J. Plasma Fusion Res. Vol.96, No.9 (2020)４
７５‐５１８

プロジェクトレビュー

Heliotron J 実験
Heliotron J Experiments
長 " 百 伸，水 内 亨，岡 田 浩 之，南 貴 司，門 信 一 郎，小 林 進 二，大 島 慎 介，
岸 本 泰 明１），中 村 祐 司１），石 澤 明 宏１），四 竈 泰 一２），木 島 滋，的 池 遼 太１），横 山 雅 之３，４），
本 島 厳３，４），小 林 達 哉３，４），西 野 信 博５），山 本 聡６），WEIR Gavin M.７），ZANG Linge８）
京都大学エネルギー理工学研究所，１）京都大学エネルギー科学研究科，２）京都大学工学研究科，
３）

自然科学研究機構核融合科学研究所，４）総合研究大学院大学，５）広島大学工学研究科，６）量子科学技術研究開発機構，
７）

Max-Planck Institute for Plasma Physics, Germany，８）Southwestern Institute of Physics, China（原稿受付：２
０
２
０年５月１
８日）

先進ヘリカル磁場配位を有する磁場閉じ込め核融合実験装置 Heliotron J におけるプラズマ実験の目的とこれまでの実験成果について報告する．Heliotron J は準等磁場配位概念を取り入れた先進磁場配位「ヘリカル軸ヘリオトロン配位」を有しており，ヘリカル磁気軸の導入によって磁場スペクトラムの基本因子であるトロイディシ
ティ，ヘリシティ，バンピネス（トロイダルミラー比）等の制御自由度を拡大し，ヘリカル磁場最適化における新しい領域の拡大とフレキシブルな実験を可能とした．プラズマ実験開始以来，加熱機器及び計測機器の整備を進め，これまでに，良好なエネルギー閉じ込め（ISS95 則の 1.5−２倍），H-mode の観測，高密度プラズマの生成・維持（電子密度 &$〜1×1020 m−3），電子熱輸送障壁（中心電子温度 #（0）〜3 keV），高エネルギー粒子の生成・$閉じ込め，高エネルギー粒子励起 MHD 不安定性の抑制など，ヘリカル軸ヘリオトロン配位の持つ核融合プラズ
マ閉じ込め装置として性能が実証されている．また，ブートストラップ電流，電子サイクロトロン（EC）電流，ト
ロイダル回転，高エネルギー粒子の閉じ込めなどの物理量の磁場配位依存性が新古典理論の予測と一致することを明らかにした．異常輸送によって支配されている巨視的エネルギー閉じ込め，長距離相関，周辺プラズマなど
も磁場配位に依存することを見出し，乱流輸送と関連する結果が得られている．
Keywords:
Heliotron J, helical device, configuration optimization, quasi-omnigeneity

１．はじめにすることを目標としている．加えて，大学の研究機関としHeliotron J 装置は，京都大学エネルギー理工学研究所附て，国際熱核融合実験炉 ITER 計画等の大型共同研究計画

属エネルギー複合機構研究センターで稼動している中型のに対し，これを主導する現場の研究者や学生の人材養成に先進ヘリカル系プラズマ実験装置（主半径 $!1.2 m，平均

貢献することも，本研究プロジェクトの重要な要素となっ小 半 径 %!0.1−0.2 m，中 心 磁 場 !!1.5 T）で あ る．

ている．

""
# !!
"
"連続巻ヘリカルコイル（"は極数，# はピッチ

Heliotron J 装置の磁場配位は，従来の古典的ヘリオトロ数）を持つ低磁気シア立体磁気軸装置である同装置は，連ンでは困難であった良好な粒子閉じ込めと MHD 安定性の

続巻きヘリカルコイルによる無電流ヘリカル軸ヘリオトロ

共存を，磁場コイルの単純性に優れた連続巻きヘリカルコ

ン配位の基本概念を検証するとともに，実機実験を通じた

イルを用いて実現する新たな磁場配位として提案された無同配位最適化へ向けた概念開発を展開することを目的とし

電流ヘリカル軸ヘリオトロン配位である［３，４］．同配位はている［１，
２］．同装置を主実験装置とした Heliotron J 研究

W7-X 装置で採用されている準等磁場（quasi-isodynamicity）

プロジェクトは，特色ある実験的研究を通じて，（１）ma-の考え方［５］に基づく無衝突ドリフト軌道の最適化を図る

jor disruption の心配が無く，かつ定常運転が可能なコンパため，トーラス磁場配位の主フーリエ成分であるトロイ

クト・高ベータ核融合炉の物理工学設計および R&D 活動

ディシティ（toroidicity），ヘリシティ
（helicity）に次ぐ新たへつながる学術研究の場を提供し，（２）国際拠点形成／双な配位制御成分としてトロイダル磁場リップル成分である

方向型共同研究等，国内外の研究者との共同研究を基盤とバンピネス（bumpiness）の積極的な導入が図られ，同時する開かれた機動性のある実験研究を展開することによに，MHD 安定性の確保と高ベータ高閉じ込めの実現へ向り，（３）トーラスプラズマ閉じ込めに関する磁場方式の違け，従来のヘリオトロン磁場配位が高磁気シア配位であっいを超えた，複合・複雑系／自律系プラズマの基礎的挙動

たことに対し，低磁気シアであるが，閉じ込め領域全域にの解明，さらには，普遍的な物理の理解を深めることに資わたる磁気井戸形成を可能としている．
（２‐３章参照）

Institute of Advanced Energy Kyoto University, Uji, KYOTO 611-0011, Japancorresponding author’s e-mail: nagasaki.kazunobu.4x@kyoto-u.ac.jp

４７５!2020 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

２．Heliotron J の磁場配位設計概念

Heliotron J では，上記（１），（３）のプロジェクト目標に対し，（a）磁場配位パラメータ制御の視点から，H-mode を始

本章では，Heliotron J の磁場配位設計概念について概観

めとする種々の改善閉じ込め状態に対する予測性能の向する．Heliotron E 実験（京都大学）で認識された，磁気井

上，（b）ダイバータ配位を有する非誘導低プラズマ電流運戸による MHD 安定性の向上という知見を活用して，良好

転領域における良好な粒子閉じ込めと MHD 平衡安定性のな粒子閉じ込めと MHD 安定性との両立をめざした磁場配両立，（c）ヘリカル軸ヘリオトロン磁場配位の特徴を活か位設計が行われた．従来のヘリオトロン配位における平面

した，輸送制御と非誘導駆動電流制御技術開発等をめざし

磁気軸の制約を解放して，立体磁気軸配位とすることで顕た実験研究を展開している．初期の Heliotron J 実験研究で著に現れるバンピネス（トロイダルミラー比）が，無衝突

は，プラズマの良好な粒子閉じ込め性能と MHD 安定性を

粒子軌道の良好な閉じ込め，低衝突周波数領域での新古典両立させるために重要な要素である回転変換ならびにバン

拡散の低減やブートストラップ電流の低減（向きの反転をピネス制御に特に着目した研究が実施され，その成果の概含む）に与える効果について系統的に調べられた．MHD

要は文献［６］に報告されている．その後，新たに局所プラズ

安定性の観点では，プラズマ全領域での真空磁気井戸形成

マ計測システムの整備・拡充も図られ，より詳細な分布を指標とした検討が行われた．これら一連の研究展開に

データに基づく実験研究が展開されている．本稿では，こよって，高い融通性を有する形で，Heliotron J の磁場配位

れらの成果も含め，最近の Heliotron J 実験の状況ならびに選択が行われた．

今後の展望について概説する．

２．
１ MHD 安定性と粒子閉じ込めの両立性

Heliotron J プロジェクトでは，プロジェクト開始当初か

日本独自の創案である高温プラズマ閉じ込め方式：ヘリら研究所のセンター共同研究等を活用した共同研究を広く

オトロン方式は，京都大学における研究進展により，原理展開してきた．特に，大学共同利用機関法人自然科学研究

実 証 の 位 置 づ け と し て の Heliotron E 実 験 へ と 至 っ た．

機構核融合科学研究所の共同研究制度である双方向型共同

Heliotron E 実験は，トカマク方式と異なる無電流プラズマ研究（核融合研究を進める大学附置研・センターの主装置の生成・維持及び加熱，壁調整，ペレット入射実験などにを，大学共同利用機関である核融合科学研究所の共同利用

おいて，世界的にも特色ある先駆的な役割を果たした［８］．

設備と同等に見なし，全国の大学研究者の共同研究を受け

しかし，それらの実験成果を詳細に検討すると，改善すべ

容れる制度で，平成１６年度から開始された．）に参画し，き点もあり，その中でも重要な課題として，「MHD 安定

Heliotron J 装 置 の 持つ 磁 場 配 位 制 御 性 の 特 長 を 活 か し性と良好な粒子閉じ込めの両立」が認識された．

た，核融合科学研究所との間で双方向性のある共同研究を（!はヘリカルコイルの極数）の平面磁気軸配位で!!!

進めてきた．同共同研究体制は，新たな視点での研究展開ある Heliotron E の磁場配位は，小半径のほぼ２乗に比例しはもとより，新たなプラズマ計測システムや新たなプラズて増大する回転変換と，周辺部に向けて増大する磁気シマ制御手法の開発などにも大きく貢献している．さらに，

ア，大きなヘリカルリップルを特徴としており，MHD 安

平成２３年度からは，エネルギー理工学研究所の共同利用・定性の確保を磁気井戸に依存していた．良好な粒子閉じ込

共同研究拠点「ゼロエミッションエネルギー研究」拠点とめを保ちつつ，MHD 安定性を向上させるには，磁気井戸

しての活動が開始されたことにより，必ずしも双方向型共というノブを活用することが検討された．実際，Heliotron E

同研究の枠に馴染まない，広い視点でのプラズマ科学の基実験において，トロイダル磁場の補助的印加（〜ヘリカル

礎学術研究課題に関しての共同利用・共同研究の展開にも磁場の約５％）によってプラズマコア部で浅い磁気井戸を注力している．

形 成 し た 結 果，MHD 安 定 性 の 向 上 が 検 証 さ れ た［９］．

一方，国際共同研究ネットワークにおいては，特徴ある!!!平面磁気軸ヘリオトロン配位で，コア部だけでなく，重要研究拠点として，様々な国際共同研究の枠組みを活用

プラズマ全領域にわたって磁気井戸を形成することは理論

した国際共同研究も展開している．中でも，米国 HSX 装置

的にも容易ではない．そこで，平面磁気軸の制約を解放す

ならびに欧州 TJ-II 装置は，装置規模が Heliotron J と同等ることで，MHD 安定性と良好な粒子閉じ込めの両立を実でかつ異なる特徴を持つ磁場配位を有することから，特に現する先進的磁場配位を探究するという設計思想が密接な先進ヘリカル実験研究の国際的共同研究研究，装置

Heliotron J の磁場配位に結実している．

間比較研究等が展開されている．また，Heliotron J プロ

Heliotron J 実験や理論・シミュレーション研究の発展に

ジェクト活動の成果により，日本学術振興会研究拠点形成

ついては，第４章に詳細にまとめられているので，本章で事業「磁場の多様性が拓く超高温プラズマダイナミクスとは，設 計 段 階 で 行 わ れ た 物 理 検 討 結 果［３，１０，１１］を レ構造 形 成 の 国 際 研 究 拠 点 形成（PLADyS）［７］の 採 択 に」ビューすることとする．ただし，設計段階での磁場配位に至っている．

対する解析結果（フィラメントモデルのコイル，ポロイダ

本稿の構成は以下の通りである．第２章で Heliotron J

ルコイル位置の検討過程など）であるため，必ずしも，現の設計概念を概説し，第３章で加熱・電流駆動システムな状の実験での磁場配位と同一でないこと，また，図などでらびに計測システムも含めた Heliotron J 装置の概要を記示す結果が必ずしも同一の配位に対するものではないこと

す．第４章で，これまでの実験成果を概説する．最後に第を注記しておく．

５章でまとめを行う．

２．
２ 無電流 MHD 平衡と安定性の評価
MHD 平衡解析には，VMEC コード［１２］を用いた．真空４７６

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

磁場配位では，回転変換は径方向にほぼ一定で磁気シアが

図１に，真空磁場配位における主要な磁場成分を示す．こ小さく，プラズマ全領域で磁気井戸が形成されている．

こで，横軸'""#の'は規格化されたトロイダル磁束を表してベータ値を上げていくにしたがって周辺部の回転変換が低

いる．#
$!
%$
!
!
!$の一様磁場成分の線は，0.8 を引いた"#

下（磁気シアが増大）し，さらに，シャフラノフシフトに値を表しており，その他の成分は全て，最外殻磁気面でのよって磁気井戸が深くなることが確認された．シャフラノ

一様磁場成分の値 !!!##$で規格化されている．

フシフト量から，教科書的に（シャフラノフシフトがプラ

プラズマ粒子が磁場構造の詳細を感じる低衝突周波数領

ズマ小半径の半分程度）MHD 平衡限界を評価すると，体域（ヘリカル捕捉粒子の実効衝突周波数がその往復周波数

積平均ベータ値として４％を超える結果が得られた．

よりも小さい領域）での新古典拡散を考える．磁場のトロ
イディシティ !"!"（"%），ヘリシティ !"$"
（"%
!!!
!!!
.
)）の

MHD 平衡が求まると，局所理想交換型不安定性に対する判定条件である理想メルシエ条件（"& #!で安定）を計

他に，バンピネス !!$"!!!（"%'）が特徴的であり，磁場の算することが可能である．有限ベータでの磁気シアやシャ

ヘリシティのサイドバンドまで取り入れることができる解

フラノフシフトによる磁気井戸の深化によって，平衡ベー"&領域
析手法［１３］を適用した．このモデルを用いて，"

タ限界までは "& #!を満たしており，少なくとも平衡（ここで&は衝突周波数）での粒子拡散フラックスの等高線

ベータ限界値までは理想交換型不安定性に対して安定であ

"
%
%
を（%
４］．
.
)， %
'"
)）平面上で描いたものが図２である［１ると考えられる．

規格化された粒子拡散フラックスがそれぞれの等高線に記されている．#
!
%
"
%
%
%
!
!$はHSXのようなヘリカル
"#
.
)!
'"
)$

さらに，バルーニングモードの局所安定性解析も行われた［１１］．その結果，メルシエモードに対して十分安定であ

対称磁場配位に相当し，ここでは，その対称性によってるにも関わらず，低ベータ状態でもバルーニング不安定に"&領域における粒子フラックスは現れない（ゼロであ"なり得ることがわかった．Heliotron J では，バンピネス磁る）．参考のために，Wendelstein 7-X（W7-X）に対応する場成分がヘリカル磁場成分と同程度のオーダーの大きさで領域も示してある．W7-X では，アスペクト比を１１と大きあるため，局所バルーニングモードが強い $（磁気面上でくすることで実効的にトロイダル磁場成分を下げているこの磁力線のラベル）依存性を示す特徴がある．ただし，こと，および磁場の対称性を破りながらも %
，%
.
)，%
'の適切

のように巨視的モードの不安定固有値が，トロイダル，ポ"&拡散を抑制している．この図かな組み合わせにより，"ロイダル方向に強く局在する場合には，有限ラーマー半径

ら，磁場のトロイディシティの減少のみならず，バンピー効果による安定化効果が重要となるため，運動論効果も含"&拡散成分をヘリシティと逆符号にすることによっても "めた解析が必要であることが指摘されている．

フラックスを低減できることがわかる．物理的には，捕捉２．
３ 粒子閉じ込めと新古典輸送に対するバンピー磁場成粒子の多くを，磁場強度の変化が小さくなる，磁気軸がほ分の役割

ぼ直線的になる領域に局在化させる（準等磁場概念）こと

良好な粒子閉じ込めと新古典輸送に関する最適化に向けに相当する．これが，Heliotron J 磁場配位の磁場成分の組

た磁場配位探究の過程で，特に，バンピネス磁場成分の役

み合わせの根拠となっている．図２に Heliotron J 実験で主割に着目した解析的検討，解析コードを用いた数値的な検に 用 い ら れ て い る 配 位（真 空 磁 場）の 範 囲 を 示 す．

討が精力的に行われた．

Heliotron J はアスペクト比が６程度と W7-X に比べて小さ

磁場強度 ! はいため，トロイダル磁場成分の低減には成功していないが，バンピー磁場成分を広い範囲でスキャンすることが可&$'%!%%$!"! !*+#
(
,-#
$
*+

（１）

と表され，ここで，'%#(%$はそれぞれ，Boozer 座標系におけるポロイダル（トロイダル）角，&は径方向座標である．

図２
図１

Heliotron J の真空磁場配位（設計過程）の Boozer 座標における磁場スペクトルの径方向分布．ここで，m（n）
はポロイ
ダル（トロイダル）モード数である（［３］の Fig. 2 を編集）．

４７７

1/&領域での粒子拡散フラックスの（B1,0/B1,4，B0,4/B1,4）平面における等高線図．これまでの Heliotron J 実験で用いられた配位（真空磁場）の範囲を丸および四角で示す（［１４］のFig. 2 を編集）．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

能で，バンピー磁場に対する新古典輸送の応答を調べるこ

マクとは，検討している配位と同じ回転変換，アスペクトとが可能である．また，範囲はバンピー磁場と比べて狭い

比，磁場強度を有するトカマクを意味する．図４の「full」

が，コイルの四重極成分を制御することで，トロイダル磁が，磁場スペクトル４
００成分超を用いた計算結果を示して場成分も変えることができる．

いる．この場合，プラトー領域の粒子拡散係数は等価なト無衝突粒子の閉じ込め評価については，Boozer 座標系にカマクのそれに近いレベル（２倍程度以内）にまで減少しおける案内中心ドリフト方程式［１５］を用いた．磁気軸上でている．バンピー磁場成分の役割を理解するために，参考の平均磁場強度 1 T の場合に，$"##!!
!
%の磁気面上で空間として，磁場スペクトルの中でバンピー磁場成分のみを０

的に一様分布させ，また，速度空間でピッチ角を一様に分とした場合の結果を，!!"$!!の線で示している．この場布させた 1 keV の水素イオンを出発させて，1 ms，あるい合，特に低衝突周波数領域で粒子拡散係数が約２〜３倍には，最外殻磁気面を横切るまで追跡した場合の粒子損失割増加している．この結果は，先に述べた，バンピー磁場成合の時間発展を図３に示す．ここで，#)(は，２種類のトロ分をヘリシティと逆符号にすることの重要性を改めて示し

イダルコイルの電流比 "")' であり，Heliotron J のいわゆ
)&#

ている．

る「標準配位」は，#)(＝2.5（通称，「５：２配位」と呼ばブートストラップ電流の評価も DKES コードを用いて行れる）である．#)( !#!
!
%では，#)( !"!の場合に比べて，われた．ブートストラップ電流は，低次の有理面を避ける

損失が始まる時刻が遅くなっている．これは，#)( !#!
%ために注意深く選ばれた回転変換の値を変化させる可能性

では，径方向ドリフトが低減されていることを示していがあるため，特に低磁気シアの磁場配位では危険である．

る．また，粒子閉じ込めに対する径電場の効果を調べるた

W7-X では，ヘリシティ，トロイディシティ，バンピネスのめに，プラズマ小半径に放物型依存する静電ポテンシャル

適切な組み合わせにより，新古典拡散の低減と同時に，広（中心値 $!）を仮定した場合の結果も併せて示されている．

い衝突周波数領域においてブートストラップ電流を低減さ

水素イオンの運動エネルギーの半分に相当する静電ポテンせるという思想で，磁場配位設計が行われた［１８］．図５

シャルによって，粒子の損失率がほぼゼロへと大幅に減少に，$"##!!
!
%の磁気面におけるブートストラップ電流の係する．有限ベータ平衡では，一様磁場成分の径方向変化の数（a.u.）が実効衝突周波数の関数として示されている．負増大（磁気井戸の深化に付随）によるポロイダルドリフトの係数はトカマク（軸対称）のブートストラップ電流と同の促進［１６］で，径電場を仮定しない場合でも，真空の場合

じ向き，また，正の係数はヘリカル対称配位のそれと同じに比べて損失率が減少する傾向も示されている．さらに高向きのブートストラップ電流を意味している．図４と同様

エネルギーの粒子を考えた場合，閉じ込めに対する径電場に，磁場スペクトルを「full」に用いた場合と，バンピー成の効果は相対的に小さくなる．そこで，径電場に頼らず，分のみ０とした場合の結果が示されている．この比較か

磁場構造そのものによる閉じ込めの改善が必要となるが，ら，ヘリカル軸ヘリオトロン配位において，ブートスト

その観点で，ポロイダルドリフト（ポロイダル角依存性を

ラップ電流の消去も含めた，バンピネスの調整によるブー持たない一様磁場やバンピー磁場成分の径方向微分）の促

トストラップ電流の広範囲の調整の可能性が示唆される．

進は有効な手段であり，Heliotron J の磁場配位を含んだ系

設計段階で予測された，バンピネスによるブートストラッ

統的な検討も行われた［４］．

プ電流の大きさや向きに対する効果は，Heliotron J 実験において検証された［１９］．

新古典輸送に関する数値的評価には，ドリフト運動論に基づく DKES コード［１７］を用いた．図４は，$"##!!
!
%の磁気面における新古典粒子輸送係数を実効衝突周波数に対してプロットしたものである．ここで，径電場は無視できるほど小さいと仮定されている．粒子拡散係数は等価なトカ
マクのプラトー領域の値で規格化されている．等価なトカ

図４
図３

トロイダルコイルの電流比（RTF）と中心部ポテンシャルの値（$0）を変えた場合の粒子損失割合（floss）の時間発展の比較．1 keV の水素イオンを中心磁場強度 1 T の配位において追跡した結果である（［３］の Fig. 3 を引用）．

４７８

Heliotron J の真空磁場配位（設計過程）の s 1/2 = 0.5 の磁気面における新古典粒子拡散係数（等価なトカマクのプラ
トー領域の値で規格化）の実効衝突周波数依存性．「full」
は磁場スペクトルを４００超成分用いた結果で，「B0,4 = 0」
は，そのうちバンピー磁場成分のみを０とした場合の結果
である（
［１
０］
の Fig.3.12 を引用）．

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

るように，"$"（%は極数，& はピッチ数）の連続巻"# $$きヘリカル・コイル（HFC），強弱２種類のトロイダルコイル（TFC-A，TFC-B），及 び３組 の ポ ロ イ ダ ル・コ イ ル（VFC（図６では省略），IVFC，AVFC）から構成される．
連続巻きHFCは強い変調（&$%"#"
，
"'!#*
#"
"#''
'
(&
#$!!
!
$）を持って巻かれており，トーラス上から見ると四角形のプラズマ閉じ込め領域を形成している．２種類のTFC により，四角形の四隅の磁場強度を直線部より強くすることにより直線部に形成される局所準等磁場領域にピッチ角の大きな粒子を閉じ込めることを狙っている．HFC/
VFC，AVFC，IVFC 並びに TFC-A，TFC-B にそれぞれ独立制御可能な電源を用意することで，広範囲な磁場配位制御が可能である．各コイルは常電導素材を使用しており，
図５

Heliotron E 装置で使用していた電源システムを活用しHeliotron J の真空磁場配位（設計過程）の s 1/2 = 0.5 の磁気面におけるブートストラップ電流の実効衝突周波数依存性．「full」は磁場スペクトルを４００超成分用いた結果で，「B0,4 = 0」は，そのうちバンピネスのみをゼロとした場合の結果である（［２．
３］の Fig.3.13 を引用）．

て，磁場フラットトップ維持時間最長 0.5 秒，最大磁場強度
1.5 T（磁気軸上）の閉じ込め磁場を間歇的（強磁場運転では８‐１０分 間 隔）に 励 磁 す る こ と が 可 能 で あ る．図７に

これら一連の研究展開によって，"$"連続ヘリカルコ
イル，２組のトロイダルコイル，３組のポロイダルコイルから成るコイル系での高い融通性（磁場配位可変性）を担保しつつ，Heliotron J の磁場配位選択が行われた．

３．装置概要３．
１ Heliotron J 装置本体
Heliotron J 装置は，京都大学で創案された連続巻きヘリ
カル・コイルを用いるユニークな磁場配位，ヘリカル軸ヘ
リオトロン配位［３］の概念開発装置として設計・建設された装置で，同先進磁場配位を実現する世界初の装置である．核融合科学研究所の大型ヘリカル装置
（LHD）
が順調に
立ち上がり，その使命を無事終了した Heliotron E 装置の諸図６

設備を活用することを前提として建設された．Heliotron J

Heliotron J 装置概要図．

装置を用いた実験研究の重要かつ基本的な課題としては，（１）ヘリカル軸ヘリオトロン配位の実験的最適化（概念開発）を図ること，（２）同配位における無電流プラ ズマ生
成・閉じ込め特性の理解を深め，トーラス系装置によるプラズマの磁場閉じ込めへの理解を深化させること，並びに（３）同磁場配位に適したダイバータ関連物理・制御技術の基礎研 究・開 発 を 行 う こ と が 挙 げ ら れ て い る［２０‐２４］．
Heliotron J 装置の主要パラメータを表１に示す．トーラス
主半径は 1.2 mであり，プラズマ副半径は，磁場配位により0.1 m から 0.2 m 程度にまで変化させることができる．
Heliotron J 装置の磁場コイルシステムは，図６に示され

表１

Heliotron J 装置パラメータ．

プラズマ主半径，$
平均プラズマ小半径，(%))
真空容器内側表面積
磁場強度，!（磁気軸）
真空回転変換，$"#%磁気井戸の深さ
磁場フラットトップ時間

1.2 m
0.1−0.2 m〜15 m2%1.5 T
0.3−0.8 with low magnetic shear
1.5 % at the plasma edge
0.5 s

図７

４７９

Heliotron J の上から見たコイルシステム（左上図），標準
配位での磁気面（左下図が直前部， 右上図がコーナー部），
磁場強度｜B｜の径方向分布（右下図）．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

Heliotron J の上から見たコイルシステム，標準配位での磁気面，磁場強度$の径方向分布を示す．磁気面形状はトロ"$
イダル角によって変わるとともに，磁場等高線もコーナー
部でトカマクで見られるような分布，直線部でサドルのような分布となる．
Heliotron J 装置の真空容器は，その外側が HFC の巻き枠を兼ねており，NC 加工で容器形状を削り出すことにより高精度のヘリカル・コイル巻き線を実現している．真空容器には，コイルシステムとの干渉を避けた位置に，できるだけ多数の観測ポートを設けている．図８に建設当初のポート配置を示すが，実験の進展に伴い，計測面での要求を満たすべく，若干のポート増設が行われている．真空容器断面形状は，HFC や磁気面形状により，トロイダル方向に依存する非円形断面となっている．
本装置は，各種コイルを組み合わせることにより広い範囲でその磁場配位制御が可能であることが特徴の一つであるが，ヘリカル軸ヘリオトロン配位の基本的な特徴，すな
わちトーラス直線部における局所準等磁場形成による良好な粒子閉じ込めと磁気井戸の両立性が良く現れる磁場配位
自体は，IVFC や AVFC などの補助コイルを用いることなく実現可能であり，これに補助コイル系の磁場を組み合わ

図９せることにより，細かな磁場配位制御を可能としている．

Heliotron J 標準配位での回転変換（上図）と磁気井戸（下図）の径方向分布．

しかしながら，高温プラズマ閉じ込め実験装置としてある
表２程度の最外殻磁気面と真空容器内壁との距離を確保することが必要であり，補助コイル系による磁場を追加すること

Heliotron J 実験で得られたプラズマパラメータ．

により最外殻磁気面の大きさを若干縮小し，基本配位の持線平均電子温度
電子温度

つ特徴をほぼ維持したまま最外殻磁気面と放電管内壁とのイオン温度（バルクイオン）"!!1×1020 m−3!3 keV!##$"!0.4 keV!##%"

距離を拡げた配位を Heliotron J 装置における「標準配位（STD 配位）」としている．真空磁場の回転変換や磁気井戸

輸送障壁の形成により，中心電子温度 #$"!#!3 keV を達

深さは磁場配位により可変であるが，Heliotron J 装置の標成している．

準磁場配位ではそれぞれ 0.56 及び 1.5％（最外殻磁気面）で３．
２ 加熱・電流駆動システム
Heliotron J には加熱・電流駆動システムとして，電子サある（図９参照）．
次節で紹介する各種加熱システムにより，これまでにイクロトロン加熱・電流駆動（ECH/ECCD）システム，イHeliotron J 装置で達成されたプラズマパラメータを表２に

オンサイクロトロン加熱（ICRF）システム，中性粒子ビー

示 す．ト カ マ ク の よ う な グ リ ー ン ワ ル ド 限 界 は な く，

ム入射（NBI）システムの３つがある．以下にそれぞれの1020 m−3 台のプラズマを生成・維持するとともに，電子熱システムの概略を記述する．
３．
２．
１ 電子サイクロトロン加熱・電流駆動（ECH/ECCD）
Heliotron J での通常のプラズマ実験では，70 GHz 第２高
調波 X-mode ECH/ECCD を用いてプラズマの生成・加熱

図８

上から見たHeliotron J真空容器（左図），コーナー部（右上図）と直線部（右下図）での磁気面．

図１
０ 70 GHz ECH/ECCD システム概要図（［２
６］の Fig. 1 を編集）．

４８０

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

図１
１ 70 GHz 500 kW ジャイロトロン．
図１
２ ICRF 加熱装置の装置構成図．

が行われている［２５］．カットオフ密度は 3.0×1019 m−3 で

表３

あ る．図１０に 70 GHz ECH/ECCD シ ス テ ム の 概 要 を 示

ICRF

加熱装置の各段のアンプ諸元．

SignalPre. Amp. I
Generator

す．GYCOM 社 製 ジ ャ イ ロ ト ロ ン（図１１）は 最 大 出 力Pre. Amp. II

DriverAmp.

