J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.2 (2022)６
３‐６４

小特集

先進燃料核融合研究の現状と展開
Advanced-Fuel Fusion Research -Current Status and Development-

１．相補的燃料サイクル実現に向けた先進燃料核融合研究のすゝめ
1. Encouragement of Advanced-Fuel Fusion Research for the Realizationof Complementary-Fuel Cycles# 橋 俊 樹，浅 井 朋 彦１），水 口 直 紀２）
TAKAHASHI Toshiki, ASAI Tomohiko１）and MIZUGUCHI Naoki２）
群馬大学，１）日本大学，２）核融合科学研究所（原稿受付：２
０
２
１年１
１月１
８日）

国際熱核融合実験炉 ITER の建設が進んでいる．ITERの 民 間 企 業 が 実 現 を 謳 う 陽 子−ボ ロ ン１１（p-11B）反 応

計画は，重水素（D）と三重水素（T）のプラズマを閉じ込

は，D-T，D-D，D-3He と は 全 く 別 の 燃 料 サ イ ク ル と なめ加熱し，D-T 燃料による燃焼を実証し，これまでに開発る．つまりは，中性子を全く発生しない核融合炉としてのされた種々の技術要素が首尾よく機能するかを確認しつ

理想を追求している．

つ，予見できなかった課題を抽出する意義がある．この D

先進燃料炉と聞いて懐かしく感じる学会員諸氏もいると-T プラズマでは，D と T が燃料として供給され，プラズマ

思うが，若手研究者にはあまりなじみのない話かも知れなを構 成 す る 主 成 分 と な り，D-T 反 応 が 主 たる 反 応 と ない．そこで，先進燃料核融合研究の歴史を振り返ってみる．

る．しかし，同時に D-D 反応や T-T 反応も一定の確率で生先進燃料（Advanced fuel）による核融合の研究は，１９７０

じ，さらには，D-D 反応で生ずるヘリウム３（3He）によっ

年代後半に見られはじめた．１９７１年に高エネルギービームて D-3He 反応も起こる（詳しくは，２章を参照）．

イオンを入射し非Maxwell速度分布を持つプラズマ閉じ込

核融合研究者にとっては常識的なことをあえて冒頭に書め装置 Migma［１］が提唱され，１９７０年代後半になると先進いたのには理由がある．

燃料核融合の可能性についても検討が進められた［２，
３］．

本小特集で取り扱う「先進燃料核融合」とは，D-D 反応

Miley による燃料サイクルの研究もこの頃である［４］．しか３

や D‐ He 反応等，D-T 核融合以外を主たる反応となるようし，先進燃料核融合の研究が，活況を帯びてきたのはそれにプラズマ温度や燃料供給を制御した核融合のことを言か ら し ば ら く 後 の１９８０年 代 後 半 か ら１９９０年 代 で あ る．

う．しかしながら，冒頭で述べたように，D-T 核融合炉のD-3He 燃料を用いた概念設計としては，トカマク炉では燃焼プラズマでは，先進燃料核融合炉と同様の反応も必ず

Wisconsin大学のApollo［５‐８］やCalifornia大学Los Angeles

生じ，また逆に，D-D 炉や D-3He 炉でも D-T 反応は起こる．

校の ARIES-"［９，１０］，ミラー炉では，Santarius
［１
１，
１２］や

3

T や He は天然にはほとんど存在せず安定な燃料供給源がGolovin［１３，１４］の提案などがある．そして本小特集では，必要となるため，D-T 炉や先進燃料炉で生成されたものを

この時期の国内研究例として磁場反転配位（FRC）炉 AR-

効率良く循環できるとよい．核融合燃料の安定的供給のも

TEMIS［１５］を５章に示している．核融合研究の本格的開とで人類に電力を供給し続ける未来を想定すると，第一世

始が１９５５年の原子力平和利用ジュネーブ会議の時期である代である D-T 炉の研究完了をもって次世代の先進燃料炉開とすれば，１９９０年代はそれから約４０年を経過したことにな

発を開始するというロードマップでは間に合わない．まる．４０年という年月は，日本では１人の研究者の研究人生

た，D-T 炉かそれとも先進燃料炉かという二者択一的エネに相当する期間である．自然と，その研究者で構成される

ルギー施策では堅固な燃料サイクルを構築できず，むしろ核融合研究コミュニティからは，過去の研究を振り返り課

共存し補完しあう関係をめざすべきである．ただし，一部

題を整理した上で次世代に引き継ぐべき計画が次々に世にGraduate School of Science and Technology, Gunma University, GUNMA 376-8515, Japancorresponding author’s e-mail: t-tak@gunma-u.ac.jp

６３!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

出されることになる．この時代の先進燃料核融合の論文に研究参加が望まれる．本小特集を契機に斬新な発想を吹きは，当時４０年間の核融合研究で残されていた課題，つまり，込んでもらうことが一番の狙いである．

14 MeV 中性子に由来する技術課題，トリチウムの安全性，本小特集の構成は以下の通りである．第２章は松浦が執

燃料サイクルにおけるトリチウム増殖の問題，熱機関を介筆し，先進燃料の基礎を説明する．この章を読めば D-Tする発電方式のための低経済性，などを根本から解決する

炉と先進燃料炉の相補的役割がよく理解できる．第３章と代替的（alternative）方式であるとの主張が記された．次第４章でそれぞれ磁気閉じ込めと慣性閉じ込めの先進燃料

世代燃料という意味で advanced fuel と表現し，D-T に代わ核融合の可能性について検討結果を紹介する．御手洗による燃料として alternative fuel とも呼ばれた．このような歴る第３章には，松浦の先進燃料プラズマに対する運動論的史的背景があり，D-T 炉と先進燃料炉は相容れない方式の研究成果を考慮することにより D-3He 球状トカマク炉の自ように捉えられたかもしれない．

己点火が可能になったとする経緯が記されている．御手洗

核融合発電によって安定して電力供給がなされる世界を自身が共著者として本誌小特集記事［１８］に執筆した２００４年

想い描けば，D-T 炉と先進燃料炉の両者が補完しあう燃料

当時からの発展を読み取ることができ，新たに取りまとめサイクルを構築することが魅力的に見えてくる．全く別のる本小特集の意義を実感できる．城!による第４章には，サイクルとなるが p-11B を加えて選択肢を増やしておくこ

慣性核融合における先進燃料利用の難しさが記されている

とも，未来に向けて必要なことである．この観点から，先が，同時に p-11B の点火・燃焼という先進燃料研究の未来

進燃料の研究は相補的燃料サイクル（complementary-fuel

課題が提起される．第５章には高ベータ直線型炉心プラズ

cycles）の研究として捉えることはできないだろうか．

マによる研究例として，百田が D-3He/FRC 概念設計炉 AR-

現在，核融合研究を取り巻く環境は厳しい．１９９０年代の

TEMIS を紹介する．また，直線開放端プラズマの弱みでもように核融合を指向したプラズマ実験を継続的に実施できある閉じ込めを改善すべく連結非断熱トラップ方式を新たる研究機関は少なくなってきている．一方で，地球温暖化に提案する．直線型の魅力を引き出すのが ARTEMIS で採は年々進み，気象災害が激甚化することで，全世界的に脱用された直接エネルギー変換器である．この実験研究を進

炭素社会の構築を急ぐべしとする機運は高まっている．当めてきた竹野が第６章にその歴史や成果をまとめる．具体

然，エネルギー政策も強く関連しているが，我が国におい的な実験課題についてもいくつか示されているので，是非ても２０２１年に誕生した岸田内閣は，成長戦略の一つの柱ととも若手研究者にチャレンジしてもらいたい．第７章にして核融合を含むクリーンエネルギー技術の開発を掲げては，炉工学を専門とする後藤，柳，相良から「先進燃料核

いる．このような社会的要請にスピード感をもって対応し融合研究」に対する見解を述べ，本小特集を総括する．
最後に，本小特集を取りまとめるにあたり，核融合科学開発を進める民間企業が近年登場している［１６］．先進燃料研究所共同研究「先進燃料核融合研究の現状と今後の検討をターゲットとしている企業もいくつかある．
米国 TAE Technologies 社はその一つである．設立当初

課題」（NIFS21KKGA025）を活用した．１年に１度ではあの社名である「Tri-Alpha Energy」は，p-11B 反応により生るが，国内の研究者が研究成果を研究会方式で議論し，意成される３つの α 粒子に由来する．詳しくは，本誌の小特見を交換することで個別研究をより深めることができた．

集記事［１６］にあるので，興味のある方は参照されたい．現

ここに感謝申し上げる．

在までに，プラズマ温度 3 keV を超える FRC を 30 ms 程度

参考文献

維持することに成功している［１７］．

［１］B.C. Magli!et al., Phys. Rev. Lett. 27, 909 (1971).
［２］M. Marzarakis et al., Bull. Am. Phys. Soc. 21, 73 (1976).
［３］J.E. Golden et al., IEEE Trans. Nucl. Sci. 27, 1018 (1977).
［４］G.H. Miley, Bull. Am. Phys. Soc. 22, 85 (1977).
［５］G.L. Kulcinski et al., Fusion Technol. 15, 1233 (1989).
［６］G.L. Kulcinski et al., Fusion Technol. 19, 791 (1991).
［７］G.L. Kulcinski et al., Fusion Technol. 21, 1779 (1992).
［８］G.L. Kulcinski et al., Fusion Technol. 21, 2292 (1992).
［９］E.A. Mogahed et al., Fusion Technol. 21, 1739 (1992).
［１０］D-K. Sze, Fusion Technol. 26, 1061 (1994).
［１１］J.F. Santarius, Nucl. Fusion 27, 167 (1987).
［１２］R.F. Post and J. F. Santarius, Fusion Technol. 22, 13 (1992).
［１３］I.N. Golovin et al., Fusion Technol. 27, 397 (1995).
［１４］I.N. Golovin et al., Fusion Technol. 27, 402 (1995).
［１５］H. Momota et al., Fusion Technol. 21, 2307 (1992).
［１６］浅井朋彦 他：プラズマ・核融合学会誌 93, 18 (2017).
［１７］H. Gota et al., Nucl. Fusion 61, 106039 (2021).
８］長山好夫，冨田幸博，御手洗修：プラズマ・核融合学会［１誌 80, 962 (2004).

HB１
１は２０１９年にオーストラリアに設立された比較的新しい企業である．社名が示す通り p-11B 燃料を使用し，pをレーザー加速し11B のターゲットに入射する方式による核融合炉の実現をめざしている．慣性（レーザー方式）核融合による p-11B 炉の実現可能性については，本小特集第４章（城!）を参考にされたい．
この小特集は，２００１（平成１３）年に故・渡辺二太教授が立ち上げた核融合科学研究所の共同研究「LHD 型磁場配位を用いた ICRF 支援プロトン・ボロン核融合炉の理論研究」に始まり，その後継の共同研究いわゆる「先進燃料核融合研究会」で得られた成果を取りまとめたものである．
研究会は，自由な発想でアイデアを出し合い討議することを旨としている．当然，研究者間の意見の相違は存在する
が，ここでは，執筆者の主義信条を優先させ，あえて主張の統一をはかっていないことをお伝えしておく．執筆者による主張の違いの発見も，読者諸氏の楽しみとなれば幸いである．相補的な燃料サイクルにより安定で堅固なエネル
ギー供給体制を構築するためには，数多くの若手研究者の６４

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.2 (2022)６
５‐７１

小特集 先進燃料核融合研究の現状と展開

２．先進燃料核融合プラズマ及びその核燃焼
2. Advanced-Fuel Fusion Plasmas and their Nuclear Burning
松浦秀明
MATSUURA Hideaki
九州大学工学研究院 エネルギー量子工学部門（原稿受付：２
０
２
２年１月１
８日）

先進燃料プラズマとして従来検討が進められてきた cat-D，scat-D，DD3He，D3He プラズマ，及び DT プラ
ズマについて，簡単な炉心パワーバランス解析を介した比較を通して特徴を概説する．先進燃料プラズマ中で特に重要となる，（１）燃料イオン速度分布関数のマックスウェル分布からの歪みとその核融合反応率係数への影響，（２）高速イオン挙動やイオン加熱に対する核弾性散乱効果を例示する．先進燃料プラズマ研究は，核融合燃料制
御・燃料サイクルの研究に直結する．先進燃燃料プラズマ研究を通した稀少核融合燃料である3He，T の消費・供給バランス研究の一面を紹介する．
Keywords:
advanced-fuel fusion plasma, nuclear burn characteristics, nuclear elastic scattering, confinement parameter,
fusion fuel cycle２．
１ はじめに反応が起きやすい（反応断面積が相対的に大きな）核融
合反応としては，下記のものが一般的であろう＊．
D＋T→!＋ n （Q＝17.59 MeV）

D ＋ 3He →!＋ p （Q＝18.35 MeV）
D＋D

→T ＋ p （Q＝4.03 MeV）

D＋D

→3He ＋ n（Q＝3.27 MeV）

T＋T→!＋ 2n （Q＝11.32 MeV）†
T ＋ 3He →!＋ D （Q＝12.1 MeV）
3

He ＋ 3He→!＋ 2p （Q＝12.86 MeV）

p ＋ 11B→3!

（Q＝8.68 MeV）

先進燃料核融合研究と言うと，第１世代 DT 核融合の遥か

図１

先にある研究と思われがちであるが，上に示した反応のうち，p11B 以外の反応は，DT プラズマ中で DT 反応と並行し核融合反応断面積（反応粒子の相対運動エネルギーの関数）．

て必ず生じるものである．又，燃料注入や運転温度の制御により特定の反応（例えばD3He反応）割合を高めたプラズ

２．
２ 先進燃料核融合プラズママ（いわゆる先進燃料プラズマ）においても，DT 反応は常一般的にあらゆる核反応の反応率（単位体積単位時間当に重要な反応であり続ける．先進燃料核融合研究は「プラたりに生じる反応数 !
［/m3/s］）は，入射粒子のフラック

ズマ燃料制御・プラズマ燃料サイクル研究」の側面を持

3ス"［/m2/s］（密 度 "&'"&#$'［/m］×相 対 速 度 #
［m/s］
）と
(
)

ち，DT 核融合研究と強く関与する．

3
ターゲット粒子の密度 ")!(%$［/m］に比例する．比例定数を)#と書くと，

本節では，特に重要となる（上から４つの）反応を中心に，燃料密度・運転パラメータ制御によって生み出される!!#"#("&'"&#$')#")!(%$)

複数のプラズマの特徴，核融合燃料サイクル研究の一例を（１）

両辺の次元の比較により，#は「面積」の次元 m2 を持つこ紹介する．

＊ その他，Li 等軽元素の核融合反応等も存在する．
† T3He 反応には複数のブランチが存在する．Q 値は代表値，断面積はトータル値を示す．
Faculty of Engineering, Kyushu University, FUKUOKA 819-0395, Japanauthor’s e-mail address: matsuura@kyudai.jp

６５!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022ととなり，粒子がターゲットに照射されるイメージと併せワーバランス（核燃焼プラズマ）の成立に甚大な影響を及て，これを断面積と呼ぶ．断面積は，反応の起こりやすさ

ぼす［５］．

を表す指標であり，粒子の放出方向を問題としない場合

ここでは，先進燃料プラズマの特徴を理解することを目は，反応粒子の相対速度のみの関数としてよい．単位は的に，一例としてベータ値３０％，一様かつ全粒子温度が等

1 barn=10−28 m2 を使用する．図１に上述の核融合反応にしく，不純物を含まない平衡状態のプラズマを仮定し，そ対する断面積を，反応粒子の相対運動エネルギー !)の関数のパワーバランスを考える［５，６］．シンクロトロン放射損として示す［１‐４］．図より，反応断面積は相対運動エネル

失パワーはその９９％が無条件に壁に反射されプラズマに戻ギーに対して大きな依存性を持つことがわかる．高温プラること，又，反応率係数にはマックスウェル分布を仮定しズマの粒子は幅広いエネルギー分布を持って存在するた

た（図２に示した）ものを用いた．この様な単純なモデル

め，核融合プラズマを対象とする議論においては，速度にでは，純粋に重水素のみの燃料制御（注入）を施す pure-

渡る平均値を用いるのが慣習である．反応粒子それぞれのD プラズマ，DD 反応より反応率係数が小さい反応を主反

規格化速度分布関数を重みとして，式（１）中の速度に関す応とするプラズマ，電荷の大きなイオンを主燃料とするプ

る部分 ###)を速度空間で平均した‡ものを核融合反応#)$

ラズマについては，上述のバランスを満足する解は図３に率係数 %#)&と呼ぶ．速度分布関数にマックスウェル###)$

示す温度・密度・数秒程の閉じ込め時間の範囲内には存在分布を仮定した場合は，反応率係数は温度のみの関数となしない．

る．図２に，図１の各反応に対する反応率係数を温度の関

従来，DD プラズマの成立性を高める方法として，cat-D

数として示す．１０〜400 keV の温度領域では DT 反応が最（catalyzed D）燃料サイクルと呼称される核融合プラズマも起こり易く，次いで D3He 反応，DD 反応は DT 反応の概念が考えられている［７‐１０］．これは，DD 反応で生成さ1/100 程度の反応率係数を持つ．プラズマの核燃焼状態をれる3He 及び T を積極的にプラズマに再 注 入 す る こ と自己点火状態に維持するためには，プラズマ内で生じる核で，それらの燃料比（D3He 及び DT 反応率）を高め，内部融合反応の自己（内部）加熱により，プラズマの温度を保加熱の促進を図ろうとするものである．3He（or T）を理想持することが必要であり，自己加熱と損失パワーのバラン

的に再注入した場合，その数密度は，DD 反応による生成

スから，自己点火プラズマ成立のための．温度・密度・閉と D3He（or DT）反応による消失のバランスで決まること

じ込め時間に対する条件を概算できる．DD 反応を主体ととなる．再注入しない場合と比較して3He 及び T の平衡密するプラズマを保持するには，反応率係数が小さいことを度は増加し，D3He（or DT）反応が促進される．両者の反補うため，温度（反応率係数）を高める必要があるが，そ応率係数は DD 反応のものより１〜２桁大きいためその効の場合，低温度領域では大きな問題とならなかった放射損果は甚大であり，パワーバランスを満足する解が現れる．

失（制動放射及びシンクロトロン放射によるパワー損失）

図３①に cat-D プラズマの自己点火条件を示す．電子にが増大する．シンクロトロン放射損失は，低磁場下（磁場"'（0.77），"&!
"'（0.007），
対する各イオンの密度比は，"$!

