J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
５３‐７５８小特集

俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線
Overview and Prospect‐Frontier Researches in Magnetic Reconnection‐

１．はじめに‐分野連携が進むリコネクション研究‐
1. Introduction - Rapid Progress in Interdisciplinary Research of
Magnetic Reconnection 小野

靖，松 元 亮 治１），星 野 真 弘２），清 水 敏 文３），堀 内 利 得４）

ONO Yasushi, MATSUMOTO Ryoji１）, HOSHINO Masahiro２）, SHIMIZU Toshifumi３）and HORIUCHI Ritoku４）東京大学大学院新領域創成科学研究科，１）千葉大学大学院理学研究科，
２）

東京大学大学院理学系研究科，３）宇宙航空研究開発機構，４）核融合科学研究所（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

磁気リコネクション研究はこの１０年，従来の MHD 領域の解釈を一新し，二流体更に運動論領域の解釈を開拓してきた．室内実験，観測，理論・シミュレーションの分野間連携の急進展が新境地を生み，新分野として磁気回転不安定性（MRI）をはじめとする天文分野のリコネクション研究，さらに応用研究も始まっている．背景には，粒子・階層シミュレーションの開拓，室内実験研究の急拡大，高精細な太陽衛星観測，複数衛星による磁気圏観測の開拓など主要４分野の研究が新段階に入り，さらにそれらの連携が新たな解釈を導き，新しい分野融合型研究へと進化した影響が大きい．本小特集では，この１０年，リコネクション研究が如何に進展したかを，分野融合した最新スタイルにのっとり，その研究の進歩と物理課題についてレビューしてみたい．
Keywords:
magnetic reconnection, current sheet, Sweet-Parker model, merging

１．
１ 小特集にあたってよぶ．まさにプラズマ科学が理解すべき共通基礎現象であ

１．
１．
１ なぜ，今，磁気リコネクション研究か？

り，カバーするプラズマパラメータ領域も図２のように実磁気リコネクション（磁力線再結合）現象とは，高導電験室，太陽，磁気圏，天体にわたり，温度，密度で軽く数率のプラズマ中で本来凍結されるべき磁力線が，図１のよ桁を越える．実験室ではプラズマのディスラプション，太うに，つなぎ変わる現象である．プラズマ中のすべての磁陽プラズマではコロナの爆発現象や高エネルギー粒子発気配位が磁場構造を変えるときに必ず必要とされる現象であり，主として
１）プラズマ中の磁場構造変化の時間スケールを決める，
２）磁場エネルギーを運動・熱エネルギーに変換する，
といった２つの意味からその物理の解明は重要である，磁気リコネクションの積み重ねは，磁場構造変化，いわゆる自己組織化を生み，その際に生じる磁気エネルギーから運動・熱エネルギーへの変換は新たに生まれる安定状態の磁場・熱圧力構造や流れの構造を決めることになる．
磁気リコネクションは，磁場構造変化の際に必ず現れて，時間スケールを決め，磁気エネルギーを運動・熱エネ

図１

磁力線のつなぎかわりとプラズマ加速・加熱．

ルギーに変換するため，適用範囲は磁化プラズマ全般におCorresponding author’s address: Graduate School of Frontier Sciences, The University of Tokyo, TOKYO 113-8656, Japancorresponding author’s e-mail: ono@k.u-tokyo.ac.jp

７５３!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

測，室内実験に広がり，階層化やオープン境界といったリ
コネクション物理解析の革新につながっている．
第２の進化として，磁気リコネクション分野は，MR２０００（Magnetic Reconnection 2000 in Space and Laboratory
Plasmas）国際会議（東京，２
０００年２月）をはじめとする大胆な分野間連携が，分野間共同研究につながった．図４に示すように日米科学技術協力の枠組みで毎年，MR２０XX
会議をリコネクション主要４分野が連携して日米交互で開図２

磁気リコネクションが発生するプラズマの温度，密度領域．

生，磁気圏のサブストームはその典型であるが，最近は降着円盤や天体噴出流中での電磁エネルギーから熱エネル
ギーへの変換や粒子加速などへ適用範囲が広がり続けてい
る．

MR２
０
０
０国際会議（２
０
０
０年東京）
［２］

図３に「磁気リコネクション」をアブストラクト・キー
ワードに含む学術論文数の推移を示す．２０００年以降に論文数が急増し，明確な発展期となっていることがわかる．磁気リコネクション研究は過去３０年研究されてきたが［１］，
最近の１０年で，新段階への遷移があり，研究はまさに旬といえよう．その進展については，１．
３で詳しく述べるが，あえて２つに絞れば，

MR２
００
４国際会議（２００４年京都）１）MHD から二流体・運動論的なリコネクション解釈への移行
２）実験室・観測・理論のリコネクション分野間連携の急進展と領域の急拡大があげられよう．
第１の進化は，MHD 領域にほぼ限定されていたリコネ
クション研究の枠組みが二流体，さらに運動論へ進化し，飛躍的に広がったことである．注目すべきは，巨視的にMR２
００８国際会議（２００８年残波岬）MHD の重要性はいささかも軽くはならず，リコネクション領域には運動論，二流体物理が現れて，MHD 現象と連結される新しい描像を生んだことである．従来の SweetParker モデルや Petschek モデルは近似としての価値は不変であるものの，研究の中心はこれらのモデルでは記載不能な運動論的物理に移りつつある．典型的な成果は第２章の異常抵抗の解明，高エネルギー粒子加速，ホールリコネ
クションなどにあり，多くの章で繰り返し触れられるはず

MR２０
１０国際会議（２
０
１
０年奈良）
［３］

である．この流れは，理論シミュレーションに始まり，観

論
文
数

年
（西暦）

IPELS２０
１
３国際会議（２０１
３年白馬）

図３ 「磁気リコネクション」をアブストラクト・キーワードに含む学術論文数の推移．

図４

７５４

リコネクションの異分野・国際連携会議１
０年の歴史．

Special Topic Article

1. Introduction - Rapid Progress in Interdisciplinary Research of Magnetic Reconnection‐

催し，その歴史は既に１３年になる［２，３］．２０１０年からは，日Y. Ono et al.