4CW(Transistor
4CX5000A
100000E
Amp. ENI3200L)

Main Amp.

500 kW であり，パルス幅は 0.2 sec である．マッチング光学

VacuumTube

ユニット（MOU）によって純度の高いガウスビームに整形

Cooling

Air

Air

Air

Water

Water

された後，約 20 m のオーバーサイズ導波管，マイターベン

RF Input

―

0 dBm

200 W

4 kW

75 kW

ド，パワーモニター，偏波器，導波管切替器で構成される

RF Output

0 dBm

1.5 MW

200 W

4 kW

75 kW

伝送系によって Heliotron J 本体へと伝送された後，固定集Power Gain ―

53 dB

13 dB

12.7 dB

13 dB

RG-8/U

WX-77D

WX-152D

Coaxial Line RG-55/U RG-8/U

束ミラーと可動平板ミラーで構成される入射システムに

TH518

よって Heliotron J 本体へ入射される．計測したオーバーサ
イズ導波管の伝送効率は約 90％ であり，理論予測と良い一ンサーで構成され，もう１つは２スタブで構成されてい致を示した［２６］．ECCD を行う際に重要となる平行屈折

る．アンテナから整合回路までは高電圧の定在波がたつた

率は−0.05 から 0.6 の範囲で設定が可能であり，また，磁気めに，203D の同軸管で構成されている．すべての同軸管に"軸・非磁気軸入射を行える．ビームウェスト（!
!
! パワー）

は放電破壊を抑制するため通常ゲージで１気圧の窒素を封は磁気軸で 3 cm であり，プラズマ小 半 径（標 準 配位で入している．

17 cm）よりも十分に小さい値となっており，局所加熱をアンテナ行うことができる．非集束ビームをトーラス上側から入射Heliotron J 放電管内部に設置した ICRF 加熱用アンテナ

した時期もあるが，２０１８年よりトーラス外側から集束ガウ

は Heliotron J 磁場配位の「コーナー」部に設置され，同一スビームを入射している．MOU でのパワー損失等があり，ポロイダル面の上下に位置している．真空フィードスルー

Heliotron J 装置への入射パワーは最大 380 kW である．
３．
２．
２ イオンサイクロトロン周波数帯（ICRF）加熱ICRF 発振器システム
ICRF 加熱装置は発振器，整合回路とアンテナからなる．
発振器は２基あり，最大発振パワーは 1.5 MW，パルス幅は0.2 秒 で あ る．ICRF シ ス テ ム は 図１２に 示 す と お り で ある．初段は信号発生器で１V 程度の正弦波を供給する．次段はトランジスタアンプであり，その後３段は真空管アンプによる増幅である．表３にアンプの諸元を示す．真空管
アンプはグリッド接地型である．主増幅器は ThomsonCSF 製であり，分布定数キャビティを有する．発振周波数は 17.8 MHz から 53.4 MHz である（第１系統は 26.7 MHzまで）．プリアンプとドライバアンプは真空バリコンとレッヘル線を用いた LC 共振回路を利用している．両発振器に対する源発振器である信号発生器は１台で２チャンネ
ルを備えており，位相差を自由に設定できる．高周波は特性抵抗 50 Ω の 152D 同軸管を用いて伝送される．プラズマ
負荷を含めた ICRF アンテナのインピーダンスは通常 50 Ω
より小さいので，アンテナと発振器との間の整合を取るた

図１
３ Heliotron J のコーナーセクションのポロイダル面に設置されたループアンテナとプラズマとの位置関係（［２
７］の Fig. 3を引用）．

め，アンテナと発振器との間に整合回路が挿入されている．２システムの内１つは固定スタブと直列，並列コンデ
４８１

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はNBIビームの引き出し時のみ動作する高速シャッターが設置されており，コンダクタンスを制御することで，本体へのガス流入を制御している．高速シャッターの開から閉，もしくは閉から開への動作時間は約 0.5 秒であ る．
Heliotron J 真空容器内には NBI 対向面にステンレスもしくはモリブデン製の受熱板を設置しており，プラズマ中を通過した中性粒子ビームの真空容器壁への影響を低減している．なお，カロリーメータを用いてビームパワー・発散角を実験的に較正しており，ポート通過パワーを評価している．最 大 の 入 射 パ ワ ー は そ れ ぞ れ の ビ ー ム ラ イ ン で0.8 MW である．真空容器内の受熱板にも熱電対が複数設置されており，カロリーメータによる較正試験と矛盾しない結果が得られている．
プラズマに吸収されたNBIビームの実空間・速度空間の分布計算は以下のように行われる．まず Heliotron J 磁場配位，真空容器形状，NBI ビーム形状等を考慮して高速イオ
ン発生位置（birthpoint）分布をモンテカルロ法により計算
図１
４ 放電管内に設置された２つの SUS 製アンテナループ．両側に C グラファイトのサイドガード．

す る（HFREYA）．そ の 後，高 速 イ オ ン の 軌 道 追 跡（mcnbi）により高速イオン分布の再分配を計算し，最終的に Fokker-Planck 解析（FIT3D）によりイオン及び電子へ

はトーラス外側にあり，各アンテナには独立の発振器が接のビーム吸収パワー，外部駆動力分布，高速イオン速度分

続されている．各アンテナの整合条件は整合回路よりも発布を得ることができる．

振器側の方向性結合器からの信号によって調整される．ア３．
３ 計測システム

ンテナ，プラズマ，放電管壁の位置関係および磁場の等高３．
３．
１ 干渉計測線を図１３に示す．この断面では磁場はトーラス内側に向

３．
３．
１．
１ マイクロ波干渉計

かって強くなる．ループアンテナは中心導体，リターン導Heliotron J の電子密度の基本計測として，Heliotron J

体および Faraday スクリーンについては SUS 製であり，ア実験開始初期からマイクロ波によるマッハ・ツェンダー型

ンテナ両側にカーボングラファイトのサイドガードが設置

ヘテロダイン干渉計を用いている．

されている．放電管内のアンテナの写真を図１４に示す．高干渉計の構成を以下に述べる．初期には周波数140 GHz，

周波電流は２本のアンテナとも，トーラス外側ポートから

139 GHz Gunn 発振器２台を用いていたが，70 GHz ECH

導入されている．図１４では左側がトーラス外側に当たる．

の高調波の混入が問題となったため 130 GHz，129 GHz に３．
２．
３ 中性粒子ビーム入射（NBI）

変更された．Heliotron J 本体からおよそ 10 m 前後離れた位

中性粒子ビーム入射（NBI）システムはプラズマの加熱

置に発振器は設置されており，本体まで導波管を用いて伝のみならず，熱・高速粒子・運動量輸送の研究に用いられ送される．計測箇所は，Heliotron J の#8.5 セクションである．Heliotron J では２系等の接線 NBI（BL1，BL2）が設置

り，上部ポートから入射され，下部ポートより受信する．

されている．この２系統の NBI ビームラインは向かい合っ

レンズ付きホーンアンテナによって受信・送信される．

て設置されているため，駆動電流の方向として順電流・逆139 GHz および 140 GHz 信号とのミキシングによって電流方向（co・ctr）の同時入射が可能である［１４］．

1 GHz の信号へと変調され，周波数変換回路に送られ，

それ ぞ れ の 系 統 の NBI は２台 の バ ケ ッ ト 型 正 イオン

499 MHz，500 MHz の信号とのミキシングによって最終的源，中性化セル，NBI 真空容器，ビームダンプ，カロリーに 1 MHz の信号へと変調されている．この信号が位相差比

メータ，ドリフト管で構成される．イオン源は最大加速電

較器に送られ得られた電子密度信号を 100 KS/s の ADC

圧 30 kV，イ オ ン 源 一 台 あ た り の 最 大 イ オ ン 電 流 はによって記録している．最近では，並行して直接数 MS/s

50 A，パルス幅は最大 0.2 秒である．イオン源ではタングスの高速 ADC に１MHz の位相信号を直接記録し，デジタル

テン製フィラメントを用いて熱電子を放出し，アーク電圧

信号処理による位相検波も開始している．これによってフ100 V，アーク電流 600 A 程度のプラズマを生成する．動作

リンジジャンプの低減，揺動計測が可能となった．

ガスは軽水素を用いる．１段加速，３枚の円形電極を用い

３．
３．
１．
２ HCN レーザーを用いた FIR 干渉計ており（内径 !!220 mm），ビームレット焦点距離で電極

Heliotron J では超音速分子ビーム入射（SMBI），高強度を湾曲させることでビームを集光している．ビームレット

ガスパフ（HIGP），そして最近ではペレットといった粒子

発散角は約１度，焦点距離は 4200 mm である．

供給手法によって，1×1020 m−3 を超える高密度プラズマを生成可能である．マイクロ波での計測が困難な高密度運NBI イオン源に導入する水素ガスが Heliotron J 真空容器
内に流入することを避けるため，約２００万 l/s のクライオ

転領域用に，HCN レーザーを用いた FIR干渉計を構築した

ソープションポンプが設置されている．またドリフト管に

［２８］．
４８２

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K. Nagasaki et al.

干渉計システムとしては，マイケルソン型ヘテロダイン

ると散乱長が減少してしまうことである．散乱長の大きさ

干渉計を採用している．光源は，波長 337 m HCN レーザーは検出される散乱光量に比例するので，高い空間分解能，を用いており，このレーザーは，JIPP T-II，WT-III，CHS

すなわち小さな散乱長における計測を実現するためには，などで用いられたものを参考に製作した．特徴として，超微少な散乱光を高精度で測定する必要がある．そのため

高速回転回折格子（Super Rotating Grating）［２９］を周波数に，これまでにない高い基本性能を有する Nd:YAG トムソ

シフターとして用いており，これによって一本のレーザー

ン散乱計測装置を開発する必要があった．

であっても，ヘテロダイン検波を可能としている．なお，（!）散乱光集光光学装置の開発

SRG による周波数シフト量はおよそ 1 MHz である．1 MHz

散乱光は大型の凹面鏡（直径 800 mm）で集光を行い，球のビート信号を直接 Schottky Barrier Diode の検出器で計面収差の影響を減らすために焦点距離は 1050 cm と大きく測し，周波数変換等は行わずに ADC によってそのまま記設定した．その結果，全ての測定位置で 計 測 立 体 角 が録している．観測ポートは Heliotron J の#14.5 セクション〜80 mstr と十分な値を得ることができかつ球面収差も最!
"#付近を上下にの上下ポートを用いており，視線は "!!

小に抑えることが可能になった．集光光学装置の写真を通過している．真空容器内に設置された ICRF アンテナと

図１６に示す．検出された散乱光は凹面鏡による像が形成さの干渉を避けるため，若干磁気軸からシフトした視線とれる位置に並べた階段状光ファイバーによって２５台のポリなっている．

クロメータに伝達するようにした．その結果，微少な散乱

３．
３．
２ トムソン散乱計測装置

光を高い信号ノイズ比（S/N 比）で検出することが可能と

３．
３．
２．
１ Nd:YAG レーザートムソン散乱計測装置
高 繰 り 返 し Nd:YAG レ ー ザ ー ト ム ソ ン 散 乱 計 測 装 置なった［３０］．
（"）ビーム伝送光学系の開発

は，プラズマの特性を決定する電子温度と電子密度の分布

図１５のようなレーザービームを斜め下方から入射し上方の時間発展を計測する装置である．ヘリカル型磁場閉じ込に抜けるように配置し，後方散乱光を検出する（散乱角はめ装置はトムソン散乱計測装置を設置する場合，トカマク

１６０度）方式を採用した．レーザービームによる伝送光学コ型装置に比べてプラズマ周辺に複雑なコイル系が存在する

ンポーネントの破壊やプラズマ生成装置の真空窓の破壊をため計測装置の配置に大きな制約を受ける．特に Heliotron J

避けるビーム伝送光学系を開発し，またビーム通過に伴う装置においては，上下にベースがあり，またトーラス中心

迷光による S/N 比の劣化を避けるために，真空窓はプラズには内側垂直磁場コイルがあるためトムソン散乱計測装置

マからできるだけ離れる配置とした［３０］．さ ら に，の設置は大きな制約を受ける．そこで，レーザーの入射を

Nd:YAG レーザー光の吸収率の高いカーボン材料を用いた真空容器の外側，斜め下方から入射し，内側上方に出射す

円錐型ビームダンプを新規に開発し，レーザービームを効る方式を採用した．図１５に装置の全体図を示す．
開発した Nd:YAG トムソン散乱計測装置の主要な性能を表４に示す［３０］．

率よく吸収することによって迷光を低減しS/N比を高めた［３１］．
（#）Nd:YAG レーザー制御装置の開発

設計において最も困難であったことは，レーザーのプラ

Nd:YAG トムソン散乱計測装置は Heliotron J 装置の制御

ズマ中の通過距離が 25 cm 以下であり多くの測定点を設けシークエンスに同期して動作しなければならない．レー
ザー制御のためには実験ショット毎に，発振パワー制御信号など複数の種類の制御信号を Heliotron J 装置側の制御
シークエンスに同期しながら複雑かつ多岐にわたるレー
ザーにトリガー信号を送る必要がある．そのために，新しくマイクロテクノロジー社の PIC マイクロコントローラーを用いた Nd:YAG レーザー制御装置を開発した［３２］．
（$）干渉ポリクロメータの開発
散乱光をスペクトル分光するための干渉ポリクロメータ
は，干渉フィルターの透過帯域が，測定可能な電子温度，
電子密度の測定精度を決定するので，最適な透過帯域を求

図１５ Nd:YAG レーザ‐トムソン散乱計測装置全体図．

表４

Nd:YAG トムソン散乱計測装置の主要な性能．

測定空間点数空間分解能
計測可能時間間隔
測定電子温度領域
測定電子密度領域

２
５
〜1 cm
10 ms
10 eV−10 keV
5×1018 m−3 以上

図１
６ Nd:YAG レーザートムソン散乱計測装置の集光光学装置と散乱光観測用窓．

４８３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

めることが最も重要である．そのために新しくシミュレー

るように，ルビーレーザー光（最大10 J）を鉛直下側から入ションコードを開発して Heliotron J 装置で生成されるプラ

射し，９０度散乱光を収束させた後，光ファイバーで伝送しズマ に 最 適 な 干渉 フ ィ ル タ ー の 透 過 帯 域 を 決 定 し た．

分光器とイメージインテンシティファイアー（I.I.）および

Nd:YAG トムソン散乱計測では検出器として 1 μm 近傍の

CCD カメラを用いて検出した．I.I.の蛍光面は GaAs であ

波長帯域の量子化効率を高めたアバランシェフォトダイ

り，CCD カメラは１
０２４×１０２４ピクセルである．入射ビーム

オード（APD）を用いる［３０］．この検出器の感度は，強いは大半径方向に 0.2 m，集光光学系は大半径方向，上下方向

温度依存性を有するという問題がある．従来は，検出器のにそれぞれ 0.2 m 移動可能であるので 0.2 m×0.2 m が計測

温度制御を行うことでこの問題に対処することが高温プラ可能範囲となる．レーザービーム径は観測位置で 2 mm 以

ズマのトムソン散乱計測では広く用いられてきたが，高安下，上下約 7 cm が１回の観測領域である．迷光は無視でき

定に検出器の温度を制御することは容易ではない．本装置ないので，散乱光から差し引いて正味の散乱光を評価しでは個々の検出器に温度モニター用ダイオードを取り付た．露光時間は 200 ns であり，プラズマ背景光に関しては

け，測定された温度を基にバイアス電圧を変えることで感通常無視できる．
プラズマ断面に対する計測視線計測の位置関係を図１８に度を一定に制御する新しい方式で感度を周辺温度に依存せず安定化させることにした［３１］．

示す．前述の入射光学系，集光光学系の移動により，プラ（!）データ処理，解析システムの開発

ズマ断面の６０％程度に対応する２次元領域の計測が可能でレーザーのパルス幅は 10 ns と短いため，散乱光信号のある．波長較正については Ar ランプ，相対強度較正につい増幅には高速増幅器が不可欠である．増幅器の性能は散乱
光の S/N 比に大きな影響を与えるので，超高速増幅器を新しく開発した［３２］．データの取り込みは電荷積分型 AD
コンバータを用いるが，コンバータの入力インピーダンス
が十分な精度で一定値でなく変換精度を悪化させていることが明らかになった．
そこで変換精度を改善するために，新たに高速電圧電流
変換増幅器を開発し，高速増幅器の電圧信号を電流信号に変換した後にデジタル変換し入力インピーダンスに影響されないようにして精度を向上させた［３３］．また，VME をベースにした高速なデータ処理，解析システムCINOSを独自に開発し取り込み装置を制御するようにした．これにより放電終了後，数秒以内に１
２５チャンネルの散乱光信号の取り込みと解析を完了させ，得られた電子温度と電子密度の分布データをディスプレイに表示することが可能になっ
図１
８ 標準配位における代表的な入射ビーム位置（垂直方向）と集光光学系の位置関係．水平線のうち細線は各 z を中心
コードとした場合の計測範囲を示す．図中にはポロイダル
断面におけるプラズマ磁気面も表示されている．

た［３４］．
３．
３．
２．
２ TV トムソン散乱計測
グローバルな閉じ込め特性の，電子密度，磁場配位，加熱手法などの依存性，あるいは閉じ込めの遷移現象などの研究が進みつつある．ここでは輸送の局所解析を目的とした TV トムソン散乱による電子温度計測について述べる［３５］．Heliotron J の TV トムソン散乱計測装置は図１７にあ

図１
９ （a）
波長較正データによるチャンネルー波長の関係，（b）
標
準光源（マツダ W ランプ）の測定値．

図１
７ TV トムソン散乱装置の概要．入射光学系は大半径方向，受光光学系は大半径方向および垂直方向に可動．

４８４

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てはタングステン（W）の標準光源（マツダ，8V10cd）をそ

物イオンの温度とフロー速度計測，およびビーム放射分光

れぞれ集光光学系のファイバー直前に設置して，CCD の（BES）による密度揺動計測について述べる．

データを用いて行った．波長較正については図１９（a）に相バルクイオン・高速イオンの速度２次元分布 $
##%を
#&"

対感度較正のデータに関しては図１９（b）にそれぞれ示す．

計 測 す る た め に E//B 型 の 荷 電 交 換 中 性 粒 子 分 析 器

絶対強度に関しては窒素ガ ス に 対 す る Rayleigh 散乱に（CX-NPA）が設置されている［３６，３７］．NBI・ICRF で生成

よって感度を決定した．図１９（a）に見るとおりシステムのされる水素の高速イオン（H＋）と，通常の実験で動作ガス

チャンネルー波長の直線性は良い．また，出口スリットのとして用いられる重水素のバルクイオン（D＋）を同時に計陰になる部分でも信号があるところから回折の影響を完全測することができる．計測チャンネル数はそれぞれ１０であには除去できていない．

り，計 測 可 能 エ ネ ル ギ ー 範 囲 は H+：0.4−80 keV，D+：

CCD カメラ像を図２０に示す．各図では輝度をカラーマッ

0.2−40 keV であり，エネルギー分解能は 5〜10％ である．

プで示している．画像の両端は分光器の窓によって遮られ

速度二次元分布を計測するため，水平方向・垂直方向に観ており信号がない．これらからわかるようにほとんどの場

測角度を変えられる駆動機構を備えている（図２２参照）．

合プラズマからの背景光は問題にならないレベルである．

高速イオンの閉じ込め特性を明らかにするためには，NBI

横軸が波長，縦軸が入射ビームに沿った鉛直方向の座標でや ICRF により生成される高速イオンのピッチ角分布の測ある．画像がドット状になっているのは I.I．のゲインを高定が重要であり，可能な限り広い範囲のピッチ角で測定をくしているためである．これら３つの信号から正味の信号行えることが望ましい．観測ポートの視野の制限や装置上を評価し，電子温度，密度を求めた．NBI のみの場合の高の制約により，駆動範囲は Heliotron J トーラス中心を向く

密度プラズマと ECH との重畳加熱の場合の測定例を図２１

視線を０度として水平方向に−１０度から＋１８度，垂直方向に示す．高密度プラズマは高強度ガスパフによって生成さに−３度から＋１０度である．これにより Heliotron J 標準配れたものである．

位の磁気軸上において９８度から１３２度までのピッチ角を持

３．
３．
３ 能動的ビーム分光

つ粒子が観測可能である．また，観測可能な径方向範囲は
"#
!"!!
!
"（上方向）から−0.8（下方向）である．

Heliotron J では加熱用 NBI を用いて複数の能動的ビーム分光の計測装置が整備されている．本節では荷電交換中性

CXRSはNBIによる高速中性粒子（HNB）と不純物イオン

粒子分析器（CX-NPA）によるバルクイオン・高速イオンとの荷電交換再結合反応による遷移光を分光計測し，ドッの速度分布計測，荷電交換再結合分光（CXRS）による不純プラー拡がりから不純物イオンの温度を，ドップラーシフ
トからプラズマの流体としての速度（フロー速度）を計測することができる．また BES は $%#とイオン・電子による衝突励起反応による遷移光を観測することで密度揺動を計測する，両者ともビームと観測視野の交わる領域の物理量を計測しており，局所計測が可能である．Heliotron J の磁
場配位は複雑な３次元形状をしているため，加熱用 NBIを計測ビームとして用いた場合に空間分解能を小さくする
ためには観測視線の向き，位置を工夫する必要がある．そこで CXRS，BES のシミュレーションを行うことで，観測視線を最適化した［３８，
３９］．具体的な方法は本誌研究最前線［４０］も参考にされたい．観測視線の設計指針として，
NBI がプラズマを通過する領域で磁力線に沿わせることが空間分解能を最小にできる．例えばプラズマ中心を観測す
る視線では，NBI と磁気軸が交差した領域の延長線上に光

図２
０ （a）
プラズマ中にレーザー入射中，（b）
プラズマ無のレー
ザーのみの場合，（c）
レーザー無のプラズマ発光のみの場
合の，それぞれカメラ画像．

学系を配置することになる．Heliotron J には磁力線平行方

図２
１ NBI高密度プラズマとECH重畳の場合の電子温度（左），電子密度（右）分布．

図２
２ Heliotron Jに設置されているCX-NPA装置とNBIの関係図．

４８５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

図２
４ 磁気プローブ（トロイダルア
レイ）の外観図（CG）．

図２
５ 磁気プローブ（ポロイダルアレイ）の配置図．

揺 動 の３方 向 成 分 が 測 定 で き る 構 成 と な っ て い る（図２４）．４個の磁気プローブによりトロイダルモード数 $を#$#""の範囲で推定可能である．これらトロイダルアレイに属する磁気プローブは 500 kHz 程度までの高周波磁場揺動が測定できるように，大きさや巻き数が選別されており（LCR 共振周波数〜1 MHz），通常は 1 MHz のサンプリ
ング周波数で収集されている．一方，ポロイダルアレイは１４個の磁気プローブから構成されており（図２５），同一ポ
ロイダル断面上に１０°ないし２０°間隔で設置され，全体とし
図２
３ （a）
平行フローおよび（b）
ポロイダルフロー観測用 CXRS
概略図．［４２］の Fig. 3 を引用．

てはポロイダル方向に１８０度カバーしている．個々にはポロイダル方向の磁場揺動が測定でき，LCR 共振周波数は150 kHz 程度と低いものの，磁気プローブ間位相差からポ向およびポロイダル方向のフロー速度を計測できる２種類

ロイダルモード数 # が ###"#の範囲で推定可能である．

の CXRS（平行 CXRS およびポロイダル CXRS）が設置され

３．
３．
５ サドルループアレイている［３８，４１］．平行 CXRS に関しては最適な観測視線を低磁気シア配位の Heliotron J では，通常，閉じ込め劣化得るため，Heliotron J 真空容器を改造し新たに観測ポートを避けるために磁気島の発現に繋がるような低次モード数を設置した．図２３（a），（b）にそれぞれの概略図を示す．平

の有理面を避ける磁場配位で実験を行うが，逆に言えば，

行 CXRS は１
４視線を有しており，プラズマ中心から周辺部

有理面を横切った際には高磁気シア配位に比べ磁気島幅が!!0.1〜1）を空間分解能 "%!
まで（%!
!!±0.06 で観測可能大きくなりがちであることが予想されている．磁気島の特!!0.3−0.9 であである．ポロイダル CXRS の観測範囲は %!