圧力に対するプラズマ圧力の比率（ベータ値）を高めるこ

""!
"'
"'
"'
（0.025），"(!
（0.025），"#%'!
（0.074）程であり，再とが可能な装置）では低減可能と考えられているが，核燃注入により3He 及び T 密度が増加する．DT 反応率係数は

焼プラズマの維持を妨げる大きな要因であることに変わり

D3He 反応より１桁高いため，T の密度が3He と比べてよりはない．特に電荷が２以上のイオンを主燃料とする場合低下し，その結果として DT 及びD3He反応率係数の１桁のは，放射損失の増加は深刻である．これらの放射損失はパ差に関わらず，結局 D3He 及び DT 反応率は同程度となる．

図２

図３

核融合反応率係数（イオン分布関数にマックスウェル分布を仮定した場合）．

cat-D，D3He，DT プラズマに対する自己点火（炉心パワー
バランス成立）条件．

$$と記述され，反応率係数は速度空間における６重積分式で定‡ 相対速度は反応粒子種１，２の速度ベクトルを用いて #
#
)"'
!!#
"'
義される．

６６

Special Topic Article

2. Advanced-Fuel Fusion Plasmas and their Nuclear Burning

H. Matsuura

各反応が全核融合出力へ占める割合は，DD（１７％），DT

通常の DT プラズマの運転点に相当し，約８割の核融合出（３７％），D3He（４６％）である．出力構成比は，荷電粒子

力を中性子が担うことになる．
以上，cat-D，scat-D，DD3He，D3He，DT プラズマの核（３２％），中性子（３５％），放射損失（３３％）である．T 密度の低下により中性子出力が全出力に占める割合は DT プラ!% !"の DT
燃焼特性について概説した．我々は，目下 !'"ズマと比較して低下する．

プラズマを第１世代のプラズマとして核融合炉の研究開発

DT 反応では，反応で発生する中性子は電荷を持たないを進めているが，燃料制御の方法，想定する温度範囲を数ため 3.52 MeV アルファ粒子のみがプラズマ自己加熱へ寄倍程，密度範囲を１桁程拡げて俯瞰することで，様々な特3与するが，D He 反応では反応で発生するアルファ粒子及徴を有する核燃焼プラズマの様相を見出すことができる．

び陽子のトータル 18.4 MeV 全てが自己加熱へ寄与する．
従って，パワーバランスの成立に対しては，3He の再注入

２．
３ 先進燃料核融合プラズマの特徴

は T の再注入に劣らず効果的である．T のみを再注入する

DT プラズマでは，3.52 MeV のアルファ粒子が自己加熱

3

ものは scat-D（semi-catalyzed D）サイクル， He のみ（T

（核燃焼の持続）を担う．先進燃料プラズマでは，これに加が崩壊して生じる3He を含む）を再注入するものは DD3He

えて，DD 反応で生 成 さ れ る 0.82 MeV の3He，1.01 MeV

サイクルと呼ばれている［７，８］．

の T，2.5 MeV の陽子，又，D3He プラズマで生成される

3

He 密度を重水素密度の１０％程度に維持（外部制御）し14.7 MeV 陽子，2.54 MeV アルファ粒子が自己加熱を担う．

た D3He プラズマは，cat-D プラズマと同程度の!$値でバラ

DT プラズマと大きく異なるのは，（１）核融合燃料である

3

3ンスが成立する（図３①）．ここで， He 密度の割合を増やHe 及び T が高エネルギーを持って生成され，これが自己3

して D He 反応の寄与を増加させることで，自己点火に必加熱を担うこと，（２）14.7 MeV 陽子という相対的に大きな要な !$値を低下させることができる．温度を 60 keV に維

エネルギーを持った粒子が生成されること，である．

持したまま，数密度を重水素の半分程度まで高めた場合が

２．
３．
１ 燃料イオン速度分布関数と反応率係数

図３②に相当し，これは D3He プラズマの代表的な定常運

図４に cat-D プラズマ（図３①）における，3He，T，重転点のひとつである［１１］．電子に対する各イオンの密度比

陽子の速度分布関数をそれぞれの粒子の実験室系における!(（0.48），!'"!(（0.001），!#"!(（0.013），!)"
!(
は，!%"

運動エネルギーの関数として示す．cat-D プラズマでは，!(（0.014），!#&("（0.24），又，各反応が全出力に占める割合
3

3

He，T は，重陽子がマックスウェル分布の場合，それぞれ3

は，DD（6％），DT（5％），D He（８９％）と な り，D He

0.82，1.01 MeV をピークとするガウス分布と見なせるエネ反応の寄与が大勢を占める．T を注入（維持）しないこと

ルギー分布を持って DD 反応によって生成される．図４にで，DT 反応の割合が低下し，中性子出力が全出力に占め示す3He（or T）の速度分布関数上には，0.82（or 1.01）MeVる割合も低下する．出力構成比は，荷電粒子（60％），中性の生成エネルギー領域に生成ピークが観られる．重陽子速子（6％），放射損失（34％）である．中性子出力は全出力度分布関数上には，主に DD 及びD3He反応によって生成さの６％程 度 を 占 め る が，そ の 1/3 が DD 反 応 に よ る

れる高速陽子がバルク重陽子を反跳することにより，非2.45 MeV，2/3はDT反応による14 MeV中性子である．尚，

マックスウェル成分（ノックオンテイル）が形成されてい

3

!
!% !!
$）以上3He
He の電荷は２であるため，これ（!#&("る（後述）．図中の点線は，これらの粒子が関係する核融合の割合を増やすと，放射損失が増加し，燃焼維持に必要と反応（即ち，DD，DT，D3He 反応）断面積を，実験室系になる!$値は逆に上昇に転じる．ベータ値をさらに大きくすおける重陽子の運動エネルギーの関数として示している．

ることが可能な核融合装置においては，シンクロトロン放

前述の通り，反応率係数は速度分布関数を重みとして，断射損失を低下させることで，その分を直接発電に回すことが可能と考えられている．従来，直線型閉じ込め装置を対象としてその様な炉概念が検討されており，第５章で詳細な説明がなされる．
図３②の点から，今度は T 密度を制御してその割合を増やすことにより，!$値を同程度にしたまま，自己点火に必要とされるプラズマ温度を低下させることができる．燃料!% !５％程度にした場合（図３③）は，!#&("
!
!% !!
$
比を !'"の D3He プラズマと同程度の !$値となる．この場合は，各反応が全出力に占める割合は，DD（2.5％），DT（97.5％），
D3He（0％）となり，通常の DT プラズマと比較して，DD反応の割合が１桁以上高いのが特徴である．これにより，
出力構成比は，荷電粒子（15％），中性子（79％），放射損失（6％）となり，通常の DT プラズマの運転点と比較して荷電粒子が担う損失割合は約 3/4 に低下し，放射損失割合は約６倍に増加する．③の状態から，T の比率をさらに増や

図４!% !"としたのが，図３④の点である．これは，して，!'"
６７

先進燃料プラズマにおける燃料イオン速度分布関数と核融合反応断面積．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

面積と相対速度を平均したものであるため，断面積が大き述することができるが，非連続的なエネルギー輸送過程をな（or 小さな）エネルギー領域の重み（規格化速度分布関FP 衝突項単独で正確に表現するのは難しい．大角度散乱数の値）が上昇すると，平均値は増加（or 低下）すること過程を含む散乱現象は，自然界ではむしろ一般的とも言になる［６，
１２‐１４］．図に示した速度分布関数を用いて反応

え，ボルツマン衝突項を用いて取り扱われることが多い．

率係数を計算すると，分布関数に60 keVのマックスウェル

著者等は，（１）核弾性散乱断面積がクーロン散乱と分離し分布を仮定して平均を行った場合と比較して，DD 反応はて定義されてきたこと，（２）クーロン衝突過程を表すため

１４％程，D3He 反応は１５％程上昇する§．DT 反応についての FP 的手法が当該分野で確立されており汎用的に使用さは，1.01 MeV の T 生成エネルギー領域で，DT 反応断面積

れていること，の理由から散乱過程をボルツマン衝突項のがピーク値から約１桁小さくなるため，平均値（反応率係

みではなく，FP 衝突項とボルツマン衝突項を組み合わせ数）は低下する．図４の条件では５％程の低下である．温たボルツマン・フォッカー・プランク（BFP）モデルを開度 80 keV の D3He プラズマに対しては，分布関数に 80 keV

発してきた［e.g.１
３，１４，
１９‐２１］．図４で示した重陽子速度分のマックスウェル分布を仮定して平均を行った場合と比較

布関数上に形成されるノックオンテイルは，核弾性散乱にし て，DD 反 応 は，２６％程，D3He 反 応 は１３％程 上 昇 すよる非連続的なエネルギー輸送（高速陽子等によるバルク

る．DT 反応については１２％程の低下となる．同条件で，陽重陽子の反跳）過程の積み重ねにより，定常的に形成され子がイオン群に受け渡すエネルギーの割合は，次節で述べると考えられている．FP 衝突項で，平衡解としてのこの様る核弾性散乱を考慮しない場合は１１％，考慮すると３４％，な現象を再現するのは困難であることを付け加えておく．

核弾性散乱の考慮により約３倍に増加する．これらの分布

核弾性散乱は，イオン間の新たなエネルギー輸送チャン

関数の変化は，外部からのビーム入射のような人為的操作

ネルを生み出す．同散乱を考慮することで，高速イオンのによるものではなく，先進燃料プラズマの平衡状態におい減速が強まる（言い方を変えれば，バルクイオン加熱が促て潜在的に存在するメカニズムである．先進燃料プラズマ

進される）．又，核弾性散乱を引き起こす高速イオンとバの核燃焼過程を正確に取り扱うには，分布関数の歪みを考

ルクイオンの中間的なエネルギー領域に存在するイオンに慮することが必要である．又，燃料イオン速度分布関数に注目する場合は，状況によっては，見かけ上減速が弱めら

非マックスウェル成分が形成された場合は，核融合反応にれる現象も観測され得る［２２］．前述の通り，D3He プラズマ

よって生成されるイオン，中性子の放出スペクトルがガウにおいて発生する平均エネルギー 14.7 MeV の陽子によるス分布から歪むことにも注意が必要である［１５‐１７］．

バルクイオン加熱は，核弾性散乱を考慮することで，約

＊＊

２．
３．
２ 核弾性散乱効果３倍に増加することが予測されている［２３‐２７］．この影響

先進燃料プラズマでは，14.7 MeV のエネルギーを持つ陽については第３章で論じられるが，イオン温度／電子温度

子が，内部加熱に重要な役割を果たす場合が多い．プラズ

比が上昇し，炉心成立条件を緩和する可能性があることがマの温度が高くなると，マックスウェル成分中の高速成分指摘されている［２２‐２５］．

の存在割合が増し，より高いエネルギー領域への反跳が起

!
!$ !!
#）にお
図５に D3He プラズマ（温度 80 keV，!"%&"

きやすくなる．又，電子温度が高まると，高速イオンと電ける，陽子，重陽子の速度分布関数を示す．点線は核弾性子群との相対速度の平均値が大きくなるが，この場合，散乱を考慮しない場合の分布関数である．重陽子速度分布

クーロン（ラザフォード）散乱断面積は相対速度の４乗に関数上にはノックオンテイルが形成されている．陽子は，逆比例するため，高速イオンの減速が弱まり高速イオンの存在割合が相対的に大きくなる．
イオンの散乱過程にはクーロン散乱が支配的であるが，イオンのエネルギーが高まると，散乱過程に核力の影響が現れることが知られている［１８］．実際に測定される散乱断面積から純粋なクーロン散乱の寄与を除いたものは核弾性
散乱（Nuclear Elastic Scattering: NES）断面積と定義される［１８］．クーロン散乱過程では，後方散乱に比べて前方散乱の確率が圧倒的に大きく，前方（微小角）散乱過程と近似される場合が多いのに対し，核弾性散乱は重心系で散乱はほぼ等方的であり，大角度散乱過程であると見なせる．
高速イオンの減速過程において，大角度散乱は，一度の衝突で受け渡すエネルギーが大きく，非連続的（discrete）なエネルギー輸送過程（速度空間内の非連続的な粒子の移動）であるのが特徴である．微小角クーロン散乱を仮定し図５た場合は，フォッカー・プランク（FP）方程式で現象を記

先進燃料プラズマ中の高速イオン減速分布関数．（実線：
NES 考慮，点線：NES 未考慮）．

§ マックスウェル分布からの歪みに起因した反応率の変化を定量的に評価する場合，何を論じるかに応じて，基準とするマック
スウェル分布プラズマの温度をどの様に定義するかが問題となる．ここでは，一例として基準温度を電子温度として評価した．
＊＊ 核弾性散乱効果の詳細については，同誌特集記事［１
７］を参照されたい．

６８

Special Topic Article

2. Advanced-Fuel Fusion Plasmas and their Nuclear Burning

H. Matsuura

２．
４ 先進燃料核融合プラズマと燃料サイクル

先に述べた発生率の上昇により，数密度が増加する．それにもかかわらず，陽子分布関数は核弾性散乱の考慮により本章の冒頭で述べた通り，先進燃料プラズマ研究は，核高速成分の減速が促進（バルクイオンへの加熱が加速）さ

融合炉の燃料サイクルの研究の側面を合わせ持つ．先進燃れることで，減速領域における分布関数の絶対値が減少し料プラズマにおいては，DT プラズマでは重要とはならなている．その減少量は４割程度に及び，逆にバルク成分はい核反応が重要となる．特に，T と3He は，稀少核融合燃料

増加することになる［１７，２８］．これらの効果やその値はプ核種であり，その運用を慎重に判断しつつ核融合炉開発を

ラズマ・運転条件に依存する．核弾性散乱効果の考慮によ進めることは重要であろう．この様な観点から，DD 反応

る高速速度分布関数の修正により，減速途中の粒子損失やは２つのブランチそれぞれの反応で T 及び3He を生成する

不安定性の励起が弱まる可能性も指摘されており，今後こ極めて重要な核融合反応と言える．DD 反応は，先に述べのような効果を明らかにしていく必要がある．

た通り，DT 反応の 1/100 程度の反応率係数しか持たず，単核弾性散乱（原子核同士の散乱）現象自体については，

独で核燃焼プラズマを維持するのは難しいと考えられる

古くから原子核物理の分野で研究がなされている．ここでが，先進燃料プラズマの中でその発生割合を高めることの論点は，核弾性散乱現象そのものではなく，核燃焼プラ

で，燃料サイクルに貢献できる可能性がある．一例として，

ズマ中で，この散乱過程が集団的なプラズマ現象にどのよ

DT 炉のスタートアップ運転に際して DD 反応を利用する

うな影響をもたらすかである．従来，基本的な高速イオン

ことが検討されている［３０］．

挙動を対象として，複数の数値解析による予測がなされて"$ 比を，0.1，0.2，1.0 に維持し
表１に，図２で示した "&"きたが，実験的な検証はほとんど行われていないのが実状た場合に対する，温度 20 keV の DT プラズマ運転点におけである．核弾性散乱は基本的な散乱現象であり，影響の大る T の消費量及び3He の製造量を示す．各数値は，1 GW

小はあるにせよ，核融合プラズマでは常に生じ，多くのプの核融合熱出力で核融合炉を１年間運転した時の製造（或ラズマ現象に関わり得る．従来の数値解析には，磁場空間は消費）質量 kg である．核融合出力のほぼ全ては DT 反応における様々なプラズマ現象との関わりを取り扱ったもの"$ 燃料比に対して DT 反応で消費が担うので，全ての "&"は，ほとんど存在せず，未知の部分が多い．我々は，ここされる T の質量はほぼ等しい．但し，DD 反応で僅かに T

数年に亘り，核融合科学研究所が保有する LHD における"$ 燃料比に応じが製造されるため，正味の消費量には "&"重水素プラズマ実験により，基本的な性質を中心に，その"$ 比が小さい程，正味の消費量て若干の差が現れる（"&"

確認に取り組んでいるところである．LHD 実験では，陽子が僅かに低下する傾向にある）．一方，DT 反応と同時に進ビームがそれより低い重陽子ビームの減速を妨げる（DD行する DD 反応によって，3He が生成されるが，運転温度

中性子の減衰時間を引き延ばす）現象［２２］や，陽子ビームが低いため D3He 反応による消費はほとんどなく，例えば入射による DD 反応率係数の１桁以上の増加［２９］を観測し

"&"
!
"$ !!
"の場合，1 GW の熱出力で１年間運転した場合，ている．実験では，目的とする重陽子速度分布関数の変化

約 1.7 kg の3He が製造されることになる．さらに，3He は，を観るために，敢えて陽子ビームを使用している．この理DT 炉システムに保有される大量の T の崩壊（半減期１２年

由の一つに，核弾性散乱効果を明確に観分けるに際し，

程度）によっても製造されることを強調しておきたい．

180 keV のビーム入射エネルギーが十分に高くはない（重T → 3He ＋ e ＋ #'陽子速度分布関数上に形成されるノックオンテイルの大き（２）

さはビームテイルに比べて数桁小さく，その識別のために核融合炉の T インベントリーについては，現時点で完全に粒子種を変える必要がある）という事情がある．ノックオ

把握・予測ができている訳ではないが，過去の評価の中にンテイルの大きさが，ビームテイルと同程度となるためには運転開始時点だけを見ても 20 kg を超える初期 T 保有がは，ビーム入射エネルギーを高める必要がある．核弾性散

望ましいとの考えも存在する［３１］．多数の DT 炉が存在す

乱効果は，外部からのビームによるものだけではなく，プる未来の状況下では，核融合燃料サイクルの中で，必要なラズマ中に潜在的に存在する核融合反応で生成される高速

3

He を自然に確保できる可能性がある．

イオンに対して重要となることが指摘されており
［１３，
１８‐

"$ 比を，0.1，
次に，表２に D3He プラズマに対して，"#%'"

２９］，その効果を見極めるためにも，今後，さらに高いビー

0.2，0.5 に維持した場合に対する温度 80 keV の D3He プラ

ムエネルギーを想定した実験的検証が必要と考えている．

表１

14.7 MeV 陽子は，3.52 MeV アルファ粒子と比較して，約２倍のラーマー半径を持つため，閉じ込めに際しては，よDT プラズマにおける T 消費量及び3He 製造量．

"&""$ ratio

り高い磁場（或は体積の大きなプラズマ）が必要と考えら

T Consumption [kg/GWy]
burning
productionnet
3He production [kg/GWy]
burning
production
net

れる．磁場強度は放射損失に直結し，プラズマ体積は壁負荷に影響する．先進燃料で要求される高密度運転では，高速イオンの減速が促進される．核弾性散乱効果により減速がさらに強まる可能性もある．減速の促進とは，裏を返せ
ばイオン加熱が促進されることを意味し，炉心成立条件の緩和に繋がる可能性もある．これ等を相互的に勘案した上で，検討を進める必要がある．
６９

DT（!!20 kV）
0.1

0.2

1.0

−54.3
1.52
−52.8

−54.7
0.76
−53.9

−54.9
0.15
−54.8

0.00
1.67
1.67

0.00
0.84
0.84

0.00
0.17
0.17

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

D3He プラズマにおける3He 消費量及び T 製造量．

表２

"!#$!
"" ratio

ラズマに供給しつつ燃焼を維持していることにも注意が必要である．ここでは，先進燃料プラズマ研究の概要を示す

D3He（!!80 keV）
0.1

0.2

0.5

−30.7
25.8
−4.9

−40.5
17.0
−23.5

−47.9
8.0
−39.8

−13.3
21.0
7.7

−6.4
13.8
7.4

−2.1
6.5
4.5

ことを目的として，核融合燃料サイクルの観点から，その3He consumption [kg/GWy]

burning
productionnet
T production [kg/GWy]
burning
production
net

研究の一例を紹介したものであり，今後の先進燃料プラズ
マ研究の進展を期待したい．

２．
５ おわりにDT プラズマ中には，D，T 以外に多種のイオンが存在
し，複数の反応が相応の反応率を有して同時に進行する．
燃料イオン密度の制御により，複数の核融合反応が絡んだ様々な特徴を持つ核燃焼（先進燃料）プラズマが，温度−3ズマ 運 転 点 に お け る T の 消 費 量 及 び He の 製 造 量 を 示

密度空間に描き出される．これらは，単一の核融合装置だ

す．今度は D3He プラズマであるため，主に3He が消費されけの話に留まらず，核融合燃料サイクルと言う，複数の装る．但し，DT プラズマと異なり，出力のほぼ全てを D3He

置の共存環境を創出し得る．持続可能な人類の繁栄に貢献"" 燃料比に応じ反応１種類で担う訳ではないため，"!#$!

