J. Plasma Fusion Res. Vol.99, No.11 (2023) 473-485

解説

位相コントラストイメージングによる揺動計測の進展
Progress of Fluctuation Measurement using a Phase Contrast Imaging
for High Temperature Plasma
田 中 謙 治 1 ，2 ），木 下 稔 基 3 ），酒 井 彦 那 2 ）TANAKA Kenji 1 ，2 ）, KINOSHITA Toshiki 3 ）and SAKAI Hikona 2 ）自然科学研究機構核融合科学研究所 可知化センシングユニット，2 ）九州大学大学院総合理工学府プラズマ・量子理工学メジャー，

1）

九州大学応用力学研究所 高温プラズマ理工学研究センター

3）（原稿受付：2023年 8 月21日）

位相コントラストイメージング（Phase Contrast Imaging; PCI）は高温プラズマにおける揺動計測手法の一つである．プラズマ周辺部からプラズマ中心まで計測が可能であり，いくつかのトーラス装置において乱流揺動や電磁流体力学的（Magneto-Hydro-Dynamics; MHD）安定性，および波動加熱における励起波動の計測に用いられている．主に波長10.6 µm の炭酸ガスレーザーが光源として用いられているが，通常の高温プラズマ計測
では散乱体積が数 m 以上となりビーム軸に沿った方向に空間分解を取得できず線積分計測となる．ただし，近年発達した数値シミュレーションの結果を仮想的に数値計測する synthetic diagnostics を適用することにより視線積分の揺動信号を定量的に解釈することが可能となった．また，閉じ込め磁場の磁力線の空間的変化（磁気シア）を用いることにより視線方向の空間分解を取得することも可能であり，乱流の空間構造の時間変化計測も可能である．本解説では PCI の計測原理，および磁気シアを用いた空間分解能の取得手法について述べ，今までに報告された PCI による注目すべき計測結果を解説するとともに今後の展望を述べる．
Keywords:
phase contrast imaging, CO2 laser, fluctuation, turbulence, synthetic diagnostics

1 ．位相コントラストイメージングの原理

測が困難になる．一方，PCI は外部参照光を必要とせず，

位 相 コ ン ト ラ ス ト イ メ ー ジ ン グ（Phase Contrast

システムが単純になる（PCI においては，散乱光と透過光

Imaging; PCI）は Zernike により透明な生体細胞を可視の間に π/2 の位相差を与えて両者の干渉計測を行う）．こ化して観察する位相差顕微鏡として考案された［1］．PCIの手法により，微小な位相変化を観測可能な強度に置きでは微小な位相変化を強度変化に変換して計測する．こ換えて計測することができる，計測下限は検出器のノイの手法はプラズマ中の電子密度揺動の計測として用いる

ズレベル，または，レーザーの強度揺らぎで決まり，振ことにも適している．以下，本稿ではプラズマ計測用の動などの外乱の影響も受けにくいため，高精度な計測が位相コントラストイメージング法を PCI と呼ぶ．

可能である．ただし，PCI で計測できるのはあくまで散乱

プラズマ中の乱流揺動を計測するための PCI の原理図

を引き起こす揺らぎの成分であり，背景の電子密度は計を図 1 に示す．プラズマ中の揺動計測のためには通常レー
ザーによる電磁波を入射する．プラズマ中での電磁波は共鳴や吸収作用を起こさない場合は，入射強度は変化しない．しかし，プラズマ中に巨視的または微視的な不安定性が存在する場合，これらの不安定性により屈折率の揺らぎが生じ，その結果，入射電磁波の波面，即ち，位相が変化する．プラズマの屈折率は入射電磁波の波長と電子密度に比例するので，位相変化を計測できれば電子密度の変化，即ち，電子密度揺動を計測することができる．
電子密度揺動の計測は，原理的には干渉計を用いて外部
参照光との干渉で計測することが可能であるが，不安定性の振幅が小さく位相変化が微小な場合，機械的振動な
どの観測対象以外による位相変化の外乱が大きくなり計

図1

PCI によるプラズマの揺動計測．

Sensing and Intellectualization Unit, National Institute For Fusion Science, Toki 509-5292, GIFU, Japan
corresponding author’s e-mail: tanaka.kenji@nifs.ac.jp

473Ⓒ2023 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research

測できないことに注意を要する．

Vol.99, No.11

November 2023

者の間に位相差を与えることができない．理想的に集光

高温プラズマの実験において典型的な密度である

できる場合は，およそビーム幅より短い波長を持つ揺動

1018 － 1020m－3 程度のプラズマを想定すると，十分な信について透過光と散乱光の間に位相差を与えることがで

号強度を得るためには 10 µm 程度の波長が光源として適きる．結像面上で振幅の二乗に対応する光の強度は次式

切である．これは，10 µm 程度の波長では，安定した光で示すように透過光からなる成分（DC 成分）と屈折率変源として CO2 レーザーおよび，揺動の像を計測するため動に対応する揺らぎの成分（AC 成分）を持つことになる．

に必要な，複数の検出器素子が並んだ検出アレイが入手

よって，検出信号は次式で与えられる．

可能なためである．プラズマ中の不安定性による揺動は

˜ 02＝PDC＋PAC
I＝E2≅E02＋2ϕE

数 kHz から数 10 MHz 程度であり，10 µm 付近では光導電型，または光起電力型の HgCdTe のマルチチャンネル（3）

第二項の強度の揺らぎより揺動による位相変化を計測す

アレイの素子が用いられる．光導電型であれば周波数応ることができる．また，PCI は揺動振幅の絶対値を比較的

答は 500 kHz 程度，光起電力型であれば周波数応答は数容易に評価することができる．その結果，乱流シミュレー

10 MHz 程度である．赤外線領域では多素子の赤外線カメ

ションや波動加熱シミュレーションで予測される揺動とラもあるが，市販されているものは応答速度が 1 kHz 程度

定量的に比較することによりこれらシミュレーションのであり，プラズマ中の揺動を計測するには，現在のとこ

結果を定量的に検証できる．
PCI において絶対値を評価する手法は二つある．一つはろ周波数応答が不十分である．
10 µm より波長が短くなると信号強度が小さくなり，

音響スピーカーによる音波や圧電素子による超音波を計

PCI を用いた揺動の計測は困難となる．一方，10 µm より測することにより較正係数を評価する手法である［4，5］．

波長が長くなると，原理的には計測できるものの，波長音波および超音波は音圧計測用のマイクロフォンを用い

1 mm 程度までは市販のレーザー，および，マルチチャンて音圧の絶対値を計測することができる．よって PCI にネルのアレイを入手することが困難であり，現在のとこ