性を実験的に調べる目的でトロイダル方向に１８０度離れたり空間分解能は "%!
!!±0.1 である．なお，CXRS 計測にお同一ポロイダル断面上にそれぞれ６つのサドルループアレ

ける背景光除去のためNBIを見込まない光学系をそれぞれイが設置されている（図２６）．６つのサドルループは個々の CXRS で設置している．観測したプラズマからの発光はに巻き数が５ターンで大きさがおおよそ 150 mm×75 mm

光ファイバーにより分光器に伝送され CCD カメラで計測の磁束ループであり，真空容器上側と下側の真空容器壁面する．また Sm ランプで逐次波長を較正している．

上に３つずつが設置されており，平衡電流である PfirschSchlüter 電 流（PS 電 流 "$）が 作 る 垂 直 磁 場 を 計 測 で き

BES の観測視線は平行 CXRS とほぼ同一の観測視線を用!!0.1〜1 の範囲を１５視線で観測してい
いており，通常 %!

!
$!!のような磁気島が形成された時にる．例えば，#!"

る．また観測視線を変更することで径方向・ポロイダル方はサドルループ位置での PS 電流密度分布に歪みが生じ，向２次元の密度揺動計測も行うことが可能である［４３］．

計測される垂直磁場に差異が生ずる．これらより磁気島のNBI（BL1）を計測ビームとして用いており，25 kV のビー検出を行う．また，低次数低周波 MHD 不安定性のモード

ム加速電圧でドップラーシフト量は青方偏移で約 4−5 nm

数推定にも活用できる．

程度と，低温 %#!
$# 輝線との分離が容易に行える．ビーム
輝線の分離は光学干渉フィルターを用いており，検出素子
として周波数帯域が DC〜200 kHz のアバランシェフォト
ダイオードを使用する．
３．
３．
４ 磁気プローブアレイ
MHD 不安定性などの巨視的不安定性の特性を調べる目
的で，磁気プローブのトロイダルならびにポロイダルアレ
イが真空容器壁面上に設置してある．トロイダルアレイは同一ポロイダル断面形状となる４ヶ所の各トロイダルセク
ションにそれぞれ磁気プローブを設置してあり，且つ各磁

図２６ サドルループの配置図．

気プローブはポロイダル，トロイダルそして径方向の磁場
４８６

Project Review

Heliotron J Experiments

３．
３．
６ 軟 X 線断層撮影ならびに AXUV アレイ

K. Nagasaki et al.

可能である．また，Heliotron J の LCFS 形状は磁場配位ごプラズマからの制動放射ならびに不純物スペクトルなどとに異なるため，S/N の高い測定を行うために駆動装置にの真空紫外線から軟 X 線までの放射をピンホールカメラで設置され最適な計測箇所に設置可能である．

計測し，MHD 平衡・不安定性そして不純物挙動を調べる

高速イオン励起 MHD 不安定性に起因した損失高速イオ

目的で，AXUV３台（合計 60 ch）から構成される軟 X 線検ンを測定するために，観測される MHD 不安定性と共鳴条

出器と，AXUV１台から構成される放射検出器が設置され件からピッチ角としては９０〜１５０°程度の同方向粒子であている．共に Opto Diode 社（旧 IRD 社）の AXUV リニア

り，エネルギーは NBI の入射エネルギー 30 keV（軽水素）

ダイオードアレイを検出器として利用しており，前者はまでを測定できるように設計した．ファラデーカップ型

20 ch（AXUV-20EL/G），後者は 16 ch（AXUV-16EL/G）で（FLIP）は電流計測となるために，信号は電流アンプで電ある．これら AXUV は可視光から軟X線までの波長領域に圧 に 変 換 さ れ た 後 に 収 集 さ れ る が，シ ン チ レ ー タ 型

感度を有するものの，特に紫外線より短波長側の量子化効（SLIP）は高いピッチ角とエネルギー分解能を得られるよ率が高く，前者は数 μm の Be または Al フィルターにより

うに I.I．付きの CCD カメラ，ならびに高い時間分解能が得

軟 X 線領域の放射のみを計測し，主に密度揺動に起因したられるように９ch からなる光電子増倍管でそれぞれ同時

軟 X 線揺動を計測する．一方，後者はフィルターを装着しに収集される（図２８）．光電子増倍管の電流電圧変換器はておらず，特に真空紫外線領域の放射を計測する．また，

200 kHz 程度のカットオフ周波数を有するため，シンチ

軟 X 線揺動検出器は周波数 250 kHz 以下の揺動を計測可能

レーション光の揺動と磁場揺動との相関解析が行え，高速なように電流電圧変換器を含め設計してあり，磁場揺動とイオン損失と高速イオン励起 MHD 不安定性との関係性を

高い相関を有する軟 X 線揺動の径方向分布から高速イオン

調べることが可能となっている．なお，設置箇所で計測可

励起 MHD 不安定性の径方向分布計測に成功している．な

能な高速イオンはほとんどが LCFS を一度出た後に再度お，ノイズ対策に用いる絶縁アンプの台数の関係から１台

LCFS 内に入るようなドリフト軌道を有する，いわゆる再（20 ch）のみが 333 kHz のサンプリング周波数で収集され突入粒子であるため，厳密には損失高速イオンではないている．加えて，軟 X 線検出器はプラズマを囲むようにプが，MHD 不安定性が高速イオンに与える影響を調べるこ

ラズ マ 上 部，下 部，強 磁 場 側 か ら の 視 線を 有 し て お りとが可能な計測システムとなっている．

（図２７），軟 X 線放射の断層撮影法（CT）より，MHD 平衡

３．
３．
８ 反磁性測定および全電流測定

解析に繋がるプラズマのポロイダル断面撮影に成功してい

３．
３．
８．
１ 反磁性測定
Heliotron J 装置は !!!，" !"のヘリカルコイルを備える［４４］．Laplacian's eigen function を用いた新しい２次元分布再構成も試みられている［４５］．

たヘリカル軸ヘリオトロン装置であり，２種のトロイダル

３．
３．
７ ファラデー型ならびにシンチレータ型損失高速イ

コイル群，３種のポロイダル群の電流比を変化させることオンプローブ
NBI 放電において観測される高速イオン励起 MHD 不安
定性は，加熱を担う高速イオンの損失，特に核融合炉での!粒子損失を導くために問題視されており，その波動−粒子間共鳴的相互作用の物理機構を解明する必要がある．そこで，損失高速イオンを直接捉え，その特性を計測可能な損失高速イオンプローブ（LIP）を設置した．損失高速イオ
ンプローブは最外殻磁気面（LCFS）外に設置され，LCFSから漏れ出した高速イオンを捉え，磁気スペクトロメータの原理により損失イオンのピッチ角とエネルギーを測定す
図２
８ SLIP の計測システム．

る．検出法によりイオンを電極で捉え電流として測定する
ファラデーカップ型［４６］とシンチレータ型の２種類が利用

図２
９ Heliotron J における反磁性ループおよびロゴスキーコイル
配置．

図２
７ SXCT の視線配置図．

４８７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020
)%
$
#%
!
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"!
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で様々の磁場配位が実現可能である．コイルは通常の銅製'+*であり，供給電流は電動発電機，サイリスタ整流器によって生成される．反磁性ループコイルは図２９に示したように
#%
!
!(
$

トーラス方向の６か所に設置された．サイリスタ制御による電流リップルとフラットトップでの若干の電流変化があ

!

!

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る状況下での計測であるため，反磁性計測用ループは図３０

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（３）

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#（４）
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に示したように MI ケーブルを用いた二重ループとし，閉じ込め磁場の時間変化分を除外し，正味のプラズマによる'+*反磁性成分を評価できるような機器を構成している．２つ２つのループ間の真空での磁束比を時間的に一定とし，プのループ間は 10 mm である．

ラズマによる反磁束成分を評価する．

反磁性計測の前に全磁束を用いて，絶縁アンプを含む較

３．
３．
８．
２ トロイダル電流測定

正を行った．表５がすべてのコイルの電流値で，４つのパターンで計測した．その結果が表６である．２列目，４列Heliotron J において誘導電流は利用しない．しかしなが目が内側ループ，外側ループの計測値であり，３列目，４らブートストラップ電流や加熱機器である NBI あるいは列目が電流値から求めた計算値である．すべてのパターン

ECH による駆動電流が流れる可能性がある．これらの電流に対し，２％以下の精度である．

によって低シアである Heliotron J の閉じ込め磁場配位が場

磁束 !と磁場 B について，内側ループ（IN），外側ルー合によっては大きな変化をする場合がある．したがってト#%!
をそれぞれ書プ（OUT），プラズマによる反磁束成分 !(ロイダル電流測定は重要な課題の一つである．トロイダル

き表すと（２），（３）のようになる．VAC はプラズマのな電流の測定のため，図２９にあるように２か所にロゴスキー

い場合を表す．それらの信号からプラズマの反磁性成分はコイルが設置されている．ロゴスキーコイルのコイリング（４）のように表すことができる．

中心径は 3.1 mmφ，コイリング数は１０００回/m である．電流の較正は２つのロゴスキーコイルを交叉するように放電管

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%
&

の内部に電線を敷設し，直流電源の入り切りを行うことに（２）

よって行った．較正では 300 A までの範囲で行い，計測されたフラックスは 2.86 μWb（300 A 時）であった．計算から求めた値が2.85 μWbでありほぼ一致している．較正値としては 0.95 μWb/100 A を用いることにした．図３１に放電

図３
０ #13.5 ポートに設置された二重ループで構成された反磁性コイル．
表５コイル電流パターン．

Case

Helical(kAT)

Main Toroidal Toroidai Outer
Inner
VerticalA
B
Vertical Vertical
(kAT)
(kAT)
(kAT)
(kAT)
(kAT)

1
2
3
4

804.6
681.6
652.8
508.8

705.6
596.4
571.2
445.2
表６

Case
1
2
3
4

#13.5(IN,Exp.) [Wb]0.20960.22300.22630.2437

420.0
354.0
336.0
264.0

37.1
109.0
126.4
209.3

61.9
51.8
50.4
38.9

図３
１ #13.5 ポートに設置されたロゴスキーコイル．

345.6
292.8
278.4
220.8

磁束（実験値，計測値）．
#13.5#13.5(OUT,(IN, Cal.) [Wb] Exp.) [Wb]0.20760.22460.22050.23930.22320.24210.23890.2603#13.5(OUT,
Cal.) [Wb]0.22100.23510.23810.2554

図３
２ 較正用電流を用いたロゴスキーコイルでの測定値．

４８８

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

管内のロゴスキーコイルの設置の様子を示す．較正用電流を流した場合の測定値（図３２）は計算値と良い一致を示す．
３．
３．
９ マイクロ波計測
３．
３．
９．
１ 電子サイクロトロン放射（ECE）計測
電子サイクロトロン放射（ECE）計測システムは２つのラジオメータシステムから構成されており，一つは電子温度分布，もう一つは電子温度揺動の計測に用いられている．本体#11.5 ポートに取り付けられたウィンドウから放射された ECE 信号を導波管で伝送した後に２つのラジオ
メータに入力される．70 GHzジャイロトロンからの強マイ
クロ波の影響を低減するため，導波管にはノッチフィルタ

図３４ Ka バンドマイクロ波反射計概要図［４９］．

が設置されている．図３３にラジオメータの概要図を示す
通常1.0−2.0×1019 m−3 の場合が多いため，本反射計の搬送

［４７，
４８］．
電子温度分布計測用ラジオメータは第２高調波 X-mode

周波数として Ka バンド（26.5−40 GHz）を用いることにし

ECE 周波数帯域 58−74 GHz をカバーしており，標準配位

た．反射計の一つの基本構成図を図３４に示す．両反射計シの場合，弱磁場側のプラズマ中心から最外殻磁気面まで計

ステム共に周波数変調方式を採用しており，中間周波数を測することが可能である．ヘテロダイン検波方法を使用使用したヘテロダイン反射計である．反射計１は搬送周波

し，局部発振器（LO）とのミキシングによって中間周波数数を 26.00 GHz−41.28 GHz の間で掃引可能のシステムと（2−18 GHz）にダウンコンバート さ れ た ECE 信 号 はパ

し，反射計２は搬送周波数を 26.13 GHz に固定している．
他に，Q-band X-mode AM 反射計も構築し，電子密度分ワー分割器によって１６分割され，バンドパスフィルタによって１GHz の周波数幅の信号を得る．磁場の傾きと周波

布計測に用いている［５１］．

数分解能によって決定される空間分解能は約１cm である．

３．
３．
１０ 受動分光システム

電子温度揺動計測用ラジオメータも第２高調波 X-mode

３．
３．
１０．
１ 真空紫外分光器

ECE 周波数を計測しており，周波数は 60 GHz，64 GHz，

真 空 紫 外（vacuum ultraviolet: VUV）光 は 酸 素 分 子

68 GHz，72 GHz の４チャンネルである．出力は２チャンネ

による吸収帯の存在により大気中での計測が不可能なルあり，一つのチャンネルは LO 周波数がスキャンできる

10−200 nm の 波 長 を い う．Heliotron J の 分 光 器 はようになっており，もう一つのチャンネルは LO を 56 GHz

5−40 nm を対象としており，特に極端紫外領域（Extremeに 固 定 し て い る．バ ン ド パ ス フ ィ ル タ は バ ン ド 幅 がUltraviolet; EUV，XUV）に分類される（慣例により VUV

0.2 GHz であり，２チャンネルの相関を求めることにより分光器を呼んでいる）．
#13.5 ポートに設置されている装置の概要を図３５に示す

電子温度揺動を評価できるようにしている．
３．
３．
９．
２ マイクロ波反射計計測［５２］．

ポロイダル断面径方向２点での密度揺動同時計測および平 面 結 像 型（フ ラ ッ ト フ ィ ー ル ド）
，平 均 刻 線 数

乱流の相関長の評価を行うために，２チャンネルマイクロ

１２００本/mm の 不 等 間 隔 凹 面 回 折 格 子（日 立 製 作 所

波反射計システムを用いている［４９，５０］．反射計で利用さ

００１‐０４３７）を 用 い た 角 度８７°の 斜 入 射 型 分 光 器 で あ り，れる入射モードとしては，O-mode を選択することでカッ

10−40 nm のスペクトルが 50 mm の平面に結像される．

トオフ層が密度分布のみに依存するようにし，周辺領域の検出器は，MCP（micro channel plate）アセンブリ（浜松ホトニクス社F2224-21PFFX ICF203）であり，２段のMCP

密度揺動を計測するようにした．Heliotron J のプラズマは（F1208-01）で増倍された電子を蛍光面（phosphor screen，P20，後に P43）に当て，可視光の蛍光をファイバーオプ
ティクプレート付きの真空フランジ（ICF203）を介し大気側に導く．可視光センサには２００２年１１月まで PCD（plasma
coupled device）リニアイメージセンサが用いられ，時間分
解能 10 ms であった．２００２年１２月より NMOS リニアイメー

図３３ ECE 計測用ラジオメータ概要図．

図３
５ VUV 分光システムの概要図．

４８９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

光電子増倍管によって，放電モニタとして時間分解計測がジセンサに交換され 5 ms の時間分解能で計測されている．

行われている（#3.5 ポート）．

視線は通常，プラズマ中心を見込むように固定されているが，装置全体を空間制限スリットをピボットとして上下可視光から近赤外にわたる広範囲の発光強度の計測にに振ることにより上部へ１１°，下部４°まで掃引することがは，Si フォトダイオード（浜松ホトニクス社製 S1337-1010BQ）

できる．

が#11.04 ポ ー ト の 観 測 窓 に 設 置 さ れ て い る（信 号 名
VISIBLEMONITOR）．

典型的な検出器位置において分光器の特性を示す分散関数 #%#&は現在の検出器の素子間隔 24.4 m に対し，
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#%
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#"
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さらに，ヘリウム原子輝線強度比やペレット溶発雲の計測のために目的にあわせて制作した可視分光器，ファブリ（５）ペロー型の近赤外分光器などを有している（４．
６．
２節参で与えられる．ここで，#（!$#$!!"，!#"!#%）は検照）．

出器のピクセル番号である．

３．
３．
１１ 高速ビデオカメラ計測

３．
３．
１０．
２ 近赤外分光器

高速ビデオカメラ（高速カメラ）を用いたプラズマ発光の２次元観測は，肉眼では捉えられない現象を観測可能と２０１７年頃より，Heliotron J において近赤外領域（near-

し，プラズマ中で生じている現象に関する多くの情報を与

infrared; NIR）領域の分光診断が適用されている［５３］．
NIR 分光器は，小型可搬な低分散分光器（OceanOptics

えることができる．Heliotron J では，高速カメラを用いた

社 NIRQuest512-2.2）を 用 い て い る．回 折 格 子 刻 線 数 は

プラズマ２次元可視光像の観測・計測を行っている．初期

１００本／mm， Blaze 波長 1600 nm である．内部光学系は F

実験でのカメラ性能は，最大 40.5 kFPS（Frames per Sec-4，焦点距離 "#101 mm の対称交差ツェルニターナー型でond）（画素数６４×６４）であったが，この２０年ほどで高速カある．検出器には２段電子冷却型 InGaAs リニア CCD（浜メラの性能は飛躍的に向上し，さらに，センサー感度の大松ホトニクス社 G9206-512W；ピクセル数５
１２，ピクセルサ

幅な向上も高FPS撮影を容易にしている．現在のHeliotron

イズ 10 μm（H）
×250 μm（V），ピクセル間隔 25 m（H），冷却J 実験での主力機（㈱フォトロン FASTCAM SA-Z）では，温度−２０℃）が採用されており，観測可能な波長領域は21.0 kFPS で画素数 1,024×1,024，最大 2,100 kFPS で画素数

800−2150 μm，露光時間設定値は 1 ms−1 s であり，SMA

１２８×８である．
高速カメラの性能向上に伴い，Heliotron J での重点観測ファイバー入力であるため目的に応じた観測位置の変更が容易である（図３６）．

対象も，巨視的現象から乱流揺動等の微視的現象へと変化

分散関数実測値はした．数 10 kFPS 以下での測定に制限された初期システム

#
#%
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!
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!
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*!""#'!
&$%
!"%
#*!!
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では，プラズマの回転現象などを主な観測対象とし，例え（６）ば，ECH プラズマが 5.7 kHz 程度での見かけのポロイダル

であり，ここで，!$#$!!"，!#&"#である．

回転をしていることを報告している［５５］．その後，撮影速

３．
３．
１０．
３ その他可視分光器

度が 100 kFPS 程度まで可能となることにより，所謂 blob

その他，高分散の可視分光器として，焦点距離 1.26 m

現象や周辺プラズマ揺動の filament 構造など，プラズマ揺

ツェルニターナー型の SPEX1269 がある．検出器には UV

動／乱流による周辺プラズマ揺動空間構造が観測対象と拡張コート付き背面照射型フレームトランスファー CCD

なっている．

（Roper Scientific 社製 NTE-512BFT）が用いられ，主にス

一般にカメラ撮影では，視線積分的に高光量部分の動き

ペクトル形状や水素同位体比の計測 に 用 い ら れ ているが強調される．一方，光量は，電子密度・電子温度と（中（#5.5 ポート）
［５４］．

性）粒子密度等の関数であり，カメラ観測結果は，プラズ

低分散の可視分光器としては焦点距離 25 cm のモノクロ

マ密度など，単一パラメータの実態を直接反映しない．こメータ（Nikon P-250）が複数台あり，Be-like 酸素イオンのため，画像上の明暗パターンの見かけの動きを，何か単O V（278.1 nm；信号名 VISIBLE4），および Be-like 炭素イ

一のプラズマパラメータ変化と直接結びつける議論は必ずオン C III（229.7 nm；信号名 VISIBLE3）の輝線を選択し，しも正しくない．さらに，通常光学的に薄い実験室プラズ
マでは，光量は視線方向の積分値になる．したがって，何が，どこで変化しているかを議論するためには，何らかの工夫が必要である．例えば，Heliotron J では，炭素製小型ターゲットを周辺プラズマ領域付近（LCFS から 2−3 cm程度外側）に設置，一方，正対するポートからターゲット
上面をカメラ観測することにより，そこでの局所的な強い
リサイクリング発光を利用して観測を行った（図３７）．このとき，ターゲットに静電プローブ（LP）を併設し，イオ
ン飽和電流信号と画像の明暗パターンとの同期性に着目し，得られた画像の物理的理解を深めた［５５］．

図３
６ NIR 分光器の観測視線．２
０１
９年度の#10.5 ポート改修により，接線方向の視野が変更されている．

別の工夫としては，Gas-Puff Imaging（GPI）法が知られている．本来は発光強度を高めるための手段であるが，局
４９０

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

図３
９ 複合プローブと組み合わせた高速カメラ測定（GPI付）セットアップ例［５９］の Fig. 2 より引用．
図３
７ 小型炭素ターゲットを用いた高速カメラ測定セットアップ
例［５５］より Fig. 1 を引用．

SMBI手法を用いた高速カメラ観測とLP計測との併用を発展させ，複数の LP の他に複数の磁気プローブ（MP）を持
つ複合プローブ計測との組合せによる同時観測を試みている．図３９に示す実験配置では，LP により !
!や浮動電位を，同時に MP によりトロイダル方向，R 方向，Z 方向の３方向の磁気揺動信号を測定，周辺揺動の物理機構に関する情報取得を試みた［５９］．ガスパフ及びプローブヘッドでのリサ
イクリングにより，カメラから遠い方の LCFS 付近での発光強度を高め，100 kFPS での撮影を可能とした．これにより，プローブヘッドで，揺動時における !
!と発光量の同期

図３
８ GPI 手法と可動 LP を組み合わせた高速カメラ測定セットアップ例［５
６］の Fig. 1 より引用．

が再現され，特に，NBI による高速イオン起因と考えられ
る10 kHz以上の揺動信号が観測された．プラズマコア部か所的ガス供給により観測位置を更に限定できる可能性を持らの高速イオン損失が間接的でもカメラで測定できたこと

つ．Heliotron J においては，図３８に示す観測配置では，GPI

は特筆される．今後は，MP，LP 計測の精度を高め，また，手法により 80 kFPS（FX K5，NAC Image Tech．
）での撮

高速カメラ視線の工夫も行うことにより，同手法を用いた影を可能とし，Heliotron J 周辺プラズマ中に存在する fila-

実験研究を進展させていく計画である．

ment 状揺動の様子を観察できた［５６］．ここでは，可動式

一方，画像解析手法として，画像中の filament 状揺動とLP をカメラ視野内に導入，高速カメラと LP による同時計

カメラ視線から見た磁力線トレースとの比較により揺動の測により，filament 状２次元発光揺動の時間変化と局所イ

場所を特定し，その動きを追跡する方法を開発している．

オン飽和電流（!
!）変動の同期性が確認され，高発光量領域

本手法をNBIプラズマの観測データに試用した初期的解析

では，その周りより相対的に高密度であることを明らかにでは，揺動構造が「O‐点」から発生し，「X‐点」に移動しした．電子温度に関しては，相対的に高温度であることがていく状況が示唆されている［６０］．本手法では磁力線のト示唆されている．また，カメラ視野内の filament 構造追跡

レースとの比較が鍵であり，現状の真空磁場との比較ではにより，高密度プラズマでは移動速度が遅く，カメラ画像

なく，プラズマ存在下で変化する磁力線トレースを用いた

明 部 の 生 成・消 滅 時 間（filament の「寿 命」）が 短 い こ

比較が必要である．

と，低密度ではその逆になることも明らかにした．さらに，

３．
３．
１２ プローブ

ECH プラズマでの H-mode などの閉じ込め改善モードに関

３．
３．
１２．
１ 可動式ラングミュアプローブ

連した観測では，その閉じ込めモード出現時にポロイダル

Heliotron J では複数ポートに可動式のラングミュアプ

方向のプラズマの見かけの回転が逆転している現象が観測

ローブが設置されている．目的に応じて，いくつかのタイされた［５７］．

プのラングミュアプローブが用いられてきたが，周辺プラ

これら一連の GPI 手法援用実験以降，GPI 用ガスの指向

ズマパラメータ（温度・密度・電位）を計測するためのト

性・局 所 性 を 高 め る た め，SMBI（Supersonic Molecular

リプルプローブ，径方向電場構造を計測するための径方向

Beam Injection）法を採用している．これに伴い，SMBI

アレイプローブ，ポロイダル方向の相関を計測するためので生じる中性粒子雲が磁力線方向に拡散していく動きを観

ポロイダルアレイプローブ，フローを計測するための測している［５８］．高い密度の中性粒子雲はイオンとの荷電

Gundestrup プローブ
［６１］，磁気プローブを内部に内蔵し交換反応により，イオンの動きに中性粒子が引きずられるたプローブ，核融合研との共同研究によって CHS より移設

ように拡散する可能性が議論された．

されたフローおよび高速イオンが検出可能な方向性プロー

最近は，揺動の性質の理解をさらに深めるため，GPI/ブなどがある．乱流・MHD 揺動計測，フロー計測，電場構
４９１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

造計測などに用いられ，周辺パラメータ計測，乱流揺動計
測，MHD 揺動計測などに用いられた．最近では，乱流，および乱流によって生成される帯状流の研究のため，複数のトロイダル位置に設置されたプローブによる長距離相関計
測が実施された［６２］．
３．
３．
１２．
２ ダイバータプローブ
磁場構造の三次元性が本質的な Stellarator/Heliotron 配位においては，ダイバータ領域の磁場構造を制御し，三次
元磁場がダイバータプラズマへ与える影響を実験的に解明することは重要である．そのため，Heliotron J 標準配位において周辺領域に形成される磁気島が真空容器壁と交わる
弱磁場領域に設置され，計測が行われている．ダイバータ
領域における，プラズマパラメータと磁力線結合長との比
較，高速カメラデータとの相関計測等がこれまで行われた．また，周辺プラズマ輸送コード EMC３‐EIRENE の運用が Heliotron J においても開始され，ダイバータプローブによる計測と周辺プラズマモデリングとの比較が開始されている［６３］．

４．実験成果
図４
０ 高，中，低バンピネス配位における主要磁場スペクトル成
分と回転変換の径方向分布．

４．
１ グローバル・エネルギー閉じ込めに対する磁場配位依存性表７

Heliotron J 装置は，先進プラズマ閉じ込め磁場配位として提案されたヘリカル軸ヘリオトロン配位［３，２０］の概念開

Heliotron J
ラメータ．

Config.
'(3in m$(%in m$&%in T

発装置として設計・建設されており，同磁場配位を実現す
る世界初の装置として，その実験的最適化（概念開発）に資することが求められている．特に，同磁場配位では閉じ
込 め 磁 場 の フ ー リ エ 成 分（!/0）と し て，ヘ リ カ ル 成 分

%#
"
#
!
#$
%
"
!
"
#
$#
)
%
"
"
!
#
$#
*+
+

（helicity，"!!!），ト ロ イ ダ ル 成 分（toroidicity，, !!"%!
!!!）に加え，新たな制御ノブとしてバンピネス"
2!!"!!