わったのかがわかるように心掛け，

米でタイアップしたCOEプロジェクトが立ち上がり，研究

２）さらに異分野連携を意識して，記事自体も実験室，観が 一 層 加 速 し た．こ れ は 米 国 側 NSF（National Science

測，理論といった分野毎でではなく，リコネクションの重要物理項目で整理し，Foundation）の COE プロジェクト，日本側・日本学術振興会の先端研究拠点を次々立ち上げて，実験・観測・理論の３）さらに執筆も，異分野の複数の研究者が協力して行う

異分野連携と日米欧の国際連携を同時に推進してきた．日

形式を取って，今後のリコネクション研究の方向性を本側，米国側の研究組織を図５に示す．

示すこととした．

本小特集では，これらにあげられたリコネクション研究１．
２ リコネクションの基礎モデル

１０年の進歩をなるべく整理した形でレビューしたい．まと

磁気リコネクションモデルは，１）定常，２）スラブモデ

めるにあたって３つの方針を立てさせていただいた．

ルを前提にした解析モデルであり，現代的な意味でもその１）全体を通じてこの１０年でリコネクション研究の何が変

（a）

（b）

図５ （a）
日本学術振興会先端研究拠点プログラムおよび（b）
米国エネルギー省 COE プログラムにおける：Center for Magnetic SelfOrganization.

７５５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

基礎は，Sweet-Parker モデル［４，５］といえる．抵抗散逸のである．太陽コロナでのリコネクションのトリガー問題

みによるリコネクションの説明に比べ，プラズマ流へのエ（２．
５節）や地球磁気圏の昼側前面と夜側の電流層を対象と

ネルギー変換を加えたため，磁気エネルギー減少が大幅にした異方性リコネクションがその典型的な例である．次増え，リコネクション速度を速くすることができた．具体に，２）プラズモイドの生成に象徴される間欠的あるいは的には，図１のように反平行の磁力線がインフロー速度 ('突発的リコネクションの解明の進展である．核融合プラズ

で磁気中性面に向かうと，電流シート（幅 "，長さ "の拡マで発生するダブルティアリングモードの非線形発展散領域）で互いに打ち消されて運動エネルギーへと変換さ（２．
４節），あるいは磁気圏尾部でのプラズモイド放出等がれ，プラズマをアルヴェン速度 $$ !!!$
# !&'%'まで加速す

その例である．この課題は，また，プラズマ実験（２．
３節）る（これをアウトフローといい，&'はイオン密度，%'はイとの比較検証が可能となり，新たな進展をもたらしていオン質量）．すると，('!"$$!
"!$$!## ( とかける．ここる．３）エネルギー流入出のあるミクロ開放系での無衝突

で，#は 電 流 シ ー ト の 電 気 抵 抗，磁 気 レ イ ノ ル ズ 数

リコネクションの誘発機構とそのダイナミクスにおける進#( !$!"$$!
#で あ る．Sweet-Parker モ デ ル の リ コ ネ ク

展，例えば，粒子運動論効果と異常抵抗の発生機構（２．
１

ション時間'$$ と し て&% は ア ル ヴ ェ ン 時 間 '$ !"!

節）がそれである．また，４）プラズマ不安定性の発達した'#( とかける．太陽コロナの #( ""!"#，'('!'$&% !"!
$#〜10 sec より，コロナのリコネクション時間は，'&% !3×

乱流中におけるリコネクション（２．
２節）とそこでのプラズ

107 sec とほぼ１年になり，現実の数時間以内に比べてまだれは，乱流状態プラズマ中で高速リコネクションが実現でまだ長いが，実効抵抗がバルクのプラズマの抵抗より極めきるのかという大きな課題への挑戦でもある．さらに，５）て大きいとの近年の研究成果を取り込めば，これを大きく

ミクロ運動論物理とマクロの MHD 物理をつなぐ連結階層

短縮することも可能である．

シミュレーション（５．
１節），プラズマの多スケール構造を

マ加速，加熱機構の物理（３．
２節）の進展もあげられる．こSweet-Parker 時間 '&% が 長 い 理 由 の１つ は，リ コネク

リコネクション現象に導入したフラクタルリコネクション

ションジェットの幅が狭い電流シート幅で制限されている（３．
３節），弱電離プラズマ中でのリコネクション（４．
２節），

ためである．拡散領域を小さく限定して拡散時間を短く

あるいは相対論的プラズマ中でのリコネクション（４．
１節）

し，さらにスローショック（衝撃波）を用いて，電流シーといった新たなリコネクションの物理に対しても進展がみトを介さずにスローショックを介してインフローがアウトられる．

フローに直接変換される機構を加えたものが Petschek モ

１．
３．
２ 室内実験分野のリコネクション研究の進展

デル［６］である．Petschek 時間は磁気レイノルズ数や電気

２０００年からの１０年間は，磁気リコネクション室内実験が抵抗にほとんど依存しないが，大きな近似に基づくモデル

急速に数を増した拡大期であり，リコネクション研究全体であるため，異常抵抗がないとそもそも発生しない等の指に室内実験という新手法が浸透した．トーラスプラズマ合摘もあり，近年は Petschekモデルそのものを用いるという体を用いたクローズ系の磁気リコネクション実験は，従来より，スローショック等のエッセンスを役立てるケースがの電極を用いたオープン系の実験に比べ，温度，密度，磁多い．

気レイノルズ数を保ちやすいことから主流となり，東京大学，プリンストン大学からスワルスモア大学，MIT，Cal-

１．
３ 磁気リコネクション研究１
０年の進展は何か？

tech，と拡大を続け，リバモア研究所へ続き，応用を絡め

この１０年で磁気リコネクション研究を支える主要分野

れば更に５装置が運転を開始している．レーザープラズマ

は，１）理論・シミュレーション，２）室内実験，３）太陽観による高磁場リコネクション実験も近年始まっており，多測，４）磁気圏観測

様な問題へ適応した室内実験が行われるようになった．

に続き，５）天体観測が加わり，リコ

ネクション研究の拡大が実感できる．各分野について，こカバーするリコネクション物理課題は急速に増え，高速の１０年のリコネクション研究の進化について概観してみよ

リコネクション機構［２章］から，二流体・運動論的物理

う．

［２．
１節］，近年はエネルギー変換機構［３章］，更に弱電離領

１．
３．
１ 理論・シミュレーション分野のリコネクション研

域［４．
２節］に広がっている．具体的には，究の進展

１）高速リコネクション機構として，（a）電流シートの異リコネクションは，ミクロからマクロまでの様々なス

２節］，（b）
プラズモイド・シー
常抵抗の解明［２．
１，２．

ケールの物理が競合して起きる階層横断現象であり，非常ト放出［２．
３節］，（c）３次元リコネクション［２．
５節］，にダイナミカルでバラエティに富んだ様相を呈する．最近

