラズマに曝された各ステンレス試料（Ero-1，2）において得られた結果を表１に示す．こうして得られた値
は，TEM により観察された損傷程度と概ね一致するもの
であり，光学定数による評価の妥当性を示している．
５．
３．
３ 堆積優位の試料における堆積層膜厚の評価
損耗優位の試料とは対照的に，堆積優位の試料では反射

図７

損耗条件下で LHD プラズマに曝した SUS 試料に用いた
フィッティングモデルの模式図（a）と光学定数のフィッティングの結果［８］．

表１損耗条件下で LHD プラズマに曝露した SUS 試料の光学定数から得た損傷層の厚さと空隙率．

率の減少に特徴的な波長依存性がみられ，その傾向はイオン照射した試料では再現することができなかった．損傷程度の評価と同様に，分光エリプソメトリー測定による光学定数の波長スペクトルから堆積層膜厚の単層膜モデルを用いて見積った．ここで，堆積層は，炭素とステンレスの構
成元素からなる混合物として，炭素の含有率 !，堆積層膜

Ero-1（LHD-3O）
Ero-2（LHD-5O）

厚 $nm をフィッティングパラメータとして光学定数の再損傷層の厚さ $6.7 nm
9.1 nm

空隙率 #
７
０％
６
８％

現を試みた．図８には，様々な堆積層膜厚を有した試料に

図８
図６

損耗条件下でLHDプラズマに曝したSUS試料，および室温
で He＋照射した SUS 試料の光反射率スペクトル［８］．

５２７堆積条件下で LHD プラズマに曝した SUS 試料表面に形成した堆積層の光学定数から見積もった 膜 厚 と 断 面 観 察（FIB-TEM）から測定した膜厚の関係．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

幅に超える厚さの堆積層ができていること（図８（B））に起因していた．
５．
３．
４ LHD グロー放電下の光反射スペクトルのその場測定
本研究ではさらに，LHD における光反射スペクトル計測を用いたプラズマ対向材料のその場診断手法の適応性を検証するために，炉内に設置されたコーナーキューブミラー［９］による光反射率スペクトルのその場測定を実施した．
図９（a）に，水素グロー放電下で測定した反射率の時間変化をいくつかの波長に対して示した．縦軸は相対光反射率を示しており，測定開始時の光反射率で規格化した値となっている．光反射率が時間に対して振動する様子が確認できるが，これは堆積層の膜厚増加に伴う光学干渉に起因している．膜厚変化に伴う光反射率の振動は，実験室実験からも確認されており，振幅回数がわかれば膜厚の推定が可能となると考えられる．簡単のため均一な堆積層がコー
ナーキューブミラー上の一面にのみ形成したと仮定すると，光反射率は，堆積層膜内での多重反射・多重干渉を考慮して以下のように与えられる［１０］．
!"

" "
"
" !"
"
!
$%"
!"
"#
! "
" "
"
"
"
!
!!"
#
$
%
"
!"
!"
! "

図９

（１）

水素グロー放電下で測定した光反射率の時間変化（a）と計算による光反射率（"= 780 nm）の膜厚依存性（b）
［８］
．

ここで，"
!，"
"はそれぞれ堆積層表面，および堆積層と基板との界面における振幅反射係数，"!は光が堆積層内を１いたその場診断では，本小特集で取り上げられている他の往復した時の位相変化を示し，!は位相膜厚と呼ばれる．