における高，中，低バンピネス配位の基本パHigh "
)
1.189
0.169
1.357
0.560
0.15
0.22

Medium "
)
1.197
0.167
1.261
0.560
0.06
0.13

Low "
)
1.200
0.170
1.193
0.561
0.01
0.26

（bumpiness，"!!!）を積極的に取り入れることに)!!!%!
より粒子軌道の最適化を図り，かつ従来のヘリカルヘリオ

熱（少数イオン（H＋）加熱）実験では，バルクプラズマ・イ

トロン磁場配位の特徴であった強い磁気シアに替わり，閉オン（D＋）加熱に対する効果が調べられている［２７］．このじ込め領域全域にわたる磁気井戸の達成による高ベータ域

３配位に対する各フーリエ成分ならびに回転変換の径方向での MHD 的安定化を図っている．したがって，これらの分布を図４０に示す．また，表７にはこれらの真空磁場配位

新たに導入した制御ノブによるプラズマ閉じ込め性能の制に 対 す る 基 本 諸 量 が 示 さ れ て い る．Heliotron J 実 験 で御効果の検証に加え，それらの効果による制御性が核融合

は，70 GHz 第二高調波 ECH によるプラズマ生成が基本とプラズマの良好な閉じ込め性能へ向けて有効かつ共存しう

なっており，その際のECH共鳴条件を上記３磁場配位におるものであるか否かを実験的に検証することが重要であいても同様な入射方式による中心加熱条件とするため磁場る．この中で，本節では，特に第３の磁場配位制御ノブと強度調整を行っている．このため，表７にあるように，平して導入した ")制御のグローバル・エネルギー閉じ込め

均磁場強度がこの三つの磁場配位で若干異なっている．
ECH 生成・加熱プラズマにおける蓄積プラズマエネル

に対する効果を中心にこれまでの研究成果を概観する［６］とともに，今後の研究の方向を議論する．

ギー（$1）の線平均電子密度（&*）依存性を，上記３磁場

これまでのバンピネス（"制御実験では，Heliotron J 標)）

配位で比較したものを図４１に示す．ここでは，ECH の入射

準真空磁場配位を中バンピネス配位として定義した上で，電力は 0.29−0.32 MW と，ほぼ一定にし，ガス供給調整に

この配位の平均プラズマ小半径（%），最外殻磁気面の回転

より &*を制御している．ここで，$1は反磁性計測による

変換（#
%#
!
$），"
#
"
2の小半径方向分布，さらに, ならびに "値であるが，各配位でのプラズマ体積（#1）の若干の差を）をほぼ同じ値に固定し，"は平均磁気軸半径（$
'(3%
)のみ

考慮して，$1は #1で規格化（$1!
#1）して比較している．

が異なる二つの真空磁場配位（高バンピネス，低バンピネ

一方，図４２（a）は，NBI 単独加熱時の $1!
#1の NBI ポートス）を選定，ECH 生成・加熱プラズマ［６４］ならびに NBI

通過電力（"-0.）依存性を比較したものである．ここでは，

加熱プラズマ［６５］に対するグローバル・エネルギー閉じ込め&*を〜2×1019m−3 に設定している．また，図４２（b）は，NBIを評価している．また，ECH プラズマに対する ICRF 追加

パワー "-0.を一定にして &*を変化させた場合のものであ
４９２

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

れに反し，高バンピネス，中バンピネス配位の比較では，
ECH と NBI プラズマでは "$依存性の差は明確ではないものの，異なっている．すなわち，ECH プラズマでは中バン
ピネス配位が最も良い性能を示し，一方，NBI プラズマでは高バンピネス配位の方が好ましい結果となっている．
この様な差が観測される要因として，（１）それぞれの加熱方式における加熱メカニズムとして重要な働きをする高エネルギー電子あるいは高エネルギーイオンの生成・閉じ込め性能の "
（２）グローバル・エネルギー閉$依存性の差，じ込めに支配的な影響を持つ異常拡散の各配位による違い，（３）加熱法の違いによるプラズマパラメータ領域・分布の違いによる影響などが考えられている．この中で高エネルギー粒子（イオン）の生成・閉じ込めに関しては，後節で議論されているように，基本的に Heliotron J 装置で狙っている（局所）準等磁場概念による粒子軌道改善の予

図４
１ ECH プラズマにおける体積で規格化された蓄積エネルギーの密度依存性（PECH 〜 0.29 − 0.32 W）［６
３］の Fig. 8 を引用．

測通り高バンピネス配位が優位であり，バルクプラズマの加熱に優位に働いている可能性がある．これは実験的にも（a）

確かめられている［２７，６５］．一方，（２）の異常輸送に関して
は，ヘリカル系エネルギー閉じ込め経験則である ISS０４則
において，異なる磁場配位を持つヘリカル系装置の閉じ込め則を統一的に議論するための「隠れたパラメータ」として，新古典論的視点からの実効ヘリカルリップル "%&&効果が議論されている［６６］ところである．Heliotron J における
上 記 三 つ の 磁 場 配 位，高，中，低 バ ン ピ ネ ス 配 位 の，#!"!
#
DCOM コードによるモンテカルロ計算によれば，$!
での "%&&値は各々 0.22，0.13，0.26 と，中バンピネス配位が最も小さく，低バンピネス配位が最も大きくなっており［６］（表７参照），ECH 実験の結果は，この "%&&効果予測と矛盾するものではないと言える．現状のプラズマ閉じ込めにおいて異常輸送が主であると考えると，異常輸送の抑制に関しても，新古典論的最適化である "%&&制御が効果を持つ可能性がある［６］．この仮説を検証するためには，ECHによる高エネルギー電子の生成・熱化挙動と NBI や ICRF

（b）による高エネルギーイオンの生成・熱化挙動との差異に関して，今後，プラズマパラメータの径方向分布なども含めた実験的な検証を進めていくことが必要である．
上記の言わば第１期の磁場配位制御研究では，グローバ
ルな閉じ込めパフォーマンスに対する配位制御の観点を中心に，基本的に上記三つの "$磁場配位に絞った実験研究を展開してきた．しかしながら，Shaing & Hokin のモデル!
#領域での粒子輸送改善シナリオによれば，［１３］に基づく!
"!
"
Heliotron J 装置における（"
［１４］
において
)
$!
'，"
'）空間
試みるべき未開の領域（磁場配位）は多く残されている．
この観点から，第１期の実験成果の基づき，これを発展させた Heliotron J 装置の配位制御性を活かした実験研究とし
図４
２ （a）
NBI プラズマ（ne 〜 2×1019 m−3）でのプラズマ体積で規格化された蓄積エネルギーのポート通過 NBI パワー依存性．（b）
NBI プラズマにおける蓄積エネルギーの密度依存性（Pinj 〜 0.56 − 0.60 MW）．

て，最近高バンピネス条件を維持したままトロイダル成分

る．これらの図からわかるように，いずれの加熱条件にお成・閉じ込めにおける低トロイディシティ配位の優位性がいても，低バンピネス条件では，他の二つの "$条件に比し観測されているほか，高密度 NBI プラズマ生成・閉じ込めてプラズマパフォーマンス（"(!
!(の値）が明確に低い．こに関しても低トロイディシティ配位の優位性が覗える．今比，"）)を下げた新しい磁場配位，低トロイディシティ（")
配位でのプラズマ性能の検証が進められている
［６７，
６８］．
既に少数イオン加熱 ICRF による高エネルギーイオン生

４９３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

後，プラズマ対向材との近接性（PWI 制御），平均磁場強が観測された．最初の H-mode は，70 GHz ECH（0.3 MW，度が異なることの影響，加熱シナリオの影響など，多くの0.1 s）プラズマにおいて観測された［７３，７４］．図４３に示すよ関連条件に配慮した慎重な実験条件設定と組織的なデータ

うに，軽水素プラズマで観測された自発的遷移は，H%信号解析が必要であろう．また，第１期実験後，粒子給気手法の 急 激 な 低 下 と と も に，エ ネ ル ギ ー 閉 じ 込 め 時 間の開発・適用（超音速分子ビーム入射（SMBI）［６９］，高強（〜10 msec）の時間スケールでの電子密度と蓄積エネル

度ガスパフ HIGP［７０］法，ペレット［７１，７２］等），NBI 単独

ギー Wp の増加といったトカマクで見られる H-mode と同

プラズマ立ち上げなどの加熱シナリオの発展などにより，様の遷移の特徴を有している．その後，入 射 電 力 範 囲

配位比較研究における実験条件設定範囲を拡げることが可（0.1 MW""-,. "0.3 MW，0.1 MW""0+/"0.6 MW）内で能となってきた．同時にプラズマパラメータの径方向分布の ECH，NBI ならびに ECH+NBI 放電において，プラズマ線計測が進められている．さらに，パフォーマンス重視の実

平均密度 &3が 1×1019 m−3 程度より高くなると，ほとんど

験研究から，物理機構解明に一層の注力を行う実験計画をすべての '%$#(条件において閉じ込め改善モードへの自##展開して磁場配位効果の理解を深めることにより，ヘリカ

発遷移が観測された．蓄積エネルギー $4の最大増加量

ル軸ヘリオトロン磁場配位の概念開発に資する知見を整理

０％に 達 し，
$4はセパラトリックス 放 電 において 約７$$4#する時期に来ていると思われる．コアプラズマ閉じ込めにエネルギー 閉 じ 込 め 時 間 )は 国 際 ステラレータデー
-

364

/
11*&
タベースから導き出された ISS９５ス ケ ー リ ン グ 則 )-焦点を当てれば，例えば，不明確な要素の多い周辺プラズ
マや PSI 関連の条件をできるだけ統一するためにリミター

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放電を試みるなど，これまでにない工夫，視点によりこの［７５］よ り も 長 く，遷 移 前 よ り も５０％長 い［７６］．こ こ で，
19［m］はプラズマ主半径，&［10m−3］は線平均電子密度，#3

配位効果問題を再考する必要がある．
また，優れた閉じ込め配位としてのヘリカル軸ヘリオト［MW］は蓄積エネルギーの時間微分を考慮に入れたパ"ロン配位としてはプラズマ中の自発電流をできるだけ抑制［T］
はトロイダル磁場強度である．唯一の例
ワー損失，!
5

したいところである．この自発電流制御に対しても &
2制御

外は '
%$
#
("!
!
#
%*$での ECH 放電であり，可能な ECH#

効果を期待するところであるが，４．
３．
３節で議論されるよ入射電力範囲では遷移は観測できなかった．しかしながうに，低自発電流は低バンピネスの方向にあり，今のとこら，この配位においても NBI あるいは ECH+NBI プラズマろ，高プラズマ閉じ込めパフォーマンス配位との両立性にに対しては遷移が観測されている．

は問題があると思われる．したがって，ヘリカル軸ヘリオ

ヘリカル系で初めて H-mode を観測した W7-AS 装置でトロン配位の概念開発研究装置としては，これらをはじは，H-mode 発現のための外部条件に関して，周辺部回転め，様々な良好な諸特性を高次で満たし得る配位の開発に変換への強い依存性が報告されている．低次の有理面の存

向け，トリムコイルの援用の可能性の検討なども含めた研在と輸送障壁形成の関係について様々な観点から議論され究へ発展させる必要があろう．

ている［７７］が，有理面が存在することによる L-H 遷移ある

４．
２ 閉じ込め改善
４．
２．
１ H-mode
ヘリカル系磁場配位の最適化は，新古典拡散理論において低衝突領域におけるリップル損失の低減と MHD の安定性の両立を念頭に検討されている一方，実際のプラズマ閉
じ込めにおいては異常輸送の抑制が重要な要素となる．
Heliotron J では，異常輸送によって支配されているエネル
ギー閉じ込めについて，その改善現象として H-mode 遷移

図４
４ ECH+NBI プ ラ ズ マ で の H-factor の 回 転 変 換 依 存 性．
H-factor は ISS９
５スケーリング則で規格化されたエネル
ギー閉じ込め時間であり，遷移前と遷移後の値をを示している［７３］より Fig. 6 を引用．

図４
３ ECH プラズマでの L-H 遷移の時間発展［７３］より Fig. 2を引用．

４９４

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

いは輸送障壁形成への効果は十分な結論が得られていな
い．プラズマ閉じ込め改善モードへの遷移，その結果としての閉じ込め改善効果に対する磁場配位依存性，特に周辺部回転変換に対する依存性を明らかにするため，Heliotron J
において磁場配位の選択肢の柔軟性を活かし，回転変換依存性を調べた［７８］．
図４４に H-factor を最外殻磁気面での回転変換 #
"$
!
$の
#
#
*,+

(
))%$
と%
の比
関数として示す．ここで，H-factor は，%
&
&
*,+ (
))%$
で与えている．実験的に評価されるエネルギー閉
!
%
%
&
&

じ込め時間には，プラズマ蓄積エネルギーの時間変化が考慮されるため，その変化率の大きい遷移後の値は時間的に変動する．このため，遷移後の H-factor として，そのピー
ク値を示した．遷移直前の時刻におけるH-factor も示してあ る．遷 移 の 前 後 に 関 わ ら ず，全 体 的な 傾 向 と し て#"$!
$が大きくなるほど H-factor は小さくなる傾向があ##る．遷移前後の H-factor を比較すると，いずれの配位においても遷移後の H-factor の値は遷移直前よりも増加してお図４
５ ECH+NBIプラズマでのH-factorの電子密度依存性［７３］よりFig. 9 を引用．

り，閉じ込めの改善があることを示している．しかしながら，遷移後に得られる H-factor の大きさは，#
"$
!
$に強く
#
#
依存している．斜線を施した #"$!
$の領域は遷移後の##タ化のためには高密度プラズマ生成のシナリオ構築が必要

H-factor が 1.3 を超え得る領域である．遷移後の H-factor

である．本節では，NBI 加熱での高密度プラズマ生成をめが 1.3 を超え得る改善モードの観測される #
"$
!
$の領域
#
#

ざして，粒子補給法として高強度ガスパフ（High Intense

は，Heliotron J における回転変換の主要な低次共鳴条件で

Gas Puffing，HIGP）法を用いた高密度プラズマ生成につい

ある#
"$
!
$!4/8，4/7 および12/22に対応する値より少し##て述べる［６４，８３］．

小さい領域に限られている．これらの領域以外の磁場配位

HIGP 法では通常の放電で粒子補給として用いるピエゾ

では，遷移自体は観測され H-factor の増加も認められるもバルブを利用し，10−20 ms 程度の短い時間に通常の数倍のの，遷移後の H-factor は大きな値とはならない．これら

程度のガス供給を行い，その後ガス供給を遮断する．このの領域における遷移は，遷移に特徴的な '"強度の変化が利点として，ピエゾバルブはトーラス４カ所に設置されてトーラス方向で一様でないなどの特徴がある．ヘリカル系

おり，トーラス方向に均等なガス供給が期待される．HIGP

装置での L-H 遷移に関し，W7-AS では L-H 遷移可能な周辺のガス供給量・パルス幅に依存して，到達密度・プラズマ

回転変換領域として #"$!
$"0.48，0.53 および 0.56 近傍に##性能に違いが見られた（図４６参照）．短い時間で HIGP を適

そ の存 在 が 確 認 さ れ て い る［７９‐８１］．こ れ ら の 領 域 は，用した場合（＃６０５５３）は，ガス供給直後は蓄積エネルギー

Heliotron J の場合と同様，回転変換の主要な低次共鳴条件の低下が観測されるが，その後回復しガス導入前よりも蓄$!$，#!%，
１０そして $!"!，#!"%，21 の近傍として理積エネルギーの増加が観測された．この時，粒子補給を停解されている．このような低次共鳴条件近傍に遷移可能領

止しているにもかかわらず，%!240 ms において線平均密域があり，その領域の境界で周辺部回転変換が共鳴条件を度の増加が見られている．同時に '" 線強度の急峻な低下

満たしているという観測事実を説明するため，W7-AS では

が 観 測 さ れ て お り，粒 子 閉 じ 込 め の 改 善 を 示 唆 す る

ポロイダル粘性との関連が議論された［８２］．磁場構造から

H-mode 遷移と考えられる．HIGP 入射直後から遷移直前ま評価されるポロイダル粘性減衰係数 !+は回転変換に依存

で周辺部に１０−20 kHz 程度にバーストモードが観測されしており，H-factor の上昇との関連を示唆する結果も得らた．この現象は Heliotron J の標準配位と比べて楕円度が高れている．遷移による閉じ込め改善効果が共鳴有理面の存在といった磁場配位の特徴と結びついている可能性がある．
周辺プラズマ計測では，揺動に起因する輸送の低減がLCFS 内及び SOL において生じており，負の径電場，電場
シアが形成されていることが得られている．また，図４５に示す よ う に，ECH（0.29 MW）＋NBI（0.57 MW）に お い て，H-factor は電子密度閾値と関連している．閉じ込め改善度
は電子密度閾値が下がるにつれて増加する傾向がある．
４．
２．
２ 高強度ガスパフ法による高密度プラズマ生成と
H-mode 遷移

図４
６ HIGP を用いた高密度プラズマ放電波形．H-mode 遷移が観測された場合（#60553）と観測されなかった場合（#60514）の比較．［６
５］
より Fig. 3 を引用．

Heliotron J は２章でも示されているとおり，ベータ値の上昇に伴い捕捉粒子閉じ込めの改善が期待される．高ベー
４９５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

く磁場のトロイダル成分が小さい配位で観測されている．

#"0.7−0.9 の範場シアが観測されないが，HIGP 後には &"トロイダル成分はベータの上昇に伴うシャフラノフシフト

囲で強い径電場シアの形成が観測された．特にポロイダルを抑制する役割がある．本放電では NBI

はバランス入射

フローの変化に起因した径電場の寄与が大きい．要因としされており，加えて HIGP 後のプラズマ電流の変化は小さて中性粒子密度の低下に伴うポロイダル粘性の低下が考えいため，最外殻磁気面形状の変化は大きくないと考えられられ，"$!! フローシアによる輸送の変化が，粒子閉じ込る．一方で HIGP 強 度 が 低 い 場 合（＃６
０５１４）に は HIGP

め改善の要因として考えられる．

後の蓄積エネルギー・線平均密度の変化が小さく，また４．
２．
３ 固体水素ペレットによる燃料供給

バーストモードの代わりに５kHz 程度に周波数一定の密度

ヘリカル系装置では，原理的にプラズマの閉じ込めにプ

揺動が観測された．

ラズマ電流を必要としない．そのため，トカマク系装置でHIGP 前 後 で の 密 度・温 度 分 布 の 変 化 を 図４７に 示 す．

見られるようなプラズマ電流で規定される電子密度限界，

HIGP 導入前（'"210 ms）では中心部密度は1.5×1019 m−3，

いわゆるグリーンワルド密度限界［８４］に制約されず高電中心部電子温度は 0.4 keV 程度であったが，HIGP 入射直後

子密度化が可能である［８５］．高密度化には，プラズマ中心に温度の低下・密度の増加が観測された．H-mode 遷移後まで燃料供給が可能な固体水素氷粒（ペレット）入射が有（'"245 ms）では周辺部に急峻な密度勾配が観測され，周効であり，Heliotron J でも高密度プラズマ物理研究のた

#"!
!
#での電
辺部での電子温度も回復した．その結果，&"め，ペレットによる燃料供給法を導入している．

子圧力は HIGP 前後で５倍増加した．HIGP 直後から観測さHeliotron J のような中型の実験装置では，ペレットによれる $"１０−20 kHz のバーストモードは %""のトロイダ

る主プラズマへの摂動を考慮すると，低速かつ小サイズのルモードを持ち，その周期は 1−3 kHz である．BES により得られた密度揺動の空間分布に相互相関解析を適用すると，1−3 kHz の周波数で LCFS 内側の約 2 cm から外向きの揺動の伝搬が見られた（図４８）．伝搬速度は約 350 m/s
であり，バーストに伴った粒子排出を示唆している．
中性粒子輸送シミュレーションによる解析では，HIGP
前後で周辺部の中性粒子密度が約半分に低下したことが予想された［６９］．中性粒子密度の低下は周辺部の荷電交換損
失・放射損失の低減が期待される．加えて，HIGP後の高密度プラズマ時に径電場シアの変化が観測された［３９］．図４９に荷電交換再結合分光計測を用いたポロイダル・トロイダ
ル流速から力のバランス式を用いて評価した径方向電場を示す．HIGP導入前の低密度状態においては，ほとんど径電

図４８ バーストモードにおける 1−3 kHz の密度揺動の相互相関係
数径方向分布．［６５］より Fig. 6 を引用．

図４
７ HIGP 放電における（a）
電子密度，（b）
電子温度および（c）
電子圧力の径方向分布．［６５］より Fig. 5 を引用．

図４
９ HIGP放電における径電場の径方向分布［３９］より Fig. 3を引用．

４９６

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

ペレットが必要となる．そこで，Heliotron J に適用可能なペレット侵入長は，NBI-only プラズマでの侵入長よりも浅ペレットの低速化（200−300 m/s），小サ イ ズ 化（1 mm

いことになる．この侵入長の違いは，高速電子／イオンの以下）を両立するペレット入射装置を開発してきた．ペ効果によるものと示唆され，ペレット溶発の素過程を議論

レットの生成，加速法は，その場生成方式，ニューマチッ

する上で重要な実験結果を示している．

ク加速を採用した．また，射出バレルは，図５０に示すよう

４．
３ 新古典輸送に，バレル下流側をテーパー構造にした工夫が施されてい４．
３．
１ 電子内部輸送障壁

る［７０］．テーパー構造は，ペレットへの加速ガス圧力を軽ヘリカルプラズマの電子内部輸送障 壁（eITB）形成

減でき，ペレット速度を低速にすることができる．その結は，CHS，LHD，TJ-II，W7-AS など様々なステラレータ／

果，ペ レ ッ ト サ イ ズ は 1.1−1.2 mm，ペ レ ッ ト 速 度 は

ヘリオトロン装置で観察されている．eITB は，新古典輸送

260±30 m/s での入射が可能となっている．

に基づくイオンルート，電子ルートとの間の遷移によって上記のペレットを NBI-only およびNBI+ECHプラズマに特徴づけられる分岐現象と考えられている．プラズマがイ入射し，高密度か つ 高 蓄 積 エ ネ ル ギ ー が 得 ら れ て いる

オン温度に比べて電子温度が高いなどの場合に電子ルート［８６］．ペレット入射により達成された平均密度と蓄積エネに遷移するとコア領域に大きな正の径電場が形成され，電ルギーを図５１に示す．ガスパフの場合，密度増加とともに場により新古典輸送が改善，または，電場シアによる乱流

蓄積エネルギーはロールオーバーするのに対し，ペレットの抑制により異常輸送が低減することにより，プラズマの入射の場合は高密度でも ISS04 スケーリング則［６５］に沿っ熱輸送が改善されると考えられている．

て高い蓄積エネルギーが得られており，ペレット入射によHeliotron J 装置では電子内部輸送障壁は電子サイクロト

る燃料供給が高密度化に貢献していることがわかる．まロン加熱（ECH）によって生成される［８７‐９１］．実験は磁気た，加熱方法の違いによるペレット侵入長の違いも観測さ軸での回転変換値（&
）が &
#
'"!
!
!$
"
#$の真空磁場配位に，#れている．'$アレイ計測でペレット溶発発光を調べた結

Ｘモードの第二高調波 70 GHz のジャイロトロンを共鳴層

果，NBI+ECH プラズマでは磁気軸付近の侵入長だったのが存在する磁気軸上に向けて入射パワーを集光して加熱すに対し，NBI-only プラズマでは，磁気軸を越えた侵入長でることで輸送障壁を生成した．この時，電子サイクロトロあることがわかった．すなわち，NBI+ECH プラズマでのン波の入射角を !%"!
!
!に設定したため，電子サイクロト
ロン（EC）駆動電流はほぼゼロであり，わずか数 kA の
ブ ー ト ス ト ラ ッ プ 電 流 が 観 察 さ れ る の み で あ っ た．
Heliotron J の ECH システムは，入射パワーを連続的に変化させることができるので，この実験では電子密度（&*）を一定に制御し，入射パワーを徐々に減少させて実験をおこ(*），プラズマ蓄積エなった．図５２（a）に線平均電子密度（&*ネルギー（$),(）と入射 ECH パワー（"&%'）の時間変化を示(*した．"&%' は線平均密度が一定（&*〜1.0×1019 m−3）の条件下で (!210 ms から 330 kW から 120 kW まで徐々に減少するように制御された．
図５２（b）と（c）
は eITB 形成時の電子温度（#*）と電子密

図５０ Heliotron J に採用されているテーパー構造射出バレル．

度の Nd:YAG レーザートムソン散乱計測（YAG-TS）により 計 測 し た プ ロ フ ァ イ ル を 示 す．こ の 図 で は "&%'〜
240 kW と "&%'〜175 kW，２つの入射パワーの時間での分布が示されている［８９］．
"&%'〜240 kW の 場 合（赤）の プ ラ ズ マ の コ ア 領 域%"!
!
"#）の電子温度は "&%'〜175 kW の場合（青）に比（'#!
"で 30 keV m−1 の勾配をもってピークし
べて高く，(!!
中心電子温度は約 1.5 keV に達している．一方，周辺領域の電子温度は，"&%'〜240 kW，"&%'〜175 kW で，ほとんど同じである．また電子密度は，２つの場合で，ほとんど変化していない．これらの結果は，中心領域のみ入射パワーの上昇により，輸送特性が変化したことを示しており，
CHS または LHD で観測された eITB 現象と同様の特性を持っている［２］．
eITB の輸送特性を明らかにするために，熱輸送解析を行った．図５３に "&%'〜240 kW，"&%'〜175 kW の２つの場
合について電子の ECH 入射パワー制御実験の実効熱拡散

図５
１ ペレット入射によって達成された平均電子密度と蓄積エネ
ルギー．

*+
+
係数を示す．実効電子熱拡散係数（%*）分布は，YAG-TS

４９７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020)**!
#において $)
が明らかに減少してい#)分布の場合に%"!