よる計測値と比較して，屈折率への変換のための換算係

ろ，プラズマの揺動計測には適用された例はない．

数を求めることができる．この手法だと音波の空間構造

電子密度揺動を屈折率の揺動ととらえると，入射電磁を詳細に計測し，それを視線に沿って積分して評価する

波と電子密度揺動の相互作用を音響光学効果として解釈必要がある．

することができる．図 1 に示すようにプラズマ中に入射もう一方の手法は，検出器出力の DC 成分と AC 成分のされたレーザー光は入射光軸と直交する波数成分を持つ比から評価する手法である［6］．（ 3 ）式において第一項と揺動に対して波面が変調される．この変調した波面が生第二項の比より次式に示すように屈折率の揺動の絶対値成されることはラマン・ナス散乱により ±1 次散乱光を発を評価することができる．

生することに対応している［2］．プラズマの電子密度揺動による微小な屈折率の変動を ϕ˜ として，揺動を通過した電

PAC
˜
ϕ＝
2PDC

磁波を複素表示すると次式で表される．
˜ E 0
E＝E0e ≅（1＋iϕ）
iϕ˜

n
˜ eL＝

（1）

位相変調した波面は揺動を通過後，実線で示す透過光と4c2πε0me ϕ˜

e2
λi

（4）
（5）

˜ eL は視線積分した電子密度揺動，c は光（ 5 ）式において n

点線で示す散乱光の成分に分かれて分離して伝搬してい速．ε0 は真空の誘電率，me は電子の質量，λi は入射電磁

く．集光レンズで透過光と散乱光を集光するとレンズへ波の波長である．この手法は焦点面上で散乱光を直接計の入射角度が透過光と散乱光で異なることから焦点面上測するフラウンフォーファー回折法において最初に松尾で集光位置が異なる．そこで，焦点面上で透過光と散乱

らにより用いられた［7］．我々はこの手法をさらに発展さ

光で光学的に厚さの異なる位相プレートを設置し，透過

せて PCI に適用し，検出器の出力電力が入射レーザー光

光と散乱光の間に π/2 rad の位相差を与える．これは微小強度の増加に対して飽和する非線形効果も考慮して電子位相変化を次式で示すように微小振幅変化に変換するこ

密度揺動の振幅を評価した［6，8］．この手法を用いれば音とを意味する．

波による較正実験は必要なく電子密度揺動の振幅絶対値

˜ E0 →（1＋ϕ）
˜ E0
E≅（1＋iϕ）を評価することができる．我々は計測精度を検証するた（2）

めに音波を波長 633 nm の HeNe レーザーヘテロダイン干

プラズマ計測用の位相プレートは図 1 に示すように一方

渉計と同時計測し，透過光と散乱光が分離できる領域で向に溝が形成されることが多い．この溝の方向は散乱光

精度よく計測できていることを確認した［6，8］．

が発生しない方向に対応している．また，位相プレート

プラズマ中の揺動計測においては揺動は空間的な広がは透過型だけでなく反射型も用いられることがある［3］．

りを持つため，視線方向にも空間分解する必要がある．

ビームの集光幅は入射ビームのビーム幅や光学系によっ

図 1 に示すように斜線で示す散乱体積がプラズマサイズて異なるので，それに対応するために溝は三角形の構造

より十分に小さければ空間分解して計測することが原理とし，ビーム幅に合わせた溝幅を選択できる構造として的には可能であるが，現実的な計測条件下では困難でいる．焦点面上で透過光と散乱光が分離できなければ両ある．例えば全幅 10 mm のビームサイズで k ＝ 1 mm－1
474

Commentary

Progress of Fluctuation Measurement using a Phase Contrast Imaging for High Temperature Plasma	K. Tanaka et al.

（λ ＝ 6.2 mm）の揺動を波長 10.6 µm のレーザーで計測し断面を示す．LHD においては，図 3（b）に示すように計ようとすると散乱角度は 1.7 mrad，散乱体積の長さ（図 1

測断面上でプラズマの下側から上側まで磁力線の方向が中の Lv）は 12 m となり通常実験が行われているプラズマ±50 °程度変化する．

サイズよりはるかに長くなる．よって，プラズマ中の揺図 4 に磁気シアを用いた揺動の空間分解計測の原理を

動計測ではビーム軸方向に視線積分した計測となる．プ示す．直交座標系 xyz において，x 軸に沿ってレーザーをラズマ中でどこに揺動が存在するのかを明らかにするこ

入射し，三つの異なる位置 position 1, 2, 3 に揺動が存在とは，不安定性の物理機構を理解するうえで極めて重要する場合を考える．各位置において，磁場ベクトル B1，でありビーム軸方向に空間分解能を取得する何らかの手

B2，B3 がビーム軸に直交し，さらにそれぞれの磁場成法が必要になる．

分に直交する揺動の波数ベクトルをそれぞれ k⊥1，k⊥2，
k⊥3 とする．磁場ベクトルの方向がビーム軸に沿って変2 ．ビーム軸方向の空間分解能の取得

化すると，焦点面（Focal Plane）の x-y 面上で図 4 に示

2．1

すように散乱光の集光位置が方位角方向に変化する．そ磁気シアを用いた空間分解能の取得

PCI では乱流の特性と磁気シアを積極的に用いること

こで，それぞれの空間位置で発生した散乱光成分を取りによりビーム軸方向に空間分解能を得ることができる．

出すため，スリットを用いて x-y 面上で特定の方位角の磁気シアを用いて空間分解能を取得する手法は，Truc に散乱光を選択すれば特定の空間位置での揺動を計測でき

より，Tore Supra で CO2 レーザーを用いた散乱計測に初る．例えば，図 4 において焦点面上でスリットを用いめて適用された［9］．このシステムでは，散乱光が磁力線て position1,3 の成分を選択すれば（図中の With Slit），と垂直方向に現れることを利用し，プラズマから遠方に

position1,3 の揺動をそれぞれ結像面上で，梯子上の構造設置したミラーをスキャンすることにより散乱光を選択として計測できる．または，焦点面上にスリットを設置した．選択した散乱光が直交する磁力線の位置を平衡計しなければ（図中の Without Slit），結像面上で二次元の算から求めることにより散乱光が発生した位置を特定し，検出器を設置することにより，position 1, 2, 3 におけるす