２）リコネクションの二流体的解釈として，ホール効果のペタスケールのスーパーコンピュータの出現に象徴され

［２．
１，３．
１節］

る計算機の発達とあいまって，シミュレーションは，この３）リコネクションの運動論的解釈として，イオンメアン

１０年間で，２次元，定常性，MHD といった制約から解放さ

ダーリング効果［２．
１，３．
１節］を明らかにし．

れ，３次元でダイナミカルに時間発展するリコネクション

４）エネルギー変換機構として，（a）リコネクションアウを扱うことのできる大規模シミュレーションが可能とな

トフローによる下流部分のイオン加熱［３．
１節］，（b）

り，磁気リコネクションの様々な新しい姿が解明されつつ

電流シート部分の電子加熱［３．
１節］，（c）二流体領域のある．まず，１）複雑なトポロジーを反映した３次元リコネ

イオン加速につながる静電ポテンシャルの形成［３．
１

クションと高速リコネクションの関係の解明における進展

節］，（d）
非熱的粒子加速・加熱［３．
２，３．
３節］
７５６

Special Topic Article

1. Introduction - Rapid Progress in Interdisciplinary Research of Magnetic Reconnection‐

Y. Ono et al.

等が明らかになり，リコネクションによるハイパワープラ

起される静電場構造とそのダイナミクスへの影響［３．
１ズマ加熱は，核融合プラズマ加熱などの応用［４．
４節］を生節］，（３）リコネクションで生成される速度分布関数の性質

んでいる．

［３．
２節］などの研究が行われた．特に X 点近傍で観測され

１．
３．
３ 太陽観測分野のリコネクション研究の進展

るイオンの非マックスウェル速度分布関数は，慣性抵抗や「ようこう」の X 線画像観測によって，太陽フレアの爆

粒子加速（メアンダーリング／Speizer 加速）にとって重要

発的なエネルギー解放が，磁気リコネクションによると強な物理として解析が進められた．また観測された磁場に平く支持されるようになった．小さい X ポイント領域で起き

行方向と垂直方向の温度異方性もスロー衝撃波の形成に大るミクロな過程が，短時間のうちに，数１０万キロメートル

きく影響を与えていることも議論された．また，（４）プラのコロナ磁場の構造を変えて，プラズマと共に（コロナ質

ズマ不安定を解したミクロ・メゾスケールの波動に関して量放出）莫大な磁場・熱エネルギーを解放する．その理解は，ソリトン的静電場の発生と伝播の研究が行われた［２．
２に は，コ ロ ナ 磁 場 を 正 確 に 把 握 す る こ と が 肝 要 と な節］．理論シミュレーションとあいまって進められ，空間

る．２００６年９月２３日に打ち上げられた太陽観測衛星「ひのスケールはイオン慣性長以下の小さなスケールであるが大で」は，太陽表面（光球）の磁場ベクトルを高解像度で測

振幅電場構造を伴うため，全体ポテンシャルとしてはプラ定する可視光磁場望遠鏡を搭載し，この磁場データから数ズマ動力学に重要であると考えられるようになってきた．

値解法によってコロナ磁場構造を推定して，コロナ質量放またこれらに加えて，（５）電子やイオンの非熱的高エネル

出を再現するイベントドリブン型数値シミュレーションがギー粒子加速の研究も大きく進展し，プラズマシートの条

行われた
［２．
５節］．X ポイント上空では，プラズモイドと件によって左右される加速効率の研究が行われている．イ

よばれる高温プラズマの塊が噴出し，メートルオーダーの

オンと電子とでは加速の性質が異なり，電子加速にはプラ

ミクロな過程を巨大なフレアサイズと結びつけるものとし

ズマシートの厚みが支配パラメータになっていることが議て，プラズモイド噴出による高速リコネクションの誘導や論されている．以上のように，磁気圏研究の１
０年を振りフラクタル的性質が注目されている［２．
３，３．
３節］．また，返ってみると，これらの観測研究で要となったのは速度分

インフローと 共 に，ア ル ヴ ェ ン 速 度 の リ コ ネ ク シ ョン

布関数を用いた計測であり，またクラスター衛星による編

ジェットの観測が待たれる［３．
１節］．極紫外線撮像分光装

隊観測により時間と空間の分離する観測を試みたことで置により，10 km/s 程度のインフローや 300−1000 km/s

あった．そしてこれまでの古典的な MHD 的描像を超えたのリコネクションジェット，磁気リコネクションのイオン

イオンスケールでの運動論的リコネクション物理の確立が進んだことである．

加熱が明らかになりつつある［５．
３節］．

１．
３．
５ 天文分野のリコネクション研究の進展

一方，太陽表面とコロナをつなぐ約１万度の弱電離・衝突プラズマからなる彩層プラズマでも上空に噴出する彩層

この１０年で急進展した宇宙物理分野の最大の発見はガンジェットや，黒点半暗部で無数に発生する微小・短寿命なマ線バースト源が銀河系外にあることが確定したことであ「マイクロジェット」，黒点暗部に時々現れるライトブリッ

り，ブラックホール形成に伴う相対論的ジェット噴出が起ジによる間欠的な噴出現象が初めてとらえられ［４．
２節］，

源と考えられるようになった．相対論的ジェット噴出がリ

精密磁場計測から推定される小角度で交差する磁束管同士

コネクションによるかどうかは確定していないが，第２のの部分的リコネクションについて室内実験と比較も行われ発見である超強磁場の中性子星（マグネター）起源とされた．彩層やコロナ中に磁力線に励起されたアルヴェン波とる巨大ガンマ線フレアはリコネクションに起因する可能性考えられる波動の存在も初めて検出した．太陽に似た遠くが高いと考えられている．２００４年１２月に観測されたフレアにある恒星では，巨大なフレア（スーパーフレア）が起き，は過去最大級であり，地球電離圏にまで影響を及ぼした．

将来太陽でも発生してインフラに甚大な影響を与える可能

第３は「かに星雲」の高分解能 X 線撮像によって中心にあ性が議論されている［４．
３節］．

る中性子星（パルサー）近傍から噴出するジェット状の構

１．
３．
４ 磁気圏分野のリコネクション研究の進展

造と，それと垂直なリング状の X 線放射領域が観測されたことである．Fermi ガンマ線観測衛星により，ガンマ線が磁気圏分野では，「直接観測」の利点を活かして，また突発的に増光するフレア等も観測されている．