ることを示しており，コア領域における閉じ込めが改善されていることを示している．これより外側の領域では!&%'が増加しても #)勾配は変化しないため !&%'〜240 kW)**の場合の $)が !&%'〜175 kW の場合に比べて大幅に上昇しており，周辺領域でのエネルギー閉じ込めの劣化を示唆している．この現象は L モード閉じ込めにおけるパワーデグラデーションの特徴と合致している．
実験と新古典理論の結果の比較は #)分布がピークしたプラズマの輸送特性についてのより詳細な情報を提供する［８９］．新古典モデルによる径電場を考量した熱輸送係数（$(%）を図５３（b）に示す．分布がコア領域でピークしたプ
ラズマの $(% は，コア領域がピークしていないプラズマの$"!
!
#）を示しているが，実験的に得$(% よりも低い値（&#
られた実効熱拡散係数と比較するとコア領域でピークした
)*
*
)*
*
プラズマの $(% は $)の約 1/7 である．$)
は $(%と異常輸送の両方の効果を含むので，熱輸送係数のコア領域における減少は，異常輸送の減少に起因すると考えられる．
４．
３．
２ 平行フローと運動量バランス
トーラス装置においてトロイダル（磁力線平行）方向の
フローはリップルが大きくなると新古典粘性による減衰力を受ける．平行フローやそのフローシアはプラズマの安定性・熱輸送と密接に関係するため，平行フローを高精度で予測する手法を確立することはヘリカル系のみならずトカ
マクでも重要な課題である．一方で磁力線平行方向の運動量バランスは NBI 等による外力も考慮する必要があるた
め，フローの予測のためにはこれら複雑な系を矛盾なく解
図５２ （a）
プラズマ蓄積エネルギー，線平均電子密度，および電子
サイクロトロン加熱（ECH）入射パワーの時間発展．ECHを入射したときの（b）
Te および（c）
ne の分布（入射パワー
は，それぞれ 175 kW および 240 kW）［９
０］
より Fig. 1 を引用．

く必要がある．Heliotron J では磁場のフーリエ成分の一つ，バンピネスを用いて磁力線方向のリップルを制御することができる．本節では NBI プラズマにおけるバンピネス

測定から得られた #)および %)分布とシングルパス ECH)**
吸収分布から評価した．$)
は以下のように定義される

［８９］．
)*
*
&
$)
$
%
!

"&%'
%)##)

（６）

ここで，"&%' は TRAVIS レイトレーシングコードを使用して計算した［８９］．TRAVIS は，任意の3D磁場配位における光線追跡コードである．図５３（b）は，図５２に示した，
ECH 入射パワー制御実験における中心領域で分布がピークした !&%'〜240 kW の場合とピークしていない !&%'〜)**
175 kW 場合の $)の計算結果を示している．この実験においては，電子イオン間のエネルギー輸送と不純物放射損失によるエネルギー損失は無視できるほど小さいと考えるこ)**とができる．$)のエラーは，主として電子温度密度分布測定のエラーから見積もった．
)**
は分布全体で，ほとんど一定!&%'〜175 kW の場合は $)の値であることを示しているが，!&%'〜240 kW の場合は

図５
３ コア領域がピークしたプラズマとピークしていないプラズ
マに対する（a）
Te と（b）
電子熱拡散係数（$effと新古典熱拡e ）散係数（$NC）の分布．［９０］
より Fig. 7 を引用．

$"!
!
$"!
!
$）において 10 m2 s−1（&#$）から中心領域（&#$"!
!
"）まで大きく減少している．ピークした
4 m2s−1（&#
４９８

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Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

（図５５（b），（d）参照）では，中心付近の駆動力が標準配位のケースと同程度であるにもかかわらず，得られるフロー
速度は約半分程度に小さくなった．これはリップルに伴って平行方向の新古典粘性が大きくなったことに起因する．
一方，周辺部では標準配位同様に順方向に 0−4 km/s のフローを観測した．これらの結果から中心部のフローは新古
典粘性による減衰を受け，周辺部のフローは配位や NBI
駆動力方向に依存しない自発的に発生するフローが支配的であると考えられる．
これらの結果から内在する物理を理解するため，ドリフ
ト運動論に基づく新古典輸送解析を行った．粒子種 $の磁力線方向のフロー速度 $$ は下記の力のバランス式より評
図５４ 高バンピネス（High），標準（STD）配位におけるリップル
強度 $の径方向分布．

価することができる．

に対する平行フローの応答を実験的に調べ［９２］，新古典輸
送解析によって予想される平行フローと比較した［９３，９４］．
磁力線方向 &に沿っ た 磁 場 強 度 ! か ら リ ッ プ ル強度# # ""
$!$
%
!"
%
&
"
!'
&
"
#
%#を定義すると，リップル強度の径方

向分布は図５４の様になる．標準配位・高バンピネス配位においてプラズマ中心でそれぞれ 0.027 および 0.073 m−１となり，2.7 倍に増える．一方で周辺部では両配位ともリップル（８）．

強度が大きくなり，両者の差は小さい．標準配位においてNBI を順（co）電流・逆（ctr）電流方向に入射した場合の炭素不純物（C6＋）の平行フロー速度分布を図５５（a）に示すここで "$，!$% は粘性および粒子種 $%間での衝突による（●シンボルおよび点線）．ここで，順電流とは回転変換を増加させる向きの電流である．また NBI ビーム吸収解析に

摩擦力のマトリックス，#$ は熱力学力 %$ による粘性マトより得られる駆動力分布を図５５（c）に示す．このときの順

リックス，&$は磁力線方向の電場 "(による駆動力である．

電流・逆電流方向の NBI 入射パワーはそれぞれ 0.58，0.35

ここで NBI 高速イオンによる外部駆動力 #%"と分配項 !$MW である．NBI が co 方向入射の場合には中心付近で約を導入することで各粒子種へ分配する．なお熱力学力には10 km/sのco方向のフローが観測された．このフローはctr

圧力，温度及び電場勾配に起因する駆動力を考慮した．

入射にすると逆転し，駆動力に応じて変化することがわ

図５５（a），（b）の実線に新古典輸送解析によって得られた$#!
!
$では駆動力がほとんど０である
かった．一方で，'"フロー速度分布を示す．プラズマ中心付近においては coに も か か わ ら ず NBI の 入 射 方 向 に 依 存 せ ず 順 方 向 に

入射，ctr 入射に伴ってフロー速度が反転しており，概ね実

2−4 km/s の フ ロ ー が 観 測 さ れ た．高 バ ン ピ ネ ス 配 位

験結果と一致している．特に高バンピネス配位の場合では，新古典粘性の増加に伴ってフロー速度の低下も再現した．一方で，周辺部では駆動力とは逆向きのフローも再現しており，自発フローは熱力学力に起因する駆動力が支配的であると考えられる．
以上，高精度でフロー速度を評価できる新古典輸送解析法が構築できた．これは新装置・大型装置等の設計におけるフロー・径電場の予測に適用でき，フローやフローシア
による乱流抑制効果の予測・配位最適化にとって大きく貢献できると期待される．
４．
３．
３ ブートストラップ電流
Heliotron J の磁場配位はコイルによる磁場のみを基に設計されており，誘導電流は利用しない．したがって微小電流の検出が容易であるため，プラズマ中に自発的に生成される電流の研究に適している．例えばブートストラップ電流，Pfirsh-Schlüter 電流などである．これらのうちで直接回転変換に影響を与えるものとしてブートストラップ電流

図５
５ （a）
標準配位 お よ び（b）
高バンピネス配位の炭素不純物，（d）およびそれぞれの配（C6＋）平行フロー速度分布，（c）
位における，NBI による平行方向駆動力分布．

について述べる．回転変換の変化は有限 β 効果も含めてア
イランドの形成など磁気面形状変化を引き起こし，最終的
４９９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

図５
６ IV コイル電流に対するトロイダル電流の変化．コイル電流
値は電源の最大定格に対する％で示した．BSC コードを用いた計算値も四角で示してある．計算に用いた入力値は以下の通り．ne ＝ 1.5×1019(1 − !3) m−3, Te ＝ 0.4 (1 − !)2 keV，Ti ＝ 0.15(1 − !)2 keV，Zeff ＝ 1，ここで !は規格化小半径．

図５
７ ３つのバンピネスに対するトロイダル電流の密度依存性．
ECH 周波数はプラズマ中心磁場強度に対する第２高調波である．［９８］より Fig. 2 を引用．

にプラズマ閉じ込め特性に寄与する．Heliotron J の磁場配位におけるブートストラップ電流の新古典理論による
SPBSC コードの計算によって Boozer 座標系のフーリエ成分の一つバンピネスに依存することがわかっている．この依存性は定性的には !!"! の方向変化によって生じる．
図５６に示すように，外部コイルの一つ，内部垂直磁場（IV）コイルの電流を変化させて，トロイダル電流の変化を測定した［９５］．フーリエ成分のうちこの制御で主に変化するのはバンピネスである．ECH プラズマを用いて，平均密度は 1×1019 m−3 である．IV コイル電流を減少させると，トロイダル電流も減少し，最終的には逆転する．最大電流は正逆それぞれで 1.5 kA および−1.2 kA である．Heliotron Jの標準配位に対応するIV電流を矢印で示している．閉じ込
め磁場を反転すると，電流方向は予想の通り逆転し，また，その絶対値はほぼ等しく，ブートストラップ電流の性質を示している．SPBSC コード［９６］を用いた計算値も図に示している．この計算で，幾何因子 "!"については，Shaing

図５８ 低密度におけるブートストラップ電流のバンピネス依存性．電子密度は ne ＝ 0.4×1019 m−3 である．黒丸は実験値である．

と Callen に よ る 理論
［９７］に 基 づ い た も の を 利 用 し て いる．実験値はこれら新古典理論をもとに計算された値と定性的に一致することがわかった．

トストラップ電流の反転は確認されている．新古典輸送理

上述の実験では主なフーリエ成分，プラズマ体積などが論から計算された低密度領域でのブートストラップ電流を異なる場合も含まれている．バンピネスのみを変化させる

図５８に示す．計算においても高バンピネスでの電流値が最３つのケース（高バンピネス，中バンピネス，低バンピネ

大で，中，低バンピネスの順に小となる傾向は再現されてス）で，電子密度を変化させブートストラップ電流を調べいる．また，この図からわかるようにブートストラップ電

た［９８］．磁場強度は各配位でプラズマ中心において ECH流は正であり，実験での低バンピネスの場合が示すようにの第２高調波になるように調整した．横軸に電子密度をと負になることはない．計算では径電場は０として解析をり，縦軸にブートストラップ電流をとると図５７に示すよう行っているが，新古典理論からは径電場成分によるブートに実験範囲のパラメータでは電子密度の増加に伴ってブーストラップ電流の変化が予想される．そのため，電子温度

トストラップ電流も増加することがわかる．また，バンピ程度の電位がプラズマ中に形成されるとして，電場を考慮

ネスに関しても増加するほどブートストラップ電流も増加

すると低バンピネスの場合について，２kV 程度でブートしていることがわかる．また，低バンピネスでは低密度でストラップ電流の反転が見られた．さらなる検討は電場計

ブートストラップ電流の逆転が起こっていることがわか測の結果を待つ必要がある．

る．この実験では特に低密度領域で EC 駆動電流が流れて

４．
３．
４ 電子サイクロトロン電流駆動いる可能性もあるが，確認実験によって，このようなブー電子サイクロトロン電流駆動（Electron cyclotron cur５００

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Heliotron J Experiments

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rent drive，ECCD）は，トカマクでは MHD 不安定性を抑制する有効な手法として知られており，ヘリカル系においてもブートストラップ電流，大河電流といった非誘導電流を抑制するとともに，回転変換分布を調節する有効な手法
として期待されている．また，ヘリカル系ではオーミック
電流がないことから，EC 電流を 0.1 kA オーダーで精度良く計測可能であり，その駆動物理機構を調べることができる．
ECH プラズマでのトロイダル電流はブートストラップ電流と EC 電流の２成分がある．ブートストラップ電流は"! ドリフトに比例することから平衡磁場を反転させると流れる方向が反転する一方，EC 電流は磁場強度のみに依存性しており，平衡磁場を反転させてもその方向は変わらない．この性質を利用し，ブートストラップ電流とEC電流を切り分け，EC 電流を評価することができる．
図５９は プ ラ ズ マ 電 流 の 磁 場 配 位 依 存 性 を 示 し ている［９８］．Fisch Boozer 効果の方向に流れる方向を正にとっている．この実験では，低密度運転によりブートストラップ
電流の寄与を抑えている．低バンピー配位の場合は大河効
果の方向にプラズマ電流が流れ，高バンピー配位になるにつれてプラズマ電流の流れる方向が反転し，Fisch-Boozer
効果の方向に流れることがわかる．図６０は３磁場配位における EC 駆動電流 ##依存性である［１００］．ECH/ECE 用レ
イトレーシング計算コード

TRAVIS で求めた EC 駆動電流もプロットしている．##が大きくなるにつれて EC 電流が流れ，また，高バンピー配位ではEC電流はほぼゼロであるか，Ohkawa 効果の方向に流れる．EC パワーが磁場リッ
プルの谷に吸収される場合，EC 電流は抑制される．
Heliotron J における最大電流駆動効率は #!'("
$'&
'&%"

図６
０ ３つの磁場配位における EC 電流の N｜｜依存性［９９］より Fig.
3 を引用．

＝2.4×1017 A/Wm2，$!$#$'&&(!!
!
!
'(""!であった．
%'&%"
捕捉粒子の割合は EC パワーが吸収される磁場リップルの構造に強く依存しており，この捕捉粒子の割合に応じてEC 駆動電流が変わる．実験で得られた規格化電流駆動効率 #も理論とファクター２内で一致しており，また，弱い
電子密度依存性も TRAVIS 計算結果と同様であった．
このECCDを用いて非誘導電流を制御することが可能である．図６１に示すように，ECCD によってブートストラッ
プ電流をキャンセルし，完全無電流プラズマを形成することを実証した［１９］．周辺領域での回転変換を一定に保つこ

図６
１ トロイダル電流の時間発展（a）
ブートストラップ電流のみの場合，（b）
ブートストラップ電流と EC 電流の場合［１０
１］の Fig. 14 を編集．

とでブートストラップ電流のダイバータ磁場構造への影響を抑えることや，回転変換分布での有理面を回避できる可能性を示唆している．また，Heliotron J，TJ-II，CHS でのECCD 実験結果を比較し，EC 駆動効率が同程度であることもわかっている［１０１］．
４．
４ MHD・高エネルギー粒子
４．
４．
１ MHD
図５
９ EC 電流の磁場配位依存性［９８］より Fig. 3 を引用．

Heliotron J は，従来の平面磁気軸ヘリオトロンでは困難
５０１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020とされた高い MHD 安定性と良好な粒子閉じ込めの両立が実現可能な磁場配位の探索を主目的としている．そのために，Heliotron J で は 磁 気 シ ア に よ る 安 定 化 効 果 で は 無
く，低磁気シアにより低次モード数に関連した有理面を避けられる様にする一方で，全領域での磁気井戸を実現し，低次モード数を有する MHD 不安定性を安定化できる様な工夫を施している．この様な MHD 不安定性の安定化に対する考え方は，Wendelstein7-X や HSX 等の先進ヘリカル装置でも採用されており，Heliotron J での実証が期待されている．
Heliotron J において回転変換を 0.47 から 0.65 程度までおおよそ 0.01 刻みで放電ごとに挿引し，MHD 不安定性と有理面の影響を調べた［１０２］．各磁場配位の真空での回転変換に対して磁気プローブで観測した磁場揺動（モード周波数#!15 kHz）の強度を求めた．コヒーレントな揺動以外
図６
２ （a）
MECH off 時と on 時のコヒーレント密度揺動の再構成
された断面図．（b）
密度揺動スペクトルの時間発展［４３］のFig. 4，Fig. 6 を編集．

も含まれていることに注意を要するが，回転変換が 0.5 な
らびに 0.6 近傍で磁場揺動強度が高くなる．また，観測された コ ヒ ー レ ン ト な 磁 場 揺 動 の モ ー ド 数 は そ れ ぞ れ，$"""%"!および $"$"%"#であった．すなわち，有理

放射分光計測（BES）を用いて行った.密度揺動は規格化小面を有する磁場配位では関連したモード数を持つ長波長の半径 0.5 以内に存在し，$"!
（or 2）の構造を持つことがわ

MHD 不安定性が発生することがわかった．また，それらかった．ECH パワーが高いフェイズでは，密度揺動の周波の揺動強度はベータ値の上昇に伴い増加することから圧力数が７kHz から 15 kHz へと，およそ倍増した．一方，空間勾配駆動形であることを示唆している．なお，磁場揺動強構造はほぼ変わらず，振幅が微増することが明らかになっ

度が高くなると蓄積エネルギーの減少が観測されることかた．得られた観測データを図６２に示す．

ら閉じ込めへの影響が懸念される．短波長解析ではあるも周波数増加は ECH 印加に伴う揺動の実験室フレームでのの数値解析の結果，抵抗性 MHD 不安定性は不安定領域の伝播速度（"!!速度）が増加したためと解釈される．今近傍であり，本実験条件では抵抗性 MHD 不安定性が不安回の観測では，"!!速度は ECH 印加により 2 km/s 程度，定化したとが示唆された．なお，Heliotron J の磁場配位は

イオン反磁性ドリフト方向に増加したことになる．揺動位

ベータ値のさらなる上昇で磁気井戸が更に深くなることか

相速度が変化しないと仮定し，背景電場の変化を見積もっら，さらにベータ値を上げていった際の MHD 不安定性のた．その結果，背景電場の増加は新古典モデルが予測する振る舞いが重要である．以上のことから，有理面を避ける

電場増加とおよそ一致した［４３］．

ような磁場配位では MHD 不安定性が観測されないこと，４．
４．
３ 高エネルギー粒子のバンピネス依存性

有理面を含むような磁場配位では長波長の抵抗性圧力勾配

単純ステラレータ／ヘリオトロン配位プラズマ閉じ込め

駆動形 MHD 不安定性が観測されプラズマ閉じ込めに影響の低衝突領域ではリップル損失が増加する．ヘリカル型装を与えること，そして，Heliotron J の特徴を示すためによ

置ではこれらを低減するような磁場配位の最適化が重要でり磁気井戸が深くなる高ベータ領域での研究が重要になっある．多くの最適化に対する指針が提案され，それらの中てくることがわかった．

で Heliotron J では quasi-isodynamicity が基本方針として選４．
４．
２ 中心部コヒーレント密度揺動の ECH 印加・内部輸

択され低シア・ヘリカル軸ヘリオトロン装置として設計さ

送障壁形成への過渡応答

れた［２７，
１０４］．５組のコイルに対して独立の電源があるた

磁場閉じ込めプラズマにおいて閉じ込め状態遷移の物理

めコイルの電流比を変えることで Heliotron J では広範囲の過程が研究されている．例えば，近年 TJ-II ステラレーター

磁場配位を実現できる．ここではバンピネスに対する依存において，電子内部輸送障壁とコヒーレントな密度揺動の性を ICRF 少数イオン加熱と NBI の重畳加熱によって生成相互関係が議論された［１０３］．Heliotron J においても，ECHされた高エネルギーイオンをもとに示す．平均規格化半径で生成された電子内部輸送障壁の形成素過程を明らかにす

0.67 でのバンピネスが 0.15（高），0.06（中），0.01（低）についるための実験が実施されている［８９］．最近の実験では，て調べた．平均磁場強度で規格化したバンピネスの径方向

ECH プラズマに NBIを重畳したプラズマにおいて，中心付分布とポロイダル方向の磁場強度分布を示したのが図６３で近にコヒーレントな電子密度揺動が観測されている.ECH

ある．高バンピネス配位はリップルのボトムが揃っておパワーに矩形波モジュレーション（MECH）
を加えると，中り，補足粒子の閉じ込めの優位性が期待できる配位である．

心温度勾配に顕著な構造が生成･消滅を繰り返す.この際の３つのバンピネスの内で ICRF 加熱を用いて高速イオン

密度揺動の応答を観測することで，ECH パワー・内部輸送の生成・閉じ込めの効率が最もよかったのが高バンピネス

障壁構造とコヒーレント密度揺動の関係を議論した．

配位である
［２７，
１０３］．ターゲットプラズマは重水素（ma-密度揺動計測は，NBI をプローブビームとした，ビーム

jority）
・軽水素（minority）の ECH プラズマで，イオン温５０２

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度 は 0.2 keV 以 下 で あ り，電 子 密 度 は 0.5×1019 m−3 以

上昇に対しても高バンピネス配位が最も効率が良いことが

下，ICRF 入射パワーは 0.25−0.29 kW である．その結果を示された（図６４（d））．

図６４（c）に示す［１０５］．中性粒子分析器（CX-NPA）で計測

高速イオンのエネルギー範囲を拡張するために，ICRF

された軽水素は 34 keV まで観測され，10 keV を超える高と NBI との重畳加熱を中密度域（1×1019 m−3）で行ったエネルギー領域ではピッチ角に対する依存性もはっきりと［１０６］．配位は高バンピネス配位と，それよりトロイディ

観測された．高速粒子生成とともに，バルク重水素温度のシティを若干小さくした低 !
!配位である．低 !
!配位はこれまでの実験にてエネルギー閉じ込めが良いことがわかって
おり，新古典理論からも閉じ込めの効率化が予想されていた．ヘリシティで規格化したトロイディシティ，バンピネ
スは低 !
!配 位，高 バ ン ピ ネ ス 配 位 に 対 し て そ れ ぞ れ（0.77， −1.04），（0.86, −1.16）である．NBI で入射される
軽水素エネルギーは 25 keV であり，ICRF パルスが印加されると低 !
!配位では 60 keVまでの粒子束が観測された．高
バンピネスではエネルギースペクトルは低 !
!配位とは異なり，エネルギー範囲も 35 keV までしか観測されなかった（図６５）．
ECH と NBI プラズマのエネルギー閉じ込め時間のバン
ピネス依存性も調べられた（図６６参照）［１０７］．これらは高速イオン閉じ込めとは一部異なる傾向を示した．高速イオンに関しては軌道損失を基にした予測とほぼ一致したのに対し，バルクプラズマの閉じ込めに関しては他の要因も重要となってくる．ISS95 を基にしたエネルギー閉じ込め時間の改善値は NBI プラズマでは高バンピネス，中バンピネ
ス，低バンピネスに対し，それぞれ 1.8，1.7，1.4 であった．
しかしながら ECH プラズマにおいては中バンピネス配位が最も改善率が大きかった．
モンテカルロ法を用いて ICRF 少数イオン加熱の挙動の数値計算を行った［１０８］．この 計 算 で は イ オ ン の 軌 道，
クーロン衝突，ICRF加熱による加速が含まれている．バン