乱流揺動の空間構造を計測した．このシステムは，多くべての散乱光成分を視線積分したグリッド状の乱流の構のミラーの制御機構が必要である非常に大掛かりで複雑造が計測できる．これを数値的に二次元でフーリエ変換

なシステムであった．それに比べて下記に述べる PCI をすれば，x-y 面上での方位角方向の成分に分解でき，各方用いた手法では，基本原理は Truc の手法と同じであるも位角成分の空間位置を決定できる．
図 4 において位相プレートは焦点面上に設置し，位相プのの，はるかに簡便なシステムで乱流の空間構造を計測

レートの溝が散乱光が発生しない y 方向とする．また，スすることが可能である．
図 2（a）は核融合科学研究所の大型ヘリカル装置（Large

リットと位相プレートを同じ焦点面に設置することが困

Helical Device; LHD）におけるイオン温度の勾配で駆難な場合は，レンズを用いてもう一度集光し，スリット

動 さ れ る イ オ ン 温 度 勾 配 不 安 定 性（Ion Temperatureと位相プレートを別の集光面に設置することもある．実Gradient mode; ITG）の非線形乱流シミュレーション［10］際の実験システムでは磁場ベクトルが必ずしも入射ビーを示したものである．図 2（a）において帯状に長く伸びてム軸に直交するわけではない．よって，実際には磁力線いるのが磁力線に沿った方向である．磁力線と垂直方向に直交する波数ベクトル k⊥ のビーム軸と直交する方向への断面図は乱れた構造を示している．乱流の特定のフーの射影成分を計測することになる．さらには計測される

リエ成分についてプラズマの上部から見ると図 2（b）のよ射影成分が磁気面座標上でどのような波数成分を持つか

うに磁力線と平行方向に波面を持ち，それと垂直方向にについても注意する必要がある．例えば，図 3（a）に示す

進行するような構造を持つ．
磁場閉じ込め装置においては，湾曲磁場ドリフトの効
果を相殺するために磁力線の“ひねり”が必要である．
この“ひねり”が空間的に変化することを磁気シアと呼ぶ．
磁気シアがある場合，磁力線の方向が空間的に変化する．
この磁力線の角度の変化がビーム軸方向の空間分解を可能にする．例として図 3（a）に LHD における PCI の計測

図 3 （a）LHD における PCI の計測断面，（b）レーザービーム軸に直交する磁力線の角度変化，（c）ビーム軸に沿った磁気面座標［11］．

図 2 （a）LHD における ITG 乱流の非線形シミュレーション［10］，（b）乱流を上から見た模式図．

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図4

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PCI における磁気シアを用いた空間分解取得の原理．focal plane において塗りつぶしが非散乱光を示し，細実線，太実線，点線がposition 1, 2, 3で生じた散乱光を示す，また，k0は入射レーザーの波数ベクトルを，B1, B2, B3は position 1, 2, 3における磁場ベク
トルを，k⊥1，k⊥2，k⊥3は position 1, 2, 3におけるレーザービーム軸と磁場ベクトルに直交する揺動の波数を示す．

ように入射ビーム軸の直交する波数成分は，position 1, 3付近のようなプラズマ断面の上部または下部ではポロイダル成分となる．一方，position 2 付近であれば，ビーム軸に直交する成分は小半径方向の成分になる．
スリットを使う手法では結像面上に一次元検出器を設置して計測し，再現性のあるプラズマでスリットをプラ
ズマ放電ごとに回転させる．この手法は門らによって，Heliotron-E において，初めて実証された［12，13］．図 5に Heliotron-E で の 計 測 例 を 示 す． 波 長 10.6 µm の CO2レーザーと 16 チャンネルの検出器を用い，ショットごとにスリットを回転させて，プラズマの上部，中心部，下部における乱流の波数，周波数結合スペクトルを計測した．図 5（a），（c）に示すように上部と下部ではスペクトルが一方向に強い非対称性を示しており，乱流が進行成分を持つことを示している．上部と下部で非対称性が逆になっているのはポロイダル方向に周回する成分の進行方
向がプラズマの上部と下部で反対向きになるためである．
一方，図 5（b）に示すようにプラズマ中心部では対称なスペクトルとなり，乱流振幅も小さくなっている．これは，プラズマ内部で乱流振幅が小さくなり，かつ，小半径方

図5向成分を計測するため，進行波を示さないためだと考え
られる．
476

Heliotron E における磁気シア法を用いた乱流揺動の計測［12］．（a）規格化小半径位置 r/a ＝＋0.9（b）r/a ＝ 0（c）r/a ＝－0.9．

Commentary

Progress of Fluctuation Measurement using a Phase Contrast Imaging for High Temperature Plasma	K. Tanaka et al.

回転スリットを用いた磁気シア PCI はその後，DIII-D

で 1/e2 強度全幅で 0.7 mm であった．よって，透過光が完［14］，TCV［15，16］に適用された．回転スリットを用いた

全に位相プレートの溝の中に入る設定とするために位相手法を用いる場合，ショットごとに回転させる手法［12，プレートの溝幅は 1 mm で運用している．その結果，透過16］，または，放電中にスリットを連続的に回転させる手

光と散乱光が完全に分離できるのは位相プレートの溝の法［14］がある．前者の場合は，再現性のあるショットを多

半幅（0.5 mm）＋ビーム半幅 0.375 mm ＝ 0.875 mm である．

数必要とすること，後者の場合は同じ空間位置においてこの条件を満たす位相プレートへの入射角度は散乱

時間連続的な計測ができないことが課題である．そこで，

光 の 光 軸 が 光 軸 付 近 の 近 軸 で あ る こ と を 仮 定 す る と，

我々のグループでは磁気シア法を発展させ，スリットを

kp/ki ＝ λp/λi～0.875/2000～0.44 × 10－3 rad（ki，λi は レ ー

用いずに異なる空間点の乱流揺動の視線積分の像を直接ザーの波数，波長，kp，λp は揺動の波数，波長）となる．よっ

二次元の検出器で計測する二次元 PCI（Two dimensionalて， 波 長 10.6 µm に お い て kp＝0.25 mm－1，λp＝24 mm

phase contrast imaging; 2D-PCI）を考案した［11］．
2．2となる．凹面鏡を用いることから集光が回折限界より 3

LHD における二次元位相コントラストイメージング

倍程度悪くなっており，ビームを完全に位相プレートの

図 6 は LHD における 2D-PCI の計測システムを示す．

中に設定するために計測下限が理想的な状態よりファク

図 6（a）は PCI のビームパスを示す．図 6（b）に示すように

ター 3 程度劣化している．計測下限以下であっても信号は

計測システムはすべて遠赤外線レーザー干渉計［17］用の弱くなるものの計測は可能である．しかし，波数が高い

防振架台上に設置されている．PCI では，位相プレート方向にシフトすることに注意を要する［6］．ビームは位相上において，透過ビームを常に位相プレートの溝の中にプレートを通過したのち，結像面において 6×8 ch＝48 ch