する核融合システムの構築に挑戦するにあたり，このようて D3He 反応が占める割合は DT プラズマと比べてより大な視点は将来に亘るひとつの重要な研究対象となるであろ3

きく変化する．又，燃料比に応じて DD 反応による He の製う．

造量も変わるため，正味の3He 消費量は燃料比に大きく依本章では，先進燃料プラズマの概要を理解することを念存する．又，DT 燃焼の割合は小さく，T を製造できること

頭に，簡便なモデルに基づいて話を進めてきた．先進燃料になる．

プラズマでは前述の通り，非熱的核反応を引き起こす高速

表１及び２を見比べ，さらに DT 炉システム内に存在すの燃料イオン存在比率が高まり，その正確な取り扱いが重3

る T の崩壊も考慮すると，稀少核融合燃料資源である He要となる．又，高速イオンの減速挙動に対する大角度散乱と T について，循環的な燃料サイクルが浮かび上がる．一の影響が重要となると予想されるが，十分に理解が進んで

3

3

般的に， He は地上に存在せず，それが D Heプラズマの実いない点も多く，今後実験と並行した現象把握へのアプ

現に対する大きな課題とされている．しかしながら，十分

ローチが必要である．特に，プラズマ挙動，不安定性に対な台数の DT 炉が存在する未来においては，上述のようなする影響は興味深い．微視的な分布関数挙動に連動して敏仕組みで，D3He 核融合を実現可能な3He が核融合システム

感に変化する核融合反応率（内部加熱率），巨視的プラズ

群の中で自然に製造され得る．例えば，１０数台程度の熱出

マの振る舞い，をコンシステントに取り扱うための手法の力２−3 GW の DT 炉を１年間運転することで，1 GW 出力開発・検証は重要となるであろう．DT プラズマを中心との D3He 炉を１年間稼働するための3He を確保できる可能

する核融合研究開発を推し進める中で，広い視野で将来の3性がある．この場合は，年間 7 kg 程度の T を He 供給元の核融合システム像を描きつつ，研究開発にあたることが望

１０数 台 の DT 炉 に 返 還 で き る こ と に な る．図６に，

まれる．

3

DT/D He 核融合炉燃料サイクルのイメージ図を示す．

謝

上述の概念は，高速イオンに対して十分な閉じ込め性能

辞を有する高ベータプラズマ閉じ込め装置が存在することが先進燃料核融合の研究を進めるにあたり，渡辺二太先前提である．又，燃料サイクルにおける回収や注入に関わ生，百田弘先生，冨田幸博先生，中尾安幸先生，御手洗修る効率は考慮せず，単純な製造と核反応による消費のマス

先生を始めとして多くの先生方にご指導を頂きました．核バランスからの概算である．DT，D3He プラズマ内でそれ

弾性散乱効果の実験的検証においては，長壁正樹先生，磯ぞれ製造される T，3He については，燃料の一部としてプ

部光孝先生，小川国大先生，西谷健夫先生，LHD 実験チー
ムの皆様をはじめ多くの先生方に現在に至るまでご議論・ご支援を頂いております．又，核融合燃料サイクルに関しては，飛田健次先生，坂本宜照様，日渡良爾様，染谷洋二
様，西川正史先生，相良明男先生，小西哲之先生，QST
原型炉設計特別チーム，JAEA 高温ガス炉グループの皆様に，T 確保の観点から有益なご議論をいただいてまいりま
した．深く感謝申し上げます．

参考文献

図６

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DT/D3He 核融合炉燃料サイクルのイメージ．

７０

Special Topic Article

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７１

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.2 (2022)７
２‐８０

小特集 先進燃料核融合研究の現状と展開

３．D-3He，D-D 先進燃料核融合炉の探究
3. Quest for D-3He, D-D Advanced-Fuel Fusion Reactors
御 手 洗 修１，２）
MITARAI Osamu１，２）
１）

先進核融合・物理教育研究所，２）東海大学（原稿受付日：２
０
２
１年１
１月９日）

より安全な D-3He，D-D 先進燃料核融合炉の実現可能性について概説する．高アスペクト比のトカマクではベータ値が低いので自己点火は困難であるが，ベータ値を高くとれる球状トカマク（Spherical tokamak，ST）では自己点火が可能なことを示す．しかしこれらの炉のプラズマ電流は１００MA 程度と大きく，ディスラプションが大きな問題である．そこでディスラプションを起こさずにすみそうな逆転磁場ピンチ（reversed-field pinch，
RFP）を用いて D-３He 炉ができないかも考える．さらにプロトン・ボロン（p-B）炉についても議論し，これらの先進炉にまつわる様々な問題点，その研究の魅力についても触れる．
Keywords:
Advanced-fuel, tokamak, spherical tokamak, RFP, D-3He, D-D, p-B reactor,ignition

３．
１ はじめに条件を計算させた．それまではトカマク装置製作と実験を

3

より安全な D- He，D-D，p-B 核融合炉は実現可能か，あ

行ってきたが，ここから核融合炉の研究が始まった．当時，るいはどうすれば実現可能になるか？筆者はこの問題を長加熱パワーの平方根に反比例して閉じ込め時間が減少する

きにわたって追究してきた．それらの経過や結果について

Goldston の L モード閉じ込め則 が実験的に得られてい述べる．高アスペクト比のトカマク（HT）ではベータ値がた．特徴的なのはこの閉じ込め則では 加熱パワー #'と閉低いので自己点火は困難であるが，ベータ値を高くとれる"
じ込め時間 #
は装置パラメータで決まる%の自乗の積 #'#%ことであった．それは自己点火条件の３次元表示（%，'#%，球状トカマク（ST）では自己点火が可能なことを示す．こ"）の z 軸と同じ表式であり，装置の性能が自己点火条#'#%の D-3He ST 炉では核融合生成粒子が減速して生じる灰粒
3子の閉じ込め時間がさらに短くなると He を D に置き換え

件の図の等高線で表され，これが鞍点を超える能力がなけることで D-D 自己点火も可能になる．しかしながらこれら

れば自己点火領域には到達できない． 峠の条件 と名付けの ST 炉のプラズマ電流は 100 MA 程度と非常に大きいのたこの方法と NEC のプログラム言語 N８８‐BASIC のおかげで，ディスラプションが起きたらそれで終わりである．そで D-T 炉や D-3He 炉の研究を始めることができた［１‐５］．

こ で デ ィ ス ラ プ シ ョ ン を 起 こ さ ず に す み そ う な RFP

ほぼ同時期に米国で２つの有名な研究プロジェクト（reversed-field pinch）を用いて D-3He 炉ができないかも検

Apollo，ARIES-III D-3He トカマク炉の検討が行われた．前討する．RFP 装置においては IPB９８y２則を満たす程度の者は低ベータの第１安定化領域，後者は高ベータの第２安閉じ込めが達成できればオーミック自己点火で D-T 燃焼を定化領域を仮定していた．
（１）Apollo のパラメータは主半起こし，燃料を順次切り替えて D-3He 自己点火に達するこ

径 $"7.9 m，小半径 &"2.5 m，楕円度κ＝2，トロイダル磁とが可能になる．さらにこの ST 炉を用いて p-B自己点火を

場 !*"10.9 T，プ ラ ズ マ 電 流 "("50 MA，ベ ー タ 値

達成するのに必要なパラメータを調べ，それが現実的な値（p），He 灰の粒子閉じ込め時間比"%$"6.7％，プロトン

であるかどうかでその可能性を判定し，従来の磁場閉じ込!
#!
# "!，外 部 加 熱 パ ワ ー は 260 MW で あ る［６］．（２）&)' %ARIES-III は $"7.5 m，&"2.5 m，!*"7.5 T，κ＝1.8，め装置での可能性について述べる．このように過去３
５年の

!
"
!
# "!#"，電流駆動パワーは"%"24％，#("30 MA，$&)' %長きにわたって探究してきた先進燃料核融合炉研究につい!
はリサイクリング##$ "210 MW であった［７］．ただし #
&
)
'

て述べる．

も含めた灰粒子の粒子閉じ込め時間である．

３．
２ D-3He ST 炉に至る道

我々も独立に D-T，D-3He 自己点火条件を調べていたが，１９８５年から熊本工業大学で教鞭を取り始めた．最初の年

ちょうどその時に九大の和久田教授は 1.5 倍の核融合反応

は電卓だけが研究道具であった．卒研生にそれぞれ密度を率を生む核スピン偏極に興味があり，その効果を計算する

あたえて，核融合出力や必要な外部加熱パワー，自己点火

のにこの 峠の条件 が直ぐに役立った［８］．核スピン偏極

Institute for Advanced Fusion and Physics Education
author’s e-mail: osamumitarai@kyudai.jp

７２!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research3. Quest for D-3He, D-D Advanced-Fuel Fusion Reactors

Special Topic Article

O. Mitarai

が自己点火条件を緩和する他に，高イオンモード（例えばも大丈夫となり必要なイオン加熱割合が小さくてすむ．現

&7"
!
&4#"
%）がシンクロトロン輻射や制動輻射の減少につ在考えられる限りでは高アスペクト比トカマクでの D-3Heな が る の で，D-3He 核 融 合 で は 重 要 な こ と が わ か っ た

核融合はイオン加熱割合が足りないので困難であると言え［９］．ARIES-III の物理設計でも高イオンモードが仮定される．しかしさらなる高ベータ化と #チャネリングのようなている．しかし当時は仮定するだけでどうすれば高イオン

追加のイオン加熱の方法をあみ出すことができれば状況はモードを得られるかはわからなかった．九州東海大学で変化する．

１９９４年頃から０次元方程式を用いたプラズマパラメータのなお２００４年の Stott 論文では D-3He 炉の可能性はないと

時間発展を計算し始め，パワーバランス方程式をイオンと結論しているが［１４］，それは &4"&7を仮定して，高イオン電子に分けて計算できるようになった．しかし核融合生成

モードの重要性を認識していなかったからである．松浦研

粒子加熱は電子加熱でありイオンを加熱することは難しい

では院生がこの論文で D-3He 核融合研究への熱意を失った

3ということで D- He 核融合には暗雲が垂れ込めていた．一

そうであるが，先行研究の調査の大切さを教えてくれる．

方，以前から核弾性散乱（NES）の研究を行っていた九大上述した D-3He ST炉では中心ソレノイド（CS）を用いて

3

中尾研の松浦博士によって，D- He 核融合で生成される

いない．CS なしでの運転は現在研究中ではあるが意外と

14.7 MeV プロトンは NES 効果によってイオン加熱できる，難しいので，ここでは小さな CS や鉄心を用いて初期プラ

即ち核融合生成粒子の出力の４０％程度がイオンに行くといズマ電流を立ち上げ，垂直磁場を用いて 100 MA 程度までう明確な計算結果がもたらされ，その後の新たな展開とランプアップする．その結果，主半径を %"6.7 m に増大し，なった［１０，１１］．

'"4.2 m ， κ ＝ 2.8 ，!<"4.0 T ， %455"!
!
!
'，". "!
"，
!
!
!
%
$#"
'
（IPB98y2），&"& "#とすると，核融合出
.. "#
3
;
6 +

そこで我々は図１に示すように，D-3He 高アスペクト比

力 $, "3 GW，電子密度 ($!%"1.97×1020 m3，イオン温度（HT）
トカマクと球状トカマク（ST）炉の自己点火に必要なイオン加熱割合の真空容器第一壁のシンクロトロン輻射の&7"120 keV，電子温度 &4"97 keV，ベータ値&$'#33％ を反射係数（Reff）依存性を計 算 し た．そ れ ぞ れ の 点列の得る．真空容器外部は断熱されているので，その内側のブ上の領域では自己点火できるが，下の領域では自己点火

ランケットの温度は第一壁からの熱流束により温度が上昇

で き な い．具 体 的 に は（１）%"7.5 m，'"3.2 m，κ＝2.2，

していく．ここでは 1 MW/m2 程度の輻射パワーによる熱!<9"5〜7.0 T，#:"50 MA，閉 じ 込 め 増 倍 度 を IPB98y2

流束を熱に換えて発電する［１５］．さらに松浦研の大森敬之

!
則の %
"
&4"1.46，&"& "#，&$'"12.2％ のと.. "２倍，&73;
6 +君がこの D-3He ST 炉の課題である 14.7 MeV プロトンの粒

き，第一壁の反射率 %455"!
!
(%，シンクロトロン輻射を反子損失割合を Orbit コードを用いて計算した．この炉では射しないポートの全面積の第一壁表面積に対する比である

外側トロイダルコイル外半径を%9=<"16 mに設定していたホール割合 ". "!
!
"のとき，自己点火に必要なイオン加熱

のでトロイダルリップルが〜0.2％で，エネルギー損失割合

割 合 は "798#!
!
&%以 上とな る．（２）一 方 の ST 炉 で は，は 2.1％ であった．そこでは自己点火領域に達した後にボ%"5.6 m，'"3.4 m，κ＝3，!<"4.4 T，#:"90 MA，閉じ込 め 増 倍 度 IPB98y2 則 の %
!
"
&4""
##，
.. "２倍，&7

ロン B の不純物入射によって低温・高密度プラズマとし!
!
!
(!，". "!
"のとき，&"
& "#，&$'"40％ の場合，%455"!
3;6 +ギ ー 損 失 割 合 を 0.76％ ま で 減 ら す こ と が で き た［１６］．

自己点火に必要なイオン加熱割合は 0.35 程度であり，核弾

D-3He 炉においても，ヘリカル炉における高密度運転のよ

性散乱によるイオン加熱が十分に可能な範囲にある

うに［１７］，高密度によって高エネルギー粒子の閉じ込めが

［１２，
１３］．

改善されることがわかった．

14.7 MeV プロトンの減速時間を短くすることでエネル

このように ST 炉ではトロイダル磁場が小さいためにシ

しかし不純物入射をすることなく安定点で運転し，かつンクロトロン輻射が減少し，電子温度が少しくらい高くて

14.7 MeV プロトンの損失割合を減らすために図２に示す
ように外側トロイダルコイル外半径を %9=<"17.5 m とし，リップルを 0.16％ に減らした．その最終形は %"7.6 m，小半径'"4.1 m，κ＝2.8，!<"4 T の炉となる．この炉では半径0.75 m の CS を設 置できるようにしている．密 度 と 温 度 の!
!
!
%，#1 ""の 場 合 で，%$#"'，分 布 係 数 #8"!
.. "#
!
&
D：3He = 0.45：0.55 ，&!
'，"& "#，&*"+ "#，%45
5"!
3
;
6 +

". "!
!
"，$, "3 GWとするとき，図３に示すように外部加熱パ

ワー 300 MW で #:"86.7 MAまでプラズマ電流がランプアップ
され，安定点での自己点火パラメータは ($!%"2.04×1020 m3（ Greenwald 密度

限界 (-2 $!%
"2.09 × 1020m−3 ），&7"105 keV，&4"88 keV，&$'#31％ が得られ，+ "22 s，&
制動輻射損失パワー $) "1.42 GW，シンクロトロン輻射損
図１

失パワー $0"0.44 GW，中性子パワー $/ "83 MW となる．

D-3He 高アスペクト比トカマク（HT）と ST における自己点
火を達成するのに必要な核融合生成粒子のイオン加熱割合
Fion と第一壁の反射係数 Reff の関係（参考文献［１２］，Fig.3から引用）．

対応する POPCON（Plasma operating contour map）と運転点に至るまでの経路を図４に示す．
７３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

図４
図２

リップル低減 D-3He ST 炉のプラズマ断面略図．上部の空間
は燃料供給用のスペース．

図３に対応する POPCON 図．

また，もう一つの困難さは燃料供給である．3He は固体にならないので小さなプラスチックカプセルにいれて入射する方法も考えられるが，D-3He 核融合は不純物の許容量が小さく，かつプラズマ温度が高いことも相まってこのようなペレット入射は困難であろう．
（一方，高アスペクト
比の D-T 炉の逆 D 配位ではインボード側の空間が大きくなるためにペレット内側入射がより行いやすくなり，現在のD 配位のトカマクよりは燃料供給の問題は少なくなるであろう［２０］）．しかしながら CT 入射（Compact toroid injection）の可能性はあるので現在詳細に検討している．今までの CT 入射の理論的実験的研究は不十分で，さらなる研究が必要である．なお図２の ST 炉の上部の空間は現在研究中の燃料供給のためのもので，マージング燃料供給［２１］，CHI 燃料供給，CT 入射等が考えられる．
す で に 述 べ た よ う に 菊 池 氏 提 案 の 逆 D 配 位 D-T 炉［２２］においては粒子の排気，燃料供給の問題が解決される可能性があり将来が期待できる．しかし D-3He 逆 D 配位 ST炉が成立するとしても，プラズマ電流が 100 MA と巨大であることは大きな問題である．もしディスラプションが１度でも起きるとその装置は終わりだからである．ディスラ

図３

自己点火領域接近時のプラズマパラメータの時間発展．
（a）
中心イオン温度 Ti，電子温度 Te，密度 n，（b）
全核融合
出力 PF，全制動輻射損失パワー PB，全シンクロトロン輻射
パワー PS，全中性パワー PN，（c）
閉じ込め増倍度 #HH，ベー，（d）
プラズマ電流 Ip，ブートストラップ電流 IBS，
タ値〈"t〉（e）
外部加熱パワー PEXT と各イオン密度 nD，n3He.