図６
３ 高・中・低バンピネスに対するリップル成分の径方向分布（左列）および，磁場強度のポロイダル方向分布（右列）．
上段が高バンピネス，中段は中バンピネス，下段は低バン
ピネスにそれぞれ対応．［６５］の Fig. 2 を引用．

ピネスの３ケースとともに低 !
!配位での少数イオンである

図６
４ 低密度プラズマの ICRF 加熱時の軽水素エネルギースペク
トルのピッチ角依存性．（a）
高，（b）
中，（c）
低バンピネス．
（d）
はバルク重水素温度のパワー依存性．

図６
５ ICRF と NBI 重畳加熱時の軽水素エネルギースペクトル．上段は counter 入射，下段は co 入射．ICRF 印加前は△，入射後は○で示した．左列は低 !t，右列は高バンピネス配位．

軽水素の速度分布を図６７に示す．図の最外殻は20 keVのエ
ネルギーに相当する．３つのバンピネスの中では高バンピ

５０３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

４．
４．
４ 高速イオン励起 MHD 不安定性
核燃焼プラズマでは，自己点火プラズマ保持の観点から
重水素−三重水素核融合反応により生成されたアルファ粒
子の良好な閉じ込めが必要とされている．この 3.52 MeVの初速度を有するアルファ粒子は，電子との衝突による減速過程でアルヴェン速度と同程度の速度となり，シアアル
ヴェン波などの電磁流体力学的（MHD）不安定性と共鳴的相互作用を起こす．そして，エネルギーを相互に授受することで，熱化前にアルファ粒子の異常輸送が増大したり，損失してしまうことで，自己点火プラズマ保持が困難になったり，高速イオン損失によりプラズマ対向機器が損傷してしまう恐れがある．そのため，高速イオンと MHD 不安定性との共鳴的相互作用の物理機構解明，ならびに高速
イオンの異常輸送・損失の低減が求められている．
高速イオン励起 MHD 不安定性の存在や特性，そしてその安定性は磁場配位に依存する．すなわち，磁場のフーリ
エスペクトルや回転変換（安全係数）の分布に依存する．
そのため，Heliotron J のような低磁気シア・低トロイダル
周期数での高速イオン励起 MHD 不安定性と高速イオン異常輸送・損失の低減をめざした研究が進められてきた．本
研究は，同種の磁場配位を有する先進ステラレータ／ヘリオトロン配位の高速イオン励起 MHD 不安定性の解明や低磁気シア領域に局在化する反転磁気シアアルヴェン固有
モード（RSAE）に繋がることが期待される．
シアアルヴェン波の分散式を図示したシアアルヴェン連

図６
６ バルクプラズマの閉じ込め時間のバンピス依存性．（a）
NBI プラズマ，（b）
ECH プラズマ．［１０７］の Fig. 5 を引用．

続スペクトルは回転変換とイオン質量密度の関数であり径方向に連続的に変化する．無電流での Heliotron J の磁場配位では，回転変換が径方向に殆ど変化しないため，多くの場合，異なる低モード数を持つシアアルヴェン連続スペク
トル同士が交差することは無く，よく知られたトロイダル
アルヴェン固有モード（TAE）ギャップは形成 されず
TAE は存在しない．しかしながら，シアアルヴェン連続ス
ペクトルの僅か上または下の周波数を有し連続減衰を受けにくい大域的アルヴェン固有モード（GAE）が存在し，高速イオンによって不安定化する可能性がある．また，他の磁場配位と同様に，高速イオン圧力が非常に高い際には，連続減衰に打ち勝って連続スペクトルが強制的に不安定化

図６
７ モンテカルロ法による少数イオンの速度分布計算結果．円弧の境界が 20 keV に対応し，v// ＞ 0 がcounter方向になる．
（a）−（c）
がそれぞれ高，中，低バンピネスに対応し，（d）
が低 !t 配位である．

する，高速粒子不安定性（EPM）が不安定化する可能性がある．
Heliotron J の NBI 放電において数十 kHz 以上の周波数帯に MHD 不安定性がよく観測される．観測される不安定性

ネスで，テールの高エネルギー側への伸びが大きい．これ

はイオンの反磁性ドリフト方向に伝播し，観測周波数が密は図６４の結果と定性的に一致する．ピッチ角は１２０°付近で度に依存するものと依存しないものに分類される．周波数

最も高エネルギーのテールが生成されているのも実験結果

やモード数そして空間分布などの観測結果と大域的 MHDと一致する．低 !
#配位ではカウンター側のテールが大きく

不安定性コード CAS3D3［１０９］や STELLGAP/AE3D［１１０］

成長しているが，この結果は NBI 実験時に得られたカウンを用いたシアアルヴェンスペクトル計算との比較から，観ター入射でのエネルギースペクトルの高エネルギー側への測された MHD 不安定性は観測周波数が密度に依存するも伸びを定性的に説明できる．

のが GAE であり，依存しないものが EPM であると同定さこれらの実験および数値計算より，高エネルギーイオン

れた［１０１，
１１１］．順電流方向のNBIを入射した際に，周辺部の閉じ込めに対するバンピネスの効果はほぼ予想されたもに低周波（20−40 kHz）
，かつ高いポロイダルモード数のと一致することがわかった．ただし，バルクプラズマ閉（!!!""）の揺動が観測され，Beta-induced アルヴェン

じ込めへの効果についてはさらなる検討が必要である．

固有モード（BAE）の可能性が検討された［１１２］．また，
５０４

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

これら観測された多くの不安定性の空間情報をデータベー

４．
５ 乱流輸送ス化し，それをクラスタリングし MHD 不安定性のパラ

４．
５．
１ 乱流・長距離相関に対する同位体効果

メータ依存性が詳しく調べられ特性が明確化した［１１３］．

閉じ込め性能や H モード遷移の閾値に対する水素・重水

損失イオンプローブを用いた高速イオン計測では，高速イ

素の差異，いわゆる同位体効果の物理機構として，乱流，オン励起 MHD 不安定性の発生・消滅と同期した高速イオ

および帯状流が役割を果たしているという仮説が注目されンの増減や，磁場揺動と高いコヒーレンスを有する高速イている．いくつかの装置で，帯状流であると考えられる長オン揺動を観測し，高速イオン励起 MHD 不安定性の励起

距離相関揺動が同位体比に依存し，増大することが報告さと関連する高速イオンを観測するに至った［４６］．最近でれている．長距離相関揺動の同位体比依存性は装置によっは，MEGA コードを用いたハイブリッドシミュレーションて差異が観測されており，特にヘリカル系装置においても行われている［１１４］．

は，装置によって逆の依存傾向も観測されていることが興

これら観測結果が示すように GAE や EPM は高速イオン

味深い点である．同位体効果が何らかの磁場配位に対する閉じ込めに影響を与えており，その影響を最小限にするた依存性，例えば磁場リップルとの関係，そして間接的にプ

め，高速イオン励起 MHD 不安定性の安定化手法の開発がラズマ壁相互作用や不純物の挙動，と関連している可能性

ECH/ECCD を 用 い て 行 わ れ て い る
［１１１，
１１５，
１１６］．

がある．これが，トカマクではスケーリング則として確立

Heliotron J の NBI プラズマに正負共に＜3 kA 程度の ECされている同位体効果が中型ヘリカル装置ではこれまで明プラズマ電流を印加した結果，EPM や GAE といった高速

瞭に観測されなかったことの要因のひとつである可能性も

イオン励起 MHD 不安定性が安定化する結果が得られた．

ある．一方，最近開始された核融合科学研究所の大型ヘリ

図６８は（a）
ECCD なし（ECH のみ），（b）ECCD ありの場合

カル装置 LHD における重水素実験では，軽／重水素放電の磁場揺動のパワースペクトルを示している．ECCD なし

での違いが明確に観測されている．

の際に観測されている GAE や EPM などの高速イオン励起

Heliotron J 装置では，帯状流の強度を示す指標である長MHD 不安定性が ECCD を加えることで揺動強度が減少し距離相関，そして乱流に対しての同位体効果の存在がプているのがわかる．Heliotron J では無電流において低磁気ローブ実験において確認された．Heliotron J 装置では，低シア配位であることから，ECCD により正負，両方向の磁密度（2×1018 m−3 程度）の ECH プラズマにおいてプロー

気シアを生成することが可能であるが，実験では磁気シアブによって帯状構造を有する長距離相関揺動が観測されの符号に関わらず高速イオン励起 MHD 不安定性が安定化る．この揺動は，強度は周波数およそ 4 kHz 以下に集中し，する傾向が得られた．シアアルヴェンスペクトルとの比較

密度・磁場揺動との相関を有しない．２つのプローブ間のから，磁気シアに依存する連続減衰が大きくなり高速イオ"!!
!
!構造を示唆する対称構造を有し，相関計測より，!!

ン励起 MHD 不安定性が安定化できることが示された．一ある小半径領域に局在している．長距離相関のコヒーレン

方，ECH を高速イオン励起 MHD 不安定性が観測されていト成分を取り出し，実効的な揺動強度分布をみると，径方

る NBI プラズマに印加した結果，観測されているモードの向に鋭く局在している．この揺動はバイコヒーレンス解析

揺動強度が変化する結果が得られた．一般的にECH加熱にによって乱流と有意な相関を有し，乱流と結合しているこ

よる電子温度上昇で高速イオン圧力は増加するため，揺動とが確認されている．また乱流振幅強度との相互相関解析

強度は増加すると思われるが，それとは逆に，安定化の傾から，帯状流が成長した段階で乱流が抑えられていること向が見られたことは興味深く，今後の研究が望まれる．

がわかっている．上記の特徴より，いわゆる帯状流であると考えられる．
軽／重水素同位体比を変えることで，帯状流の特徴を示
す長距離相関に対する振幅強度・相関強度ともに重水素が支配的になるにつれて増大することが Heliotron J で観測された（図６９）．前節で触れたように帯状流は乱流を抑制する結果が得られており，帯状流の増大によって乱流輸送が低減されている結果を示唆している．また重水素プラズマにおいてバイコヒーレンスの値が上昇しており，非線形結合度の違いが帯状流の駆動・乱流抑制に寄与している可能性がある．Heliotron J では密度変調実験では，重水素プラ
ズマにおける粒子輸送の改善や周辺密度の上昇が示唆されており，それらの結果と整合する．
帯状流によって閉じ込め性能に対する同位体効果が説明されるという仮説が正しいとすると，考えるべきは他装置との差異である．同じヘリカル系装置でも，同位体比依存性が異なることは，同位体効果の現れ方が磁場配位に依存

図６
８ ECCD による高速イオン励起 MHD 不安定性の安定化，（a）
ECCD な し（ECH の み），（b）
ECCD あ り．［１１
１］の Fig. 2を引用．

することを意味する．中型ヘリカル装置ではトカマクと異なり同位体効果が明確でないが，磁場配位に依存する要素
５０５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

４．
５．
２ 高速イオン励起MHD不安定性と周辺電場・乱流への影響
Heliotron J で は，GAE（Global Alfven eigenmode）やEPM（Energetic particle mode）な ど の 不 安 定 性 が NBI
加熱時に観測される．これらの不安定性は，プラズマ中の
高速イオンによって駆動され，高速イオン自身と相互作用し，その径方向輸送を引き起こす．将来的に，核融合炉における !粒子の損失によるプラズマ加熱効率の低下や炉壁や炉内構造物を損傷する可能性が懸念され，これまで研究が進展してきた．これらに加えて，より高次の効果として乱流特性への影響や周辺電場の構造変化など，閉じ込め特性を決める種々のプラズマ特性に影響しうることが実験事
実として Heliotron J において観測された［１１８］．
乱流輸送が高速イオン励起不安定性の一種である EPM

図６
９ Heliotron J において観測された，帯状流成分（＜4 kHz）の強度，および振幅強度の同位体比依存性［１１７］の Fig. 4 を引
用．

によって変調される様子が，Heliotron J において観測されが同位体効果を抑制している可能性がある．軸対称性を有関度を示すバイコヒーレンスの評価によって EPM が広帯するトカマクと比較し，ヘリカル系ではその三次元性に起域の揺動と位相関係を有することがわかった（図７０（a））．

因して，磁場リップル・新古典論によって決定される径電更に，プローブ計測によるイオン飽和電流及びポロイダル場の影響や粘性，乱流の三次元非対称性など，考慮すべき

電場揺動から評価された揺動駆動粒子束の広帯域揺動が，要因が多い．前述の複数の要因を通じ，乱流および帯状流

EPM によって乱流振幅がモジュレーションをしているこの挙動に影響する可能性がある．

とも確認された．つまり，高速イオン励起不安定性によった．一つは広帯域揺動とカップリングした高速イオン励起
MHD 揺動の存在である．異なる周波数成分間の位相の相最近では，捕捉電子モード乱流において，乱流および帯て，高速イオン輸送のみならず，周辺部の乱流輸送に影響

状流に対する同位体効果が存在し得るとの理論・数値計算

し得ることが初めて示された．

の結果が報告されている．捕捉電子モード乱流の挙動にお間欠的に EPM が現れる，いわゆる MHD バーストが観測いて衝突周波数への依存性が指摘されており，同位体効果

された場合では，周辺部のポテンシャル構造がバーストとが磁場配位だけでなく，パラメータ領域によっても制限さ

同期して変動していることが観測された（図７０（b））．ポテれる可能性が示唆され，より広範なパラメータ領域で同様

ンシャルは MHD 揺動の成長時にドロップし，減衰時におの実験を進める必要がある．

いて再び回復する．このポテンシャルの変動強度は MHD
振 幅 に 依 存 し て い る．干 渉 計，BES，ECE 信 号 な ど には，この低周波の変動は観測されていないことからバルク

図７
０ （a）
バイコヒーレンス解析で示された非線形結合．〜60 kHz 付近で得られた高速イオン励起不安定性が，広帯域の揺動の振幅を変調している．プローブ計測で得られた浮遊電位信号に対し，適用された．
（b）
高速イオン励起不安定性による MHD バーストによって生じていた周辺部のポテンシャル変動．（c）
MHD バースト時に観測された，不安定性の非線形発展．ヒルベルト変換で得られた瞬時位相を用いて多チャンネル信号間の瞬時位相差を評価し，条件付き平均を用いて得られ，再構成した．"＝ −0.1 ms，0 ms，0.1 ms 時のBES 信号を示している［１１８］の Fig. 4，Fig. 7，Fig. 10 を編集．

５０６

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

プラズマ密度及び温度分布の変動は小さい．低周波のポテ
ンシャルのドロップは，高速イオン損失に起因する径方向
電流と考えられる．実際に Heliotron J 装置における MHD
バースト実験において，バーストと同期した高速イオンの損失が存在していることを確認している．
このバースト時に MHD 不安定性がおよそ 0.1 ms 程度の時間スケールにおいて，非線形構造発展をしている様子をビーム放射分光計測によって明らかにした（図７０（c））．ここではヒルベルト変換によって得られた解析信号を用い，
視線間の瞬時位相差を評価することにより短時間での構造変化を捉えることに成功した．この構造発展は，高速イオ

図７
１ Heliotron J における小半径 0.5 の磁気面［１１８］．

ンの実／速度空間分布の変化と対応していると考えられる．高速イオン損失に伴う電場変化は古くから指摘されての標準配位（HJ-ST）と高バンピネス（高ミラー比または

きたが，高速イオンと MHD との非線形相互作用と，それ

高トロイダルリップルとも呼ばれる）配位（HJ-HB）を対に伴う実／速度空間における輸送，そして結果として生じ象としたジャイロ運動論シミュレーションによる乱流輸送

る電場構造変化までの一連のプロセスを明確に捉えた例で解析結果を紹介する［１１９］．解析には電磁的 GKV コード

ある．

を用いた［１２１‐１２４］．図７２は，'分布および電子密度，イオ

４．
５．
３ Heliotron J プラズマにおける乱流輸送!
)で非ン温度，電子温度分布を示す．安全係数分布は ''"/常に平坦であり，磁気シアは極めて小さい（)%"）．標準

４．
５．
３．
１ 導入
微視的不安定性とそれに伴う乱流輸送の研究は重要であ配位と高バンピネス配位の典型的な無次元パラメータをり，特に電磁流体（MHD）安定性と新古典輸送の改善に対

表８に示す．図７３は標準配位と高バンピネス配位の半径して異なる傾向を示すヘリカル磁場配位に対しては，最適&$!
!
&における磁場強度 !，磁場に垂直方向の波数 %(#おな磁場配位を探求するうえで極めて重要である．ここでは，

よび磁気ドリフト周波数 '*,の磁力線方向分布を示す．高ステラレータ・ヘリオトロン装置を二つのグループに分類

バンピネス配位の角部と直線部における磁場強度の比は標して考えることにする．ひとつは，中程度の磁気シアがあ準配位より大きいことがわかる．ミラー比は角部と直線部

り磁気丘があるグループで，これには LHD の磁気軸内寄における磁場強度の比であり，このミラー比が大きい方

せ配位（新古典輸送改善に有利），CHS，Heliotron E が分が，つまり高バンピネス配位の方が，新古典輸送に改善が類される．もうひとつは，磁気シアが弱く磁気井戸である

期待できる［３］．磁気面平均磁気ドリフト周波数は標準配グループで，Heliotron J，W7-X，TJ-II，HSX などが分類さ

位で *
!
'*,+
!
'*,+
$"高バンピネス配位で *$!で（図７３$$$$れる．安定性の観点からは，前者は平面磁気軸で磁気シア参照），これは磁気井戸指数が標準配位で ".+--$!
!
(%，高による安定化を利用し，後者は立体磁気軸の性質を利用しバンピネス配位で ".+--$!
!
'%である事（表８）と矛盾なて磁気井戸安定化効果を作っている．これら二つのグルーい．また，Heliotron J の磁気シアは非常に小さいので磁場プに対する乱流輸送の比較は文献［１１９］で述べられている．

に垂直方向の波数は磁力線方向に非常にゆっくり増大する．

この様な観点から，ここでは試みに，磁場構造に関連し異なった機構で安定性に寄与する二つのパラメータ磁気シ
/
$
ア)

"#'
#
!!##
*
+
,
)(,
と 磁 気 井 戸 係 数 ".+--$!%-*
κ&+
' #(

［１２０］に着目する．ここで，磁気井戸係数はメルシエ条件への法曲率（normal curvature）の影響を示し，%-はプラズ
マベータの勾配を示す．磁気井戸係数 ".+--は磁力線の法曲
率κ& を通じて磁気面平均した磁気ドリフト周波数 *'*+に直接影響する．これは ".+--が磁気ドリフト周波数 '#中の磁力線曲率κ$!#)!の一部であるκ&に比例するからである．ここで '# &###"( $'#$である．トロイダルイオ
ン温度勾配不安定性（ITG モード）は通常 '#'"$!で不安定である．ここで '"$#"#%( は反磁性ドリフト周波数で!%-に比例する．プラズマが磁気丘な場合 ".+--"!，法曲率は負であり*κ&+"!，磁気ドリフト周波数は '#が負になり，不安定となる．
４．
５．
３．
２ Heliotron J プラズマにおける乱流輸送
Heliotron J はトロイダル方向に４周期をもち，４つの直
１
９］
．
図７
２ 安全係数 q，電子密度 ne，温度分布［１線部と４つの角部を持つ（図７１）．ここでは，Heliotron J
５０７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

表８

Heliotron J の標準配位（HJ-ST）と高バンピネス（高ミラー比，HJ-HB）配位に対する，主なパラメータと計算結
果［１
１
９］
．
$"
&
&
(#-"
,
−3］
(［
" 10
"

'(
［％］
$
%'"
%(
$!"
#+
$!"
#%(
$!"
#%'
)
.
!0'*
*
Instability
/%("
$!)
&(

"
/%((%
$)
%((
"
( !

HJ-ST
7.3
0.5
1.7
4.5
3.2
0.05
1.3
9.3
13.
17.
0.023
0.74
ITG
0.4

HJ-HB
7.3
0.5
1.8
4.4
3.4
0.05
1.3
9.3
13.
17.
0.021
0.64
ITG
0.26

5.9

4.2

"
/%((%
$)
"
%'(
( !

2.4

1.7

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

5.2
図７
４ 線 形 成 長 率 &，実 周 波 数 )，混 合 長 理 論 に よ る 輸 送 係
１
９］．
数 &/k2y のポロイダル波数 ky 依存性［１バンピネス）が ITG モードを抑制する効果がある事は，高バンピネス配位に対する成長率が &#!
!
/%("$!)で標準"$(!
#より小さいことから示される．この配位の成長率 &#!
ITG モードの抑制はジャイロ運動論方程式中の有限ラー"マー半径の効果#!(&
)%"(%
'および
(

"
"
)%"(%
'の安定化効!(&(

果によって説明できる．図７３に示されるように高バンピネ"
ス配位の悪い曲率領域 2$!において )%"(%
は標準配位の("それより大きいからである．この )%"(%の増大は，悪い曲(

率領域における磁場強度が直線部より大きいことにより計量テンソルがずれることによる．
図７５は Heliotron J における ITG モードの静電ポテンシャ
ル分布が磁力線 方 向 に 非 常 に 伸 び て い る こ と を 示 す．
Heliotron J プラズマは磁気シアが非常に小さいので不安定性のモード構造は磁気シアが１程度のトカマクプラズマ（CBC）と比較して，磁力線方向に非常に長く伸びる．これ"は，磁気シアが弱い場合，)%"(%
が磁力線方向にゆっくり増(加するのでジャイロ運動論方程式中の有限ラーマー半径効
図７３ 標準配位と高バンピネス配位の半径 (= 0.5 における磁場強度 B ，磁場に垂直方向の波数 k2⊥および磁気ドリフト周波数)di の磁力線方向分布［１
１
９］
．

"
果#!(&
)%"(%
'および
(

"
"
)%"(%
'の安定化効果が磁力線方!(&(向にゆっくり増加するからである（図７３）．その結果モード構造は磁力線方向に伸びる．図７３の 2$!は Heliotron J（!）線形解析結果
この小節では Heliotron J プラズマの標準配位と高バンピネス配位におけるドリフト波不安定性の線形解析結果を示す．どちらの配位もイオン温度勾配不安定性（ITG モード）に対して不安定である．これは図７４の実周波数が負でモードがイオン反磁性方向に伝搬していることからわかる．また，小半径が 0.6 より内側では，捕捉電子モード（TEM）は
現れない．

図７
５ Heliotron J とトカマク（CBC）における ITG モードの静電ポテンシャルの磁力線方向分布［１１９］．分布の振動はヘリカルリップルに捕捉された電子の影響である．

図７４は Heliotron J プラズマの小半径 0.5 における線形成
長率のポロイダル波数 )1(%(依存性を示す．高ミラー比（高５０８Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

プラズマの角部の外側であり，ここでモードはピークを持ることを示す．強いゾーナル流によって ITG 乱流の渦がせつ．そして，弱い磁気シアはモードを角の外側から磁力線ん断されていることは，+!!断面における静電ポテンシャに沿って伸ばす（ヘリカルリップルによって生じる振動を

ル分布からもわかる（図７７）．また，ゾーナル流が強いこと伴う）．磁気シアによるドリフト波不安定性の安定化効果'を人工的に 0.023 から 0.064 に増大させると線は磁気シア '

ゾーナル流を表す静電ポテンシャルの振幅の二乗!
$から 0.3 )形成長率が $!!
!!*へ減少することによっ
("$"

"
#%$
%*!!%
&
(
(
'は○記号で現れており，ゾーナル流のエネても確かめられた．

ルギー比率が大きいことがわかる．したがって，この強い（!）乱流輸送の非線形シミュレーション

ゾーナル流が乱流輸送を低減することが期待される．図７８は静電ポテンシャルンのスペクトルからもわかる（図７８）．

我々は Heliotron J プラズマにおける乱流輸送の非線形

はスペクトルの動径方向波数 %)依存性も示す．ITG モード

ジャイロ運動論シミュレーション解析を初めて行った．非は %*%"$"!
!
#%に 現 れ，強 い ゾ ー ナ ル 流 は %*%"$!!，

線形シミュレーションにより，標準配位と高バンピネス配%)%"$!!
!
!&に現れている．ここで，Heliotron J でゾーナル

位における乱流輸送を評価し比較する．図７６は標準配位プ

流が強い原因を考察する．ゾーナル流の振幅は，線形ゾー

ラズマ中に生じた ITG 乱流の静電ポテンシャル分布を示

ナル流減衰と非線形ゾーナル流生成の二つの要因から決定

す．図７６における縞構造は ITG 乱流が磁力線方向にとてもされる［１２５］．前者はゾーナル流減衰テストによって評価伸びていることを示す．断面における静電ポテンシャル分

され，後者は不安定性で生じた揺動の非線形相互作用から

布は，ITG 乱流の渦がゾーナル流によってせん断されてい評価される．ゾーナル流残存レベルは &と !!"#により決定され［１２５］，これは標準配位と高バンピネス配位でほとん
ど差異がない．実際，ゾーナル流減衰テストを行うと，減衰時間スケールも含めて標準配位と高バンピネス配位でほとんど差異がない（図７９）．したがって，強いゾーナル流の原因は非線形生成によるものと考えられる．非線形生成では図７５で示された磁力線方向に伸びた構造が参照論文［１２６］で示されるような効果を持ち，効率的にゾーナル流が生成されたと考えられる．
次に，乱流によるイオンと電子のエネルギー輸送を評価する．標準配位と高バンピネス配位のエネルギー輸送係数を表８に示す．高バンピネス配位の方が標準配位より輸送係数が小さいことは，線形成長率の比較から予想される通りである．つまり，混合長理論から評価される $"%#"は図７４に示されるように小さい．このバンピネスによる乱流輸送の低減は実験観測［６４］と定性的に矛盾ない．Heliotron J
において，バンピネス（トロイダルミラー比）は新古典輸

図７６ ITG 乱流の静電ポテンシャルの磁気面上の分布（HJ-ST）［１１９］．静電ポテンシャルの縞模様は ITG モードが磁力線方向に伸びていることを示す．

図７８ 静電ポテンシャルのスペクトル〈|#k |2［〉１
１
８］．ポロイダル
波数 ky，動径方向波数 kx（kx，ky）面上それぞれの分布が示されている．ゾーナル流成分〈|#k (ky ＝ 0 )|2〉は○で表されて
いる［１
１
９］
．