集光する必要がある．機械的振動がある場合，このようの検出器を用いて計測している．

なビームの集光位置の維持が困難となる．よって，振動図 7 に解析手法の手順を示す．図 7（a）に示すように二の効果をできるだけ低減するために，すべてのシステム

次元アレイ検出器の素子間隔は x 方向が 0.62 mm，y 方向を防振架台上に設置した．DIII-D のシステムでは伝送ミが1.4 mm であり，ここで述べる計測例では結像倍率が5.68

ラーの一部が真空容器に設置されており，当初，磁場のであるため，それぞれプラズマ中で 3.52 および，7.98 mm

立ち上がり時の機械的振動により位相プレートから透過に対応する．図 3（c）に示すように磁力線の角度は ±50 °

光がずれるという問題があった．そこで，DIII-D では透程度変化するため，二次元の波数空間 kx-ky 上において，

過ビームのフィードバック制御システムを開発し，このこの角度の範囲内で最も多くの計測点が配置されるよう問題を解決した［18］．LHD ではシステム全体が防振架台に x 方向と y 方向の素子間隔を設定した．データは 1 µsec

上に設置されており，このような問題は起こらなかった．

でサンプリングした．0 － 500 kHz の周波数区間を 16 分割

レーザーは防振架台下部に設置され，使用可能なポーして，それぞれの周波数区間においてチャンネル間の相トの制限により，図 6（a）に示すように，6 °程度傾いた角関を計算し，視線積分した揺動の自己相関関数を求める．

度をもって上部にビームが打ち上げられる．解析手法に

図 7（b）は，ビーム軸に沿って積分した乱流揺動の自己おける座標はプラズマ中で図 6（c）のように定義される．

相関関数の 72±16 kHz 成分を示す．これが可視化した揺検出器光学系は図 6（b）の防振架台の上部に設置される．

動の視線積分した像に対応する．自己相関関数はグリッ

検出器光学系詳細を図 6（d）に示す．プラズマ中で 1/e2 強ド状の構造を示しており，x-y 面上で異なる進行方向を持度全幅のビーム幅は 80 mm である．焦点距離 2000 mm のつ揺動が共存していることを示す．次にこの自己相関関

凹面鏡で集光されたビームと直径 50 µm のピンホール付数に空間的なフーリエ変換を行う．二次元の高速フーリ

きのパワーメーターで実測したところ，位相プレート上エ変換（Fast Fourier Transform; FFT）では十分な波数

図6

LHD における2D-PCI のシステム（a）ビームパス，（b）全体図，（c）プラズマ中でのビームパスと解析のための座標系の定義，（d）検出器光学系［11］．（c）において x，y 座標は，レーザービーム軸に直交する平面上の直交座標，z 軸はレーザービーム軸に沿う座標．

477

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図7

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November 2023

2D-PCI の解析手法（a）検出器のレイアウト，（b）72±16 kHz の視線積分した乱流揺動の自己相関関数，（c）最大エントロピー法により計算した32－500 kHz の二次元視線積分揺動の x-y 直交座標系における二次元波数スペクトル，（d）r-θ 極座標に変換した波数スペ
クトル，（e）揺動の進行角度を磁気面座標に変換した波数スペクトル，（f）磁気面座標上での位相速度の空間分布，（f）において，白線はそれぞれの空間位置におけるスペクトルの最大値を示す［11］．

分解能が得られないため，最大エントロピー法（Maximum

付近ではイオンの反磁性方向に進行しており，空間位置

Entropy Method; MEM）により二次元の空間的フーリエにより位相速度の方向が変化していることを示している．

変換を行った［19］．各周波数区間で MEM によるフーリエ位相速度の主要な成分が E×B ポロイダル回転速度によ変換を行い，32－500 kHz の成分を積分して表示したもの

るのであれば，|ρ| ＝ 0.7－1.0 において，電場の方向を変を図 7（c）に示す．kx-ky 座標上でいくつかのピークが見ええる電場シアが形成されていることを示している．このるが原点からこれらのスペクトルのピークへの方向が x-y

ように 2D-PCI を用いることにより揺動の空間構造を 1

面上での揺動の進行方向となる．次に x-y 直交座標系を図

ショット， 1 タイミングでの計測が可能となる．

6（b）の r-θ 極座標系に変換して図 7（d）を得る．横軸の角図 7（b）の揺動の視線積分像の自己相関関数を求める際

度は x-y 平面上での揺動の進行方向であり，揺動が存在すには相関解析をするのに通常の FFT を用いると，およそる位置における磁力線に直交する．よって，図 3（b），（c）

1 msec 程度までの時間分解を得ることが可能である．一に示すレーザー光軸上における磁力線の角度と磁気面座

方この計算において，Wavelet 変換を用いれば，0.1 msec

標の関係より進行方向を磁気面座標に変換して図 7（e）を程度の時間分解能を得ることができる．その結果，高速得る．これは波数スペクトルの空間分布となる．図 7（e）

イオンの損失時に形成された間欠的な強い電場の形成にのグリッドサイズが分解能を示すが，MEM を用いているより過渡的に乱流揺動が低減することも見いだされたため，分解能はグリッドサイズよりも細かいものとなる．

［20，21］．

正，負の ρ は図 3（a）においてそれぞれ赤道面上の上側と磁気シアを用いた手法は空間構造を計測するのに有効下側に対応する．計測波数成分がポロイダル方向に周回であるが磁力線の変化が小さい場合空間分解して計測すする成分だと仮定すると，第一，第三象限が実験室系でることが困難である．Heliotron E, LHD は磁気シアが強イオンの反磁性方向，第二，第四象限が実験室系で電子

く磁力線の方向が大きく変化するため，空間構造の計測の反磁性方向に対応する．ポロイダル方向に周回する成が可能であったが，トカマクにおいてポロイダル断面上分は赤道面の上部と下部で反対方向に進行するので，同で垂直にビームを入射する場合，磁力線は ±6 °程度の角じ反磁性の進行方向に対して波数の符号が上部と下部で度の変化であり，磁気シア法で有効な空間分解を得るこは逆になる．ρ ＝ ±0.7 と ρ ＝ ±1.0 付近にピークがあり，とが困難であった［14］．そこでトカマクにおいて磁気シ