診断手法を相補的に用いることで，より精度の高いプラズ

図９（b）には，上式より得られた光反射率（""780 nm）の

マ対向材料表面のその場診断の実現が期待される．また，

膜厚依存性を示した．なお，実時間測定で得られた光反射大型装置に適応した場合，局所的な光反射率測定によりリ率変化に一致するように，膜厚のメモリ幅（横軸）を調整

アルタイムで得られる情報と炉内プラズマ性能の変化とのしてプロットしている．両者の比較から，堆積層の膜厚を相関を見出し，炉の運転に如何に貢献できるデータを提供

見積もることができる．ただし，本評価は光学定数が既知していくかが課題となる．

の堆積物が形成した試料における理想的な反射を仮定して謝おり，今後，実際のミラー材の分析等を行うことで精度の評価やモデルの改善が求められる．

辞

ここで紹介した研究の一部は，核融合科学研究所 LHD
計画共同研究 NIFS１１KOBF０２１，NIFS１４KOBF０
２７，およ

５．
４ まとめ

び JSPS 科研費 JP２２７６０６５７，JP２５６３０４２０の支援により行い

本研究では，実験室規模での基礎実験において，試料表ました．

面の光反射率変化を，損傷の程度や不純物堆積層の形成量と対応付けて整理した．また，光反射率測定によるその場

参考文献

診断手法の大型装置への適応を検証するために，LHD にお［１］J. von Seggern et al., J. Nucl. Mater. 313-316, 439 (2007).
［２］A. Litnovsky et al., J. Nucl. Mater. 415, S289 (2011).
［３］J. Likonen et al., Phys. Scr. T159, 014016 (2014).
［４］M. Miyamoto et al., J. Nucl. Mater. 337-339, 436 (2005).
［５］H. Urabe et al., J. Nucl. Mater. 386-388, 1038 (2009).
［６］H.E. Bennett, J. Opt. Soc. Am. 53, 1389 (1963).
［７］K. Ono et al., J. Nucl. Mater. 463, 952 (2015).
［８］M. Miyamoto et al., Nucl. Mater. Ener. 9, 132 (2016).
［９］T. Akiyama et al., Nucl. Fusion 52, 063014 (2012).
［１０］E. Hecht, Optics, 4th edition, (Addison-Wesley, 2002).

いて光反射率スペクトルの実時間測定を行い，実機環境下においても有意な変化が測定可能であることを示した．光
反射率測定は，きわめて簡便な材料表面の診断手法として期待できるが，①損耗と堆積のいずれか一方が優位に生じていることが精度を確保するうえで重要であり，②不純物堆積層が形成する環境下では，その組成，あるいは光学定数がある程度分かっている必要がある，また当然ながら③
適応範囲は用いる光の侵入長程度（通常〜100 nm）に限られる，といった制限がある．そのため，光反射率測定を用

５２８

J. Plasma Fusion Res. Vol.93, No.11 (2017)５
２９‐５３２

小特集 プラズマ対向材料表面のその場診断

６．透過プローブによる水素原子の壁面入射束のその場診断
6. In-Situ Diagnostics of Hydrogen Atom Flux to Plasma-Facing Wall
Using Permeation Probe
高 木 郁 二，図 子 秀 樹１），花 田 和 明１）
TAKAGI Ikuji, ZUSHI Hideki１）and HANADA Kazuaki１）
京都大学大学院工学研究科，１）九州大学応用力学研究所（原稿受付：２
０
１
７年８月１
８日）

プラズマ領域から飛来する水素原子のフラックスを測定する手法として，金属中の水素の透過現象を利用した透過プローブを紹介します．透過プローブは小型で構造が単純であり，取り付け位置の制限が少なく可動化が容易であること，固体中の拡散現象を利用しているにも拘わらず応答時間を 0.1 秒以下に設計できること，出力信号から水素原子の入射フラックスへの換算が簡単であることなどが特徴です．九州大学 QUEST では透過プロー
ブを複数箇所に常設し，プラズマのモニターやデータ解析に用いています．
Keywords:
plasma driven permeation, atomic hydrogen, palladium-copper, recombination, QUEST, hydrogen recycling

６．
１ はじめになポイントは２つ，（A）
熱平衡状態では，金属中の水素は透過プローブとは聞き慣れない言葉かもしれませんし，

原子の形で存在し，気相中の水素は分子の形で存在する，

まだまだ一般的ではありませんが，タイトルにあるようと（B）
気相中の水素分子は金属表面で容易に原子に解離しに，水素原子の入射フラックスを測定する装置です．一般

ない，です．

に水素原子の密度は !! 線の強度から推定しますが，粒子図２に示すように，金属中の水素はいくつかの過程を経の方向はわかりませんし，空間の分布を知ることは容易でて透過します．（A）の理由により，水素分子は金属表面ではありません．透過プローブはこれらの弱点をかなり補う