図７
７ ITG 乱 流 の 静 電 ポ テ ン シ ャ ル の z ＝ 0 上 の 分 布（HJ-ST）
［１
１
９］
．

５０９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

る．このため，配位制御による乱流，および閉じ込め制御
研究が，Heliotron J 研究の主柱の一つとなりつつある．現在，乱流研究を加速するため，ビーム放射分光計測器の二次元計測化や，反射計や高時空間分解能の多チャンネル干
渉計等の開発・整備が進められている．また，局所乱流計
測だけでなく，帯状流の観測を前提とする計測システムの導入が必要とされることから，複数のドップラー反射計による相関計測をベースとする，帯状流観測システムの導入を進めている．
配位制御による乱流の制御において課題となっているのは，得られた実験データの整理である．パラメータを固定
し，任意の特定パラメータに対する依存性を調べることは
数値シミュレーションでは一般的であるが，当然ながら実験では不可能である．制御可能な磁場パラメータは多く，そして磁場配位を制御すれば，密度，温度，電場，そして乱流の挙動も変化する．また，周辺磁場構造の変化に伴い，
プラズマ−壁相互作用も変化し，中性粒子・不純物などの影響も考慮すべきである．制御する変数も多ければ，観測

図７
９ 静電ポテンシャルのゾーナル成分の時間変化〈!(ky ＝ 0, t)〉/．kx "Ti ＝ 0.1，0.2，0.3，0.4 は動径方向波〈!(ky = 0, t = 0)〉数を示す［１１９］．

すべき量も非常に多い．
そこにおいては，近年核融合分野においても活用が広がっている機械学習による特徴量抽出手法が助けとなるか送を改善すると考えられているが，それに加えて，乱流輸もしれない．実験で得られる多数の変数（計測量）間の複送も改善することが明らかになった．つまり，Heliotron J

雑な依存関係を，機械学習によって整理されることが期待においては，バンピネスによる新古典輸送と乱流輸送の低できる．得られた相関関係を一旦整理した上で，その知見減は両立する．

をベースとして配位制御による乱流制御実験を実施するこ

４．
５．
４ 乱流研究に関する今後の展望とで，数値シミュレーションとの比較が可能な，乱流実験

ヘリカル系研究においては，これまで新古典輸送最適化

データベースの効率的な構築が期待できる．当然，次世代および MHD 安定性の高性能化を主眼とした配位研究が進のヘリカル装置設計において基盤的知見として重要である．

展してきた．上記において優れた特性を有することは核融さらに，今後の核融合炉実証の時代においては，乱流に合を見据えた装置として必須であるが，次のステップとしよる定常輸送の精緻な予測が要求されると考えられる．こて閉じ込め特性を支配する乱流輸送の最適化を試みることれまで，核融合分野の乱流研究においては，遷移現象など

は当然の発想であるといえる．これまで獲得された乱流やの過渡的事象における乱流の動的な応答，乱流による構造

プラズマ流の物理に関する知見を基盤として，魅力的な先形成等に対し，特に注目されてきた．これらは，対象とす

進装置概念を提示することが今後の配位最適化研究に期待る事象の物理機構を理解する上で重要であることは勿論，される．

高温プラズマの示す複雑かつ多彩な非線形的挙動をモデル

この観点より，ヘリカル系装置のコミュニティにおいて化し定性的に理解する試みとしても意義があった．さらは，乱流輸送最適化の方法論が今まさに議論の俎上に載せに，定性的議論から，定量的な予測への飛躍が求められるられており，活発に研究が展開している．例えば，LHD

中で，磁化プラズマの特徴を決定づける磁場構造の乱流にや HSX の次期装置の検討においては，理論・数値計算に対する影響を解明することは，その重要性を増していくでよって乱流最適化の評価軸の導入が試みられている．当あろう．

然，装置設計と並行して，それらの評価軸・方法論の妥当

４．
６ 周辺プラズマ性を検証することは必須である．この観点から，乱流の磁

４．
６．
１ 周辺磁場構造

場構造に対する依存性，あるいは乱流に対する三次元効果

核融合プラズマの高出力・長時間維持のためには粒子流を調べるために，Heliotron J を含めた既存装置の実験結果

ならびに熱流のハンドリングが重要な鍵の一つである．ヘより得られた知見を結集し，装置比較研究を進めることがリカル系装置では，その閉じ込め領域周辺の磁力線構造を要される．

利用した「造り付け」ダイバータの構成が可能である．ダHeliotron J プロジェクトにおいては，当初より配位制御

イバータ磁力線構造は，閉じ込め領域周辺の回転変換や磁による乱流輸送の制御という視座が課題として含まれてい気シアに依存するが，大別して２種のダイバータ構造，すた．これまでの研究で，実際に Heliotron J の磁場配位制御

なわち，ヘリカルダイバータと磁気島ダイバータが提案さによって閉じ込め性能が応答する実験事実が示され，新古れている．近年，長パルス運転可能な大型装置での本格的典輸送以上に乱流輸送が支配的であることから，つまりはダイバータ実験が実施されるようになり，前者は LHD に

配位制御の影響は乱流輸送に及んでいることは自明であ

おいて，後者は W7-X において，各々のダイバータコンセ
５１０Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

プトの有効性が検証されつつある．しかしながら，各々の在し，磁力線追跡方向（換言すれば，閉じ込め領域から壁

ダイバータ構造の最適化，課題克服へ向け，中小型装置にへ向かうプラズマ流の向き）により異なるトロイダル並びよる基礎的研究や理論・シミュレーション研究が不可欠でにポロイダル位置となる（図８１）．また，磁力線の「折り畳ある．同時に，ヘリカル系の特色をより活かせる，斬新なみ・引き伸ばし効果」が十分発揮される前に壁を横切るた

ダイバータ概念開発も必要である．

め，磁力線の統計的振る舞いは周辺プラズマ挙動に大きなヘリカル軸ヘリオトロン磁場配位では，周辺回転変換の影響を与えない可能性がある［１２６］．
磁気島ダイバータ配位グループ

調整により，ヘリカルダイバータ配位あるいは磁気島ダイ
バータ配位が原理的には生成可能であるが，実機での実効

本磁場配位グループでは，一連の磁気島チェーンが周辺的ダイバータ磁力線構造は第一壁（真空容器壁）やプラズ

領域に存在する．この磁気島構造を利用して，W7-AS で試

マ対向材の位置・構造との関係が重要となる．

行［１２９］され W7-X で本格的検証が始まったダイバータ構

Heliotron J 装 置 に お け る 真 空 周 辺 磁 場 構 造 の 特 徴 は造［１３０］と類似の磁気島ダイバータを構 想 可 能 で あ る．

［１２７，
１２８］で議論されているが，基本的に低磁気シア配位$!7/4 と 8/4 の磁気島構造がこの様なHeliotron J では，#!

であり，周辺磁場構造が回転変換により大きく変化し，ヘダイバータ候補であり，周辺回転変換は，各々，#0.57，0.5

リカルダイバータの特徴を持つグループと磁気島ダイバー$!7/4 配位での磁気島は一である（［１２６］Fig. 2 参照）．#!

タの特徴を持つグループに大別できる特徴的な磁場構造部が壁と交わり，ダイバータ足跡はトーラス方向に分断さを，同一装置で生成可能である．

れている．このダイバータ配位では，トカマクで言うとこ

ヘリカルダイバータ配位グループ

ろの「高 X‐点ダイバータ」のように X‐点位置は壁から大Heliotron J 標準磁場配位はこのグループに入り，図８０はきく離れる．ダイバータ板を容器壁から離れた位置に調整

代表的な周辺磁力線構造のポアンカレ図である．本図は，することにより，X‐点高や連結長の長さの影響も調べるこ

最外殻磁気面の直ぐ外側（1.5 mmと5.0 mm）に外挿した二とが可能であろう．また，ダイバータ足跡位置を高磁場側，つの仮想磁気面上を出発する複数の磁力線を，一方向に追低磁場側に集中的に設定することも可能［１２６］であり，ダ

跡 し て 得 た も の で あ る（追 跡 領 域：0.7 m "!"1.7 m，イバータプラズマ輸送への効果についても興味深い．
$!8/4 配位では，もう一つの磁気島ダイバータ候補，#!

−0.5 m """0.5 m）．同じ出発点の磁力線を逆方向に追跡することにより，ヘリカル対称に逆転したプロットが得ら

磁気島が閉じ込め磁気面近くに存在し，磁気島そのものはれる．赤データは，真空容器壁（図中，白線で示す）を無容器壁と交錯しない．この磁気島構造により，LHD で試さ視して追跡した場合，黄データは，磁力線が容器内壁を横れたLID（Local Island Divertor）タイプ
［１３１，
１３２］
も含めた

切った時点で追跡を止めた場合である．なお，青データはダイバータを構想できる［１３３］．

磁気面である．

周辺磁場構造に関するプラズマの影響

本磁場配位グループでは，その回転変換が低次有理数か以上，真空磁場構造に絞ってその特徴を概説したが，ダら離れた非共鳴磁場配位であり，最外殻磁気面より外側でイバータ研究で重要なのは，コアプラズマ生成時の粒子・は，磁力線はエルゴディック層を持つ統計的な振る舞いを

熱の流れ，分布である．これまでの Heliotron J 実験におい持つ磁力線構造となる．但し，Heliotron J の場合，容器壁て，周辺領域プラズマの分布や流れが必ずしも真空磁場で位置との関係上，ダイバータ足跡位置はトーラス方向に局期待されるヘリカル対称性を持たない［１３４］こと，また，自発的／外部駆動的プラズマ電流によりダイバータプラズマ
位置が容易に変化し得る［１３５］ことなどが明らかにされている．さらに，周辺プラズマ輸送は，各種ドリフト運動やクーロン衝突に基づく拡散的輸送に加え，プラズマ乱流がもたらす拡散的な輸送や Blob として知られているような対流的輸送の重要性も指摘［５９］されており，これらの輸送現象は，ヘリカル系ダイバータの最適化を考える際，重要"＝ 67.5°
図８
１ （a）．における周辺磁力線のポアンカレ図（色の違いは，追跡方向の違い）（b）
壁表面での周辺磁力線足跡位
置．実線は HFC 中心位置．

図８０ ヘリカルダイバータ配位グループの周辺磁力線ポアンカレ
図の例．４つの異なるトロイダル位置（"= 0°
，9°
，45°
，
67.5°
）での状況を示す．

５１１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

な項目となる．大型・長パルス装置での熱・粒子制御の観なり得ると期待される．

点からのダイバータ機能（性能）実証に加え，機動力に富ECH 由来の高エネルギー電子による真空容器のホットス

む中小型装置での基礎的研究が必要な所以である．最近，ポット生成およびその計測

EMC３‐EIRENE コー ド
［１３６］を Heliotron J へ 適 用 し た シ

近赤外領域は，価数の高い不純物による輝線の混濁が少ミュレーション研究（４．
６．
４節参照）が開始されており［６２］，なく，輝線の計測としては，水素原子のパッシェン系列，

今後の進展により，一層の理解が進むことが期待される．

He 原子の 1083 nm 及び 2058 nm を周辺プラズマの電子温

４．
６．
２ 不純物の発生および入射を利用した計測

度・密度のモニタリングとして有用である［１３９］．連続ス

プラズマ対向壁の材料およびその構造は，スパッタリン

ペクトルに着目すると，制動放射の強度が小さく，Wien

グや壁に収着した粒子の脱離，さらには高速イオン・電子の変位則より，900−2100 nm は 3200−1400 K の黒体輻射などの熱負荷による溶融など，プラズマ・壁相互作用を通のピーク値に対応するため，真空容器内機器に発生する

じ，不純物の発生，および燃料粒子のリサイクリング過程

ホットスポットの計測に適している．Heliotron J では，あに大きく影響する．輻射によるエネルギー損失や，粒子のる特定条件（例 #69029）において顕著なホットスポットがソース項の評価には種々の分光診断が有用である．

接線方向カメラの映像で確認されている．近赤外簡易分光

カーボンリミタ入射によるスペクトル形状の計測器で黒体輻射スペクトルにフィットしたところ，2000 K

プラズマに炭素材のリミタを挿入し，積極的にプラズ以上になる温度が測定された（図８４）［５３］．さらに，VIS-

マ・壁相互作用を誘起し，リサイクリングの素過程を調べ

IBLEMONITOR 信号強度の異常な上昇は，ホットスポッ

た．図８２に SPEX 分光器による計測結果を示す．

ト温度の上昇を反映していることが示されている．

バルクプラズマの !! のスペクトル形状は荷電交換と反

４．
６．
３ 周辺フィラメント状構造

射粒子からなる青色偏移（46 km/s）した幅の広いスペク

Heliotron J に垂直視線の高速カメラを設置し，最外殻磁トルと，脱離分子の解離によるフランク・コンドン原子の気面（LCFS）を横切る周辺プラズマ乱流のフィラメント

放つ，幅が狭く速度が遅い（6.2 km/s）スペクトルからな構造の挙動を観測した．超音速分子ビーム入射（SMBI）

ることを明らかにした［５４］．原子のエネルギーは浸透長には，周辺領域でのH!放射を大きく増加させることから，高影響するため，対向壁材料評価の重要な指針となりうるこ

速カメラの高いイメージングレートとシャッター速度を利とを示唆した．

用して高速伝播するフィラメント状構造の挙動を調べた．

ヘリウム入射実験におけるヘリウム原子輝線のゼーマン分光法を利用した発光強度の空間分布計測
核融合プラズマの可視分光ではゼーマン効果とドップ
ラー幅および装置幅が同程度の大きさになるため，ゼーマ
ン効果を高精度で計測することが難しい．近赤外では相対的にゼーマン効果が大きく現れることに着目し，ヘリウム入射実験において，Heliotron J の SOL から生じるゼーマン
分裂したヘリウム原子輝線（23S-23P; 1083 nm）を高分解能（40 pm）の近赤外ファブリペロー分光器［１３７］を用いて観測し，発光位置を特定することに成功した［１３８］（図８３）．
本手法は偏光分離することでさらなる測定精度向上が見込まれ，観測ポートが限られた将来の装置において，観測
粒子種の発光位置，温度，フローを計測する有益な手法と
図８
３ ゼーマン分裂した近赤外ヘリウム原子スペクトル（23S-23P;
1083 nm）［１
３
８］の Fig. 4 を引用．

図８
２ 装置下部から挿入した炭素リミターを上部から観測し，SPEX 分光器で計測した D!のスペクトル形状［５４］の Fig. 3を引用．

図８４ 近赤外分光によるホットスポットの黒体輻射スペクトル［５３］の Fig. 7 を引用．

５１２

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

４．
６．
４ EMC３‐EIRENE による周辺プラズマモデリング

各ピクセルの生データから変動成分を抽出するために，時間次元上の高域通過FFTフィルタを採用し．強度構造を識

三次元磁場を有するヘリカルプラズマでは，三次元性を別するために振幅閾値を適用し，フィラメント状構造の動考慮した先進ダイバータ概念が要求される．近年，非軸対きを明確にすることを可能にした．図８５に示すように，動称磁場が周辺のダイバータプラズマに与える影響が三次元

きの方向は SMBI パルスの直後に急激に反転することがわ

効果としてトカマクにおいても課題となっており，トーラ

かった．

スプラズマに共通の課題として実験とモデリングを両輪として取り組まれている．

静電プローブアレイを用いて SMBI によって粒子補給さダイバータ領域においては，通常，磁力線方向の輸送がれたプラズマの周辺揺動を測定した［１３９］．SMBI の後，一時的に減少したプラズマ蓄積エネルギー（!!）は，その支配的であるが，三次元性の導入によって磁力線垂直方向

後，再度増加し始める．SMBI の前後での局所的プラズマの 輸 送 が 重 要 な 役 割 を 果 た す．Heliotron J に お い て

揺動と揺動誘起粒子輸送を解析した．SMBI の直後の短時も，４．
６．
１節で議論されたように，磁場の幾何形状のみでは間（4 ms）では，広帯域低周波の密度変動が増加し，確率ダイバータ領域の輸送は決定されないことが実験的に示さ密度関数（PDF）はほぼガウス分布から正方向に歪んだ非れている．これらの物理研究を進めるため，三次元周辺プ

ガウス分布に変化した．これは，間欠的な構造が SMBI

ラ ズ マ 輸 送 コ ー ド で あ る EMC3-EIRENE［１３６，１４３］がによって生成されたことを示唆している．また，変動を誘Heliotron J に近年導入され，周辺プラズマモデリングが開発した粒子輸送は，この短い期間中に大幅に増大した．

始された．上記コードはドリフト等の影響は考慮できない

SMBI の約４ms 後，低周波広帯域密度変動が減少し，PDF

欠点はあるが，三次元的な磁場構造に起因するダイバータ

はほぼガウス形状に戻った．また，揺動誘起粒子輸送も減プラズマの特徴を把握する上で有用である．

少した．従来のガスパフと比較して，SMBI は入射が短時間のために !!が劣化する時間幅は非常に短い．この短い

包含する磁力線方向に沿った形状を有する三次元グリッド

時間後，揺動誘起粒子輸送は減少し，!!は上昇を開始しが，磁場配位ごとに必要である．磁力線追跡コードを用いた．このことより，周辺揺動に与える時間が短時間であるて磁力線の結合長を確認し，グリッド作成が必要な空間領利点を有している SMBI は，新たな粒子供給として期待さ域を決定した後に，該当領域を包含するよう，磁力線にれる．

沿った三次元形状のグリッドが準備された（図８７）［６２］．

EMC3-EIRENE コード運用には，SOL 領域の周辺磁場を

また，周辺密度揺動を高速カメラと Langmuir プローブ

現在，標準・高バンピネス・低バンピネスの基本三配位のを用いて同時に測定した．ポロイダル方向に伝播する磁力グリッドが準備されている．

線に平行方向に伸びたフィラメント構造がカメラによって

電子温度・電子密度についての計算例を図８８に示してい観 測 さ れ，周 波 数２０−３０kHz お よ び ポ ロ イ ダ ル 波 長る［６２］．Heliotron J の磁力線結合長を概ね反映した結果が〜14 cm を有している（図８６）．しかしながら，カメラのレ得られた．グリッドサイズや計算の収束性の検討を進めた

ンズ軸はトーラス水平面に垂直であるため，この密度モー結果，妥当な結果であると判断している．

ドの半径位置はカメラデータのみでは特定できない．この配位間の比較においては，熱流束のピーク位置やその分揺動の範囲を特定するために，プローブとプラズマの間の布形状が大きく異なることが観測されており，Heliotron J

プラズマ表面相互作用（PSI）を分析した．プローブがプラ

周辺プラズマの制御が可能であることが示された．また密ズマ中に挿入されるにつれて，PSI に起因する輝度がカメ

度に応じ，磁力線水平／垂直方向の輸送バランスが変化・

ラ画像において明瞭に観察された．異なるプローブ位置間

応答し，熱・粒子束の空間構造の変化を示していることがの明るさを比較することにより，カメラによって観察され観測されている．現在，ダイバータプローブやイメージン

る 20〜30 kHz モードの最外縁が LCFS 内側 10 mm 以内にグボロメータなどの計測との比較を行う準備を進めている．

あることが確認された．この結論は，プローブデータのスペクトルによっても支持されている［１４２］．

図８
５ SMBI 入 射 中 で の フ ィ ラ メ ン ト の 動 き の 反 転（a）
243.089 − 243.119 ms，イ オ ン 反 磁 性 方 向〜2.5 km/s，（b）
243.345 − 243.381 ms，電 子 反 磁 性 方 向〜2 km/s；［１３
９］の Fig. 6 を引用．

図８
６ LCFS 外側に置いたプローブで計測された規格化された揺動イメージ連続フレーム画像．

５１３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

図８
９ CCD カメラで接線方向から観測した初期プラズマ形状と磁力線の軌跡，（a）
第２高調波共鳴層が磁気軸を通る 場 合（z ＝ 0 mm），（b）
磁 気 軸 を 通 ら な い 場 合（z ＝ 75 mm）
．
［１
４
６］
の Fig. 12 を引用．

図８
７ EMC３‐EIRENE コードに準備したヘリオトロン磁場の三次元グリッド．

図８
８ EMC３‐EIRENE コードで計算された Heliotron J 磁場のダイ
バータ領域のプラズマの電子密度・温度［６２］の Fig. 3 を引用．

図９０ 第２高調波 ECH によるプラズマ生成の入射偏波依存性．
X-mode 割合が高いときにプラズマ生成時間が短くなる．
［１
４
６］の Fig. 7 を引用．

４．
７ プラズマ生成
４．
７．
１ 第２高調波 ECH によるプラズマ生成
ヘリカル系装置において，基本波及び第２高調波 ECH

間発展は Heliotron J，CHS，TJ-II 装置においても観測されはプラズマ生成のためにルーチン的に利用されている．

ている［１４５‐１４７］．図９０は入射 EC 波の偏波面に対する依ECH を用いたプラズマ生成に関する準線形理論は基本波存性である．入射 EC 波の X-mode 割合を変化させたとこ

ECH によるプラズマ生成では妥当なものであるものの，第ろ，X-mode 割合が最も大きいとき遅れ時間が最も短くな

２高調波ECHによるプラズマ生成では，初期の電子のエネ

り，X-mode の割合が小さくなるにつれて遅れ時間は長く

ルギー線形成長率がラーマー半径の自乗に比例するため実なった．X-mode の割合が小さくなり過ぎるとプラズマ生

質的にほぼゼロに近く，電子は十分に加速されない．この成を行うことができない．また，この X-mode のパワーはため，第２高調波ECHによるプラズマ生成の物理機構とし

X-mode だけでのパワースキャンにおける閾値に近い．即て，静磁場中での共鳴電子の捕捉を考慮に入れた非線形相

ち，一 回 通 過 X-mode が プ ラ ズ マ 生 成 に 重 要 で あ り，

互作用過程が提案され，２つの物理的条件が重要となるこ

O-mode や壁からの多重反射の寄与は小さいということがとが指摘されている［１４４］．一つには，周期振動する捕捉

言える．

電子のピークエネルギーが中性粒子のイオン化ポテンシャ

基本波 ECH では共鳴層の位置が最外殻磁気面よりも外ルを超えなければならないことである．もう一つには，電側であっても真空容器内ある場合は共鳴層に沿ってシート

子と中性粒子の衝突周波数が非線形相互作用を妨げるほど状の発光が観測される一方，第２高調波ECHでは共鳴層を低くなければならないが，それと同時に，イオン化プロセ

周辺領域にまで移動させるとプラズマは生成されなくな

スの前に閉じ込め領域から捕捉粒子が逃げない程度に高くる．基本波ECHでは閉じ込めの良さと関係なく比較的簡単

なければならないことである．後者の条件はプラズマ生成にプラズマが生成されるのに対し，第２高調波ECHプラズのための中性粒子ガス圧力に適切な範囲があることを意味

マ生成は共鳴層が磁気面の閉じた閉じ込めの良い領域に位する．

置する場合にのみ行われる．入射ビーム角度をポロイダル

Heliotron J において，第２高調波 ECH によるプラズマ生方向に変えていったところ，プラズマは交差ポイントが磁成について実験的に調べた．図８９は Heliotron J において

気軸に位置するときに最も早く生成された．交差ポイント

CCD カメラでトーラス接線方向に観測した放電初期のプを周辺領域に移動させるにつれてプラズマ生成は遅れ，プ

ラズマの形状である．入射パワーが磁気軸を通過するよう

ラズマ小半径の半分より外の周辺部に位置させるとプラズにしたとき，プラズマは磁気軸に沿ってまず形成され，そマは生成されなくなる．同様の傾向は磁場強度スキャンでの後，最外殻磁気面に向かって拡がっていく．こうした時も観測された．初期プラズマの位置は，交差ポイントから
５１４

Project Review

Heliotron J Experiments

K. Nagasaki et al.

を 示 唆 し て い る．こ の 後，追 加 の ガ ス パ ス に よ りの磁力線追跡計算と良い一致を示した．

#"!1×1019 m−3 以上の電子密度に到達する．

Heliotron J では磁場スペクトルを幅広く変化させることが可能である．特に，バンピネスが粒子閉じ込めに強く影

2.45 GHz マイクロ波によるシードプラズマの生成物理機

響を与えることが理論的に指摘され，高エネルギー粒子閉構は明確でないが，可能性の一つとして低域混成波の励起

じ込め実験でもその理論を支持する結果が出ている．バンがあるが，より詳しい解析が必要である．2.45 GHz マイク

ピネスを制御した結果，バンピー成分が小さくなるにつれ

ロ波アシストがある場合でも，NBI プラズマ生成が成功して時間遅れが大きくなった［１４８］．プラズマ生成初期段階

ない場合がある．図９２は，NBI プラズマが生成される場合

では捕捉電子は無衝突領域にあると考えられるので，捕捉と生成されない場合の時間発展の比較である．ECE 強度が電子の閉じ込めの良さがプラズマ生成に反映されていることを示唆している．
４．
７．
２ 2.45 GHz マイクロ波アシストによる NBI プラズマ生成
４．
７．
１節で示したように，ヘリカル系では基本波 O-mode
や第２高調波 X-mode を用いた ECHがプラズマ生成に用いられることが多い．この手法は信頼性の高いプラズマ生成法であるものの，閉じ込め領域に電子サイクロトロン共鳴層が必要なため，磁場の設定条件に制限を与える．この問題を解決するため，NBI のためのターゲットプラズマ生成の方法として，イオンサイクロトロン波や低域混成波が用いられ，NBI だけを用いたプラズマ生成はLHDにおいて初めて実験的に示された．NBI のみを用いたプラズマ生成でのポイントは，背景中性粒子ガスをイオン化するだけ電子
温度が高いかどうかということである．NBI プラズマ生成
での初期では，電子が入射ビームとクーロン衝突を介してのみ加熱されるため，入射ビームが中性粒子ガスと十分に衝突するだけの体積があることや，粒子閉じ込めの良い高磁場が要求される．さらに，プラズマが生成されたとしても，低密度状態からプラズマが立ち上がるためにエネル