それぞのピークは原点に対して対称な位置に存在する．

ア法を有効に活用するために，接線方向にビームを入射

この結果も，いずれの成分もポロイダル方向に周回してして空間分解能を取得する手法が考案された［15］．このいることを示している．

手法は TCV に適用され［16］，現在 JT-60SA においても適用が検討されている［22，23］．

さらに，それぞれの周波数成分における波数との関係
から揺動の位相速度の空間分布を図 7（f）のように求めることができる．図 7（f）の白線は各空間位置における揺動

3 ．注目すべき実験結果

振幅強度の最大値の位相速度を示す．ρ ＝ 1 と ρ ＝－1 付近

3．1

視線積分計測初期のヘリカル系の PCI および，トカマクにおける上では電子の反磁性方向に進行するが，ρ ＝ 0.7 と ρ ＝－0.7
478

Commentary

Progress of Fluctuation Measurement using a Phase Contrast Imaging for High Temperature Plasma	K. Tanaka et al.

下視線の PCI では視線積分計測であったが，計測結果のシミュレーションコードが大きく発展した．現在に至る

詳細な解析や，数値シミュレーションコードの結果を計までのジャイロ運動論と実験の検証では主に熱流束や熱測する Synthetic Diagnostics が行われてきた．

伝導係数についての定量比較が行われている．しかし，

PCI による最初のプラズマ計測への適用例は Presby に

これらのシミュレーションで存在していると考えている

よるプラズマジェットの可視化計測である［24］．その後，乱流揺動の検証は限られている．トカマクでは MIT のグ

Weisen により高温プラズマ中の乱流揺動計測に提案さループを中心に計測した乱流揺動とシミュレーション結れ［25］，TCA トカマクで乱流計測の有用性が実証された

果の定量的な比較が行われてきた．筆者の知る限りでは［26］．さらに，Weisen の結果に触発されて，Heliotron-E

非線形ジャイロ運動論シミュレーションと乱流の計測結［27，28］，DIII-D［29，30］に適用された．初期の PCI はビー

果の最初の比較は Alcator C-mod において Ernst により行

ム軸方向に空間分解能を持たない視線積分した計測でわれたものであり 2006 年の IAEA 会議で報告された［31］．

あった．Heliotron E では乱流の分散関係の計測から異な

Alcator C-mod の ICRF 加熱プラズマにおいて local flux

る種類の揺動が共存しているらしいことが示された［28］．

tube code である GS2 のシミュレーション結果を磁気面上DIII-D においては，小半径方向の乱流揺動成分の計測よにマッピングし，それを数値的に PCI のビーム軸に沿っり，小半径方向に乱流が空間構造を持つことを示し，そて線積分することにより PCI で計測する波数スペクトル

れが帯状流（ゾーナルフロー）を示唆していることを示と比較した．図10 に示すように PCI で計測した乱流揺動

した［30］．

の視線積分した波数スペクトルは非線形シミュレーショ

図 8（a）に DIII-D の PCI の 視 線 を 示 す．DIII-D の PCI

ンをマッピングして積分した波数スペクトルと類似したはレーザーがプラズマ周辺部を通過するため，計測する形状であることが示された．この結果，乱流が捕捉電子

波数成分はポロイダル波数（kθ）成分，および小半径波数

不安定性（Trapped Electron Mode; TEM））であると同（kr）成分のビーム軸に直交する方向への射影成分となる．
図 8（b）は波数の応答成分を示しており，ポロイダル波数成分の寄与は 1.5 cm－1 以下である．一方，小半径波数は10 cm－1 程度まで計測可能である．図 9 に PCI で計測した
波数スペクトルを示す．波数のカットオフは 0.65 cm－1 であり，カットオフ波数より高い 2－5 cm － 1 に主要な成分を持つ．この波数領域は図 8（b）に示す応答関数によればポロイダル成分は寄与しないため，計測した波数成分はkr 成分であり，このような小半径方向の構造は乱流を安定化する帯状流を示していると結論づけた［30］．
2000 年代の中盤以降，ジャイロ運動論による数値乱流

図 10 Alcator C-mod に お け る ICRF プ ラ ズ マ で の PCI に よる波数スペクトルと非線形乱流スペクトルの Synthetic
Diagnostics との比較［31］．

図 8 （a）DIII-D における PCI の計測波数成分，（b）PCI の波数成分の応答関数［30］．

図11

図9

PCI で計測した DIII-D における乱流の波数スペクトル［30］．

479

Alcator C-mod におけるオーミック放電での非線形 Gyro
コードによる非線形ジャイロ運動論シミュレーションとの比較（a）n ＝ 0.93 × 1020 m －3における異なるトロイダル
モード数でのでのシミュレーションとの比較（b）n ＝ 0.93
× 1020 m －3における異なるイオン温度分布でのシミュレーションとの比較［32］．

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定された．その後，Alcator C-mod ではオーミック放電

イン PCI が提案され［18］，Alcator C-mod で用いられたで Global code の GYRO を用いて同様の解析が行われた［38，39］．

［32］．local コードと異なり Global code では実座標系へのヘテロダイン PCI では，周波数シフトしていないレー

複雑なマッピングが必要ない．図11 に示すように，可能ザー光と ICRF 駆動の周波数 80 MHz から 0.3 MHz 周波数

性のあるトロイダルモード数やイオン温度分布を用いたが異なる 80.3 MHz に音響光学素子を用いて周波数シフト

非線形シミュレーションの結果と比較し，スペクトルのした 2 本のレーザー光を同軸で入射する．その結果，そ形状だけでなく音波で較正した乱流スペクトルのパワー

れぞれの周波数に対して ±80 MHz の散乱光が生じる．周の絶対値がエラーバーの範囲内で一致することが示され波数シフトしていないビームの非散乱光と 80.3 MHz で周た［32］．