解離して原子になってからでなければ内部に入ることがでことができます．本章では透過プローブの原理と簡単な経きません．金属中を拡散し，反対側の表面に辿り着いた原

緯，性能などの基本的な事項について説明し，最後に具体

子は，相手となる原子を見つけて再結合し，分子となって例を紹介します．

から気相中に放出されます．分子なので，水素「分子」検出器で検出します．
（B）の理由により最初の過程は極めて

６．
２ 透過プローブの原理

起こりにくく，結果として水素分子は容易には金属中を透透過プローブは，金属中の水素の透過現象を利用して，過しません．水素ガスボンベの圧力が見る間に下がるよう水素原子と水素分子が混在している相から水素原子だけをなことはないわけです．とはいえ，水素は他のガス分子に選別します．図１の透過プローブの概念図をご覧くださ較べると格段に透過しやすい元素であるため，例えばトリい．真空配管の片方に金属薄板を気密に取り付け，ヒー

チウム（水素の同位体で放射性）など僅かの漏えいも許さ

ター（図には示していません）で加熱します．もう片方にれないような場合には注意する必要があります．

例えば四重極質量分析計（残留ガス分析計）などの水素分

気相中の水素が原子である場合，解離過程を必要とせず

子検出器と真空ポンプを接続します．これだけです．重要表面に付着しますので，透過はとても起こりやすくなりま

図２
図１

透過プローブの概念図．

金属中の水素透過の諸過程．（１）分子の解離，（１ ）
原子の付着，（２）
原子の溶解，（３）拡散，（４）
表面への移動，（５）原子の再結合と分子の放出．

Kyoto University, KYOTO 615-8540, Japane-mail: takagi@nucleng.kyoto-u.ac.jp

５２９!2017 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

す．例えば水素分子の解離確率が１０−６であり，水素原子のラックスが急激に増加しており，"は時間応答の目安にな付着確率が１であったとすると，同じフラックスという条ることが分かります．0.4 s や 0.65 s という値は，他のプラ件下では，水素原子として金属に入射した方が水素分子のズマ計測法に較べると遅いかもしれませんが，固体中の物

ときよりも１０６倍も透過量が多くなり得ます．このため，

質移動を利用した方法としてはかなり速いと言えます．

図３［１］に示すように，水素分子の透過への寄与は無視で

６．
３．
２ 入射フラックスへの換算

きるほど少なくなります．

透過プローブで最も重要なのは，透過フラックスを入射

いくつか気になる点について補足しておきます．ここでフラックスに換算することです．簡単のために定常状態を言う水素分子とは，周囲の温度と熱平衡にある水素の分子考えることにします．定常状態は "の数倍の時間が経過すであり，原子とは中性原子（H０）と原子イオン（H＋）の総れば達成されていると考えて差し支えありません．

称です．水素分子イオン（H２＋など）は，金属表面で容易に

図４に示すように，金属に入射し付着する水素原子のフ解離するほどの運動エネルギーを持っていれば水素原子

ラックスを #とします．水素は入射した側からも分子とと，そうでなければ水素分子と見なします．また，清浄ななって放出されるので，このフラックスを &，裏面に透過

金属表面では水素分子の解離確率は１に近いほど高い場合するフラックスを $とすると，収支はがありますが，プラズマ実験装置の雰囲気ではそのような##&"$状態は無いと考えられます．図２（５）に示した再結合過程（２）です．また， $はフィックの第一法則から，は，表面に存在する原子どうしとは限らず，表面直下の金属内部に存在する原子でも起こる可 能 性 が あ り ますが

!
%
$#"$
!$!!#%［２］，ここでは一般的に起こりやすいと考えられる過程に（３）と表されます．ここで !$と !# はそれぞれ，プラズマ側と絞っています［３］．
上に述べたような水素原子が入射することによる金属中