プションを完全に取り除く技術を開発しない限りトカマク
炉の実現は不可能に近く，巨大な電力を発生する炉としては使用できない．これはトカマクが直面する課題である．
現在のトカマク研究者はこれに対する危機意識があまりにも少ない．影響を小さくするような小手先の技術ではな
く，何か全く新しい除去方法を産み出すべき時にきてい3

４

る．したがって D-3He 核融合を実現したいという立場から

3

かす粒 子 の 排 気 で あ る．今 こ こ で 述 べ た D- He 炉 で ははトカマクを諦め，後で述べるようにディスラプションの!
$!
$ ""##で あ る が，現 在 の ト カ マ ク で は
&
+
' %
!
$
!
$ "$#"!程度 で あ り，ST で の 実 験 結 果 は ま だ な&+' %ない RFP 炉に夢を託さざるを得ない．

い．最近 DIII-D の逆 D 配位の実験においてはエネルギー閉

３．
３ D-D ST 炉

しかしながら，D- He 核融合で問題なのが p や He の燃え

じ込め時間が H モード程度で，ペデスタルがない L モード

一般的に D-D 核融合は反応断面積が D-3He よりも小さい的な粒子閉じ込めの放電が得られている．特に不純物の粒ので自己点火はより困難である．したがって D 燃料のみの!
子閉じ込め時間比 $!
$ が１オーダー程度の良い結果が得()* %プラズマに外部加熱パワーを与えても直接自己点火領域にられているので［１８］，スペインで計画されているような到達することは難しい．このST炉の場合，垂直磁場コイル

ST 装置において逆 D 配位実験が行われ，同様に良好な結の電磁誘導によってプラズマ電流を駆動するので，プラズ果が得られれば有望となる［１９］．

マエネルギーを最初から大きく増加させることのできない
７４

3. Quest for D-3He, D-D Advanced-Fuel Fusion Reactors

Special Topic Article

O. Mitarai

D-D 運転ではプラズマ電流を駆動できず，自己点火に到達することはできない．しかし D-3He 燃料で自己点火に到達した後に燃料を3He から D に変えることで D-D 自己点火領域に到達できるようになる．
主半径 %"6.7 m，小半径 ("4.2 m，楕円度κ＝2.8，トロイダル磁場 !9"4.0 T，第一壁の反射率 %233"!
!
&，ホール割!
!
%###（IPB98y2）の ST に お い て，合 ", "!
!
"，'
,, "#
!
（注：D-D 反応では p と4He 以外は燃料となるので
'
"
' "%
( )

!
灰ではない），'!
"' """，$6""，$/ ""とおくと，図５184 )に示すように最初 D-3He 燃料で運転して 150 keV 程度のイ
オン温度に上げると 200 s で D-3He 自己点火領域に入る．その後図５（c）の様に 300 s で３He 燃料入射をやめて D 燃料を多量に入れ る と，温 度 が 下 が り 密 度 は 上 昇 し D-D 自己

図６

点火領域に入る．400 s でプラズマ電流は #7"101 MA まで上昇し，自己点火パラメータは )$!%"2.52×1020 m−3，

図５に対応する D-D 自己点火の POPCON 図（参考文献［１６］の Fig.9 を引用）
．

!
)$
"
)+0 $
!%
&#，&5"91 keV，&2"78 keV，$* "3 GW，!%"!
$' "1.0 GW ， $."0.17 GW ， $- "1.2 MW ， ') #39 s ，イオン加熱割合はさらに低いことが考えられる．したがっ'233""!
#$，&%'#32.8％，第一壁熱流束 #4"0.51 MW/m ，ないかと考える．

て実際には D-3He 核融合よりはるかに実現は厳しいのでは

2

中性子束 #6"0.5 MW/m となる．図５（e）に示すように
2

３．
４ D-3He RFP 炉［２３］D-D 反応で3He が生成されるので，プラズマ中の3Heイオン
密度はあまり変わらない．これから3He や T を回収するこD-3He 核融合ができそうなディスラプションのない環状とができる．

閉じ込め装置が他にないかと考えると，最近進歩の著しい

なお，図６の POPCON に示すように自己点火領域はあRFP 炉に可能性が見える．その理由は（１）イタリアの RFP

まり広くはない．

装置 RFX-mod では図７に示すように 2 MA のプラズマ電

この と き の 条 件 設 定 で 重 要 な の が 灰 の 排 気 で あ る．

流が得られているが，アクティブコイルによって放電が完!
D- He 核融合では '"' "#とおいたが，D-D 核融合ではさ
1
8
4 )
!
らに短く '
とおいた．
また，核融合生成粒子のイ
!
"
'
"
""
1
8
4 )
3

全に制御されている［２４］．元々安全係数が１以下で運転さ

オン加熱割合を D- He 核融合と同じ４０％と仮定したが，高安全係数が１以下になってもキンク不安定性が起きない．

エネルギープロトンの割合が少ないので核弾性散乱によるトカマクは主半径が 10 m 以上になると安全係数の観点か

3

れいろいろなモードが存在しているのでトカマクのようにらプラズマ電流を大きくできないので炉としては成立しなくなるが，RFP ではそれが可能である．
また（２）米国のウイスコンシン大学の MST 装置では，
図８に示すようにトカマクの IPB98y2 則の閉じ込め増倍度!
%）が得られていて［２５］，閉の L モードに近い値（&,, #!
じ込めもだいぶ改善されてきている．
さらに２０１７年に京都で開かれた ISFNT-13 においてパド
バグループの RFP におけるプラズマ電流のオーミック加熱と AC（Alternating current）運転を用いた炉の提案［２６］に触発されたからでもある．オーミック加熱による自己点
火の研究をすでに行ってきており［２７］，ま た カ ナ ダ の

図５

イグニッション接近時のプラズマパラメータの時間発展．
（c）
D と3He 燃料の供給率，（c）以外の（a）から（e）までは図３と同じ（参考文献［１６］の Fig.8 を引用）
．

図７

７５

RFX-mod にお け る プ ラ ズ マ 電 流 波 形（参 考 文 献［２４］のFig.1 から引用）．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

図９

図８

D-T RFP 炉の断面図（ダイバータは省略している）．

MST-RFP のトカマクと比較した閉じ込め時間（参考文献［２
５］の Fig.4 から引用）．

STOR-1M トカマクにおいて世界最初の AC プラズマ電流実験を行った経験から［２８］，RFP 炉に興味を抱きはじめた．
３．
４．
１ D-T RFP 炉
上の（１）（２）の結果に着目し RFP 炉で D-T 自己点火ができるかどうかをまず調べた．RFP 炉はトロイダル磁場が小さくプラズマ電流が大きいので，オーミック加熱だけで自己点火領域に到達することができる．なおここでは F-θ ポ
ンピングによる定常化は仮定せず，誘導運転だけを考える．RFP ではプラズマ内での電流パスがヘリカル形状となり４倍（スクリューアップファクター）ほど長くなるので，その分トカマクよりもループ電圧が大きくオーミック加熱
パワーが大きくなるが，プラズマインダクタンスが円環プラズマの半分程度になるので［２９］，CS 磁束を大きくとれ
ば長時間放電ができる．計算には，京都工芸繊維大学の政宗貞男先生に指南を受けて MPFM（Modified polynomial

図１
０ D-T RFP 炉におけるオーミック自己点火時のプラズマパラ
メータの時間発展．（a）
中心温度 Ti ＝ Te，密度 n，（b）
全核
融合出力 PF，He 灰密度比，（c）
CS 磁束 OHFLUX，垂直磁
場による磁束 BVFLUX，（d）
プラズマ電流 Ip，ブートスト
オーミック加熱パワー POH，燃料供給
ラップ電流 IBS，（e）
率 SSDT．

function model）モデルを用いた［３０］．ここでは図９に示すような主半径を %!18 m と大きくし，CS 磁束を大きく#(' !""，621.4 Vs とし，小半径を '!1.8 m とした．ダイ
バータは示してないが逆 D タイプの外側上下に設置することが考えられる．RFP の閉じ込め則はまだ確立されていないので，上述したようにトカマクの IPB98y2 閉じ込め則を用いて増倍度は '０に示すよ'' !0.5（L モード）とした．図１
うに 10 s 程度の短時間にプラズマ電流を #.!25 MA に急速に立ち上げ，〜55 MWのオーミック加熱パワーによって自己点火領域に達したら，22 MA（)#!$"0.07）に下げて一定にする．オーミック自己点火時には図１１の POPCON に示!
"#，温度
すように低密度からアクセスする．密度分布が %-!!
分布が %) !"，%+,,!!
!
!
$，"' !!
"の場合，自己点火領域
で は 核 融 合 出 力 $,!2 GW の 場 合 (#!$!1.27×1020m−3，
!
&#
&&
(#
"
(&* #
!$
$，
!$
!$
!!
!29.8 keV，%!15％，(% !2.55 s，
中性子束 $-!1.18 MW/m2 が得られる．この場合中心磁場
は !/!3 T となる．ここでは数時間程度の放電が得られる

図１１ 図１０に対応する POPCON 図（at t = 12 s）．

ので，プラズマ電流の AC 運転と熱貯蔵装置を採用した準
７６

3. Quest for D-3He, D-D Advanced-Fuel Fusion Reactors

Special Topic Article

O. Mitarai

定常発電が考えられる［３１］．もちろんF-(ポンピングによる定常電流化ができればさらに主半径を小さくできる．
３．
４．
２ D-3He RFP 炉
D-3He 核融合のためにさらに大きい炉を考え，まず D-T 自
己点火によって 100 keV 程度まで温度を上げ，そこで徐々に燃料を T から3He に変えてD-3He自己点火領域に移行できな!
&，
いかを調 べた．%"24 m，("4.0 m，密 度 分 布 が %9"!
温度分布が %2 ""として，現状で得られている L モード閉!
!）を 仮 定 し
じ 込 め の２倍（IPB98y2 の '
.. ""
!
!
!
(&，". "!
!#とおくと，図１２に示す
!
"
* ""
*
'，%566"!
4;
7 +ようにプラ ズ マ 電流 を 短 時 間 に #:"60 MA に 立 ち上げ
30 MW でオーミック自己点火した後で，200 s から T 燃料を減

図１３ 図１２に対応する POPCON 図．

少させ 代わりに3He 燃 料を注 入し，500 s で D：3He＝0.6：0.4に燃料比を変換してしまえば，600 s で )$!%"1.70×1020m−3，
!
)$
"
)-3 $
!%
"，&8$
!%
!%
!%
""
"99.45 keV，&5$"80.38 keV

恩恵がなく，シンクロトロン輻射が増大するので第一壁のの D-3He 自己点火の定常パラメータが得られる．その途中反射率も大きくなければならず（%566"!
!
(&），そのために

300 s で $, "3 GW とな る．プ ラ ズ マ 中 心 で は !<#5.3 T

自己点火到達が困難になりうる．そのためにポートのホーと大きくなるのでシンクロトロン輻 射 が 増 大し $1"708 MW

ル割合 も ". "!
!
!#と小さくしている，また，D-3He STとなる ． また &&'"14.0％ ， *+ "15.8 s ， $/ "143 MW ，!と同様に p，4He 灰の閉じ込め時間比が *
!
"
* ""
'と短く
4
;
7 +

$) "617 MW と な る．前 と 同 様 に 第 一 壁 へ の 熱 負 荷

なければいけない．燃料供給や排気の問題は窓のアクセス（$7"0.42 MW/m2）を 電 気 に 変 換 す る．CS 磁 束 はが小さいので困難な可能性があるが，もし RFP でディスラ#0. "18，158 Vs なので放電時間がさらに長くなる．これ

プションが本質的に回避できれば炉としての可能性を追究

は D-T 炉よりも温度が高いのでプラズマ抵抗が下がるからすることは価値がある．しかし閉じ込め増倍度が現状の２である．AC運転も可能でありF-(ポンピングを仮定する必倍程度必要なことより，プラズマ輸送の実験的研究が今後要はないと考えられる．図１３にはその POPCON 図を示す．

重要になることがわかる．D-3He 炉の可能性を示したこの

RFP はヘリカル形状のプラズマ電流によってトロイダ

研究はさらなる RFP の実験研究の重要性を示している．

ル磁場が増大する常磁性の性質を持つので，運転パラメー

なお MHD モードを制御するためのアクティブコイルはタの選択によっては中心でのトロイダル磁場が大きくなり

D-3He 炉の場合，中性子束が小さいので，銅コイルが使え

3

やすい．したがって反磁性の D- He STと異なり高ベータのるかもしれないが，液体金属を利用したコイルも考える必
要がある．

３．
５ p-B 炉は可能か？［３２］p-B核融合は燃料も地上にあり，生成物も4Heのみで中性子発生がなく真の意味で先進燃料核融合であり，実現でき
れ ば 理 想 的 で あ る．こ こ で は D-3He ST 炉（%"6.7 m，("4.2 m，!"4 T）において p-B 自己点火領域に到達するのに必要なパラメータを仮定し，それらが実現可能な範囲にあるかどうかで判定する．
図１４に示すように，まず D-3He 核融合を用いて 500 s かけて 300 keV 以上の高温とし，さらに 500 s かけて燃料を徐々に p-B に置き換えて自己点火領域に到達させる．そのための主な仮定は次の通りである．
（１）シンクロトロン輻射を抑えるために第一壁の反射係数は %566""，計測用ポートなし ". "!と仮定，（２）)''&:)を核スピン偏極で1.6倍まで増大させる，（３）500 s 以後はイオン加熱割合を 0.4 から段
階的に 0.8 まで増大，（４）外部加熱パワーを 800 MW 印加，（５）IPB98y2 則の閉じ込め増倍度を 2.5 からさらに４に増大，（６）D-3He から p-B の遷移領域では D-3He 燃料を速く減らすために燃料粒子の閉じ込め時間を段階的に

図１
２ D-T から D-3He 核融合への遷移時のプラズマパラメータの時 間 発 展．（c）
CS 磁 束 OHFLUX と 垂 直 磁 場 に よ る 磁 束
BVFLUX，（e）
オーミック加熱パワー，各イオン密度 nT，nD，n3He．（c）（e）
以外は図３と同じ．

!
!
*
!
"
* "*
"
* "%( #( !
"と減少させるが，p-B燃料粒子
* +
.5$ +

!
!
に対しては **"
* "#とし，（７）B の電荷数が５と大
+ "*
:"
) +

きく燃料希釈が大きいので，He 灰粒子閉じ込め時間比を
７７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

図１
５ D-T，D-3He，D-D，p-B 核融合の自己点火に必要な核融合生
成粒子の閉じ込め時間比．

の熱平衡プラズマにおいては，高エネルギー粒子の長い減速時間と，電荷中性条件から要求される He 灰の短い排気時間という矛盾により自己点火を実現するのは不可能という結論とな る．ちなみに 図３の D-3He ST 炉にお いては
14.7 MeV プ ロ ト ン の 減 速 時 間 は '1.
/2 #0.5 s で あ り，!
!
'#
' "#と '
"44 s
& "22 s より求まる灰の排気 時 間 '
)
1
, &
)
1
,

図１
４ p-B ST 炉のプラズマパラメータの時間発展．（c）
全核融合
出力PF とHe灰の密度に対する割合fash，（c）
以外の（a）から（e）までは図３と同じ．

よりも遙かに短いので問題はない．
一方，FRC（Field-reversed configuration）で p-B 核融合ができると主張する研究は非Maxwell分布で電荷中性条件

!
!
!
!
'
#
' "!
#( !
"( !
!"と段階的に減少させる．
)
1, &を満たさず，発生した高エネルギー %粒子の直接損失をエ

こ の よ う に 大 胆な パ ラ メ ー タ 設 定 で 得 ら れ た p-B 自

ネルギー変換するものである．自己点火ではなく NBI ビー

己点火フェーズでは， !
!%$"1.9×1020m−3，0"142 MA， %ム駆動による有限 Q 値をめざした考え方である［３３］．これ#-"450 keV，#*"135 keV，&&'#65％，全 核 融 合 出 力は従来の考え方とは異なり非熱平衡プラズマによる核融合"' "3 GW，そ の う ち 制 動 輻 射 損 失 は "% "1.9 GWであり，炉の観点からさらなる検討が必要であろう．また（$*++#$）である．またエネルギー閉じ込め時間は '& "36 s

本小特集にあるような直接エネルギー変換との連携した研!
となるので '!
#' "!
!"より He 粒子の排気に要する時間
)
1
, &
!
は'
s
である．
ただしこの０次元解析では高エネル
#0.36
)
1
,

究が必要になるだろう．

ギー %粒子の減速時間は 0 と仮定しているので，自己点火

３．
６ まとめと課題
より安全な核融合炉をめざした D-3He，D-D 磁気閉じ込が達成されている．
今までの D-T，D-3He，D-D 核融合炉の研究結果をまとめめ核融合炉の自己点火に関する研究結果をまとめると，通ると図１５のようになる．D-3He，D-D 炉となるにつれて要求

常の高アスペクト比のトカマクでは D-3He，D-D 核融合炉

!
される '
#
' 比は 2，1.5 と小さくなければ自己点火を維持)
1, &は難しいが，低アスペクト比の ST を用いれば D-3He，D-D

することはできない．これは先進燃料になるほど燃料粒子

核融合炉までは可能性がある．しかしディスラプションがや反応生成粒子の電荷数が増加し燃料希釈が起こりやすく最大の問題である．ディスラプションの問題がなさそうな!
なるからである．'#' $"で成立するのは D-D 炉までで
)
1
, &
!
あり，p-B 核融合はさらに短く '!
#' #!
!"が必要となる．
)
1
, &
!
この '
#
' ""のような条件がありえるかどうかは議論)
1, &RFP 炉においては，閉じ込めが現状の２倍程度に改善でき
れば D-T 燃料で自己点火に達してから D-3He 燃料に切り替えることで D-3He 炉は可能になりうる．p-B 炉に関しては，の対象でもあるが，詳細に検討してみるとその意味が理解

ST 核融合炉で考えると反応生成粒子は直ぐに排気しなけできるようになる．即ち，p-B 核融合で発生した高エネル

ればいけないので自己加熱する時間がなく自己点火ができ

ギー %粒子がプラズマにエネルギーを与える時間（減速時ない．このように熱平衡プラズマでは電荷中性条件のため間）は #*"135 keV の場合 '1.
/2 #1.5 s 程度であるが，Heに p-B 炉は従来の磁気閉じ込め核融合炉では不可能とな!
（%粒子）の排気時間は上述したように '#0.36 s と短くな(*る．

ければいけない．つまり %粒子がエネルギーをプラズマに以上の研究結果から浮かび上がる定常をめざした環状磁気閉じ込め核融合炉の３つの大きな課題は与える前に灰となる He 粒子を取り除かなければならない．

（１）ディスラプション

これでは自己加熱ができないことになる．
こ の よ う に p-B 自 己 点 火 に 到 達 す る た め の 条 件 を（２）灰粒子排気

Maxwell 分布を仮定して調べると，環状磁場閉じ込め装置（３）燃料供給，
７８

Special Topic Article

3. Quest for D-3He, D-D Advanced-Fuel Fusion Reactors

O. Mitarai

であろう．一見可能に思える核融合炉でもよく考えてみる

えてくれる．乗り越えるべきか？迂回すべきか？全く新たと灰粒子排気や燃料供給がうまく行えるかどうかはわから

な方法はないか？これらを考えることは楽しいことであない．そこで現在考えられうる研究の方向性として次のよる．また，D-T 核融合では何とか役にたった概念が D-3He

うなことが考えられる．

核融合では全く役に立たなくなってくる．ここでは考え（１）に関しては，トカマクからディスラプションは取り方，物の見方をアップグレードする必要が生じる．また，除けないと予想するので，トカマク以外の RFP やディスラ

基礎から考え直す必要が生じるし，ほとんどの研究者がまプションのないヘリカル炉の研究がますます重要になってだ考えてもいないようなことを考える必要がある．

くる．ヘリカル炉はトカマクにかなわないと主張するのはそれらの例として，ST 炉は大きなプラズマ電流を流せ

先見性のなさを示している．なお先進燃料を用いるヘリカ

るが，CS コイルの磁束を大きくとれないので電流を駆動

ル炉については閉じ込め増倍度が現状の 2.4 倍程度必要なするのは容易ではない．それを克服するためにテータピン

ことから以前に断念したが［３４］，最近 LHD にお い てはチの発想から外側の PF コイルの作る垂直磁場を利用してLID（Local island divertor）コイルによる閉じ込め改善が立ち上げを行う方法を開発することができた［３８］．また，報告されているので［３５］，今一度見直してみる必要があ

D-3He 炉は高温度になるので電流駆動は全く役に立たなる．

い．プラズマの温度が高すぎて外部から電流駆動をかける（２）の灰粒子排気に関しては，プラズマの表面近くに磁と逆電流が流れいつまで経っても減衰しないので，全体と気島を生成し，拡散してきた灰粒子を外に速く損失させてしてプラズマ電流は全く変化しない［１６］．オーバーブート

しまうことが考えられる．LHD での LID コイルによる He

ストラップ電流立ち上げなども使えない概念である等，今排気を促進する磁気島実験結果も存在するので［３６］，そのまでの常識を超えた幅広い視野が得られる．電流駆動は低ような目的のための様々な磁気島の探索が必要である．

温度，低密度の場合のみに有効であることを認識しておく（３）に関して現在取り組んでいる解決策の一つは CT 入

ことは今後の研究テーマを考える際にも重要である．

射である．今まで多くの研究があるがまだ実験的にも理論「核融合は砂上の楼閣である」という意識を私は今も持的にも不完全であり，これを新たな観点から考え直し，基ち合わせている．このように意識すると研究がスリル満点

礎的研究を進める必要がある．

になる．どっちに転ぶかわからないからである．しかし，筆者は正しく理解できていないのかもしれないが，上の砂上の楼閣でないようにするにはどうすれば良いかをずっ

３つの大きな問題がなさそうなのが，レーザー核融合やそと真剣に考えている．核融合研究ではひとつの問題を解決の他の短パルス的な運転を行う核融合炉である．燃料はそしたらまた次に問題が出てくる．まるでタマネギのようのたびに注入して，核融合でエネルギーを出して，そのたに．これは"Fusion Onion"とも言える．しかし必ず 実 はびごとに燃焼灰の排気を行う，という観点からは問題はああると信じている．現在の世界の研究を眺めているといつ

まりないのかもしれない．

まで経っても結論を出さずに研究を続けているような風潮が感じられる．だめならだめと早く結論を出すことも重要

３．
７ 最後に

と思う．何故なら次に何をすればよいかを考えるからであ

このように D-3He，D-D，p-B 先進燃料核融合研究を行っ

る．核融合研究には解決すべき課題が多い．だからこそ早てくると，燃えかす粒子の閉じ込め時間を短くすることのく取り組んで早く結論を出す．早く失敗することも重要で重要性が理解できるようになる．これは自己点火を維持す

ある．いつまで経っても実現しそうにないから研究への参るため に 重 要 で，い わ ゆ る SDGs（Sustainable Develop-

入はやめようと考える若者もいるかもしれない．しかしな

ment Goals：持続可能な開発目標）的考え方に通じていがら，「問題が多いほど活躍のチャンスがある」ととらえる．また，この考えは目の前に起きている世の中の問題のると将来が楽しみになってくる．先進燃料核融合炉の研究解決にも役立つ．即ち，社会における感染者の滞在時間

は（閉じ込め時間）を短くすれば，感染時間を短くすることでの問題をどのようにして解決するかそのチャンスも与えて感染確率を減らすことができるというコロナ対策である．

くれる ．明確な目標を持つ核融合研究であるからこそ検査によって感染性を確認して直ぐに保護隔離すれば感染

我々に多くのことを教えてくれる．また我々は学術研究の者数を速く減らすことができる［３７］．この発想は核融合研ために研究しているのではない．目の前の大きな問題を解究を世のために役立てたいと長年思い続けてきたことから決するために基礎から学術的に研究している．解決は簡単来たものである．核融合研究は世の役に立つ．それはどちではないが人類が生き延びるためでもある．

らも多体問題だからであろう．

問題を発見する多くの機会を与えてくれる．また，そなお江崎玲於奈先生が筑波大学で開かれたプラズマ核融

D-T 核融合のみを研究するのはもったいないと思う．何合学会で行った講演での言葉は印象的であった．

故なら，同時に D-3He 核融合ではどうなるだろうかという"Visit the future earlier than anybody else"

好奇心を持てば，さらに視野が広がるからである．D-3He
核融合を研究すると D-T 核融合ではあまり重要な問題では

参考文献

ないと思えることが非常に大きな問題として浮かび上がっ［１］御手洗 修： 核融合の必要条件とその温度，密度分布
及び偏極核融合依存生 アイオニクス：イオンの科学
と技術（１
９
８
７年８月号）13, 17 (1987).