波数シフトしたビームの－ 1 次散乱光のミキシング信号，

このような非線形シミュレーションを波数の計測成分

および 80.3 MHz で周波数シフトしたビームの非散乱光とや計測範囲などの装置関数を考慮したうえで数値的に計

周波数シフトしていないビームの＋ 1 次散乱光のミキシ測する手法を Synthetic Diagnostics または，Numerical
Diagnostics と呼ぶ．上記の Alcator C-mod の他に，PCIに よ る 乱 流 の Synthetic Diagnostics は，DIII-D［33］，
LHD［34］，W7-X［35］
および TCV［36］
においても報告されている．
PCI は位相プレート上において十分に集光できている
場合は，ビーム幅程度までの長波長揺動を計測できる．
この場合，微視的な乱流だけでなく，巨視的な MHD 不安
定性や ICRF で駆動された波動を計測することができる．
図12 に Alcator C-mod における sawtooth の崩壊するタイ
ミングで理論に予測された Reversed Shear Alfvén Eigen
mode（RSAE mode）に対するシミュレーションと PCI計測の比較を示す．図12（a）に示すような NOVA コードで計算した巨視的なモードを PCI で視線積分して計測すると
図12（b）の実線で示すような空間構造が予測される．RSAE
mode を視線積分するといくつかのピークが現れ，PCI の計測においても，それに対応したピークを計測した［37］．
イオンサイクロトロン加熱は将来の核融合炉においても有効な加熱手法と考えられている．Alcator C-mod におい て，ICRF 駆 動 の 波 動 の Synthetic Diagnostics と PCI
計 測 の 比 較 が 行 わ れ た［38，39］．ICRF で 駆 動 さ れ る 速波，遅波は Alcator C-mod において 80MHz である．一方，
PCI の検出器の周波数応答は 1 MHz 程度であるため，直接計測は困難である．そこで，このような高い周波数成分を計測するためにヘテロダイン検波を用いたヘテロダ

図13

Alcator C-mod における AORSA コードによる左回り円偏光による電界分布と視線積分で予測される PCI の信号［39］．

図 12 Alcator C-mod に お け る Sawtooth crash 時 の（a）
Reversed Shear Alfvén Eigen mode の Nova コードによる揺動（b）Synthetic Diagnostics と PCI の計測値の比較．
（a）中の0.61 － 0.76 m の部分は入射した CO2レーザービー
ムを示す［37］．

図14

Alcator C-mod における AORSA コードによる ICRF 駆動
遅波の Synthetic 信号と PCI 計測値の比較．右上がり斜線
部は H minority がマクスウエル分布した場合，右下がり
斜線部は高エネルギー成分を持つ場合，三角シンボルは
PCI の計測値［39］．

480Commentary

Progress of Fluctuation Measurement using a Phase Contrast Imaging for High Temperature Plasma	K. Tanaka et al.

ング信号が 300 kHz の信号を形成し，80 MHz の揺動をダ
ウンシフトして計測することが可能になる［38］．
図13 に AORSA コードによる電界分布と，PCI で計測を予測される Synthetic 信号を示す．H-D 混合プラズマのH minority 加熱における AORSA コードの結果を視線積分した Synthetic Diagnostics と PCI の計測値を図14 に示
す．H minority に高エネルギー成分を加えた結果と計測
値は良い一致を示した［39］．しかし，アンテナの前面では Synthetic Diagnostics 信号と計測信号は良い一致を示すものの，アンテナから離れた位置では両者の乖離が大

図15

きく，今後より詳細なモデリングが必要であることが報

TCV トカマクにおける接線視野 PCI のビームパス［15］．

告されている［39］．
3．2

空間分解計測前節に示したように，PCI は視線積分計測であっても，シミュレーションコードとの Synthetic Diagnostics との比較により詳細な物理を議論することができる．特に，比較的理解が進んでいる事象について，それを予測する計算
コードが整備されている場合は Synthetic Diagnostics と計測結果の比較は有効な手法である．しかし，Synthetic
図16 TCV トカマクにおける接線視野 PCI の磁力線の交差角度．
実線は正磁気シア，破線は負磁気シア［15］．

Diagnostics と計測結果が一致しない場合は，その後の研究の展開は容易ではない．計算コードの不完全さに起因するのか，コードの取り扱っている物理モデルに起因す
るのか，それとも PCI の計測に問題があるのか，理論，および実験の双方から検討する必要がある．
輸送や加熱効率の変化は，温度や密度分布の変化として観測される．その際に，分布が変化した空間位置において巨視的不安定性や微視的乱流がどのように変化するかを計測できれば，たとえシミュレーションコードが整備されていないとしても，それをきっかけとして理解が進み，場合によっては新たな理論モデルが創出されるであろう．多くの装置で温度，密度の空間分布の時間変化がトムソン散乱，干渉計，荷電交換分光によって，ルー

図17

チン的に供給されているが，それと同様に揺動の空間分
布の時間変化をルーチン的に供給することは，これら輸
送物理，加熱物理の理解のために極めて有用である．PCITCV トカマクにおける D 型（δ > 0上側のデータセット▷）と逆 D 型（δ < 0下側のデータセット◁）の揺動レベルの比較［16］．

で磁気シア法を用いて揺動の空間分布を取得できればこ

その結果，図17 に示すように乱流揺動レベルが逆 D 形でれが可能となる．以下に磁気シア法を適用した PCI によ大きく減少していることが明らかになり，プラズマの断る乱流の空間分布の計測例を紹介する．

面形状を逆 D にすることにより何らかの乱流安定機構がTCV トカマクにおいて接線入射したレーザービームを存在することが明らかになった．また，TCV では接線用いた PCI による乱流揺動の計測が行われている．図15

PCI によりイオンスケールの乱流を安定化する GAM 振動のように CO2 レーザービームは接線方向に入射される．

を計測することにも成功した［41］．

ビームが磁気面と接する位置をゼロとした場合の磁力線

LHD においては，粒子輸送の増大とともに PCI で計測の交差角度を図16 に示す．磁力線の交差角度はプラズマした ρ ＝ 0.7－1.1 における実験室系でイオンの反磁性方向

内部が正磁気シア（実線）であっても，負磁気シア（破線）に進行する乱流揺動レベルが強い相関を持つことが実験であっても影響を受けない．図16 に示すように接線位置的に明らかになった［42，43］．
核融合科学研究所で開発されたジャイロ運動論によるにおいては急速に磁力線の角度が変化するためこの付近

乱流シミュレーション GKV コード［44，45］を用いた LHD

において，高い空間分解能を取得できる．
TCV トカマクではプラズマの断面形状を逆 D 形にするの NB 加熱プラズマの解析が精力的に行われた［10，46］．

と閉じ込めが改善することが見出された［40］．そこで，

図18 に密度，温度分布と乱流揺動の分布を示す．（a-1）

閉じ込め改善の物理機構を理解するために，接線 PCI をに示すように5 MW の 中 性 粒 子 ビ ー ム（Neutral Beam;