透過側表面近傍の水素濃度です．さて，水素は２原子分子の透過現象を，プラズマ誘起透過（Plasma driven permea-

なので，図２に示したように２つの原子が結合して分子とtion（PDP））と言います．PDP はロシア
［４］とドイツ［５］のなってから気相に放出されます．したがって，プラズマ側

研究グループがほぼ同時期に研究を始めたようですが，水の &も透過側の $もそれぞれの水素濃度の二乗に比例する素ガスを「活性」にすると透過量が増えることは５０年以上と一般に考えられており，この比例定数を再結合定数と呼前から知られていました［６］．PDP はプラズマ−壁相互作

びます．プラズマ側と透過側の再結合定数をそれぞれ，'$用の研究を行うようになった１９７０年代末から注目されるよと '# とおくと，うになった現象であり，直ぐに透過プローブとして利用し&#'$!$!

（４）$#'#!#!

（５）

ようと発想された［７］ようですが，実際にプラズマ実験装置に応用したのは Shmayda ら［８］でした．
Shmayda らのプローブは原理的には図１と全く同じで
す．プ ロ ー ブ の 材 質 は 純 鉄 で 厚 さ は 0.125 mm，面 積
450 mm2，動作温度２００℃でした．プローブ自体は比較的小さいことが分かると思います．

６．
３ プローブの性能
６．
３．
１ 応答速度透過プローブは市販されていませんので，自作される方のために設計の考え方を説明します．
Shmayda らの透過プローブの優れている点は，応答速度です．厚さが 0.125 mm の鉄中を水素が拡散するには随分

図３と時間がかかるのではないかと思われるかもしれません
が，２００℃の純鉄中の水素の拡散係数は 4×10−9 m2/s もあ

水 素 ガ ス の み（５１２６）と同量の水素ガスを放電した場合
（５
１
２
７）
の透過プローブ出力例［１］．放電がパルス状のため透過は定常に達していない．

ります［９］．常温の水に溶解している分子の拡散係数は10−9 m2/s 程度ですから，それよりも速く拡散するわけです．ここで，拡散係数を "，金属の厚みを %とすると，%!!
" は時間の次元をもちます．拡散係数をタイムラグ法と呼ばれる，透過流量の時間遅れ "から求める方法では，
"
"#%!!
"

（１）

と 表 さ れ る の で，こ の 値 を 応 答 時 間 と 定 義 し ま す と，Shmayda らのプローブでは "#0.65 s となります．実際の
図４

データ［８］では，放電を開始してから 0.4 s 程度で透過フ
５３０

定常状態における水素透過の概念図．

Special Topic Article

6. In-Situ Diagnostics of Hydrogen Atom Flux to Plasma-Facing Wall Using Permeation Probe

I. Takagi et al.

と表されます．これら４つの式から &と !#,!"を消去すれを解決するためにプローブに水素原子を照射して表面を洗ば $と #の関係が得られるのですが，以下のように条件を浄し，表面の状態を一定に保とうとする装置を設置してい選ぶと関係式は簡単になります．

ましたが，効果の程は報告されていません．

図２（５）の再結合過程が他の過程よりも極めて遅いと別の解決方法としては，不純物の影響を受けない状態でき，金属中の濃度分布は図４の一点鎖線のようになり，濃運転する方法が挙げられます．具体的には，プローブとプ

度勾配は０になります．実際には０になれば式（３）からラズマとの間に遮蔽板を置き，プラズマから飛来した粒子

透過フラックス $も０になってしまいますので，０とみなは１回は固体表面で反射しないとプローブに辿り着かない

すことができるほど " が大きい状態，と考えて下さい．こようにします［１］．不純物はほとんど反射しないためにプのとき !#と !"は等しくなりますから，ローブに到達できませんが，水素原子は水素原子のまま反#"$(#!("%$!
("