てくる．大きな壁が目の前に立ちはだかるので，それにめげてしまうかもしれないが，それを乗り越える楽しみも与
７９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

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［３５］小林政弘： 周辺プラズマの熱輸送制御の進展 令和２
年度核融合科学研究所研究プロジェクト成果報告会
２
０２
１年６月１−３日．
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８０

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.2 (2022)８
１‐８５

小特集 先進燃料核融合研究の現状と展開

４．慣性核融合における先進燃料研究
4. Advanced-Fuel Fusion Researches in Inertial Fusion
城"知至JOHZAKI Tomoyuki
広島大学 大学院先進理工系科学研究科（原稿受付：２
０
２
１年９月２
６日）

慣性核融合における点火条件・燃焼率の簡易モデルによる評価に基づいて，DT 燃料と先進燃料（DD，D3He，p11B）の比較を行い，先進燃料の特徴を概説する．また，近年，特に注目を集めている p11B 燃料について
は，従来の熱核融合反応だけでなく，非熱的核融合反応に着目したレーザー加速粒子を用いたレーザー実験や，
この反応を積極的に用いる点火方式などを紹介する．
Keywords:
advanced-fuel fusion, inertial fusion, ignition condition, burn-up fraction, DT ignitor, non-thermal fusion

４．
１ はじめに

４．
２ 慣性核融合燃料の点火条件

こ の 原 稿 を 執 筆 し て い る 最 中 に，米 国 国 立 点 火 施設

慣性核融合燃料の点火条件は，爆縮もしくは外部からの（NIF）で核融合出力 1.3 MJ 達成のニュースが入ってきた

加熱源により，圧縮燃料の一部もしくは全体を加熱するこ［１］．爆縮に用いるレーザーエネルギー（1.9 MJ）に匹敵すとで形成する高温の点火部におけるパワーバランスで評価る核融合出力である．２０２１年６月に行われた IAEA の核融される［６］．核反応生成荷電粒子による点火部へのエネル

合エネルギー会議での報告値（170 kJ）から約一桁の増加

ギー付与率（自己加熱率）が点火部からのエネルギー損失

で，核融合点火に向け，飛躍的進展をもたらす結果である．

率（輻射損失率＋熱伝導損失率＋膨張仕事率）を上回れば，慣性核融合では，直径数 mm の核融合燃料球にレーザー

その後，自己加熱により温度が上昇し，衝撃波を伴う爆発やイオンビーム等のドライバーエネルギーを照射して固体的燃焼へと発展する．各種燃料に対して求めた点火条件を

密度の数千倍にまで圧縮し（爆縮），その圧縮燃料の一部

点火部のイオン温度#%!$−面密度""$（点火部密度の径方向

もしくは全体を核融合点火温度まで加熱することで，爆発積分値）面上に示 す（図１）．点火部の閉じ込め 時間を的核燃焼を起こす．発電炉では，この小爆発を数〜数十 Hz（"$ は点火部半径，!&は音速）とし，質量密
#!"$!
!&#
"
"

で繰り返すことで定常的にエネルギーを取り出す．

度"を電子数密度$#に置き換えることで第２章の磁場閉じ

慣性核融合の点火方式としては，従来からある中心点火

込め方式の点火条件（文献［７］の図３）と比較できる．

方式に加え，相対論高強度レーザーを用いた高速点火方式

DT 燃料に比べ先進燃料は反応断面積が小さく，その［２］や，衝撃波駆動による衝撃波点火方式［３］などの新点火

ピークがより高温にある（文献［７］の図１）ことや DD 以外

方式が提唱され，多彩な方式で核融合点火に向けた研究がは平均電荷が大きく輻射損失が大きくなることから点火条進められている．これに伴い，DD，D3He，p11B 等の先進件は厳しくなる．特に平均原子番号の大きな p11B では，輻燃料を用いた慣性核融合研究にも広がりが生じている．特射に対して光学的に十分厚い領域での点火となり非常に大11に p B 燃料は，中性子生成量が非常に少ないクリーンな燃

きな面密度が必要となる．

料として，種々の点火方式の提案やレーザー加速実験が行

いずれも電子温度 ##!$とイオン温度 #%!$は等しいとしてわれ，また民間企業［４，５］も参入し，研究が進められている．

評価したが，仮に p11B 燃料において電子温度をイオン温度

しかし，先進燃料は，DT 燃料に比べて点火条件が厳し

より低く抑えることができれば，輻射損失を大幅に低減でく，十分な核融合出力を得るためには燃料サイズが大きく

き，DD 燃料と同程度の点火条件にまで緩和することは可なる．また，副反応や二次反応により一定量の中性子が生能である．しかし，いずれにせよ，DT 燃料に比べると，先成されることから，DT 燃料に比べて炉としての優位性に

進燃料の点火条件は厳しく，その状態を達成するために要

ついては懐疑的な点もうかがわれる．これらの観点から，するドライバーエネルギーは大きくなり，点火の実現や効本章では，慣性核融合における先進燃料の点火・燃焼特性率の点で劣る．

や近年の先進燃料研究について紹介する．
Graduate School of Advanced Science and Engineering, Hiroshima University, Higashi-Hiroshima 739-8527, Japanauthor’s e-mail: tjohzaki@hiroshima-u.ac.jp

８１!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

""により
!"

""
""!!

（１）

で見積もられる［８］．ここで B は燃焼パラメータと呼ばれ
る量で，
$#%
"!
!" ! # $ $
#
&$
#

（２）

である．ここで #$は燃焼時の平均イオン温度，%$は燃料中のイオン１個当たりの平均質量，##&$は核融合反応率係数である．図２に DT，DD，scat-D，D3He，p11B 燃料に対する !を #$に対して示す．燃焼パラメータ !は #$の関数であり，燃焼率 !も #$に依存する．燃焼パラメータ ! は燃
焼率 !の分母にあることから，その値が小さいほど，面密度 ""の燃料の燃焼率は高くなる．
各燃料の!の最小値により燃焼率を評価した結果を図３に示す．核融合炉として成立するためには，投入したドラ
イバーエネルギーの１００倍程度の核融合出力が要求される．
このためには燃焼率として 0.3 程度が必要である．このような燃 焼 率 を 得 る た め に 必 要 な 面 密 度 は，DT 燃 料 が
図１"""3 g/cm2 で あ る の に 対 し，D3He や scat-D で は慣性核融合における（a）
DT，D3He，pure-DD，scat-D 燃料，（b）
p11B 燃料の点火条件．P11B 燃料に対しては，電子温度
Teh とイオン温度 Tih が異なる条件についても示す．

"""20 g/cm2，p11B では """50 g/cm2 となり，DT に比べると先進燃料で十分な燃焼率を得るためには１桁大きな面密度が必要となる．

４．
３ 燃焼率
前節では，点火部に対するパワーバランスから点火条件を示した．ただし，実際に爆発的燃焼に達するには，核燃焼が爆発的燃焼に達するのに要する時間が，高密度燃料維持時間より短いことも必要である．このため，前節で示した条件は，点火部に対する必要条件であり，核燃焼実現のための十分条件ではない．
慣性核融合では，点火部で開始された核反応で生成される荷電粒子や中性子による自己加熱が点火部の温度上昇を引き起こし，さらに周囲の低温高密度主燃料部へと核燃焼波を駆動し，衝撃波を伴う爆発的な核燃焼が実現される．
衝撃波を伴う燃焼過程としては化学反応で生じるデトネー
図２

ション波（爆轟波）に似ている．化学燃焼のデトネーショ

燃焼パラメータ B の燃焼温度 Ti 依存性．

ンでは衝撃波による加熱により，衝撃波後方に化学反応が誘起され，その反応熱により衝撃波が駆動され，衝撃波と燃焼波が一体となって伝播する．慣性核融合の燃焼も同様の燃焼形態であるが，輻射や核反応生成粒子，電子熱伝導により衝撃波前方が先行加熱される 点 や 燃 焼 率 の低さ（高々３０％程度である）が異なる．慣性核融合では，爆縮燃料のサイズが小さく，１００％燃焼する前に，衝撃波が燃料端に到達し，その後，希薄波により燃料密度が低下していく
ため，１００％の燃焼率を得るのは困難である．同じ核燃焼形式でもスケールの大きな超新星爆発のように燃焼波の厚み
が星＝燃料のスケールに比べて極めて小さいような系では
１００％燃焼が可能であるが，そのような大サイズの爆縮燃
料では，出力が大きくなりすぎて，炉として成立しない．
図３

慣性核融合では，燃料の燃焼率 !は燃料全体の面密度
８２

燃焼率 !の燃料面密度 "R 依存性．

Special Topic Article

4. Advanced-Fuel Fusion Researches in Inertial Fusion

T. Johzaki

先進燃料で高燃焼率達成に必要となるこのような大きな

少量の T を添加した"T-poor"燃料に対する解析も行われて面密度の爆縮状態を実現するためには，DT 燃料と同程度いる［１７］．この結果，DD 燃料部に 0.5〜１％添加した Tの圧縮密度の場合，半径が約１０倍，質量（∝体積）が約が燃焼を促進することで，炉として十分な出力が得られる

１０００倍の燃料が必要となる．これは爆縮に要するドライとともに，燃焼で消費される量を上回る T を DD 反応で生

バーエネルギー・核融合出力ともに約１０００倍大きくなるこ

成できることが示されている．この場合，燃焼後のプラズとを意味する．DT 燃料での出力が百 MJ クラスであること

マから T を回収することで，ブランケットでの T 増殖なし

を考えると，先進燃料では百 GJ クラスとなり，このようなに燃料サイクルを回すことが可能となる．

大きな出力に耐える炉を建設することは現実的でない．炉

中尾らによる DT 点火剤／D3He 燃料に対する解析［２０］として成り立つためには核融合出力を数 GJ 程度に抑える

では，DT 反応生成中性子による加熱や，D3He 反応生成プ必要がある．このため，先進燃料ではより高密度圧縮を行

ロトンによる核弾性散乱の影響が評価され，これらによるう必要がある．これにより，燃料質量の増加，つまりは核D3He 燃料の加熱が，D3He 燃料の燃焼を大きく促進するこ

融合出力の増加を抑え，高面密度・高燃焼率を実現する．

とが示された．この解析では，核融合炉として要求される

４．
４ DT 点火剤付き先進燃料を満たす条件が，ドライバーエネルギー 10 MJ で実現可能

核融合利得（核融合出力／ドライバーエネルギー）! 100
なことも示されている．ただし，中性子出力は意外に大き４．
２節で示したように，先進燃料の点火条件は，DT 燃料

く全核融合出力の１０〜２０％であった．

に比べて格段に厳しい．この先進燃料の点火条件緩和のために，核燃焼の点火には DT 燃料を用い，その周囲に主燃

高速点火方式を対象とした解析は，現在のところ爆縮過料として先進燃料を配置する，DT 点火剤付き先進燃料が程を無視し，計算の初期状態として最大圧縮状態を仮定し提案されている（図４）．この場合，DT 燃料で核融合燃焼

たものしか行われていない．今後は，爆縮過程も考慮したの点火を行い，そこからの燃焼波によって，周囲の先進燃

統合シミュレーションによる，ターゲット並びに爆縮加熱料からなる主燃料部の燃焼を実現する．これにより，点火ドライバーデザインが必要である．この統合シミュレー

条件は DT 燃料と同程度に緩和できる．

ションでは，核反応生成荷電粒子による核弾性散乱や中性中心点火方式を対象に，最大圧縮状態を計算の初期状態

子による弾性散乱，その反跳によって生じる高エネルギーに仮定した数値シミュレーションによる解析が多く行わ

燃料粒子の輸送過程を減速途中の非熱的核融合反応も含め

れ，その有効性が示されていた（例えば，［９‐１５］）．これて計算する必要がある．

に対し中島ら［１６］は１次元爆縮シミュレーションにより，

４．
５ p11B は究極の燃料か？

中心点火方式では，爆縮途中に点火部の DT 燃料が燃え始め（先行点火），主燃料部の十分な密度・面密度への圧縮

DT 燃料はその点火のしやすさから，第一世代の核融合燃料として，核融合点火に向けた研究において使用されてが行えないことを示した．
一方，近年提案された高速点火方式［２］では，爆縮によりいる．しかし，反応で生成される中性子が核融合出力の８燃料の高密度圧縮を先に行い，最大圧縮時に燃料に相対論割を担うため，炉材の放射化は避けられない．また，燃料的強度の短パルスレーザーを照射することで，燃料端の一の T は放射性物質でありその増殖が不可欠である．

部を点火温度まで加熱して点火部を形成する．この方式で慣性核融合で先進燃料を用いる場合は，点火条件緩和のは，十分断熱的に圧縮を行えば，DT 点火剤の先行点火をために，点火剤として DT 燃料を使用する必要があり，一回避することが可能である．計算の初期状態として最大圧定量の T 生成は必要となる．また，DD や D3He 燃料では主縮状態を仮定し，主燃料である先進燃料の端部に DT 点火

反応や副反応，二次反応により中性子が生成されるため，剤を置いた点火・燃焼計算が行われている（例えば，［１７‐核融合出力における中性子割合の大幅な低減は期待できな

２１］）．

い．では，p11B 燃料の場合はどうであろうか？
燃料材が天然に存在し，主反応

DT 点火剤付き DD 燃料において，主燃料の DD 燃料部に!＋8.9 MeV
p＋11B → !
からは中性子が生成しない点で，p11B は究極の核融合燃料として期待される．ただし，断面積は主反応に比べて小さいものの，副反応や二次反応
p＋11B → n＋11C−2.8 MeV!＋11B → n＋14N＋0.2 MeV
により一定量の中性子は生成されるが，DT 燃料に比べる
図４と中性子出力割合は格段に小さい．このため，p11B は究極

DT 点火剤付き先進燃料の点火時の状態の模式図．左が中心点火方式で，右が高速点火方式．DT 燃料の周りに先進燃料を配置し，DT 燃料内に点火部を形成して核融合点火・燃焼を起こし，そこから伝播する核燃焼波で主燃料である先進燃料部を燃やす．

の燃料として，慣性核融合を含め，レーザー核融合方式においても長年議論されている（例えば，［２２‐３２］）．しかし，その断面積の小ささと，制動放射の大きさからその実
８３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

現は困難である．最近，雪崩的反応により，点火・燃焼の極の燃料といえよう．熱核融合反応だけではなく，進展目

実現の可能性を示す解析結果［２６，２７］が出ている．しかし，覚ましい超高強度レーザーを用いたレーザー加速イオン

これに対しては評価モデルが不適切であるとの反論［２８］もビームや反跳イオンによる非熱的核反応も考慮し，また，ある．

強磁場印加など様々な工夫により点火・燃焼を実現できるシナリオをぜひとも描きたいものである．

慣性核融合で燃焼を実現するためには，（１）反応率係数が十分大きくなるような数百 keV の高温で，かつ
（２）制動

４．
６ 結言

放射が燃料内で再吸収できるような光学的に十分厚いプラズマ状態を実現する必要がある．また，炉として成立する

最後に，田島氏の記事［３４］からの引用であるが，エネルためには，核融合出力を数 GJ 程度に抑える必要がある．こギーリソースとしての核融合研究は， end in mind（「出れらの条件を実現するには，燃料密度 104〜105 g/cm3 の超口から遡れ」），まず出口を見極めそのゴールに到達する

高圧縮で，イオン温度数百 keV，面密度 #!!50 g/cm2 のプ戦略を考えるというアプローチをとるべきである．米国

ラズマを形成する必要がある．

NIF で DT 燃料を用いた核融合点火まであと一歩のところ

輻射損失を抑えるためには，２節で示したように，電子まで来ている．その後追いで，DT 燃料での点火・燃焼の温度をイオン温度より十分低い状態に保つことや，燃料中実現を経て先進燃料の可能性を探る…という段階を経て進11の B の割合を減らして電子数密度を低くするなどの方法めるのではなく，p11B で点火燃焼を実現するには，今，どが考えられる．例えば Sano 等［３３］が提唱している数１０〜のような研究が必要なのか？そういう視点に立って研究戦

数百 kT の磁場下での相対論強度のレーザープラズマ相互

略を立てていく必要があるのかもしれない．

作用における，ホイッスラー波による高密度プラズマ中でのイオン直接加熱により，イオンを選択的に加熱する手法

参考文献の 利 用 な ど が 考 え ら れ る．ま た，燃 料 粒 子 数 比［１］NIF 1.3 MJ 出力達成のニュース：https://www.science.
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"!!"）についても，核反応率と輻射放射率のバランス（"#!
により最適値が存在しうる．
熱核融合反応でなく，レーザー加速で 1 MeV クラスの p
ビームを作り，p11B ターゲットに照射し，断面積の大きなところで非熱的ビームプラズマ核融合を起こす手法も提案されている．Hay 等［２９］は空間０次元のビーム成分とバルクプラズマのパワーバランスから燃料全体で点火する体積
点火方式（volume ignition scheme）での点火条件や燃焼率を評価し，炉として成立する条件が存在しうることを示している．また，Gus'kov 等［３０］は中空の球殻燃料の内面に相対論的高強度短パルスレーザーを照射して強磁場を形成し，その磁気リコネクションにより燃料イオンを加速するとともに，燃料外面にナノ秒のハイパワーレーザーを照射して爆縮することで，燃料中心部に非熱的高エネルギーイ
オンを閉じこめ，p11B 反応を点火させる方法を提案している．また，簡易モデルにより評価したレーザー強度やエネ
ルギーの見積もりでは，数 MJ のレーザーでの点火の可能性を示している．ただし，その後の爆発的な燃焼が起こるかどうかの評価は行われていない．
一方，近年，PW クラスの超高強度レーザーを用いた実験も行われている（例えば［３１］，［３２］）．チェコの PALS
レーザー（600 J）を用いた実験［３２］では，レーザー加速 p
ビームを B ターゲットに照射し，p11B 反応で生成された
１０11 個の "粒子が観測されている．さらには p11B 燃料によるレーザー核融合での発電をめざす民間企業も出てきてる．
田島氏が小特集［３４］で述べているように，慣性核融合でも p11B の点火・燃焼は DT 燃料に比べ非常に厳しい条件となり，その実現は困難である（物理的困難）．一方で，将来の核融合炉を見据えると，p11B での点火・燃焼が実現できれば，燃料供給の点や，中性子発生数の少なさから炉としての技術的困難が著しく軽減する点で，非常に魅力的な究
８４

Special Topic Article

4. Advanced-Fuel Fusion Researches in Inertial Fusion［２６］H. Hora et al., Laser Part. Beams 33, 607 (2015).
［２７］S. Eliezer et al., Phys. Plasmas 23, 050704 (2016).
［２８］M.L. Shmatov, Phys. -Uspekhi 62, 70 (2019).
［２９］M.J. Hay and N.J. Fisch, Phys. Plasmas 22, 112116 (2015).
［３０］S. Yu. Gus'kov and F. A. Korneev, JETP Letters 104, 1

T. Johzaki(2016).
［３１］F. Consoli et al., Frontiers Phys. 8, 561492 (2020).
［３２］L. Giuffrida et al., Phys. Rev. E 101, 013204 (2020).
［３３］T. Sano et al., Phys. Rev. E 100, 053205 (2019).
［３４］田島俊樹：プラズマ・核融合学会誌 93, 21 (2017).