用いて通常の D 型プラズマと逆 D 型プラズマで局所的なNB）加熱において 1.5 keV 程度であった中心イオン温度は，乱流振幅を密度で規格化した乱流揺動レベルを比較した．

（b-1）に示すように 21 MW の NB 加熱において 4 keV 程度
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図19 LHD における Low-Ti と High-Ti 時の ITG 線形成長率空間分布［46］．
図18

LHD におけるイオン加熱の違いによる分布の変化（（a-1），（b-1）電子密度分布とイオン温度分布，（a-2），（b-2）波数
スペクトルの空間分布，（a-3），（c-3）位相速度の空間分布，
MW，（b-1）
MW［47］）．
（a-1）（a-3）5（b-3）21-,まで上昇した．一方，5 MW 加熱時は（a-2）
（a-3）
に示すよ
うに規格化位置 ρ ＝ 1 近辺のプラズマ周辺部に乱流揺動が局在するが，21 MW 加熱時は乱流の主要な揺動成分はイ
オン温度勾配が急峻となる ρ＝0.6－0.8に存在する．
（a-3），（b-3）に示すように乱流の主要な成分は荷電交換分光で計測したポロイダル回転から評価した Er×Bt ポロイダル回

図20

LHD における High Ti 時の（a）ρ ＝ 0.6 ー 0.7における PCI で計測した波数スペクトル，（b）ρ ＝ 0.65における GKV コー
ドによる非線形波数スペクトル 破線は PCI のカットオフ
波数を示す［10］．

図21

LHD における周辺乱流とダイバータ熱負荷の実験結果．
（a）
磁気プローブの周波数スペクトル，（b）プラズマ周辺の圧
PCI による乱流レベルの空間構造，
力勾配，（c）（d）ストキャスティック SOL 領域における揺動レベル，および（e）ダイ
バータの熱負荷［49］．

転速度と比較して，よりイオンの反磁性方向に進行しており，プラズマフレーム上でもイオンの反磁性方向に進行していることを示唆している．これらの結果は定性的にはイオン温度勾配不安定性（ITG）の性質を示している．
プラズマの温度，密度分布を入力し，ITG の線形スペクトルを各空間位置において計算し，それぞれの空間位置における最大線形成長率の空間分布を図19 に示す［46］．
図19 に示すようにイオン温度の低い Low-Ti 時には不安定

領域はプラズマ周辺部であり，イオン温度の高い HighTi 時には不安定領域はプラズマの内部まで広がった．この結果は，定性的には図18 に示す PCI で計測した乱流揺動の空間分布の変化と一致する．さらには，波数スペク
トルについて，ρ ＝ 0.6－0.7 における計測した波数スペク
トルと，ρ ＝ 0.65 における GKV コードを用いた非線形乱
流シミュレーションの比較を行った．図 20 に示すように，
PCI で計測した波数スペクトルのピークは計測のカット
オフ波数で決まっているものの，カットオフ波数より高い領域では類似した波数スペクトルの形状が得られた．
最後に，PCI の時間連続計測の特徴を生かして得られた結果を紹介する．将来の核融合炉において，ダイバータの熱負荷を低減させることは重要な課題である．既存のトカマクの実験結果から国際熱核融合実験炉（International
Thermonuclear Experimental Reactor; ITER） に お いてダイバータプレートの極めて深刻な損傷が予測されていた．しかし，最外殻磁気面外側のスクレープオフ層（Scrape Off Layer; SOL）に乱流が存在すると，磁力線と垂直方向の輸送によりダイバータへの接触面積が広がり熱負荷が低減することがシミュレーションにより示されていた［48］．LHD において定性的ではあるが，シミュ
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Commentary

Progress of Fluctuation Measurement using a Phase Contrast Imaging for High Temperature Plasma	K. Tanaka et al.

レーションが予測するように，乱流が熱負荷抑制するこ計測を試みたが，有意な信号を得ることができなかったとを，PCI の計測結果より見出した．図21 にダイバータ［60］．PCI では多くの場合，レーザー出力の揺らぎが主の熱負荷が減少したときに観測された揺動と分布の時間

要なノイズ源となりレーザー出力の安定化が必要となる．

変化を示す．図21 において（e）に示すようにダイバータ

YAG レーザーを用いた場合，検出器を冷却する必要がなの熱負荷は t ＝ 4.15 sec 以降に減少していく．t ＝ 4.15 sec

いためシステムが簡便となり，これらを解決できれば有以降に磁気プローブでは m/n ＝ 3/3 のモードが励起され，用な手法になり得る．

それと同時に（c）に示すように PCI により計測した乱流

現在のところ，高温プラズマにおける主要な乱流計測

揺動レベルが点線で示した最外殻磁気面より外側のストはマイクロ波反射計である．マイクロ波反射計ではカッキャスティックな SOL 領域に広がっていくことが観測さトオフ層における乱流揺動を計測するため，特に密度勾れた．（d）に示すようにストキャスティック領域におけ配が急峻である場合は，極めて優れた空間分解能（小半る揺動レベルも増加している．このような乱流の広がり

径の 1 ％以下）を取得することができる．この優れた空（Turbulence Spreading）とダイバータ熱負荷の低減は

間分解能は特にトカマクにおいて H mode で形成される周m/n ＝ 3/3 モードの磁場揺動が誘起された時のみ観測され，辺の輸送障壁の理解に極めて重要なデータを供給してき磁場揺動と閉じ込め領域から SOL 領域への Turbulence

た．計測システムは，伝送系については比較的単純であり，

Spreading との間になにがしかの因果関係があることを示

ドップラー反射計などで特定の波数成分を計測するため唆している．

にアンテナの送信，受信方向の調整は必要になるが，振これらの結果の他にも LHD の 2D-PCI により得られた動の影響はなく，PCI のような位相プレート上での厳密な

最近の注目すべき結果として，水素同位体効果による重ビームの位置制御は必要ない．また，PCI と異なり貫通型

水素プラズマでの乱流の減少［50-52］，軽水素と重水素ののポートが必要ないためプラズマへのアクセスが比較的混合プラズマにおける同位体混合が ITG 的な乱流で起こ容易である．さらには，検出器は常温で高速に応答する

り，TEM 的な乱流で起こらないこと［53，54］，不純物パものが入手可能であることも利点である．しかしながら，

ウダードロップにおける閉じ込め改善と乱流揺動の抑制

マイクロ波反射計では正面反射のヘテロダイン反射計の［55，56］，高速イオンによる乱流の抑制［57］などがある．

場合は散乱光成分を十分に受信できていないときに，位これらの実験においては当初の乱流の変化を予想してい相がジャンプするフリンジジャンプの現象が起きる．まなかったものの，PCI の計測結果により乱流の寄与が明た，ドップラー反射計で後方散乱成分を取得する場合はらかになった結果もある．2D-PCI は LHD において，ほ揺動振幅の絶対値の評価，異なる波数信号での相対評価