理論シミュレーションとの融合研究が進み，リコネクショ
ンの運動論の研究が大きく進展した．１９９０年代後半から活動銀河中心核，ガンマ線バースト，パルサー等におけGeotail 衛星観 測 など に よ り，ま た２
０００年 か ら は Cluster

る相対論的アウトフローでは中心天体近傍では電磁エネル

衛星による編隊観測が加わり，磁気圏で観測されるリコネ

ギーが卓越しているのに対し，遠方ではプラズマの運動エ

クションの電流層の厚みがイオン慣性長程度に薄くなるこ

ネルギーが優勢となる．ポインティングフラックスとプラとが明らかになった［２．
１節］．速度分布関数の観測や編隊

ズマのエネルギーの比 "を如何にして "!!から "!!に変観測から電流を正確に観測することが可能になり，電流層化させるかという "問題の解決が待たれ，その電磁エネルの厚みの観測が精力的に行われた．驚くことにリコネク

ギー変換には相対論的な磁気リコネクションの寄与が濃厚

ションのオンセット時には，ほとんどの観測イベントでイである．相対論的な散逸性磁気流体コードと PIC コードにオン慣性長まで薄くなっていることがわかった．このようよるシミュレーションが複数試みられている
［４．
１節，５．
２

な観測とあいまってホール項が関与する物理が追及され，

節］．ジェット噴出等の活動性の駆動源と考えられている（１）ホール電流に伴う磁場の４重極構造，（２）それに伴い励

降着円盤については円盤全体を計算領域に含めた大局的な
７５７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

３次元磁気流体シミュレーションが本格化した．降着円盤

遷移５：室内実験は１）リコネクション加熱，２）粒子・二中の磁気リコネクションがブラックホール候補天体等で観

流体性物理，３）
プラズモイド放出に進出し，４）測される X 線フレアの起源となる可能性を議論し，磁気回応用研究，５）弱電離リコネクションがスタート．

転不安定性による磁場増幅とパーカー不安定性による円盤

遷移６：太陽観測は１）
フロー・加熱の高精細衛星観測がからの磁束流出の相乗作用によって，円盤内部での方位角

スタート，２）波動，３）弱電離リコネクションが新たな研究対象へ．

方向磁場の周期的反転（円盤ダイナモ）が駆動されることが明らかになった．磁気回転不安定性の成長と磁気コネク

遷移７：磁気圏観測では，時間から空間を分離する多点・ション，粒子加速過程の PIC シミュレーション［３．
２節］，星２次元観測がスタートし，非対称リコネクション

間ガス中での磁気乱流の成長と乱流磁場中での磁気リコネや非熱的粒子加速などの運動論的リコネクション
物理へ進化．

クションの研究も進められている［２．
２節］．

遷移８：降着円盤，活動銀河中心核ジェットをはじめ，天体活動現象における電磁エネルギーからプラズマ

１．
４ 論点の整理のエネルギーへの変換にとって磁気リコネクショ

本小特集では，現在のリコネクション研究の２大テーマである「高速リコネクション機構」，「エネルギー変換過ンが不可欠な要素へ進化．

程」を取り上げ，重要な物理項目を概観した後，新しいリ

遷移９：非相対論リコネクションから相対論的リコネク
ションへ拡大．

コネクション研究を方向づける「新たなリコネクション研
究の芽」を紹介し，発展に著しい「リコネクション研究の

遷移１０：異分野融合・国際連携の具体化：データドリブン

課題と将来」をまとめることとした．最後の「まとめ」でシミュレーション，観測の模擬実験，分野連携国

は，リコネクション研究がこの１０年如何に進化し，新段階際会議など．

に移ったかについて，以下の１０の項目を選定した．改めて，

参考文献

最終章で言及したい．
遷移１：MHD リコネクションから，二流体・運動論的リ［１］小特集「磁気リコネクション研究の到達点と課題」プラ
ズマ・核融合学会誌 77, 948 (2001).
［２］MR２０００会議特集号，Earth, Planets Space 53 (2001).
［３］MR２０
１０会議特集号，Phys. Plasmas 18 (2011).
［４］P.A. Sweet, Electromagnetic Phenomena in Cosmical Physics, IAU Symp. No. 6, edited by B. Lehnert (Cambridge
Press, London, 1958). P. 123.
［５］E.N. Parker, J. Geophys. Res. 62, 609 (1957).
［６］H.E. Petschek, Physics of Solar Flares. Edited by W. N.
Hess (NASA SP-50, Washington DC, 1964), p. 425.

コネクションへ進化．
遷移２：エ ネ ル ギ ー 変 換 は，Sweet-Parker 的 描 像 か ら，
１）
バルクプラズマ加熱と２）非熱的高エネルギー
粒子生成の２方面へ進化，
遷移３：高速リコネクション機構は１）
異常抵抗，２）非定常，３）
３次元へ展開．
遷移４：シミュレーションは MHD・クローズ境界から，
粒子・オープン境界へ進化．

７５８

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
５９‐７６４

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

２．高速リコネクション機構の最新研究
2. Recent Researches on Fast Magnetic Reconnection Mechanism

２．
１ 電流シートの散逸
2.1 Dissipation of Current Sheet堀内利得
HORIUCHI Ritoku
核融合科学研究所（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

太陽コロナ，地球磁気圏や地上プラズマ実験等の高温プラズマ中で観測される磁気リコネクション現象では，高速で効率の良いエネルギー変換とプラズマ輸送が発生する．本節では，これら高速リコネクション機構を考える上で重要となる，リコネクション点近傍でのミクロな運動論過程に支配された，プラズマ凍結の破れ，異常電気抵抗の発生，磁場エネルギーの散逸等の物理機構について最近の研究成果を引用しながら，解説する．
Keywords:
collisionless reconnection, current sheet, dissipation mechanism, energy transfer, anomalous resistivity

２．
１．
１ はじめに散逸の物理機構を考える上で，この電流シートの空間ス

一流体 MHD 系での電流シートの散逸，すなわち，磁場ケールがどのパラメータに依存して決まるかが重要となる．

エネルギーからプラズマ熱エネルギーへの変換は，オーム

ここでは，外部からエネルギー補給のある開放系で行っの法則に現れる抵抗散逸項によって引き起こされる．太陽た無衝突リコネクションの粒子シミュレーション結果につコロナのような高温希薄プラズマ中では二体粒子間衝突をいて議論する［２‐５］．電流シートの中心付近ではプラズマ基にした電気抵抗率が非常に小さいため，単純な抵抗散逸

凍結条件が破れており，磁気中性面を横切って行き来するによる電流の散逸時間スケールは約３００万年にも達し，数

メアンダーリング運動と呼ばれる複雑な熱運動が存在する

分〜数時間で発生している太陽フレア等の磁気リコネク［６］．この運動の平均的な振幅はローカルなラーモア半径

ションに支配されたと想定されている高速エネルギー解放"#"）が磁気中性面からの距離と等しくなった場所で（!$'!