射する割合が比較的高い［１１］ために，プローブとして機能（６）

します．この方法によって６０回の放電でも透過フラックスとなって，入射フラックス #と透過フラックス $は比例関の変動を 2.3％ 以内に抑え，数１
０００回の放電後でも機能を係にあり，容易に #が求められます．このような状態を再維持することができました［１２］．プローブは直接プラズマ

結合律速といいます．もう一つ極端な状態は，図２（３）のを見ていないため，入射フラックスを正確に測定するのは拡散過程が他の過程よりも極めて遅いときです．濃度分布困難ですが，モニターとして長期間使用するのであれば有は図４の破線のようになり，透過側の濃度は０になりま

効な方法です．

す．実際には０とみなすことができるほど ("が大きい状態

他の方法として，不純物の影響を受けにくい金属を用いです．このとき一般には ##$が成り立ちますから，
!
$
%!
"%
#"(#$

ることが考えられます．酸化されやすい鉄よりも貴で水素を透過しやすい金属がよく，九州大学球状トカマク実験装（７）

置 QUEST で最近使っている PdCu というパラジウム合金となって，この場合も容易に #を 求 め る こ と が できまは直接プラズマに曝されている場合でも安定に動作していす．この状態を拡散律速といいます．

ます［１３］．ただし，これはプラズマ中の不純物が少ないことも一因です．

応答時間を短くしようとすると拡散を速くすることになり，その結果再結合律速の状態に近づきます．応答を遅く

いずれの解決方法を採るにせよ，透過プローブは表面状したいという条件以外では，再結合律速になるように設計態の影響を受けやすいので，同一条件のプラズマに曝露す

する方が利点が多いと言えます．

るとか，放電をしていないときに水素ガスに曝して透過フ

６．
３．
３ 安定性

ラックスを測定するなどして，定期的に校正することが必式（６）や式（７）で #を求めるためには再結合定数が既知

要です．

である必要がありますが，実際には (#や("はよくわからな

６．
３．
４ 感度

いという問題があります．これには２つの理由がありま

感度 'は $/#，つまり入射した水素原子のうち，透過しす．１つめは，再結合定数が現象論的な定数であることでた水素原子の割合と定義します．再結合律速と拡散律速です．図２からわかるように再結合は通常は金属の表面で起はそれぞれ，式（６）と式（７）より

こりますから，水素の表面密度を変数として用いなければ'"("!
(#!("%$

ならないのに，式（４）や式（５）では表面直下の水素の濃度

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

を用いています．表面密度と水素濃度が比例する場合は再

（８）
（９）

結合定数は「定数」ですが，そうでない場合は濃度に依存と表されますので，感度の観点からも再結合律速の方が有する係数になってしまいます（例えば［３］）．したがって，利であることがわかります．再結合律速では感度は #に依

表面密度と水素濃度が比例する領域でプローブを動作させ存しない定数ですが，拡散律速では $，つまり #に依存するる方が望ましいのですが，その領域を特定することは容易からです．また，再結合律速では，例えば (#と ("が等しいと，ではありません．再結合現象を構成する素過程，つまりこれらの絶対値が未知であっても感度は１／２という明確

図２（２）と式（４），（５）の各過程の速度定数がわからないな数値で与えられます．一方，拡散律速では先に述べたよためです．そこで，再結合律速の状態下で #の値を変えて

うに ##$であることが多いので，感度は高くありません．

$との比例関係が保たれることを，実験によって確認する

６．
４ プローブの具体例

必要があります．Shmayda らの用いた純鉄や，後で述べる
PdCuでは再結合定数は「定数」と扱ってよいと思われます．

透過プローブは応答速度が速い方がよいので，式（１）か

もう１つは図２（５）で示した再結合過程が表面の状態のら拡散係数が大きく，薄い材料が有利です．また，拡散係

影響を受けやすいことです．表面に不純物が付着している数が大きいほど，厚みが薄いほど再結合律速になりやすいと再結合の速度は遅くなることが知られていますが，例えので，透過フラックスから入射フラックスへの換算が容易ば２５０℃における Ni や Ni 基合金での再結合定数は，測定者となり，感度も入射フラックスに依存しないなどの有利なによって７桁以上も異なっています［１０］．これは，用いて点が重なります．純鉄はこのような条件を満たす金属です