ぼすべての運転領域で信号取得が可能であり，なおかつ，は容易ではない．また，幅広い領域を計測するには多く

乱流の空間分布の時間変化をルーチン的に計測することのマイクロ波ソースが必要である．さらには LHD で観測が可能である．その結果，予期しない多くの乱流揺動にされるような密度分布がフラットまたはホローな場合で関する知見を得ることができた．

はプラズマ内部領域での計測が不可能となる．
計測システムの設置は，PCI よりマイクロ波反射計の方

4 ．まとめと今後の展望が容易であろう．マイクロ波反射計は計測の適用範囲は

PCI は高温プラズマ中での微小な乱流揺動を高感度で限られ，データの解釈に注意を要するもの，優れた空間計測することができる．入射レーザービーム軸方向に空分解を得ることができることから，多くのトロイダル装

間分解能を持たない場合も，数値シミュレーションに置で適用されている．PCI はマイクロ波反射計と多くのSynthetic Diagnostics を適用することにより乱流駆動輸

点で反対の性質を持つ．設置は振動に影響を受けない環

送や巨視的な不安定性，波動加熱で誘起される揺動に関

境下での設置が必要であり，空間分解能は最も優れた接する物理機構の理解を進めることができる．磁気シア法

線入射においてもマイクロ波反射計ほどは優れていない．

を用いればビーム軸方向に空間分解能を取得でき，新し検出器は液体窒素冷却が必要で，トーラス実験室の外にい物理現象における乱流揺動の変化を計測することによ信号を伝送できない場合は検出器のガンマ線，中性子にり，新しい物理機構の理解に貢献できる．

よる損傷を防ぐためのシールドが必要である．しかしな

現在のところ，ほとんどの装置では 10 µm 付近の赤外

がら，極めて広いプラズマパラメータ領域で計測でき，

線 CO2 レーザーを用いて計測されているが，より波長の2D 磁気シア法を用いれば時間連続的な空間分布の変化を短い波長 1.06 µm の YAG レーザー用いた計測例もある．

計測できる．特にプラズマ内部の計測が可能であること

YAG レーザーでは CO2 レーザーに比べて波長が 1/10 となはジャイロ運動論シミュレーションと相性が良く，乱流り，位相変化が 1/10 となるため，信号強度が小さくなる．

シミュレーションの検証研究を行うことに適している．

また，位相プレート上の集光が小さくなるため，精度のPCI にしろ，反射計にしろ計測できるのは電子密度揺動

ある位相プレートの製作，および，位相プレートへのビーのみであるということに注意を要する．乱流が駆動する

ムの集光の安定性を保つことが課題になる．核融合研の輸送は電子密度揺動だけでなく，イオン密度，電子温度，

Compact Helical System（CHS）では出力を安定化したイオン温度，ポテンシャル，および磁場の揺動が寄与しYAG レーザーを用いて信号を取得することができた［58，ており，PCI および反射計はこれら揺動の一部しか計測し59］．LHD では安定化機構のない YAG レーザーを用いたていない．これら他の物理量の揺動の高精度計測の開発
483

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も追及するべきであろう．一方，電子密度揺動の詳細な計測を追求することにより，多くの新しい発見がされてきたし，今後も期待できるであろう．
現在，我々は EUROFusion のスイス連邦工科大学のStefano Coda 博士のグループと共に JT-60SA への適用をめざした接線入射 PCI の開発研究を進めている［22，23］．
すでに Synthetic Diagnostics についても結果を得ている［23，26］．JT-60SA で PCI が実現すれば核融合炉と同等条
件下における乱流について，多くのエキサイティングな結果が得られるであろう．

謝Vol.99, No.11

辞本解説記事は，JSPS 科研費 21H04458，および核融合科学研究所研究費 10201010SIU003 のの助成を受けたもの
です．

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［21］C. Michael et al., Nucl. Fusion 58, 046013 (2018).
［22］K. Tanaka et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 11E118(2016).
［23］S. Coda et al., Nucl. Fusion 61, 106022 (2021).
［24］H.M. Presby and D. Finkelstein, Rev. Sci. Instrum.
38, 1563 (1967).
［25］H. Weisen, Plasma Phys. Controll. Fusion 28, 1147

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Commentary

Progress of Fluctuation Measurement using a Phase Contrast Imaging for High Temperature Plasma	

た

なか けん

じ

きの

田 中 謙 治

い

ひこ

とし

き

木 下 稔 基核融合科学研究所可知化センシングユニッ
ト教授．学生時代は Heliotron-E で PCI を立ち上げ，1993 年より核融合科学研究所でCHS の干渉偏光計，LHD の干渉計，PCIなどの計測の開発に従事しています．計測するだけでなく，
輸送解析，シミュレーションとの比較にも取り組んでいます．2009 年より九州大学の連携講座を担当しています．趣
味はヨットで年に数回三河湾や伊勢湾をクルージングすることです．愛艇ガメラ号との付き合いは 20 年以上になり，妻との結婚生活より長いです．

さかした

K. Tanaka et al.

九州大学 応用力学研究所 高温プラズマ理
工学研究センター・助教．2023 年九州大学大学院博士後期課程修了．博士（工学）．
大学院在学中に LHD において位相コント
ラストイメージングを用いた乱流計測およびそれを用いた閉
じ込めの物理機構の解明に従事していました．現在は九州大学にある QUEST において輸送研究を始めるべく，計測器開発に積極的に取り組んでいます．また，趣味は最近始めた
キックボクシングであり，試合出場をめざして日々トレーニ
ングに励んでいます．

な

酒 井 彦 那九州大学大学院 総合理工学府 プラズマ・
量子理工学メジャー．2022 年 九州大学大学院博士前期課程修了．修士（工学）．現
在同大学院博士後期課程の 2 年生で，博士前期課程から核融合科学研究所に常駐して位相コントラス
トイメージング関連の開発と少しだけ干渉計の解析に従事しています．最近ではドイツのマックス・プランク研究所に出向いて自身の計測を導入し，プラズマ計測を行いました．実
家で飼育しているうさぎに心酔しており，帰省の度にお土産のおやつを献上するのが至上の悦びです．

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