図９
１ NBI プラズマ生成での時間発展，（a）
NBI とガスパフ，（b）
先平均電子密度と蓄積エネルギー，（c）
ECE（75.5 GHz）と
OV 線 放 射 強 度，（d）
AXVU 強 度．磁 場 配 位 は 標 準 配 位
で，磁場強度は 0.83 T に設定している［１４９］の Fig. 1 を引
用．

ギー閉じ込め時間スケールの時間が必要であり，ビームダ
ンプに熱負荷がかかり不純物発生の問題を引き起こす可能性がある．このため，Heliotron J や TJ-II のような中型装置
ではNBIのみによるプラズマ生成は困難であるとされてきた．
上記の問題を解決する方法の一つとして，Heliotron J
では，非共鳴 2.45 GHz マイクロ波アシストによって NBI
プラズマ生成に成功した［１４９，
１５０］．図９１は NBI プラズマ
生 成 の 時 間 発 展 の 例 で あ る．磁 場 配 位 は 標 準 配 位 で，#!0.83 T である．NBI は co-と counter-NBI の両方が入射されており，トータルパワーは 1 MW（27 kV，H）である．
2.45 GHzマイクロ波はNBを入射する0.3 secc前から入射されている．2.45 GHz マイクロ波の基本波及び高次高調波電子サイクロトロン共鳴層は真空容器内には存在しない．
NB 入射前に電子密度が 1017 m−3 程度のプラズマがシード
プラズマとして生成されており，また，強い電子サイクロ
トロン放射（ECE）信号が観測された．ECE の周波数は!!!
!
"での３次高調波 ECE である．光
75.5 GHz であり，$"学的厚さが１よりもかなり小さいため，ECE 強度は局所的な電子温度を反映しておらず，高エネルギー電子の存在を示唆している．NB が入射されると，電子密度が上昇し，10 msec 後には #$"0.2×1019 m−3 のプラズマが形成され

図９
２ NBI プラズマ生成に成功する場合としない場合の時間発
展，（a）
2.45 GHz マ イ ク ロ 波 と NBI 加 熱，（b）
ECE 強 度，（c）
線平均電子密度，（d）
AV コイル電流とトロイダル電場［１
４
９］の Fig. 2 を引用．

る．同時に，酸素の線放射（OV）が増大しており，イオン化
ポテンシャル（113 eV）を超える電子が生成されていること
５１５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

高く維持できない場合は NB を入射しても電子温度は立ち

磁場成分が及ぼすプラズマ電流制御・電流駆動への効果，

上がることができない．電子密度が立ち上がる場合のシー

特にブートストラップ電流の配位効果及び電子サイクロト

ドプラズマの密度は 1017 m−3 程度である一方，電子密度が

ロン電流駆動（ECCD）の特性評価，（４）ダイバータ基礎研

立ち上がらない場合のシードプラズマの密度は検出感度以究，特に周辺磁場構造の実験的挙動，について，着実な研下（＜1×1017 m−3）であった．2.45 GHz マイクロ波で生成究成果を積み上げてきた．

されるシードプラズマの状況によって NB プラズマの生成

その後，磁場配位によるプラズマ構造形成・不安定性制が大きく左右される．

御の研究及び閉じ込め磁場最適化の研究を推進し，核融合

また，プラズマ生成に成功するかどうかは磁場強度にも科学研究所の LHD の高性能化及び環状プラズマの総合的依存する．磁場強度が下がるにつれてシードプラズマの理解に貢献するとともに，定常環状プラズマ型核融合炉のECE 信 号 強 度 は 低下し，2.45 GHz マ イ ク ロ 波パ ワ ー が実現をめざす理学・工学の体系化に寄与することを目指し

5 kW の場合は，磁場強度のしきい値は 0.63 T!!!0.80 Tてきた．また，この計画を効率的・効果的に達成するため，であった．0.6 T 以下では NB 入射での電子密度立ち上げに

局所プラズマ計測器の整備を精力的に進めた．新たな視点

成功していない．

として，（１）先進ヘリカル配位の学術研究，特に立体磁気
軸ヘリカル系の異常輸送の解明や輸送障壁の成立条件の解

５．まとめ明，（２）プラズマ性能の向上，特に閉じ込め改善と高ベー

本 プ ロ ジ ェ ク ト・レ ビ ュ ー で は，核 融 合 実 験 装 置

タ化，（３）核融合炉への展開，特に数値試験炉への寄与及Heliotron J におけるプラズマ実験の目的とこれまでの成果

び国際共同研究への寄与と，Heliotron J 装置の実験データについて報告した．Heliotron J 装置は準等磁場配位概念を基盤の整備・拡充に注力してきた．

取り入れた先進磁場配位であるヘリカル軸ヘリオトロン配

現在，ヘリカル軸ヘリオトロン配位の基本的性能を如何位を有しており，磁場配位最適化のために各磁場コイルにに高性能化していくかに重点を置き，様々な視点から実独立した電源を持たせ，磁場分布制御の大きな自由度を確験・理論の両面から研究を行っている．また，高性能化の保している．また，ヘリカル磁気軸の導入によって磁場ス

課題と並び，LHD 実験の重点研究課題であるプラズマ閉じ

ペクトラムの基本因子であるトロイダル成分，ヘリカル成

込めの同位体効果に関し，準等磁場配位概念に基づいた先分，バンピー成分（トロイダルミラー比）等の制御自由度

進磁場配位装置の視点から多面的に研究を核融合科学研究を拡大し，ヘリカル磁場最適化における新しい領域の拡大

所とセンターとの緊密な連携研究を通して推し進めていとフレキシブルな実験を可能とした．こうした設計思想がる．本プロジェクトレビューでは主要な研究成果を紹介しプラズマ実験での多くの成果を生み出したことにつながったが，これら以外にも多くの研究成果が得られているのている．２０００年のプラズマ実験開始以来，これまでに，良で，参考文献を参照していただきたい．

好なエネルギー閉じ込め（ISS９５則の 1.5−2 倍），H-mode

研究を実行するにあたっては，核融合科学研究所との双の 観 測，高 密 度 プ ラ ズ マ の 生 成・維 持（電 子 密 度 !#方向型共同研究，京都大学エネルギー理工学研究所での共〜1×1020 m−3），電子熱輸送障壁（中心電子温度 "（0）〜#

同利用・共同研究といった国内共同研究だけでなく，米

3 keV），高エネルギー粒子の生成・閉じ込め，高エネル

国，ドイツ，スペインなどの大学・研究機関との国際共同

ギー粒子励起 MHD 不安定性の抑制など，ヘリカル軸ヘリ

研究も大きな役割を果たしてきた．昨年度より JSPS の研オトロン配位の持つ核融合プラズマ閉じ込め装置としての究拠点形成事業を展開しており，国際共同研究の拠点化を

ポテンシャルの高さを実証してきた．また，ブートスト

めざしていく．

ラップ電流，EC 電流，トロイダル回転，高エネルギー粒子

今後，実験・理論解析を通じて，さらなる磁場最適化，の閉じ込めなど，新古典理論から予測される物理量の磁場

そして，トロイダルプラズマ物理のより総合的な理解を深

配位依存性が実験と理論で定量的に一致することを明らかめ，優れた核融合炉への展望を開きたいと考えている．こにした．さらに，異常輸送によって支配されている巨視的のため，特に，局所プラズマ計測のさらなる高度化，プラエネルギー閉じ込め，長距離相関，周辺プラズマなども磁

ズマ分布制御技術の高度化を図り，同時にそれらによる質場配位に依存することを見出し，乱流輸送と関連する結果の高い実験データの拡充・蓄積を行いつつ，磁場分布制御が得られている．これらの成果は，今後の磁場配位最適化性を活用したプラズマ輸送改善とプラズマ構造形成制御のに向けた新しい指針を示すものである．

研究を推進してゆく．これにより，ヘリカル系磁場閉じ込

プラズマ実験初期では，主として閉じ込め装置の基本的

めの高性能化及び環状プラズマの総合的理解に貢献すると性能の確認を進め，将来の核融合炉心プラズマに必要とさともに，定常環状プラズマ型核融合炉の実現をめざす理れる要素研究の１つとして，磁場分布制御技術を用いた先学・工学の体系化をより進化させることができると期待さ導的なプラズマ輸送・安定性改善の研究を進めた．これに

れる．

より，
（１）閉じ込めに対するバンピネス成分制御の効果，

謝

特にバルク電子・イオンの輸送と閉じ込め改善及び高エネ

辞

ルギー粒子閉じ込め，（２）MHD 平衡・安定性における磁本プロジェクトレビューをまとめるにあたり，Heliotron J

場配位効果，特に MHD 不安定性発現領域の実験的同定及グ ル ー プ の 皆 さ ま の ご 協 力 に 深 く 感 謝 い た し ま す．

び MHD 揺動による高エネルギー粒子損失，（３）バンピー

Heliotron J における実験では，多くの国内外の共同研究者
５１６

Project Review

Heliotron J Experiments

度エネルギー機能変換実験装置の研究計画 中間報告書［II］，平成 12 年 3 月 31 日（IAE-RR-2000 089, December
8, 2000）．
［１２］S.P. Hirshman and J.C. Whiston, Phys. Fluids 26, 3553
(1983).
［１３］K.C. Shaing and S.A. Hokin, Phys. Fluids 26, 2136 (1983).
［１４］S. Kobayashi et al., Contrib. Plasma Phys. 50, 534 (2010).
［１５］A.H. Boozer, Phys. Fluids 23, 904 (1980).
［１６］M. Yokoyama, Nucl. Fusion, 41, 215 (2001).
［１７］S.P. Hirshman et al., Phys. Fluids 29, 2951 (1983).
［１８］H. Maasberg et al., Phys. Fluids B5, 3728 (1993).
［１９］G. Motojima et al., Nucl. Fusion 47, 1045 (2007).
［２０］M. Yokoyama et al., Fusion Energy 1996, Vol.2 (IAEA,
1997) 175.
［２１］F. Sano et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES, 1, 168 (1998).
［２２］T. Obiki et al., Plasma Phys. Cont. Fusion 42, 1151 (2000).
［２３］F. Sano et al., 12th Int. Stellarator Workshop (Wisconsin,
USA, 1999).
［２４］佐野史道 他：プラズマ・核融合学会誌 75, 222 (1999).
［２５］K. Nagasaki et al., Contrib. Plasma Phys. 50, 656 (2010).
［２６］H. Shidara et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 5, 333(2002).
［２７］H. Okada et al., Nucl. Fusion 47, 1346 (2007).
８］Y. Ohtani et al. JINST 11, C02035 (2016).
［２［２９］T. Maekawa et al. Rev. Sci. Instrum. 62, 304 (1991).
［３０］T. Minami et al., Rev. Sci. Instrum. 81, 10D532 (2010).
［３１］T. Minami et al., Plasma Sci. Technol. 15, 240 (2013).
［３２］N. Kenmochi et al., Plasma Fusion Res. 8, 2402117 (2013).
［３３］N. Kenmochi et al., Rev. Sci. Instrum. 85, 11D819 (2014).
［３４］T Minami et al., Rev. Sci. Instrum. 85, 11D837 (2014).
［３５］H. Okada et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 5, 197 (2002).
［３６］M. Kaneko et al., Fusion Sci. Technol. 50, 428 (2006).
［３７］S. Kobayashi et al., Proc. 20th IAEA FEC 2004, Vilamoura
Portugal, 1 - 6 Nov. 2004, EX/P4-41.
［３８］H. Lee et al., Plasma Fusion Res. 7 1402019 (2012).
［３９］S. Kobayashi, et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 10D535 (2012).
［４０］小林進二：プラズマ・核融合学会誌 93, 2 (2017).
［４１］X. Lu et al., Plasma Fusion Res. 13 1202077 (2018).
［４２］H.Y. Lee et al., Plasma Phys. Control. Fusion, 55, 035012(2013).
［４３］T. Kobayashi et al., Phys. Plasmas 25, 012513 (2018).
［４４］S. Prohit et al., Plasma Sci. Technol. 2, 0651021 (2019).
［４５］Y. Suzuki et al., to be published in Plasma Sci. Technol.
［４６］S. Yamamoto et al., Rev. Sci. Instrum. 87 (2016) 11D818［４７］G. Weir, K. Nagasaki, et al., EPJ Web of Conferences 203,
03013 (2019).
［４８］M. Luo et al., Plasma Fusion Res. 15, 2402038 (202).
［４９］Y. Kondo et al., to be published in Plasma Fusion Res.
［５０］N. Smith et al., Plasma Fusion Res. 15, 1202054 (2020).
［５１］K. Mukai et al., Plasma Fusion Res. 6, 1402111 (2011).
［５２］H. Arimoto et al., J. Korean Phys. Soc. 49, S165 (2006).
［５３］S. Kado et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 10D129 (2018).
［５４］H. Kawazome et al., J. Nucl. Mater. 337-339, 490 (2005).
［５５］N. Nishino et al., J. Nucl. Mater. 337-339, 1073 (2005).
［５６］N. Nishino et al., J. Nucl. Mater. 363-365, 628 (2007).
［５７］N. Nishino et al., J. Nucl. Mater. 390-391, 432 (2009).
［５８］N. Nishino et al., J. Nucl. Mater. 415, S447 (2011).
［５９］N. Nishino et al., J. Nucl. Mater. 438, S540 (2013).
［６０］N. Nishino et al., J. Nucl. Mater Energy 20, 100678 (2019).

に参加いただくとともに常に議論いただきました．特に，
竹 入 康 彦 氏，武 藤 敬 氏，渡 邊 清 政 氏 を は じ め と す る
E. Ascasíbar，Á. Cappa，C. Deng，T. Estrada，C. Hidalgo，T.

Estrada，V.

Chechkin，Z.

Cui，D.

K. Nagasaki et al.

Anderson，

B. Blackwell，T. Klinger，N. Marushchenko，X.R. Duan，J. Li，A. Melnikov，T. Stange，V. Voitsenya，F. Volpe，
Y. Xu，W.W. Xiao，M. Xu，L.W. Yan，Q.W. Yang，D. Yu，
秋 山 毅 志，伊 神 弘 恵，池 添 竜 也，稲 垣 滋，磯 部 光 孝，
居田克巳，上原和也，大石鉄太郎，小田靖久，岡村昇一，
小川国 大，長 壁 正 樹，笠 原 寛 史，川 染 勇 人，北 島純男，
桑 原 大 介，釼 持 尚 輝，榊 原 悟，鈴 木 康 浩，高 橋 裕 己，
田中謙 治，田 村 直 樹，東 井 和 夫，永 岡 賢 一，中 嶋洋輔，
仲 田 資 季，永 島 芳 彦，成 嶋 吉 朗，西 浦 正 樹，西 村 伸，
福 田 武 司，比 村 治 彦，藤 澤 彰 英，舟 場 久 芳，増 崎 貴，
松 浦 寛 人，松 本 裕，向 井 清 史，武 藤 敬，村 上 定 義，
安原 亮，吉川正志の各氏に感謝申し上げます．飯吉厚夫
氏，本島修氏からは常に励ましの言葉をいただきました．
大引得弘，近藤克己，佐野史道，花谷 清，中須賀正彦，
故 別生 栄，竹内正樹，鳥居裕樹，各氏とは，実験を共に進めてきました．故 若谷誠宏氏には，Heliotron J 概念設計にあたって多くのご意見・ご助言をいただきました．また，Heliotron J 実験を遂行するにあたり，京都大学エネル
ギー理工学研究所エネルギー複合機構研究センター共同研
究，核融合科学研究所双方向型共 同 研 究（特 に NIFS10
KUHL030），JSPS「研究拠点形成事業（A．
先端拠点形成型）」"PLADyS"，「自然科学研究における機関間連携ネッ
トワークによる拠点形成事業」，科学研究費補助金，Coordinated Working Group Meeting（CWGM），他の支援を受けました．ここに感謝の意を表します．

参考文献［１］F. Sano et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 3, 26 (2000).
［２］T. Obiki et al., Nucl. Fusion 41, 833 (2001).
［３］M. Wakatani et al., Nucl. Fusion 40, 569 (2000).
［４］M. Yokoama et al., Nucl. Fusion 40, 261 (2000).
［５］S. Gori et al., Theory of Fusion Plasmas (Bologna, SIF: International School of Plasma Physics) 1996, p.335.
［６］F. Sano et al., Plasma Fusion Res. 5, S2003-1 (2010).
［７］http://www. iae. kyoto-u. ac. jp / plasma / pladys / index.
html［８］A. Iiyoshi et al., Phys. Rev. Lett. 48, 745 (1982).
［９］H. Zushi et al., Proc. First Int. Toki Conf. Plasma Physics
and Controlled Nuclear Fusion: Next Generation Experiments in Helical Systems (1990) pp. 212-215.
［１０］大引得弘，若谷誠宏 他：「プラズマ実験装置の基本設
計‐（共同研究）複合プラズマによるエネルギーシステ
ムの研究‐」京都大学エネルギー理工学研究所附属エネルギー複合機構研究センター，（センター基幹装置)高度エネルギー機能変換実験装置の研究計画 中間報告書［I］，平成 9 年 7 月 31 日
（IAE-RR-98 055, April 1, 1998）．
［１１］大引得弘，若谷誠宏 他：「プラズマ実験装置の基本設計（続）‐（共同研究）
複合プラズマによるエネルギーシステ
ムの研究‐」京都大学エネルギー理工学研究所附属エネルギー複合機構研究センター，（センター基幹装置）高５１７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.96, No.9 September 2020

［６１］C.S. MacLatchy et al., Rev. Sci. Instrum. 63, 3923 (1992).
［６２］大島慎介，清水昭博：プラズマ・核融合学会誌 94, 3(2018).
［６３］R. Matoike et al., Plasma Fusion Res. 14, 3403127 (2019).
［６４］T. Mizuuchi et al., Fusion Sci. Technol. 50, 352 (2006).
［６５］S, Kobayashi et al., IAEA-FEC, EX/P5-13 (2008).
［６６］H. Yamada et al., Nucl. Fusion 45, 1684 (2005).
［６７］S. Kobayashi et al., IAEA-CN-234 EX/P8-17 (2016).
［６８］H. Okada et al., 21st Int. Stellarator-Heliotron Workshop(Kyoto, 2017).
［６９］T. Mizuuchi et al., Contrib. Plasma Phys. 50, 639 (2010).
［７０］S. Kobayashi et al., 40th EPS conf. (2013) P1.148.
［７１］G. Motojima et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 103503 (2016).
［７２］本島 厳 他：プラズマ・核融合学会第３３回年会（東北大学，２０
１６） 01aP88.
［７３］F. Sano et al., J. Plasma Fusion Res. 79, 1111 (2003).
［７４］F. Sano et al., Nucl. Fusion 45, 1557 (2005).
［７５］U. Stroth et al., Nucl. Fusion 36, 1063 (1996).
［７６］F. Sano et al., Fusion Sci. Technol. 46, 288 (2004).
［７７］F. Castej!n et al., Nucl. Fusion 44, 593 (2004).
［７８］水内 亨：プラズマ・核融合学会誌 82, 342 (2006).
［７９］V. Erckmann et al., Phys. Rev. Lett. 70, 2086 (1993).

［１０６］S. Kobayashi et al., 18th Int. Toki Conf., Dec. 9-12 (2008),
Toki, Japan, I-16.
［１０７］T. Mizuuchi et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 8, 981(2009).
［１
０８］H. Okada et al., 26th IAEA Fusion Energy Conf., 2016,
Oct. 17-22 (2016). Kyoto, Japan, EX/P8-18.
［１０９］C. Schwab, Phys. Fluids B5, 3195 (1993).
［１
１０］D.A. Spong et al., Phys. Plasmas 17, 022106 (2010).
［１
１１］S. Yamamoto et al., Nucl. Fusion 57, 126065 (2017).
［１
１２］L.G. Zang et al., Nucl. Fusion 59, 056001 (2019).
［１
１３］S. Yamamoto et al., Plasma Fusion Res. 5, 34 (2010).
［１
１４］P. Adulsiriswad et al., to be Published in Nucl. Fusion.
［１１５］K. Nagasaki et al., Nucl. Fusion 53, 113041 (2013).
［１
１６］S. Yamamoto et al., Nucl. Fusion 60, 066018 (2020).
［１
１７］S. Ohshima et al., Proc. IAEA Conference 2016.
［１
１８］S. Ohshima et al., Nucl. Fusion 56, 016009 (2016).
［１
１９］A. Ishizawa et al., Nucl. Fusion 57, 066010 (2017).
［１
２０］R.D. Hazeltine and J.D. Meiss, Plasma Confinement,
Dover, Dover Pub. (2003).
［１２１］T.-H. Watanabe and H. Sugama, Nucl. Fusion 46, 24(2006).
［１
２２］A. Ishizawa et al., Nucl. Fusion 53, 053007 (2013).
［１
２３］S. Maeyama et al., Computer Phys. Commun. 184, 2462
(2013).
［１
２４］M. Nunami et al., Plasma Fusion Res. 6, 1403001 (2011).
［１２５］H. Sugama and T.-H. Watanabe, Phys. Rev. Lett. 94,
115001 (2005).
［１２６］J. Li and Y. Kishimoto, Phys. Plasmas 12, 054505 (2005).
［１
２７］T. Mizuuchi et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 3, 192(2000).
［１
２８］T. Mizuuchi et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 1, 209(1998).
［１
２９］P. Grigull et al., J. Nucl. Mater. 313-316, 1287 (2003).
［１３０］Y. Feng et al., Nucl. Fusion 5, 126011 (2016).
［１
３１］A. Komori et al., Fusion Sci. Tech. 46, 167 (2004).
［１３２］T. Morisaki et al., J. Nucl. Mater. 337-339, 154 (2005).
［１
３３］T. Mizuuchi et al., J. Nucl. Mater. 290-293, 678 (2001).
［１３４］W.L. Ang et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 292, (2002).
［１
３５］T. Mizuuchi et al., Nucl. Fusion 47, 395 (2007).
［１
３６］Y. Feng et al., Con. Plasma Phys. 44, 57 (2004).
［１
３７］S. Ogane et al., Rev. Sci. Instrum. 86, 103507 (2015).
［１
３８］T. Shikama et al., Plasma Phys. Control. Fusion 61,
025001 (2019).
［１
３９］S. Kado, et al., JPS Conf. Proc. 1, 015019 (2014).
［１４０］L. Zang et al., Plasma Fusion Res. 8, 1402066 (2013).

［８０］F. Wagner et al., Plasma Phys. Control. Fusion 36, A61(1994).
［８１］P. Grigull et al., J. Nucl. Mater. 290-293, 1009 (2001).
［８２］M. Hirsch et al., Plasma Phys. Control. Fusion 42, A231
(2000).
［８３］T. Mizuuchi, et al., IAEA-CN-221 EX/P4-29 (2014).
［８４］M. Greenwald, Plasma Phys. Control. Fusion 44, R27(2002).
［８５］H. Yamada et al., Fusion Sci. Technol. 58:1 (2010).
［８６］G. Motojima et al., Plasma Phys. Control. Fusion 61,
075014 (2019).
［８７］N. Kenmochi et al., Proc. 42nd EPS Conf. Plasma Physics
P5.131, pp1-4 (2015).
［８８］T. Minami et al., 42nd EPS Conf. Plasma Physics, Lisbon,
Portugal, 22-26 June (2015).
［８９］T. Minami et al., 20th Int. Stellarator-Heliotron Workshop, Invited Talk (2015).
［９０］N. Kenmochi et al., Plasma Phys. Control. Fusion 59,
055013 (2017).
［９１］N. Kenmochi et al., Sci. Rep. 10, 5 (2020).
［９２］H.Y. Lee et al., Plasma Phys. Control. Fusion 55, 035012(2013).
［９３］S. Kobayashi et al., Proc. 25th IAEA FEC 2014, IAEA-CN221/EX/P4-28 (2014).
［９４］K. Nishioka et al., Phys. Plasmas 23, 032511 (2016).
［９５］H. Okada et al., J. Plasma Fusion Res. 80, 883 (2004).
［９６］K.Y. Watanabe et al., Nucl. Fusion 35, 335 (1995).
［９７］K.C. Shaing and J.D. Callen, Phys. Fluids 26, 3315 (1983).
［９８］G. Motojima et al., Fusion Sci. Technol. 51, 122 (2007).
［９９］K. Nagasaki et al., Nucl. Fusion 50, 025003 (2010).
［１００］K. Nagasaki et al., Nucl. Fusion 51, 103035 (2011).
［１０１］K. Nagasaki et al., Plasma Fusion Res. 3, S1008 (2008).
［１０２］S. Yamamoto et al., Fusion Sci. Technol. 51, 92 (2007).
［１
０３］T. Estrada et al., Fusion Sci. Technol. 50, 127 (2006).
［１０４］H. Okada et al., Fusion Sci. Technol. 50, 287 (2006).
［１０５］H. Okada et al., Plasma Fusion Res. 6, 2402063 (2011).

［１
４１］L. Zang et al., Phys. Plasmas 21, 042308 (2014).
［１
４２］L. Zang et al., Fusion Sci. Technol. 68, 758 (2015).
［１
４３］D. Reiter, Fusion Sci. Technol. 47, 172 (2005).
n, Nucl. Fusion 43, 1421 (2003).
［１４４］Á. Cappa and F. Castej!
［１４５］Y. Yoshimura et al., J. Plasma Fusion Res. SERIES 6, 651(2004).
［１
４６］K. Nagasaki et al., Nucl. Fusion 45, 13 (2005).
［１４７］Á. Cappa et al., 32nd EPS Conf., 2005, Tarragona, P-2.099［１４８］K. Nagasaki et al., J. Korean Phys. Soc. 49, 18 (2006).
［１
４９］S. Kobayashi et al., Nucl. Fusion 51, 062002 (2011).
［１５０］S. Kobayashi et al., Plasma Phys. Control. Fusion 62,065009 (2020).

５１８