いる装置が異なっている，つまり，装置毎に金属表面の状が，先に述べたようにQUESTではPdCu合金をプローブ材

態が異なっているためです．Shmayda ら［８］は，この問題として用いています［１３］．選択の理由は以下の通りです．
５３１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

（１）拡散係数が大きく，再結合律速になりやすい：２
００℃に［１４］と純鉄に匹敵おける重水素の拡散係数は 8×10−9 m2/s
します．このプローブの厚さは 0.02 mm なので，応答時間
は 8 ms とかなり速い値になります．入射フラックスが1022 H/m2s 以下であれば再結合律 速 と み な せ ま す［１４］．
（２）強度が高い：正確な強度は不明ですが，合金であるため純パラジウムよりも強度があります．プローブの両側は大気圧よりも十分低いので強度は不要と思うかもしれませんが，排気の手順によっては大気圧程度の差圧がつくことがありますし，校正する際に大気圧近い水素ガスを片方に導入することもあります．
（３）水素化物を形成しない：水
素化物を形成すると物性が変わってしまいます．純パラジ
図５ （a）QUEST に装着している透過プローブの外観と（b）
概念
図．

ウム は 低 温 で 水素 化 物 を 形 成 す る こ と が あ り ま す が，
PdCu は形成しません．（４）比較的貴な金属なので不純物の影響を受けにくい：純パラジウムや PdCu はガラス管内
で RF 放電によって生成した，おそらく多量の不純物を含むプラズマ側と清浄な真空側での再結合定数が同じ［１４，１５］ですので，式（８）より感度は 1/2 となって定量測定が容易になります．
図５に PdCu プローブの概念図と外観を示します．厚さ0.02 mm の PdCu 薄板を円筒状にし，両方の端面をフランジに接着しています．外側と内側の金属メッシュはプロー
ブ全体の強度を確保するためです．最大直径は 34 mm で全長（フランジ端からコネクタまで）は 200 mm，メッシュの開口部を考慮した有効面積は 4100 mm２です．この設計の特徴は面積が比較的大きく，PdCu の面と接続配管が平行になることです．図５（b）のような方向にフレキシブル
チューブを接続すると，プラズマ実験装置の実験孔付近に

図６

限らず，どこにでも設置することができます．直進導入機

QUESTで稼働している透過プローブ（PDP4〜PDP7）［１
６］．

や回転導入機と組み合わせれば，プラズマ実験装置の運転中に移動させて入射フラックスの空間分布を測定すること

参考文献も可能です．
QUEST では図６［１６］に示すように４カ所に透過プロー［１］S.K. Sharma et al., Fusion Eng. Des. 85, 950 (2010).
［２］P.M. Richards, J. Nucl. Mater. 152, 246 (1988).
［３］M.A. Pick and K. Sonnenberg, J. Nucl. Mater. 131, 208(1985).
［４］A.I. Livshits et al., Sov. Phys. Tech. Phys. 21, 848 (1976).
［５］F. Waelbroeck et al., J. Nucl. Mater. 93&94, 839 (1980).
［６］R.R. Heinrich et al., J. Electrochem. Soc. 112, 1067 (1965).
［７］J. Winter et al., J. Nucl. Mater. 111&112, 243 (1982).
［８］W.T. Shmayda et al., J. Nucl. Mater. 145-147, 201 (1987).
［９］E.W. Johnson and M.L. Hill, Trans. Metall. Soc. AIME 218,
1104 (1960).
［１０］I. Takagi et al., Fusion Technol. 25, 137 (1994).
［１１］I. Takagi et al., J. Nucl. Mater. 258-263, 1082 (1998).
［１２］S.K. Sharma et al., J. Nucl. Mater. 420, 83 (2012).
［１３］A. Kuzmin et al., Vacuum 129, 178 (2016).
［１４］M. Oonaka et al., Nucl. Mater. Ener. 9, 104 (2016).
［１５］I. Takagi, K. Moritani and H. Moriyama, J. Nucl. Mater.
313-316, 102 (2003).
［１６］A. Kuzmin et al., J. Nucl. Mater. 463, 1087 (2015).
［１７］H. Zhou, et al., J. Nucl. Mater. 463, 1066 (2015).
［１８］K. Hanada, et al., J. Nucl. Mater. 463, 1084 (2015).
［１９］K.Hanada, et al., Nucl. Fusion to be published.