８５

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.2 (2022)８
６‐９０

小特集 先進燃料核融合研究の現状と展開

５．直線開放端磁場プラズマによる先進燃料核融合炉の研究例〜ARTEMIS を振り返って〜
5. Research Example of Advanced-Fuel Fusion Reactor
using Linear Open-End Magnetic Field Plasma -Looking Back on ARTEMIS百田弘１），" 橋 俊 樹２）

MOMOTA Hiromu１）and TAKAHASHI Toshiki２）
１）

核融合科学研究所，２）群馬大学（原稿受付日：２
０
２
１年１
１月１
１日）

高ベータ FRC を炉心プラズマに採用した D-3He 概念設計炉 ARTEMIS について概説する．D-3He 炉は D-T
炉に本質的に備わる中性子の問題を根本から回避できる．その反面，プラズマ温度やプラズマ閉じ込めに課される厳しい条件を乗り越える必要があり，高ベータプラズマ閉じ込めが現実的な解となる．荷電粒子の高エネル
ギーを直接電気エネルギーへ変換する技術も高経済性を獲得するには必須であり，直接エネルギー変換器の導入には直線型で開放端磁場構造を有する閉じ込め概念が適している．FRC や非断熱トラップがこれに該当する．
ARTEMIS とともに，現在検討を進めている連結非断熱トラップによる D-3He 核融合発電システムについても述べる．
Keywords:
D-3He, field-reversed configuration, ARTEMIS, direct energy conversion, connected non-adiabatic traps

５．
１ D-3He 核融合の魅力を引き出した ARTEMIS
開発のは自然の流れである．まず考えられるのは自然界に存在する重水素のみを燃料とする D-D 核融合や cat D-D 核融合

3

磁場反転配位（FRC）方式に基づく D- He 概念設計炉である．しかし，中性子の発生を格段に抑えるものではな

ARTEMIS の開発には，１９９２年からの２年間にわたる本学

い．3He-3He や p-11B は，副反応がなく中性子を全く生じな会「D-3He 核融合」研究専門委員会での討議内容が大きくいという大きな利点があるが，輻射によるエネルギー損失

寄与している．その当時の状況として，加速器物理や原子が大きく，パワーバランスを考慮すると電気エネルギーを

核物理の研究者たちの関心も薄れ，ビッグサイエンスとし取り出せるほどの余裕はない．

ての核融合開発計画に批判的な風潮が見られるようになっ一方で D-3He 核融合は，D-D 中性子や D-T 中性子が発生ていた．１９５５年の原子力平和利用ジュネーブ会議で世界的するものの，その中性子出力は核融合出力のわずか数％程に研究開始されて当時で４０年になっていたが，実現に向け度で，炉の寿命を通じて炉材料の損傷や放射化は問題になてはなお課題が山積していた．

らない．したがって，D-3He 核融合は中性子の問題を本質

これらの課題は D-T 炉を想定した核融合開発において本的に解決できる魅力を有している．D-3He 反応で生成する

質的に避けられないものである．その一つとして，トリチ

エネルギーは D-T 反応と同程度である．しかし，ヘリウム

ウムの増殖と放射線安全性確保が挙げられる．さらに深刻

は２価でトリチウムの２倍の電荷をもつためクーロン障壁

な問題は，14 MeV 中性子に由来するものである．D-T 炉のが大きく，80 keV 程度のより高い点火温度が要請され発電システムとしては，中性子の運動エネルギーを熱エネる．プラズマ温度が高くなると，輻射によるエネルギー損

ルギーに変換したうえで電力を取り出すので，プラントの失が大きくなり，D-T 核融合に比べて５倍ほど大きな閉じ

効率は高々３０数％にとどまる．また中性子は構造材料を誘

21−3
込めパラメータ（!"!
sec）が要請される．
! !10 m導放射化するので炉の保守や解体修理で生じた廃棄につい

燃焼温度が高くなると閉じ込め磁場によるシンクロトロての計画や低放射化材料の開発が求められる．中性子の重ン輻射が大きくなるので，一定のプラズマ圧のもと閉じ込照射による容器壁の脆化への対策も必要である．１９９５年当め磁気圧の低い閉じ込め方式が求められる．つまり，プラ時のデータでは，３１６ステンレス鋼は3 MW・year/m2，フェズマ圧／外部磁気圧で定義されるベータ値（最大で１００％）

ライト鋼HT-9で10 MW・year/m2 で物性値が大きく変化すが高いほうがよい．再吸収の観点からも高ベータが好ましる．このため，発電炉での寿命は３年程度と見積もられる．

い．同時に反射率の高い第一壁でエネルギー損失を抑える

したがって，中性子の問題を解決する反応に目を向けることも要望される．

Graduate School of Science and Technology, Gunma University, GUNMA 376-8515, Japancorresponding author’s e-mail: t-tak@gunma-u.ac.jp

８６!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

5. Research Example of Advanced-Fuel Fusion Reactor using Linear Open-End Magnetic Field Plasma -Looking Back on ARTEMIS‐ H. Momota and T. Takahashi

D-3He 核融合は，中性子の発生が抑えられるかわりに荷素の球形氷殻に液体3He を充填した微小ペレットを落下さ

電粒子がその運動エネルギーを担う．荷電粒子−電気エネ

せ て 行 う．FRC プ ラ ズ マ を こ の ペ レ ッ ト に 向 か っ て

ルギー変換は，熱機関のようにエントロピーの大幅な増大

１０6 m/s で移送させてプラズマ中心部へ供給する（Pac-Manを伴うことがなく直接電気エネルギ ー に 変 換 さ れるの方式）．また，14.7 MeV 陽子は生成時の正準角運動量にで，６５〜７５％の高効率変換も可能と考えられる．荷電粒子

よって捕捉・損失の条件が定まる．この捕捉陽子によりプを効率良く直接エネルギー変換器に導くためには，プラズ

ラズマ中に環状陽子ビームが形成され，プラズマ電流の駆マ周辺とエネルギー変換器を磁力線で連結するのが都合よ

動に必要な種電流を提供する［７］．さらに，定常維持に必要

く，直線型で開放端の閉じ込め方式が適切である．

なプラズマ加熱も14.7 MeV陽子と!粒子によって自動的にこのように魅力のある D-3He 核融合発電システムを実現行われる．定常燃焼状態における主要な炉パラメータをするための要請条件をまとめると以下のようになる．

表１に示す．ARTEMIS-H はプラント効率を最大にした設

１．燃 料 の プ ラ ズ マ 温 度 80 keV に お い て 点 火 条 件 を計であり，プラント効率は６１％に達している．一方で，満たす程度のエネルギー閉じ込めパラメータ
21
−3
!"#
sec，
! !10 m表１２．輻射損失をできるだけ抑制し燃焼を可能にするため

D-3He/FRC 炉 ARTEMIS の主要パラメータ［１‐５］．

に，できれば１００パーセントに近いプラズマベータ値，Electron density (1020 m−3)
n3He / nD
Average plasma temperature (keV)
Plasma radius (m) × length (m)Plasma current (MA)External magnetic field (T)Averaged "s value
Energy confinement time (sec)

３．14.7 MeV 陽子のエネルギーを高効率で電力に変換できる直接エネルギー変換器の実現と，それを設置可能とするためにプラズマ周辺の磁力線が開いた直線型のプラズマ閉じ込め方式．
D-3He 核融合発電システムは環境保全性・安全性や経済性の観点から卓越しており，同時に検討課題を明確化した．これらの検討成果を具体化したのが，電気出力 1 GWeの D-3He 燃料 FRC 核融合概念設計炉 ARTEMIS［１‐５］である．

５．
２ ARTEMIS の概要
ARTEMIS の全体概念図を図１に示す．
初期 FRC プラズマは，セラミック放電管（長さ 15 m，半
径 1.8 m）を有する生成部において逆磁場テータピンチ法
によって形成される．生成された FRC プラズマは，直ちに隣接した燃焼部（長さ 25 m，半径 2 m）へ磁気圧差により移送される．ここで，燃料注入と NBI 加熱が施されて，約５０秒間で定常燃焼に至る．NBI は重水素ビームであり，約40 MW が必要である［６］．定常燃焼時の燃料供給は，重水

図１

Fusion power (MW)Output electric power (MWe)Power to heat converters (MW)Power to TWDECs (MW)Power to Cusp DECs (MW)
Plant efficiency
Neutron power fraction

1,653
1,000
435
514
704
0.61
0.046

1,757
1,000
668
526
563
0.57
0.032

Total weight (tons)
Radius of first wall (m)Heat load on first wall (MW/m2)
Neutron load on first wall (MW/m2)

4,900
1.75
2.0
0.42

4,900
2.29
2.0
0.18

ARTEMIS の全体概念図［１
‐
５］
．

８７

ARTEMIS-H ARTEMIS-L
6.82
5.09
0.50
1.35
85.0
83.5
1.15×16.4 1.68×22.2
168
189
6.44
5.36
0.98
0.98
1.07
1.46
2.76
6.90

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

５．
３ ARTEMIS を振り返って

ARTEMIS-L では中性子出力を最小化しており，第一壁への中性子負荷は 0.18 MW/m2 まで抑えられる．これは，D

ARTEMIS は環境保全性や安全性および経済性の観点か

3に 対 す る He の 燃 料 比 率 を 高 め る こ と で 可 能 に な り，ら社会的受容性の高い発電システムとして認知されARTEMIS-L で は そ の 比 が 1.35 と な る．表１で，$値 はた．２０２１年９月現在において，引用・文献データベース*#

で定義され，イオン旋回半径 $)に対するプラ
#
#
(#"
%
*$
)&
! #

Web of Science で"field-reversed configuration"と検索する

ズマ小半径の比に対応するパラメータである．ここで，#*と ARTEMIS の論文［１］が被引用回数のトップになっておはセパラトリクス半径，!は磁気中性円（field-null circle）

り，このことからも ARTEMIS は２
５年以上にわたって FRCの半径である．$値が小さいほどイオンの運動論的効果が研究を推進する動機付けになっていることがわかる．

強くなり傾斜モード不安定性や回転不安定性が安定化されARTEMIS は世界的に一定の評価を得たものの，この２５
年で D-3He/FRC 発電システムが核融合研究の中心的なコ

る［８，
９］．
ARTEMIS-L のパワー流れ線図と粒子流れ線図を図２とンセプトにまで成長できたであろうか．現状そうではな

図３に示す．

い．その一因は FRC の閉じ込め性能にある．

中性子出力は最小化されて 56 MW となり，核融合出力

ARTEMIS における設計において，FRC プラズマのエネ
ルギー閉じ込め時間 %'（sec）は，のわずか 3.2％ である．閉じ込め領域から漏洩したイオンのうち，熱プラズ マ は カ ス プ 型 直 接 エ ネ ル ギ ー 変換器

#!
&

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

Cusp DEC で，14.7 MeV 陽子は進行波型直接エネルギー変
換器 TWDEC で，それぞれ直接電気エネルギーに変換されるため，結果的にプラント効率は５７％と高い値が見込まれで表される経験則［１０］を用いている．粒子閉じ込め時間は（m）
は外部磁場でのイオン・
この２倍である．ここで，$)!

る．年間の稼働率を７５％と仮定すると，3He 燃料の消費量

ラーモア半径，"（keV）はプラズマ温度である．ここでは年間 64 kg となる．

!!
$#%と温度依存性が正の指$)!$ '" で評価すれば，%'$"

ARTEMIS の全長は 160 m と長いが，全重量は 4,900 ton

数となる．温度の上昇に伴う閉じ込め時間の伸長は核融合であり大きくない．しかも直線型の装置ゆえに保守・解体

プラズマの定常維持には非常に好都合である．残念ながら修理が簡単で，建設や運転保持のコストも少なく，非常に経験則が提示されて以降２５年間の実験において，閉じ込め経済性に優れたものである．中性子による各種材料の残留時間のイオン温度依存性が正の指数を持つという明確な実

放射能が少なく，燃料増殖ブランケットがないので炉壁や験データは出されていない．

構造材料の温度上昇・溶融がなく，炉は本質的に安全であ

現在，FRC 実験は大きく進展している．FRC の配位維持

る．

時間は２桁ほど伸長し，現在では 30 msec に達している［１１］．しかしながら，D-3He 核融合の定常燃焼に要請される閉じ込めパラメータの実現には，依然として高い壁が存在している．将来の FRC実験で輸送特性の大幅な改善がみられることを期待したい．

５．
４ 連結非断熱トラップによる D-3He 核融合発電システム
D-3He 核融合の卓越性を引き出すため ARTEMIS で採用された高 #な直線型・開放端プラズマ閉じ込め方式を維持しつつ，FRC 実験の課題である閉じ込めの問題を補うコン
セプトが提案された［１２］．ここで簡単に紹介したい．
ソレノイドで生成する装置軸上の磁場をキャンセルする
ようにヘルムホルツコイルを配置したときの磁場構造を
図２

ARTEMIS-L のパワー流れ線図［２］．

図４に示す．ソレノイドは図の領域外に存在しており，ここでは描かれていないことに注意されたい．ヘルムホルツ
コイルは，コイル直径とコイル間隔を等しくした一対の円形コイルであり，コイル間中心軸上に一様な磁場を形成することができる．磁場強度の等値線図からもわかるように，ソレノイドとヘルムホルツコイルを組み合わせること
で装置中央付近に広く弱磁場領域を形成できる．また，弱磁場領域を取り囲むようにできる磁力線構造は良い曲率になっており，安定なプラズマ閉じ込めを実現できるのも特徴である．
この閉じ込め方式が非断熱トラップと呼ばれるのは，弱図３

磁場領域中のイオン運動に由来する．弱磁場領域を通過す

ARTEMIS-L の粒子流れ線図［２］．

８８Special Topic Article

5. Research Example of Advanced-Fuel Fusion Reactor using Linear Open-End Magnetic Field Plasma -Looking Back on ARTEMIS‐ H. Momota and T. Takahashi

する．図５は，連結モジュールの概念図である．Core unit
では燃料の供給が行われる．Side unit はイオン閉じ込め時間を伸長するために設置されており燃料の供給は行われないものとする．ここで core unit 数を "$，side unit 数を片側 "(とするモジュールについて考えよう．モジュールにおける総ユニット数は "$"#"(である．第 i 番目のユニッ
トにおける燃料イオンの体積平均密度または粒子数 #$をとするとき，定常状態での粒子バランスは，%#$ ""# "# %# $! # #!
" $!" $"" " $ ，%% #，!
"(""$（side unit）"(""$""
$#"
!
!
"(!
#
#
(!
(!
（１）
%#$
" #
"
#!
" $
"# %
! # #!
" $!" $"" " $ ，%%#，$#"(""!
"("#!
"(""$（core unit）(!
図４

非断熱トラップの磁場構造．（上）磁力線図，（下）
磁場強度等値線図．ここで，rw は装置半径，zh は装置長の半分である．

（２）となる．ここで，!は燃料注入率であり，"は各ユニットにおける粒子閉じ込め時間である．ただし，各ユニットの閉
じ込め時間は全て等しいと仮定する．上式を解くと，るイオンは，磁場の不均一性の影響で無衝突のピッチ角散，""$!
#$###" "" !$$!"%#$

乱を受ける．同時に断熱不変量である磁気モーメントは変

(

$

，
$#"
!
!
"(（side unit）#(!

化し，イオン運動は非断熱性を帯びることになる［１３，１４］．
図４に示す磁場構造を有する閉じ込め部を一つのユニッ（３），#" "$#&"(""%"$""$$
$
$
!
"
$
!"%
!$
$
!"%
'
(

トとし，これを一対のミラーコイルを介して連結して非断

，
$#"
!
!
"$（core unit）#(!

熱トラップモジュールを構成する．これによって実効的な閉（４）

じ込め時間を増倍できるというのが重要なポイントである．

を得る．図６に core unit 数を１０，side unit 数を３としたと隣接するユニットへ移動するイオンについて考えてみよ

きの，ユニットごとの密度分布を示す．モジュール中央のう．このイオンは速度空間でロスコーンに入っており，ミラー磁場領域を通過している．もしイオン運動が断熱的で密度は，最端部と比べて６倍程度になる．実効的な閉じ込め時間 "&''を使ってモジュール全体の粒子バランスを記述

あれば移動した先のユニットにおいても捕捉されずロス

する．モジュールへの粒子供給率は "$!で，全体の粒子数

コーンに入り続けたままであり，最終的には連結したモは#"(""$!