現象の観測結果を説明できない［１］．そのため，単純な抵決まり，ラーモア半径と電流シートの厚さの相乗平均で近抗散逸機構以外の高速磁気リコネクション機構，とりわけ，似できる［２］．図１は，電子とイオンのメアンダーリング

運動論効果や乱流に基づく散逸機構の研究が精力的に実施

運動の振幅を含む４つの空間スケールの時間発展を示してされてきた．以下では，二体粒子間衝突が無視できる無衝いる［３］．ここで，空間スケールは，リコネクション点か突プラズマ中での磁気リコネクション，すなわち，無衝突

らプラズマ流入境界に向かう空間座標軸（%軸）に沿って

リコネクションにおける電流シートの散逸機構を考える．

計測する．時間の経過につれて，電流シートの半値幅 "!(がイオンのメアンダーリング振幅 #%$の値に近づいたころ

２．
１．
２ 電流シートの形成から電流シートの中心でリコネクション電場が成長を始め

磁気リコネクションが発生する領域には，反平行のリコる．電流シートはさらにピーキングし，その空間スケール

ネクション磁場成分を支える強力な電流シートが形成されが電子のメアンダーリング振幅 #%#の値に漸近したころにる．MHD 空間スケールの電流シートに存在するプラズマ

リコネクション電場が最大となる．開放系粒子シミュレーの大部分は磁場に拘束されて運動をする，すなわち，プラションの長時間実行により，ある条件を満たした時，系全ズマ凍結条件を満たしているため，磁気リコネクションは体が準定常状態に緩和していくことが見出されている発生しない．電流シートが発達するに従ってその空間ス［４，５］．図２はこの準定常状態における電流シートの空間

ケールが小さくなり，運動論的空間スケールに近づく．あ構造を示している［５］．ここで，"$!!!
#&$はイオン慣性長

る運動論空間スケールでプラズマ凍結条件が破れ，無衝突を示している．準定常状態では，電子メアンダーリング振リコネクションが誘発されるものと考えられる．ゆえに，幅で特徴づけられる中央の鋭く切り立った頂構造とイオン

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

７５９!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013分に対応している．
+$#$""$##!%%#")'$$#"%#(
'$#)
，

（２）

+

ここで，$#はイオン圧力テンソルを，右辺の第２項はイオン慣性項を示している．系が準定常状態にあるため，電場は空間的にも時間的にも一様となっている．イオンメアン
ダーリング振幅より内側では，圧力テンソル項が主とな
り，リコネクション電場を支えている．一方，イオン慣性）長とイオンメアンダーリング振幅の間の領域（%#!*!'$#
では，イオン圧力テンソル項とイオン慣性項が逆符号で同
図１

電流シートにおける４つの空間スケールの時間発展［３］．
ここで，dBx，de，lmi，lme は，それぞれ，電流シートの半
値幅，電子慣性長，イオンのメアンダーリング振幅，および電子のメアンダーリング振幅を表している．空間スケー
ルは c/&ce で規格化されている．

程度の有限の振幅を有しているため，２つの項が打ち消しあって，イオンの凍結条件の破れが小さく抑えられている．（１）式と（２）式を用いると，次の近似式（３）を得る．
+

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

（３）

ここで，("と (#は電子とイオンの質量を表す．（３）式において，イオンの凍結条件の破れを表すとされたホール項（左辺）は，右辺の２項の打消し合いの結果，この領域では成長しない．これは，ジャイロ粘性相殺効果［７］と等価であることが解析的にわかっている．電子の凍結条件に関しても同様の結果が得られている［５，８］．換言すると，電流シートのメアンダーリング振幅より内側で発生する磁気中
図２

性面を横切って行き来するメアンダーリング運動が凍結条

準定常状態における電流密度の空間分布［５］．ここで di と%d0 はイオン慣性長およびデバイ長の初期値を表す．

件の破れにとって本質であるといえる．
同様の結果が，プラズマ閉じ込め装置を用いたリコネク

メアンダーリング振幅で特徴付けられる周辺部の肩構造のション実験で得られている．東京大学の TS‐３装置による二重空間構造が形成されていることがわかる．この結果

球状トカマクの合体実験の結果［９］を，図４に示す．このは，磁気中性面を横切るメアンダーリング運動がプラズマ装置では，リコネクション面に垂直方向の磁場成分（ガイ

凍結条件の破れとリコネクション電場の成長に重要な働きド磁場）を変化させることにより，磁気リコネクションのをしていることを示唆している．

イオンラーモア半径に対する依存性を解析することができ２．
１．
３ プラズマ凍結条件の破れ（上図）およびイオン慣性長（下図）で規格化した電流シーる．図は，実効電気抵抗 $(
!"
"
%*
*
)のイオンラーモア半径
周辺の MHD 領域から電流シートの中央に近づくにつトの厚さ #に対する依存性を，６種類の異なるガイド磁場

れ，まず，大きな質量を持ったイオンの凍結条件が破れ，をもった実験結果についてまとめたものである．この合体

イオンと電子の運動に差が発生する．ここでは，電子はま実験では，時間の経過とともに電流シートが圧縮されそのだ凍結条件を満たしている．このイオンと電子の凍結条件

厚さがイオンラーモア半径に近づく．それに伴い，実効的の破れの差は，イオンと電子が別々の運動することによっな電気抵抗が増加していく様子が見られる．図４でわかるて現れるホール電場の項によって次式のように与えられる．

ように，電流シートの厚さをイオンラーモア半径で規格化""$"#!%""$#!!!%#"
)(#
#!)
%!，

した場合にはきれいな相関が見られるが，イオン慣性長で（１）規格化された場合には，きれいな相関が見られない．すな，$#，$"，)は，それぞれ，電流密
ここで，&%)"$#!$")%#(
度，イオン流速，電子流速，数密度を表す．（１）式から明らかなように，ホール項の空間スケールはイオン慣性長で与えられるため，イオン慣性長より内側の領域では，イオンの凍結条件が破れているものと推測される．一方，粒子シミュレーションではイオン慣性長よりむしろイオンメア
ンダーリング振幅がイオンの凍結条件の破れと深く関わっていることが報告されている［２‐４］．この差は何か．この問いに対する回答を得るために，粒子シミュレーションから得られた準定常状態にある系の平衡電流方向（+軸方向）のイオンに働く力の空間分布を，図３に示す［５］．図中の
図３