ブ（図中では PDP と表記）を設置しており，側面の PDP
６や７での入射フラックスは，底面の PDP４での値よりも何倍も大きいことなど［１６］がわかっています．この他にもいくつかの実験結果［１７‐１９］が得られていますので，興味のある方はご覧ください．

６．
５ まとめに替えて透過プローブは構造が単純で測定場所の制約を受けにくい，優れた水素原子フラックス測定方法です．ただし，６．
３
で述べたように透過を支配する過程の一部は現象論的にしか理解されていません．装置での実測に頼ること無く透過
プローブを設計・利用するためには，透過を素過程から理解する必要があり，そのための基礎研究が今後重要になると思われます．

謝辞

ここで紹介した研究の一部は，核融合科学研究所 LHD
計画共同研究 NIFS０８KOBR０
０２及び九州大学応用力学研究
所一般研究２６FP‐１８の支援により行われました．
５３２

J. Plasma Fusion Res. Vol.93, No.11 (2017)５３３‐５３４

小特集 プラズマ対向材料表面のその場診断

７．おわりに7. Final Remark
相良明男
SAGARA Akio
核融合科学研究所（原稿受付：２
０
１
７年８月３
１日）

その場診断は，環境保存（状態保存）がほぼ保証される

ガー同定を目的として，６３３nm レーザー反射・５３２nm レー

ので，自然科学での「確かさ」は抜群である．その中でも，ザー散乱法による炭素膜厚計測とその剥離ダスト発生の実

実時間測定は「その瞬間」を捕らえることであるから，正時間計測装置である［１］．その結果（図２），He+CH4 グに現行犯逮捕で有り，その価値は自然科学でも最上級であロー放電による SUS 表面の炭素膜形成中は顕著な変化は無いが，放電停止直後の数ミリ秒〜２秒の間のみ高速 TV

る．
その場診断の必要性はそれだけではない．生体や何らか（２５０Hz）画像中のダスト輝度 IhsTV が跳ね上がり，DPSLLの稼働中システムなどの切り取れない対象，惑星探査のよ散乱強度 IS ピークとほぼ一致していることから，剥離ダス

うに遠すぎて或いは近くてもマグマのように人間が接近でト発生の瞬間を初めて捕らえた．

きない対象，ピラミッドのように巨大すぎて並の CT 装置

さらに予想外の結果として（図３），実験終了後の準静に入らない物，等に対しては必須であろう．他分野へアン的大気圧 P 導入の時に，He-Ne レーザー反射中心強度 Imax

テナを張れば，意外な診断技術の応用・創出が双方向で期とその周りの強度半値幅比 M で評価した膜変形度の変動

待できる．

と，Is 激増との間の顕著な同期を見出した．即ち，大気導入も剥離ダスト発生原因になり得ることになり，その場診断

実時間測定も機構解明目的のみではなく，フィードバッ
ク制御などの工学的要請には必須である．原子力分野で見の重要性を意味する．

れば，内科医の内視鏡にも似て，炉内のサービス中検査 ISI（In Service Inspection）の一環として必須となっている．
当該小特集では，特にプラズマ対向材料表面関連の現象分析のための，その場診断法に主眼が置かれている．では今後の原型炉時代に向けての展開をどのように構想するか．この点について，以下に筆者の研究例を紹介して考察してみたい．
図１は，プラズマ崩壊要因としてのダスト発生のトリ