$#"

ジュールの端部から損失することになろう．しかしながら#$で与えられるので，実際にはイオン運動は弱磁場領域で無衝突ピッチ角散乱を受け非断熱的であるため，１）移動先のトラップに捕捉される，２）折り返して元のユニットに戻る，３）そのまま進行してさらに隣のユニットへ移動する，の３つの事象が確率的に選択される．ただし，１）〜３）の事象は等確率ではないことに注意されたい．この確率論的現象によって，イオンの速度分布においてロスコーン内が欠落する非等方性とそれに伴う速度空間不安定性の抑制が期待される．同時に，ユニット間のイオン流入出が酔歩運動のようになさ

図６れ，連結された複数のユニットから損失されづらくなる．

各ユニットの閉じ込められる相対的な粒子数分布（Ms ＝ 3，
Mc ＝ 10）．

この実効的な閉じ込め時間の増倍を簡単なモデルで説明

図５

連結非断熱トラップモジュール全体のイメージ図．

８９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

を併せ持つ開放端高ベータプラズマの FRC は，D-3He 核融

#" ""

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

（５）

合炉の炉心プラズマとして魅力的な候補となりうる．しかし ARTEMIS から２０年以上経過した現在も，格段の閉じ込となる．（３）（４）を（５）に代入すると
"(""%
"%""$
"%!"%
"%!#%
#
#
$
$
"
&'
'#!
$

め改善は実験的に実現できておらず，したがって厳しい要請をも乗り越えられるスケーリング則は得られていない．
閉じ込め磁場がプラズマ自身の電流で生成される高 "プラ（６）

ズマの本質的な特徴に由来する磁場揺動とそれに伴う異常が 得 ら れ る．非 断 熱 ト ラ ッ プ を 連 結 す る こ と で，輸送，セパラトリクス外部の周辺プラズマに対してである

"(""%
"%"$
"%!"%
"%!#%
!
$倍 の 閉 じ 込 め 時 間 と な$$とはいえ避けがたい端損失，等は FRCの本質的な特徴かもる．連結による実効的閉じ込め時間の増倍を図７に示す．

知れず夢を抱きすぎたかも知れない．そこで閉じ込め時間

例えば，"%#"!，"(#"!，総ユニット数３０の時には，閉の問題を解決すべく，複数の非断熱トラップを連結した発

じ込め時間は単一ユニットに比べて１２２倍になる．つまり電システムを提案した．まずは，日本国内で非断熱トラッ

この場合，先進燃料炉で要求される厳しい閉じ込め条件，

プの実験がスタートすることを願う．

例えば粒子閉じ込め時間１０秒を目標とすれば，単一ユニッ

ところで，２０１４年に Lockheed Martin 社が小型核融合炉

トの粒子閉じ込め時間 80 msec の実現をターゲットとすれを５年で開発するという報道があった．現在では Compact

ばよい．

Fusion Reactor: CFR と呼ばれている［１５］．そこで提案さ上述のように，粒子運動の非断熱性と装置の軸方向連結れた装置のコイル配置は，本章で説明した非断熱トラップ

によって実効的な閉じ込め時間を伸長し課題克服できる可とほぼ同じであり，ソレノイドと逆方向に電流を流す中央能性が示された．ただし，検討すべき課題もあり，一例を一対のコイルがヘルムホルツコイルになっているのが，以下に示す．

CFR との違いである．ちなみに，百田が本提案を最初に（１）ヘルムホルツコイルやその支持構造物はプラズマ行ったのは２００８年の論文［１２］であり，球状慣性静電閉じ込に極めて近接している．プラズマと構造物の相互作用（特め（SIEC）にヘルムホルツコイルを使用した非断熱トラッに14.7 MeV陽子の衝撃による材料への影響）は軌道解析等

プの概念を最初に提唱したのは２０００年である［１６］．

で明らかにされるべきである．ヘルムホルツコイル間には強い電磁力がはたらいており，支持構造材の耐力はミーゼ

参考文献

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September 1992, Vol. 3, p. 319, IAEA (1993).
［３］H. Momota et al., Proc. 7th Int. Conf. on Emerging Nuclear
Energy Systems, Makuhari, Japan, September 1993, p. 16,(1994).
［４］百田 弘：日本エネルギー学会誌 72, 91 (1993).
［５］百田 弘：日本原子力学会誌 35, 13 (1993).
［６］H. Matuura et al., Proc. 6th Int. Toki Conf. on Plasma Physics and Controlled Nucl. Fusion, Toki, Japan (1994).
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and Controlled Nucl. Fusion Research, Washington, DC, October 1990, Vol. 2, p. 739, IAEA (1991).
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27, 77 (2008).
［１３］D. Adachi et al., Plasma Fusion Res. 13, 3401069 (2018).
［１４］R. Matsumoto et al., Plasma Fusion Res. 14, 2401035 (2018).
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［１６］H. Momota, G.H. Miley, J. Nadler, AIAA paper no. 20003609, 36th JPC, (2000).

ない．
（２）非断熱トラップに閉じ込められたプラズマの平衡，安定性，および輸送などの基本的なプラズマ特性が明らかになっていない．シミュレーションで非断熱トラップを再現する場合は，イオンの運動論的な性質を捉えうる PIC
シミュレーションなどのモデルが採用されるべきである．

５．
５ おわりに高 "プラズマは放射損失を抑制でき，また開放端直線型
は直接エネルギー変換と親和性が高い．よって，この両方

図７Core unit 数（Mc）と side unit 数（Ms）に対する実効的な閉じ込め時間の増倍係数．

９０

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.2 (2022)９
１‐９５

小特集 先進燃料核融合研究の現状と展開

６．直接エネルギー変換の模擬実験研究の現状と展望
6. Current Status and Prospects of Simulation Experimentof Direct Energy Conversion
竹野裕正
TAKENO Hiromasa
神戸大学大学院工学研究科（原稿受付：２
０
２
１年９月１
４日）

ARTEMIS の提案後に進められてきた直接エネルギー変換についての模擬実験研究の現状と展望を解説する．小規模装置で実施する模擬実験では扱える課題が限られており，現状では変換原理の検証が中心となる．粒子分離が主課題であるカスプ型変換器では，傾斜カスプの採用で優れた電荷分離を達成しているが，高密度粒子束での効率低下やイオン種分離に課題が残る．高速陽子の回収器である進行波型変換器では，５０％越えの変換効率を達成しているが，負荷への電力供給や自励発振などの課題が残る．
Keywords:
direct energy conversion, simulation experiment, ARTEMIS, cusp-type direct energy converter,
traveling wave direct energy converter６．
１ はじめに−小模擬実験の扱う課題−

また，あくまでも発電は模擬で扱われる．以下に典型的

直接エネルギー変換の模擬実験については８０年代の報告な構成で説明する．図１（a）の様に，イオンが捕集電極（コがあるが［１］，現在行われているのは５章で説明されていレクタ）に向って走行すると誘導電流が流れ，電極に接続

る ARTEMIS に即したものである．すなわち，重水素−ヘされている負荷に電流が流れる（厳密には正電荷に引かれリウム３燃料の炉から流出する 14.7 MeV の陽子とその他て電子が逆向きに流れる）．電流が流れている負荷には電のイオンおよび電子から熱サイクルを経ずにエネルギーを圧降下が発生して，捕集電極は正の電位をもつ．イオンは回収する．主たる課題は，高速陽子からのエネルギー回収

正電位の電極がもたらす逆電界に抗して走行することで自と他の粒子の分離である．前者では，陽子のエネルギーが身の運動エネルギーを失う一方，回路の負荷では電気エネ莫大であるため従来の単純な静電減速法では工学的に構成

ルギーが消費されており，これがエネルギー変換に対応すが難しく，新しく提案された進行波型直接エネルギー変換

る．電極電圧を eV 単位のイオンの運動エネルギーに等し器（Traveling Wave Direct Energy Converter, TWDEC）

く維持できれば最大の効率となる（回路としての整合条件［２］の実現をめざす．そして，このTWDECを効率良く動作に対応）．これを模擬実験条件として考えると，μA オー

させるためには，炉から流出する他の粒子の混入を抑制す

ダーの電流で keV オーダーの電圧降下を得るには GΩ オー

る必要があり，粒子の分離という後者の課題となる．粒子

ダーの負荷が必要で，現実的でない．また，電極電圧は実分離には従来はバイアスグリッドが利用されてきたが，高験条件として制御できることが望ましいので，実験では速陽子の衝突を避けるためにグリッドを用いない手法が望図１（b）の様に構成し，電圧源の起電力で負荷の電圧降下

ましい．これに応 じ て カ ス プ 型 直 接 エ ネ ル ギ ー 変換器を模擬する．この場合電圧源には自身の本来の供給方向と（Cusp-type Direct Energy Converter, CuspDEC）［３］が提案

逆向きの電流が流れ，供給ではなく電力を受領するので，された．これの実現が具体的な課題である．

イオン側が発電したと考えることができる．模擬実験では現在までの模擬実験では，これらの原理の確立をめざし

この様に発電を模擬している．

た研究が進められてきた．そのほとんどは，大学の一研究

６．
２ カスプ型直接エネルギー変換器

室内の実験室で生成する低温プラズマを利用する小規模な実験で，高速陽子もそのプラズマ中のイオンを keV オー

先述の通り，荷電粒子の選別でグリッドを排除する手法

ダーに加速したものである．実験装置の電力の制約や機材として CuspDEC は提案された．基本的には，粒子の進行の耐熱の問題から，単一ないし繰り返しパルスで行われ経路にカスプ磁場を設ければ，電子は磁力線に沿ってライる．研究分野は炉工学ながら，材料の熱的問題などは未だンカスプへと偏向されるが，イオンは弱磁場領域では磁力扱われていない．

線に拘束されずに直進する．より具体的に，図２（a）に示す

Department of Electrical and Electronic Engineering, Kobe University, Kobe, HYOGO 657-8501, Japanauthor’s e-mail: takeno@eedept.kobe-u.ac.jp

９１!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

場空間内で応用した２段減速の報告がある［５］．VBDECの考え方にある様に，熱化粒子はエネルギー帯域が広く，効率向上には狭帯域毎の捕集電極が必要となる．一つの捕集電極では，その電位より低いエネルギーのイオンが反射される．この反射イオンを対象としたより低い電位の補助
捕集電極を追加して，二つの電極で構成するのが２段減速法である．イオンはカスプ磁場領域を運動するので，その軌道はほぼ電界で決まる．
［５］の報告では，測定されたイオンのエネルギー分布を元に，最適な電極位置と電位を調
図１

べている．

模擬実験における直接エネルギー変換の構成．

他に，CuspDEC でのエネルギー回収に関わる報告として，GAMMA 10 の端損失プラズマを対象とした発電の実演がある［６］．GAMMA 10 端部に CuspDEC 模擬実験装置を配置し，端損失プラズマを電荷分離して電灯を点灯させる．端損失プラズマは 2−300 eV 程度のエネルギーで，低密度のため小電流である．この条件に対する整合性の高い負荷としてネオンランプが使用され，明瞭な発光を観測し
ている．
６．
２．
２ 荷電粒子の分離選別
粒子分離に関しては，
磁場構成の改良がある．ARTEMISでは図２（a）に示す様に，電子および熱化イオンそれぞれの分離を担う２段のカスプ磁場を用いる．これに対して，分離の原理がステルマーのポテンシャル（St!rmer Potential［７］）で理解されることに基づき，セパラトリックスを傾斜させた一つの傾斜カスプ磁場で選別を実現・高効率化
することが構想された［８］．
この構成は図２（b）に示す通りで，電子は磁力線に沿うために，９０°以上の偏向を受ける．熱化イオンは強い磁場でいく分偏向され，高速陽子は直進するので，２段カスプ磁場と同等の効果が期待できる．実際の模擬実験装置の構築
では，径の異なる磁場コイルを対向させることで傾斜カス
プ磁場を実現でき，両コイルの電流比を変えることで傾斜を変化できる．模擬実験では，マイクロ波生成プラズマを対象として電子とイオンの分離が調べられた．カスプ磁場
図２

CuspDEC の構成（（a）
ARTEMIS，（b）
傾斜磁場）．

の傾斜を変化させる実験がステルマーのポテンシャルの計算と照合され，分離の原理が実証された［６］．

ARTEMIS の CuspDEC の構成でその動作を説明する．

電子−イオンの分離では，分離されたイオンがポイント

ARTEMIS では，磁場強度の異なる２段のカスプ磁場がカスプ捕集電極前に滞留することで正の空間電位を形成

縦続接続され，前段で電子が，後段で熱化イオンがそれぞし，分離が悪化する可能性がある．これは密度の上昇にれ偏向され，高速陽子はいずれも通過する．それぞれのラ伴って顕著となるので，実機で想定される密度領域での分インカスプ上に静電減速器を配置してエネルギーを回収す

離機能の有効性に関わる．図３は，カスプ磁場コイルの電る．その意味で，CuspDEC の機能は粒子分離のみならず，

（!
流比 !
!
"!
" は，それぞれ上流，下流側コイルの電!#!#，!

電子と熱化イオンからのエネルギー回収も含むと考えてよ流）に対する，電子のカスプ磁場領域の透過率の測定結果

い．以下，エネルギー回収と粒子分離を，それぞれの機能である［９］．電子は径方向に軌道を曲げられて分離されるに分けて説明する．

ため，透過率が小さいほど分離性能が高いことを意味す

６．
２．
１ 電子および熱化イオンからのエネルギー回収る．図によると，横軸のコイル電流比，つまり下流側コイ

電子や熱化イオンからのエネルギー回収については，従ルの電流が大きく，カスプ磁場の傾斜が大きいほど，高い来から提案されている静電減速型の変換器（ベネチアン・

分離性能が得られている．一方，密度の上昇に対しては分

ブラインド型変換器（Venetian Blind DEC, VBDEC）［４］な

離性能が悪化することがわかる．

ど）を CuspDEC に組み込むことが当初は考えられた．こCuspDEC では，熱化イオンも高速陽子から分離する必のため，研究課題としてエネルギー回収に注目した報告は

要がある．傾斜カスプ磁場方式では，低速の熱化イオンが多くないが，VBDEC のエネルギー選別の考えをカスプ磁小さいながらも偏向されることを利用した分離が想定され
９２

Special Topic Article

6. Current Status and Prospects of Simulation Experiment of Direct Energy Conversion

図４

図３

H. Takeno

電界によるイオン−イオン分離．

電子透過率の磁場傾斜および電子密度依存性（参考文献［９］の Fig. 2 を編集）．

ていた．その後，先述の２段減速の手法を基に，磁場でなく電場を利用するイオン−イオン分離手法が提案された［１０］．図４は CuspDEC 内のr-z断面内にイオンの軌道計算結果を示している．粒子は左から入射し，図の右外にはTWDEC が配置される．電子は傾斜カスプ磁場で図の上方向に偏向・回収される．イオンは磁場の影響をほとんど受

図５

TWDEC の構成．

けず，右のポイントカスプに向かうが，そこには中心に穴を持つ２枚の平行平板電極がある．上流電極 G は接地さの陽子が，下流の同一場所に同一時刻に集まり（集群），これ，下流電 極 P に は 高 速 イ オ ン の エ ネ ル ギ ー よ りも低れが RF の周期で繰り返される．この集群位置に減速器をく，熱化イオンのエネルギーよりも高い電圧が印加されて配置する．減速器では，多数並んだ電極が外部回路に接続いる．この構造では，P による空間電位が，G の穴から上流されており，電極間を走行する陽子が誘導電流を流す．陽側にしみ出す．高速イオンは両電極の穴を通過・直進して子の流入は RF の周期で繰り返されるので，適当な電圧降

TWDEC へ向かうが，熱化イオンはしみ出した空間電位で下を生ずる素子で外部回路を構成すれば，RF 周波数の誘偏向され，イオン−イオン分離が達成される．

導電流による電圧降下で陽子を減速する電界を電極間に形

このイオン−イオン分離の模擬実験は現在進行中であ成できる．この様な電界中を陽子が走行することにより陽る．直接的に分離を示すには，エネルギーの異なるイオン子は減速し，そのエネルギーが外部回路に組み込まれた負束が必要で，複合プラズマ源が構築されている［１０］．

荷の電気エネルギーとして消費される．
TWDEC は元々，14.7 MeV のエネルギーに対応した単純

６．
３ 進行波型直接エネルギー変換器

な直流の静電減速電極の構成が困難であることから着想さ

TWDEC の 動 作 は 電 子 管 の ク ラ イ ス ト ロ ン に 似 て いれたもので，電極電圧は実現可能な範囲内におさめる必要

る．同一エネルギーを持つ荷電粒子束を速度変調すると，がある．それには，一つあたりの電極の電圧を抑え，陽子下流で空間的に集群する．これが電極対を通過する際に誘の進行方向に並べた多数の電極の電圧の積算で必要な電圧

導電流が流れる．集群粒子は変調周波数で繰り返し訪れるを得る様にする．陽子は集群しているので，減速の電界はので，変調周波数の誘導電流が流れる．誘導電流に応じた陽子が通過するときの電極間のみで必要となる．そこで粒電圧降下などで元の粒子に逆電界を作用させれば粒子が減子の進行に応じて減速電界も波の様に進行させる．進行波

速され，粒子の運動エネルギーが電極を含む回路内の電気ではあるが電磁波ではなく，電極間電圧で形成する静電界

エネルギーに変換されたことになる．

を用いる．

元の荷電粒子束として，ヘリウム３燃料核融合で発生す実機では対象粒子は14.7 MeVの陽子であり，現実的な構る高速陽子束を対象としたものが TWDEC である．図５に成では変調周波数は MHz オーダーとなる．大学の小規模示す様に，変調器（modulator）と減速器（decelerator）か

実験では粒子エネルギーは数千分の一の数 keV，電極電圧

ら成り，これらは多数のグリッド電極で構成されるが，数百 V で，ビーム電流は μA のオーダーとなる．大きな課

CuspDEC 開発経緯の説明通り，できれば避けるべきであ

題はビームの変調と減速であるが，６．
１で説明した様に，高る（数値計算によ るグ リ ッ ド 形 状 の 工 夫 の 研 究 がある

エネルギー・小電流のビームに対して受動回路素子で逆電［１１］）．上流の CuspDEC で分離された高速陽子が図の左界を形成することは困難である．そのため減速過程の課題

から流入する．流入時はほぼ同一の速度を持つが，変調器

は，外部電源を用いて調べる粒子減速と，走行する荷電粒の RF 電界で速度変調を受ける．すると RF 周波数一周期分子による電圧誘起の二つに分けられる．
９３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

６．
３．
１ 変調器

なビームでは，高い減速効率が得られない．

変調のめざすところは，減速にとってより良い集群を形

定減速度法では，一定の減速度を指定して設計する

成することである．良い集群とは，位置空間および速度空［１５］．進行波内の電界は，位置に対して近似的な正弦波状間（またはエネルギー空間）における拡がりを抑えることに変化している．指定した減速度で進む進行波の座標系でであるが，装置寸法を抑えるとの観点から，より短い距離

見ると，粒子は自身の慣性力と減速電界の力とが釣り合うでの集群も重要である．これらのうち，速度空間での拡が点（静止点）に位置する．進行波との速度のずれが生じる

りと集群距離とはトレードオフの関係にある．例えば，最と，静止点を中心として往復運動しながら，進行波と共にも簡単な変調法として，２枚のグリッド電極で変調周波数減速する．この場合，ビームにエネルギー拡がりがあっての電界を印加するものがある．この場合の制御条件は電極

も，往復運動が可能な範囲内の速度であれば電位の谷に捕

電圧振幅のみで，小振幅ではエネルギー拡がりを抑制でき捉され，波とともに減速する．変調器でエネルギー拡がり

るが，集群距離が長くなる．速度空間での拡がりの問題は，を大きくすると，電位の山を越えて捕捉されない高エネル

後に述べる定減速度法によってある程度対応できるので，ギーの粒子が現れる．これに対しては，山の高さは減速器

短い集群距離に着目した報告がある［１２］．

に印加する電圧によるので，全粒子を覆うように設計すれ

一方，位置空間の拡がり抑制を扱った模擬実験の報告とばよい．

して，２周波変調方式がある［１３］．理論計算によれば，１減速器の性能はビームの平均エネルギーの変化で評価す箇所での変調電界で全ての粒子を１点に集群させるには，る．元のエネルギーに対する TWDEC の動作による減少分