各曲線は，次式に示したイオンの運動方程式の各項の +成７６０

準定常状態におけるイオンの運動方程式の各項の空間分布．

Special Topic Article

2.1 Dissipation of Current Sheet

R. Horiuchi

その結果，リコネクション点近傍では，&方向に正と負の平均速度をもった２種類の頂をもち，速度ゼロ近傍に粒子が存在しない分布関数へと変形する．イオンの平均エネル
ギーとしては増加したわけであるが，加熱により分布関数
が全体として広がる「散逸過程」が起こった場合とは異なることがわかる．電子の分布にも規模は小さいが同様の空孔が形成されていることもわかる．このように，プラズマ
凍結条件が破れている運動論領域では，プラズマは熱平衡になく，分布関数もマックスウェル型から大きく変形を受けている．
散逸は非可逆過程で，電磁場のエネルギーからプラズマのエネルギーへ一方向的にエネルギーの流れが発生する．
このエネルギー変換は，マクロ的には，次式の右辺第２項の電場がプラズマにする仕事として表現される．
$%"#% !""""!#"*#" （４）!"%! )#$&%"#%(%"$#
仮にオームの法則を用いると，この項はよく知られている
図４

抵 抗 散 逸 項 !$#"（"!）に 還 元 す る こ と が で き る．ま実効電気抵抗の電流シートの厚さ #に対する依存性．６種
類の異なるガイド磁場の値を持った場合の球状トカマクの合体実験結果［９］をまとめたもので，上図と下図は，それぞれ，電流シートの厚さをイオンラーモア半径およびイオン
慣性長で規格化した場合を示している．

た，高速のプラズマの流れが存在する系への拡張として，
ローレンツ不変な相対論的散逸項として定式化できること
が Zenitani 等［１１］によって示されている．図６で示しているように，一般に，リコネクション下流域にはリコネク

わち，この結果はリコネクション電場あるいは実効的な電ション点から外向きの高速の電子プラズマ流が形成される

気抵抗が電流シート内部のイオンのラーモア半径で特徴付

ため，凍結条件の破れの領域（!'$&!'"$%#!+
'
&!）と
'

けられる熱運動（メアンダーリング運動）に主として依存（４）式の右辺第２項で定義された磁気エネルギーの散逸領

して決められていることを示唆している．

域とは同一ではない［１１］．無衝突プラズマ中で散逸が起こるためには，粒子間衝突と同様に，規則的な粒子運動を履

２．
１．
４ 電流シートでのエネルギー変換と散逸歴のない非可逆で不規則運動に変換する物理過程が必要と

電流シートの内部では，リコネクション電場による加熱

なる．リコネクション点を通過するストカスティックな粒や加速のほかに，様々なエネルギー変換が起こっている．

子軌道の効果もその１つと考えられる［１２］．また，プラズ

例えば，イオンと電子の凍結条件の破れの差に起因してイマ中の波と荷電粒子の相互作用も粒子間衝突と同様の散逸

オンと電子の運動に差が生まれる．この両者の運動の差に過程として働くことも知られている．これまでのシミュより電荷分布に偏りができ，リコネクション面内成分を持レーション研究から，電流シートの不安定性に伴うプラズ

つ静電場（ホール電場）が形成される．この電場は，さらに，電子とイオンの運動に影響を及ぼすことになる．一般に，電流シートの内部ではプラズマと電磁場との相互作用を通じて，分布関数がマックスウェル型から大きく外れる．この分布関数の変形を伴うエネルギー変換と散逸は区別して考える必要がある．
図５に，３次元開放系粒子シミュレーションで得られた準定常状態におけるイオンと電子の分布関数を示す［１０］．
!
$&）における分布で，マックスウェル分布
図は位相空間（ &で与えられる熱平衡にあるプラズマがシミュレーションの上流境界（図の左右の端）から供給されていることを示している．リコネクション点（ &&!）
からの距離がイオンメ
アンダーリング振幅に等しくなる頃から，イオンの分布に
マックスウェル分布からのずれが生じ始め，その内側に入

図５

るとイオンが存在しない位相空間上の空孔を形成する．これは，この領域にいるイオンの大部分がホール電場によって電流シートの中心に向かう加速を受け，大きな速度をもったメアンダーリング運動をすることに起因している．
７６１

準定常状態にある系の位相空間（y，vy）における電子（上図）とイオン（下図）の分布関数．ここで赤色は大きな値
を，青色は粒子が存在しない領域を表している．また，空間と速度は，それぞれ，デバイ長および熱速度の 1/10 で規格化されている．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

図６

* = E + v ×B | （電子慣性系での電場の紙面垂直成分 Ez（zez）上図）および相対論的散逸項（下図）の空間分布［１１］．

マ波相互作用および無衝突衝撃波［３］が電流シートの散逸における大きな役割を果たしていることが明らかにされて
いる．
図７

２．
１．
５ プラズマ不安定性による異常抵抗とその役割
電流シートでの異常抵抗の発生機構として，いくつもの

DKI の成長期における電子（上図）とイオン（下図）に働く
主な力の z 成分の空間分布．ここで，〈F〉
は，物理量 F のz 軸〜方向の空間平均を，添え字 j はイオンまたは電子を，F は物理量 F の波動成分を表す．

プラズマ不安定性が主として粒子シミュレーションを用いて研究されてきた．例えば，磁気圏での高イオン温度プラ

ト中心（*$!）で発達する．また，DKI によって生まれた

ズマ中では，ケルビン・ヘルムホルツ不安定性が電流シー

ローレンツ力の中の波の非線形結合項がこの直流電場の項

トの散逸で重要となることが，Shinohara 等［１３］によってと釣り合っていることもわかる．即ち，次式が成り立つ．

報告されている．これらのプラズマ不安定性の役割につい

+#!
+"，
"(
(%(
&!#
'
'
%

ての議論は２．
２節に譲る．ここでは，有力候補の１つである（６）

ドリフトキンク不安定性を例に，電流シートにおける異常

ここで， $$()は数密度フラックスを示す．別の言い方を

抵抗発生機構とそれに伴う散逸について説明をする．イオ

すると，ドリフトキンク不安定性によるプラズマ波相互作

ンラーモア半径程度の空間スケール程度まで圧縮された電用が電流シートの中心に平衡電流方向の電場を作り出す異流シートでは２つのプラズマ不安定性が時間差をもって成常電気抵抗としての働きをする．この過程で生まれた電気長する［１４‐１６］．まず，電流シートの周辺に存在する圧力