図２

図１

中央にグロー放電部を持つ剥離ダスト発生の実時間計測実
験装置（in NIFS）．

炭素コーティング中のダスト発生挙動（グロー中の Is はプラズマ光が主）．

図３

大気導入中のダスト発生挙動．

National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japanauthor’s e-mail: akiosmuhlee@ybb.ne.jp

５３３!2017 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.93, No.11 November 2017

以上は一例だが，手持ちの装置で何が測れるか，ではな

参考文献

く，機器の保全維持や寿命評価など「何のために測るのか」［１］相良明男：科研費「剥離ダスト発生の前駆過程の定量の目的を先に設定し，それに切り込む複合的な実時間その

化 」２
０
０
４‐２
０
０
５， https : / / kaken. nii. ac. jp / ja / grant /場診断法の開発が今後の展開の主軸になることを期待した

KAKENHI-PROJECT-16560726/

い．

!!
にし

じま

だい

小特集執筆者紹介

すけ

""
みや

西 島 大 輔カリフォルニア大学サンディエゴ校 Project
Scientist プラズマ−壁相互作用を中心に研究を行っています．写真はベリリウムを扱う際
の格好．２
０
０
２年に名古屋大学大学院で博士（工学）を取得後，日本を離れていつの間にか１５年以上経過．ずっと観たかったオーロラを昨年ようやくアラスカで観ることができて，さらに今年はイースター島でモアイ像も見れました．地味に旅行先でマグネットを集めています．
ハ

ン

さが
そう

安 藤 颯 介

じま

げん

厳

じ

ら

あき

お

生まれは信州滋野村（今の東御市），上田高校（真田信之居館跡）より名大原子核，プラズマ研から NIFS に長く，昨春に定年退職．今は核融合研と総研大の名誉教授，東北大特任（客員），FED エディター．専門は中性子工学と表面物理・イオン
ビーム解析，ブランケット工学と炉設計，だがこれを機に別世界へのワープも悪くない．

大阪大学工学研究科電気電子情報工学専攻，修士１年．研究分野はレーザー超音波を用いた核融合炉ダイバータ材料の非破壊・非接触診断です．趣味はツーリングで，行き先を決めずに走るのがすきです．最近はバイクの調子が悪く悩まされています．目標はサーキット走行することです．
もといく

相 良 明 男

すけ

本 島

ぎ

京都大学大学院工学研究科量子理工学教育研究センター教授．やたら長いので京大 QSECと略称しているが，認知度は高くない．専門は核融合炉・原子炉材料中の水素挙動と照射欠
陥．時々自分の専門を見失う．５
０年モノのイオン加速器のお守りもしている．春先からぐずっていたが，最近機嫌がなおって放電しなくなったのでほっとしている．

大阪大学大学院工学研究科・電気電子情報工学専攻・講師．２
００
９年マックス・プランクプ
ラズマ物理研究所・ミュンヘン工科大学大学
院・博士（工学）．２００５年トロント大学航空宇宙学研究所・博士前期．専門は核融合炉材料中の水素同位体
挙動・イオンビーム分析・レーザー超音波計測法の応用．来日９年目．最近娘の食べ物の準備で忙しい．
どうたか

高 木 郁 二テ

Lee Heun Tae

あん

みつ

２
０
０
４年九州大学大学院総合理工学府博士後期課程修了．島根大学大学院総合理工学研究科
准教授．専門はプラズマ・壁相互作用．照射損
傷に関連した様々な現象に興味を持っています．最近は，子どもが野球を始めたため，ド素人ながら練習相
手や審判のお手伝いをやっています．久しぶりに新しいことを始めて良い刺激になっています．
たか

リ

もと

宮 本 光 貴２０
０
８年京都大学大学院エネルギー科学研究科
博士課程修了，現在核融合科学研究所ヘリカ
ル研究部准教授．固体水素による燃料粒子供
給からクライオポンプによる粒子排気に至るまで，核融合プラズマにおける粒子バランスについて研究している．大学時代は硬式テニス部に所属．ラケット持参可能ですので，いつでもお声掛けください．

５３４