正弦波でないある理想的な波形が必要である．しかし，の割合を変換効率とする．図６は模擬実験における最大変

MHz領域での理想波形の実現は困難である．そこで理想波

換効率の変遷を示している．２０１０年頃までは最適減速法が形をフーリエ分解した基本波と第２高調波のみで近似波形用いられ，変換効率は最高２０％台であった．その後，定減を構成する．電圧印加電極を２枚用意し，フーリエ成分に速度法が採用されて変換効率が著しく上昇し［１６］，２周波応じた振幅と粒子の走行による位相差を加味した２周波の変調方式の併用により，最高５０％台を記録するに至ってい電圧をそれぞれ印加する．報告では，変調されたビームのる［１７］．

電流が粒子軌道計算と照合され，期待した変調が確認され一方，受動型減速器については，電極に誘起される電圧

た．この変調手法は以降の減速実験で利用され，その有用の大きさや波形が評価対象である．模擬実験のビーム電流性が確認された．

では誘起電圧での粒子の減速は期待できないので，等間隔変調過程について，模擬実験で不可解な現象が報告されの電極配置のもとで，誘起電圧を向上させる電極間の接続ている．変調電界印加によるビームの過渡変化時間は，変回路が主たる課題となる．ループ型回路の採用で電圧向上

調器と測定器との間の粒子の走行時間程度と考えられ，報が達成されているが［１８］，μA オーダーのビーム電流では告の実験条件では μs のオーダーとなる．ところが，十分な

mV オーダーの電圧に留まっている．

変調効果を得るまでに数百 μs 程度の時間が観測されてい

６．
４ まとめ

る［１０］．この現象は未解明であり，模擬実験ではパルス幅−課題と展望−ARTEMIS の提案に沿って，CuspDEC および TWDEC

を拡張して十分な変調効果を確保する形で対処療法的に対応している．

個々について模擬実験が進められてきた．個々の変換器に

６．
３．
２ 減速器

ついての重要な課題も残されているが，小規模模擬実験装

減速器の構造の良否については，模擬実験では粒子の減速を調べることになり，減速器電極の電圧を外部より印加する手段を用いる．一方，集群粒子の誘導電流による電圧誘起の過程では，電極電圧は観測対象となる．前者の構成
は能動型減速器，後者は受動型減速器と呼ばれ，それぞれ独立に実験が行われている．
能動型減速器ではより良い減速器構造を調べる．これまで調べられてきた減速器の構成法としては，最適減速法と定減速度法とがある．
最適減速法では，ビームの中心エネルギーの粒子を対象
として，その速度に合わせた位相速度をもつ進行波を考え，粒子はその波の最大減速電界で常に減速されるとする．電圧振幅が一定なら最大減速電界は波の波数に比例，すなわち位相速度に反比例する．粒子の運動方程式から，最終減速点（速度が０となる位置）までの距離に対して速度は３乗で変化する［１１，
１４］．この方法では，粒子と波の関係を最適に保っているが，粒子が中心エネルギーからずれ
図６

ると最適減速の関係が崩れ，特にエネルギー拡がりの大き９４能動型減速器の変換効率の変遷（［］
は参考文献）．

Special Topic Article

6. Current Status and Prospects of Simulation Experiment of Direct Energy Conversion

置による厳しい制約も認められている．

H. Takeno

ネルギーを奪う手段との観点から，核融合炉実現での喫緊CuspDEC では高密度粒子束に対する電荷分離効率の改の課題であるダイバータ熱負荷の低減へ CuspDEC の応用善が必要であるが，小規模装置で高密度粒子束を得るにはをめざした報告もある［２１］．

供給ガス量の増大が必要である．この際，生成プラズマの直接エネルギー変換は，通常，荷電粒子の捕集が目標と電離度が低いと，多量の中性ガスが装置内に流入する．

なるので，現在主流のトーラス型とは相性が良くない．専CuspDEC の粒子分離の原理は無衝突の仮定に基づいておら先進燃料炉への適用で考えられ，新概念の分野で扱われり，小容量装置での多量の中性ガスは，この条件の成立をがちで実験研究は広がらない．現状では，実験環境の制約厳しくする．

などからほとんどは変換原理が研究対象であり，材料の熱TWDEC の変換効率の向上には減速器長の増大が必要で的問題などは全く手つかずである．変換原理での未解決のある．しかし，延長分の電極間隔は数 mm より狭く，耐電課題と合わせて，装置規模を拡大した模擬実験研究の進展

圧等の観点で構成は難しい．TWDEC での手つかずの課題が望まれる．

である自励発振については，受動型減速器での励起電圧の向上が必須である．これにはアンペアオーダーのビーム電

参考文献

流が必要で，ビーム電力としてkW〜10 kWが要求され，こ［１］W.L. Barr and R.W. Moir, Nucl. Technol./Fusion 3, 98(1983).
［２］H. Momota, LA-11808-C, Los Alamos Natl. Lab., 8 (1990).
［３］H. Momota et al., Proc. 7th Int. Conf. on Emerging Nuclear
Energy Systems, 16 (1993).
［４］R.W. Moir and W.L. Barr, Nucl. Fusion 13, 35 (1973).
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［６］Y. Yasaka et al., Nucl. Fusion 48, 035015 (2008).
［７］W. Schuurman and H. de Kluiver, Plasma Phys. 7, 245(1965).
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［９］Y. Munakata et al., Plasma Fusion Res. 7, 2405071 (2012).
［１０］H. Takeno et al., Plasma Fusion Res. 14, 2405013 (2019).
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［１２］H. Takeno et al., Trans. Fusion Sci. Technol. 61, 129 (2012).
［１３］H. Takeno et al., Plasma Fusion Res. 14, 2405014 (2019).
［１４］H. Takeno et al., Jpn. J. Appl. Phys. 39, 5287 (2000).
［１５］片山英昭，佐藤邦弘：プラズマ・核融合学会誌 77, 698(2001).
［１６］Y. Togo et al., Plasma Fusion Res. 10, 3405013 (2015).
［１７］K. Shibata et al., Plasma Fusion Res. 14, 3405078 (2019).
［１８］H. Takeno et al., Fusion Sci. Technol. 47, 450 (2005).
［１９］H. Takeno et al., 30th ITC, 19Ca-1 (2021).
［２０］A. Kurisuno et al., Plasma Fusion Res. 15, 2405046 (2020).
［２１］Y. Nonda et al., Plasma Fusion Res. 13, 3405050 (2018).

れも小規模装置では厳しい条件である．自励発振動作自体に的を絞り，増幅した減速器の誘起電圧を変調器に帰還させて疑似動作を狙う試みも行われているが，まだ十分な結果は報告されていない．
さらに，以上の様な個々の変換器の課題に加えて，両者を統合した模擬実験も検討されねばならない．CuspDEC
でのイオン−イオン分離に関係して，熱化イオンのエネル
ギー分布によっては異種イオンのTWDECへの流入も懸念される．また，分離過程での高速イオンの散乱が TWDEC
動作に及ぼす影響も想定しうる．統合型装置構築の報告はあるが［１９］，実際の統合動作の実験はまだ行われていない．
一方で，ARTEMIS の構想範囲を超えた取り組みの報告もある．TWDEC では，集群が十分でないと進行波に対して加速位相となる陽子が存在し，元より高いエネルギーの陽子が排出される．この様な高エネルギー陽子からのエネ
ルギー回収策として，二次電子放出型変換器の模擬実験が行われている［２０］．これは，高エネルギー陽子を金属箔に入射させて二次電子を発生，すなわち二次電子のエネル
ギーへと変換し，これら二次電子のエネルギーを回収するものである．また，直接エネルギー変換はプラズマからエ９５

J. Plasma Fusion Res. Vol.98, No.2 (2022)９
６‐９７

小特集 先進燃料核融合研究の現状と展開

７．おわりに
7. Summary
後 藤 拓 也，柳長 門，相 良 明 男

GOTO Takuya, YANAGI Nagato and SAGARA Akio
核融合科学研究所（原稿受付：２
０
２
１年１
０月２
３日）

本小特集では，「先進燃料核融合」というキーワードの増大すること（３章）や，レーザー方式では適正核融合出もと，様々な観点からの国内外の最新の研究動向を紹介し力の維持の観点でレーザーエネルギーの増大よりも燃料爆

た．ここではまとめとして，本小特集全体を通して見えて縮のさらなる高密度化が求められること（４章）などから，きた先進燃料核融合の特徴と，その研究の意義についてま

単に磁場強度やレーザー強度の増大といった工学設計パラ

とめたい．

メータの向上だけでは必ずしも先進燃料核融合炉実現の解

先進燃料を用いた核融合炉の特徴として一般にイメージとはならない事実も指摘されている．一方，特に反応断面されているのは，以下の４項目ではないかと思われる．

積が小さく物理的困難が大きい p11B 反応については，レー

１）トリチウムを主燃料として用いないため，初期装荷ト

ザー方式を中心に非熱的核融合反応を用いた点火・燃焼実

リチウムの確保，トリチウム増殖が不要であり，トリ

現の可能性を模索する研究も行われており，レーザー加速

6チウム増殖のための Li 同位体濃縮，Be などの中性子

イオンビーム等の理論・実験研究の進展にも寄与している

増倍材の取り扱いも不要ことに言及しておきたい．４）については，DT 燃料核融合

２）中性子発生量が桁違いに小さく，炉内機器の照射損傷

炉と違い中性子によるブランケットの体積発熱を利用したや放射化の影響も小さい

熱の取り出しができないことに加え，同程度の核融合出力

３）反応断面積が小さく，核融合燃焼条件の実現のためにの場合，DT 燃料核融合炉と比較してプラズマ対向機器（第一壁とトーラス型磁場閉じ込めの方式のダイバータ）

は物理・工学設計条件の大幅な改善が必要
４）発生した核融合エネルギーの担い手が荷電粒子中心との表面熱負荷が大きくなる．前者の熱取り出しについてなるため，現状の DT 燃料核融合炉とは違ったエネル

は，過去に ARIES-III の炉設計において制動輻射を利用しギー取り出し手法の開発が必要た放射ボイラー方式の遮蔽体の設計成立性が示されている

これらはもちろん間違っておらず，本小特集の各章でもこが［１］，最新の知見を生かした設計の最適化が望まれる．

れらの特徴に関する言及がある．一方で，トリチウム割合

また，先進燃料核融合の特徴を生かし，そもそも熱を経由を増大させることによる自己点火条件の緩和や希少燃料でしない直接エネルギー変換による高効率発電の実現が大きあるトリチウムと3He の循環燃料サイクルの構想（２章），

く期待される．その点において，国内において直接エネル

3

RFP 炉における DT 燃焼からの移行による D He 自己点火

ギー変換を前提とした具体的な装置設計（５章）とそれに条件の達成（３章），高速点火レーザー炉における DT 点火

対応する直接エネルギー変換の実験研究（６章）が３０年近剤による点火条件の緩和（４章）など，先進燃料と DT

く前から行われていることは非常に大きな意味を持ってい

燃料の組み合わせがもたらす効果は大きく，現実的な炉設る．後者の表面熱負荷の増大については，液体金属も含め

計 を 行 う に あ た っ て は，先 進 燃 料 核 融 合 で あ っ て もた材料選択や冷却手法の最適化による対処が必要と考えら

１），２）で示したトリチウムおよび中性子に関係する諸れ，こちらも最新の知見を生かした解析の進展が望まれ課題への取り組みはなお重要であることがわかる．またる．

３）についても核弾性散乱効果によるバルクイオン加熱の

ここまで，本小特集で紹介された内容を一般的な先進燃

大 き さ の 違 い（２章，３章）や 輻 射 損 失 の 違 い（３章，料核融合のイメージとの対比も含めて概観してきたが，こ４章），磁場閉じ込め装置での燃料希釈の影響の違い（３こからは DT 燃料核融合も含めた研究としての位置付けに章）などから，DD，D3He，p11B 各反応を用いた炉心プラ

ついて述べたい．３章，４章でも触れられている通り，先ズマ設計が単純に反応断面積の差だけでは決まらないこと

進燃料核融合炉の設計においては，DT 燃料核融合炉設計が指摘されているほか，磁場閉じ込め方式ではシンクロト

において既存装置の実験結果などから半ば「常識」のようロン輻射増大の影響で高磁場では必要なイオン加熱割合がに設定しているパラメータ制約を外さなければ炉心プラズ

National Institute for Fusion Science, Toki, GIFU 509-5292, Japancorresponding author’s e-mail: goto.takuya@nifs.ac.jp

９６!2022 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

7. Summary

マとして成立する解が見えてこない．逆に言えば，先進燃

T. Goto et al.

それだけでも大きなメリットが期待できる［２］．

料核融合炉の検討は，これらの「常識」を打ち破る機会を

なお，本小特集を通じてもうひとつ明らかになったのは与えてくれるものだと言うことができる．常識を打ち破っ

基礎的なものも含む実験研究の重要性である．現状先進燃た先にどういう世界が見えて，またどのような課題が浮か

料核融合炉の設計はシミュレーションに負うところが大きび上がってくるのかを知ることは，DT 燃料核融合炉の設い．しかし各章においても指摘されている通り，設計の確計を考える上でも重要と言える．また，先進燃料核融合炉

実性の向上のためには，その背景にある物理の実験的検証

において炉心プラズマや周辺工学機器に求められる条件が不可欠である．ここまでに述べた通り，先進燃料核融合（磁場方式でのディスラプション，燃料供給，不純物排気，炉に必要な研究は DT 燃料核融合炉にも資するものであ

コイル保護，および，レーザー方式での高密度爆縮）を見り，既存の実験装置の活用も期待される．この小特集をひると，より難しいパラメータが求められるという面はある

とつの入り口として，先進燃料核融合研究に取り組む研究

ものの，課題そのものには DT 燃料核融合炉と本質的な差者，特に若手研究者の数が少しでも増えれば幸いである．

はないことがわかる．先進燃料核融合の研究は核融合炉と１章でも紹介された通り，本小特集は核融合科学研究所

しての本質的な課題を直視している側面が大きく，それがの一般共同研究として２０年近く継続されてきた先進燃料核

DT 燃料核融合炉とのパラメータの違いにより際立ってい融合に関する研究会（令和３年度は「先進燃料核融合研究るとも言える．このためこれらの課題をクリアするためのの現状と今後の検討課題」として実施）における議論の一

研究はそのまま DT 燃料核融合炉の魅力の向上にも直結す部をまとめたものである．これまでの共同研究および本小ることになり，特に商用炉以降の DT 燃料核融合炉の設計

特集の執筆に関わってくださった関係各位への深い感謝をに大きく資するものと期待される．例えば，先進燃料核融

持って結びとしたい．

合炉においては高温度のイオンの閉じ込めが必要である
が，DT 燃料核融合炉においてもトリチウムの高エネル

参考文献

ギー成分を生成することができれば，核融合反応率を向上［１］I.N. Sviatoslavsky et al., Proc. The 14th IEEE/NPSS Symposium Fusion Engineering, 455 (1992).
［２］N. Yanagi et al., Plasma Fusion Res. 6, 2405046 (2011).

させることにより DT 燃料に占めるトリチウムの割合を減らすことができる可能性が指摘されている．これは核融合炉システム全体でのトリチウム保持量の低減につながり，

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Journal of Plasma and Fusion Research Vol.98, No.2 February 2022

!!
たか

はし

とし

小特集執筆者紹介

き" 橋 俊 樹もも群馬大学大学院理工学府電子・機械類電子情報通信プログラム准教授．高ベータプラズマのシミュレーション．５
１歳，外部資金・大型予算獲得を目的化している大学の現状が素晴らしすぎて，終活中．
あさ

い

とも

なお

ひこ

ひで

ご

あき

九州大学大学院・工学研究院・エネルギー量子工学部門・准教授．炉心プラズマ等々の核反応体系における集団・連鎖的な核燃焼に関
心 を 持 っ て い ま す．オ ン ラ イ ン・終 日 モ ニ
ター凝視で目疲れし補助食品と視力トレーニングにはまっています．深夜におよぶ議論もすっかり途絶え帰宅が早くなり
ました．
み

た

らい

おさむ

修

とも

まさ

とう

たく

や

やなぎ

なが

柳

長 門

と

自然科学研究機構 核融合科学研究所 装置工学・応用物理研究系教授．核融合工学研究プ
ロジェクト研究統括主幹．LHD プロジェクトの開始時点より LHD 超伝導マグネットシステ
ムの開発・建設・運転に従事．その後，東京大学 Mini-RT プロ
ジェクトの共同研究で高温超伝導線材に出会い，以降，ヘリカ
ル型核融合炉マグネットへの高温超伝導導体の適用を推進．
将来のヘリカル炉で何とか先進燃料も使えないかと密かな？
検討を進める．

先進核融合・物理教育研究所代表，東海大学名誉教授．トカマクの設計，製作，実験が元々の生業であるが，小さな装置に飽き足らず核融合炉設計に取り組む．２
０１
６年３月に定年退職，直ぐに熊本地震に遭い，大きな被害は免れたが地震の研究に没頭．その後核融合研究に戻り，定年後楽しみにしていた旅
行がいつ再開できるかを知るために数理感染学を始めた．核融合研究のスピンオフとして種々の条件のもとに方程式を解いている．核融合研究は世の役に立つし，先進核融合のような
前人未踏の領域は散歩するだけで楽しくなる．
じょう ざきひろ

自然科学研究機構 核融合科学研究所 ヘリカ
ル研究部 核融合システム研究系 助教．東京
大学大学院新領域創成科学研究科 博士（科学）
．核融合炉のシステムコードの開発・運用に加え，連続巻きヘリオトロン配位の最適化研究やペブル流を用いた先進ダイバータの実験研究にも手を出しています．
週末は趣味の音楽活動に加え，東濃地区の戦国城跡巡りも始めました．

松 浦 秀 明御 手 洗の後 藤 拓 也きうら弘

神戸大学大学院工学研究科 教授．博士（工学）．３
０年以上在籍している神戸大学で，プラズマ・核融合分野の他，電力工学分野，高周波・マイクロ波応用の研究に従事．いまだ携
帯電話の所持経験がないことに象徴される偏屈な性格を元に，他に誰も行っていない核融合発電での直接エネルギー変換の実験研究に２０年以上従事．

水 口 直 紀

まつ

ひろむ

たけ

日本大学理工学部 物理学科・教授．２
００
２年大阪大学大学院工学研究科・博士（工学）．体積
平均ベータ〜１で，磁気面がないのにプラズ
マが閉じ込められ，磁気ヘリシティがゼロなのにぶつけても捻っても元に戻る，奇妙なプラズマに魅入られてしまいました．リタイアするまでには正体を突き止めた
いです．
ぐち

た

百 田

竹 野 裕 正浅 井 朋 彦

みず

""

さが

ら

あき

お

相 良 明 男核融合研・総研大・名誉教授，東北大特任（客員），FED 名誉エディター．上田高校（真田信之居館跡）より名大原子核（工博），旧プラズ
マ研助手から NIFS/LHD ファーストプラズマ
立ち上げ後，炉工センター長，工学総主幹で定年．専門は中性子工学と表面物理・イオンビーム解析，ブランケット工学と炉設計．最近は妻の箏三弦教室生徒兼マネージャーやりつつ，テレビ会議浸けで超多忙の日々．

ゆき

城 ! 知 至広島大学 大学院先進理工系研究科 機械工学
プログラム・教授．博士（工学）．核融合点火をめざして，数値シミュレーションにより高速点火レーザー核融合の加熱・核燃焼解析を行っている．最近は，キロテスラ級強磁場下でのレーザープラ
ズマ相互作用や核燃焼過程に注力．また，遊んでくれなくなった娘の胃袋を離さないよう，週末やイベント時の夕食づくりにも注力している，

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