!
!
#
"!!
#
（#
：ホール抵抗値）と評価
抵抗の値は #%!
&'
*
*
&'
*
*

勾配の急峻なところで，静電モードである

されている［１５］．

低域混成ドリフト不安定性 （LHDI）が励起する．このモードは，高

ここで得られた DKI の成長率は，線形理論［１７］から予想

ベータである電流シートの中心に進入することなく，周辺される値より１桁程度大きなものとなっている．特に，線領域のみで局所的に成長するため，電流シートの中心での')が実際の値に近形理論では，イオンと電子の質量比 '("異常抵抗の発生には直接には関与しない．一方，電流シーづくにつれ，DKI の成長率が減少し，実際の質量比では無ト内部のイオンは周辺領域と磁気中性面の間を行き来する

視できるほどに小さくなると予想している．Moritaka 等［１６］

メアンダーリング運動をしており，このイオンが周辺領域

は，粒子シミュレーションと線形理論の矛盾の原因を探る

を通過するときに LHDI あるいはホール効果によって生まため，様々な質量比のシミュレーションを実行し，DKIれた静電場と相互作用する．この相互作用は，電流シートの質量比依存性を明らかにした．図８は，その結果を示し

中心での電流配位とイオンの分布関数に変形をもたらす．

ている．注目すべきことは，ドリフトキンクモードに２種

この変形が元になり，低周波数の電磁モードである

ドリ類あり，質量比が１００を超えるあたりから２つのモードがフトキンク不安定性（DKI）が成長をはじめる［１４‐１６］．

分岐することである．１つは，電子のダイナミックスに依

図７は，DKI の成長期におけるイオンと電子に働く主な力

存した &
#%!
!
$程度の短波長モードで，その成長率は電子の空間分布を示している［１５］．ここでは，プラズマ不安定の質量が小さくなるにつれ一様に減少する．他の１つは，性の影響を評価するために，例えば，電場による力を，直イオンのダイナミックスのみに依存した &
#%"
!
%程度の長

流成分と波動成分に展開し，以下のように与える．

波長モードで，その成長率は電子の質量に依存せず，ほぼ

++"，
+%!
!+(
(%!+(
(%(
(
$'
"!
'
'

一定の値を維持している．よって，この長波長モードは実（５）値の質量比においても有限の成長率を維持できる．この長

ここで，'"(は，物理量 "の +軸方向の空間平均を，添え+は物理量 "の波動成分を表
字 %はイオンまたは電子を，"波長モードの特性は，LHDI との相互作用によりイオンのす．DKI の成長期には，電場の直流成分（赤線）が電流シーへと変形したことに起因していることも解明された［１６］．

分布関数がドリフト速度の異なる２つの成分から成る分布

７６２

Special Topic Article

図８

2.1 Dissipation of Current Sheet

R. Horiuchi

２種類の DKI モードの成長率の質量比依存性．赤印が長波
長モード，青印が短 波 長 モ ー ド の 成 長 率 を 示 し て い る［１
６］．

これまで，プラズマの凍結条件を破りリコネクション電図９場の成長を生み出す機構として，電流シート中心でのメア
ンダーリング運動に起因する粒子運動論効果とプラズマ不DKI が十分発達した時の位相空間（y, vy）における電子（上図）とイオン（下図）の分布関数．空間と速度の規格化は
図５と同じ．

安定性に伴う異常抵抗について議論してきた．ここでは，外部駆動源の存在する系での３次元粒子シミュレーション［１０，１４］で得られた結果を基に，両機構の関係とドリフト
キンク不安定性によって生み出された異常電気抵抗の電流
シートの散逸における役割について議論する．２．
１．
２と
２．
１．
３のところで述べたように，まず，粒子運動論効果により，無衝突リコネクションが発展する．ある時間の経過後に系は準定常的にリコネクションが進行する状態に緩和する．この時点では，プラズマ不安定性は発達しておらず，
図５に示したように，リコネクション近傍の位相空間で空孔をもつ分布関数を形成する．この時点より，ゆっくりとプラズマ不安定性が成長を始める．図９に，DKI が十分成長した後の分布関数を示す．位相空間に形成された構造が
図１
０ 電流シートの中央に電子電流シートが発達した時点での４つの空間スケールのガイド磁場依存性［３］．

消え，粒子が位相空間の広い範囲に拡散しているのが解る．即ち，DKI により規則的な運動から不規則運動へと運動が変化したことが見て取れる．このように，プラズマ不安定性に伴う異常抵抗が存在する系では，運動量やエネル

ンダーリング振幅とともに減少してくる．!(!"!!#"の領ギーが粒子とプラズマ波との間で交換される過程を通じ域では，これまでの関係が逆転し，$%#!##となる．この領て，リコネクションに伴う電流シートの散逸が効率的に進域では，電子電流分布の空間スケールが電子慣性長に沿う行するものと考えられる．

形で決められていることが解る．即ち，ガイド磁場の強いパラメータ領域では，電子電流シートの散逸は電子メアン

２．
１．
６ ガイド磁場の影響

ダーリング運動の効果でなく，電子慣性効果に支配されて球状トカマクの合体実験［９］のところで議論したように，いることを示唆している．ガイド磁場の増加に伴いプラズ

ガイド磁場が存在すると荷電粒子の磁化が強められ，プラ

マ凍結条件が破れる運動論領域が狭められ，（４）式で定義

ズマ凍結条件が破れる運動論領域が狭められる．プラズマされたプラズマへのエネルギー変換率の総量は減少するこ

中には運動論的空間スケールを示すパラメータとして，とが予想される．図１１は，ガイド磁場の値の異なる４種類

ラーモア半径の他に慣性長が存在する．ガイド磁場を持たの場合の電子に関するエネルギー変換率の総量の時間発展ないハリス型の平衡解では，電子メアンダーリング振幅を示している［３］．ここで，電場は電磁成分 "%$と静電成$%##電子慣性長 ##，の関係（図１を参照）が成り立つが，

分 "&'に展開することによりそれぞれの役割を明らかにしガイド磁場が増加するに従いこの関係に変化が現れる．

ている．リコネクション点近傍の電流シートではリコネク

図１０は電流シートの中央に電子電流シートが発達した時点

ション電場（電磁成分）によるエネルギー変換が，下流域での４つの空間スケールのガイド磁場依存性を示している

での衝撃波領域では，静電成分による高速の電子運動エネ［３］．ここで，!(!と!!はガイド磁場とリコネクション磁場

ルギーからイオンエネルギーへの変換が主として発生する成分の初期値を示している．ガイド磁場の弱い $%####のことが報告されている［３］．図１１から明らかなように，ガパラメータ領域では，電子電流分布の空間スケールは電子

イド磁場の増加に伴い，エネルギー変換率の総量が減少しメアンダーリング振幅によって決められている．ガイド磁ていく．これは，ガイド磁場中では電流シート内の散逸領場の増加に伴い，電子電流分布の空間スケールは電子メア域が狭められたことを反映しているものと考えられる．さ７６３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013と磁場エネルギーの散逸過程の関係等について，主として粒子シミュレーションと合体実験の結果を引用しながら解説した．最後に，これらの物理機構の多くは，外部からのエネルギー流入のある開放系での粒子シミュレーション
［２‐５，
１０，
１４］によって明らかにされたものであることを付
記する．

参考文献
［１］小野 靖他：プラズマ・核融合学会誌 77, 948 (2001).
［２］R. Horiuchi and T. Sato, et al., Phys. Plasmas 1, 3587 (1994).
［３］R. Horiuchi and T. Sato, et al., Phys. Plasmas 4, 277 (1997).
［４］W. Pei, et al., Phys. Rev. Lett. 87, 235003 (2001).
［５］A. Ishizawa and R. Horiuchi., Phys. Rev. Lett. 95, 045003(2005).
［６］T.W. Speiser, J. Geophys. Res. 70, 4219 (1965).
［７］S.I. Braginskii, Review of Plasma Physics (Consultants Bureau, New, York, 1965) Vol I, p.205.
［８］M. Hesse, et al., Phys. Plasmas 6, 1781 (1999).
［９］Y. Ono, et al., Phys. Plasmas 4, 1953 (1997).
［１０］R. Horiuchi and H. Ohtani., Commun. Comput. Phys. 4, 496(2008).
［１１］S. Zenitani et al., Phys. Rev. Lett. 106, 195003 (2011).
［１２］W. Horton and T. Tajima., Geophys. Res. Lett. 17, 123(1990).
［１３］I. Shinohara, et al., Phys. Rev. Lett. 87, 105004 (2001).
［１４］R. Horiuchi and T. Sato., Phys. Plasmas 6, 4565 (1999).
［１５］T. Moritaka et al., Phys. Plasmas 14, 102109 (2007).
［１６］T. Moritaka and R. Horiuchi, Phys. Plasmas 15, 092114(2008).
［１７］W. Daughton, Phys. Plasmas 6, 1329 (1999).

図１
１ ガイド磁場の値の異なる４種類の場合の電子に関するエネルギー変換率総量の時間発展［３］．ここで，Emg と Est は電場の電磁成分および静電成分を示している．また，ガイド
磁場 Bz0 はリコネクション磁場成分の値 B0 で規格化されている．

らに，電流シート内にガイド磁場が存在すると，電子はリコネクション電場によりガイド磁場方向に容易に加速され，その結果，ガイド磁場方向の電子電流分布が長時間維持されることになる．これが，ガイド磁場が存在する場合，
下流方向まで引き延ばされた発達した電流シートが形成される原因となっている．

２．
１．
７ まとめ
ここでは，高速リコネクション機構を考える上で重要となる，リコネクション点近傍でのミクロな運動論過程に支配された，プラズマ凍結条件の破れ，プラズマ不安定性に伴う異常電気抵抗の発生とその役割，エネルギー変換機構

７６４

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
６５‐７６８

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

２．高速リコネクション機構の最新研究
2. Recent Researches on Fast Magnetic Reconnection Mechanism

２．
２ リコネクションと波動・乱流の相互作用
2.2 Interactions between Reconnection, Plasma Waves and Turbulence篠原育，横 井 喜 充１）

SHINOHARA Iku and YOKOI Nobumitu
宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所，１）東京大学生産技術研究所（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

近年では，リコネクション領域で MHD スケールから電子スケールまでの広い周波数帯にわたってプラズマ
擾乱が励起されていることが知られている．宇宙空間での衛星観測や地上のリコネクション実験においては，計測技術の向上によりリコネクションに伴うプラズマ擾乱に関する物理過程の議論が可能になっている．プラズマの揺動は実効的な抵抗や磁気拡散率を大きく上げ，さらに局在することを可能にする．このため，乱流は高速リ
コネクションを実現する要因となりうる．本節では，こうしたリコネクション領域に見られるプラズマ擾乱を通して，長い間，標準的なモデルとして考えられてきた定常的，２次元的，層流的なリコネクション・モデルに対して，非定常性，３次元性，乱流性の効果が加わることで見いだされてきた，リコネクションの新しい描像について紹介する．
Keywords:
anomalous transport, electron dynamics, cross-scale coupling, turbulent reconnection, cross-helicity

２．
２．
１ リコネクションと波動の相互作用がトリガーされると考えるには多くの問題があり，現在に宇宙空間での観測や室内実験の進歩によって，リコネク

至るまで，速いリコネクションのトリガーを問題なく説明

ション領域のプラズマ擾乱に関する観測・実験的知見が蓄できる異常抵抗の発生過程はみつかっていない．

積され，局所的な電磁場擾乱の励起等の理解は進んだが，宇宙空間でのその場

観測では，リコネクション領域

巨視的にはリコネクションとプラズマ波動の因果関係につにおける異常抵抗の原因となり得るプラズマ波動の存在のいてはまだまだ不明な点が多く残されている．本節では，探査が試み続けられてきた．Geotail 衛星の磁気圏尾部探査

宇宙プラズマ観測・室内実験と数値シミュレーションの結では，リコネクション領域中の磁気中性面近傍で低域混成果から，イオンスケールより短い／小さい時空間スケール

ドリフト波が励起されていることが同定された［２］が，観におけるプラズマ波動とリコネクションの相互作用につい測された波動のパワースペクトルから推定される異常抵抗ての話題を紹介する．

値は，推定される磁気レイノルズ数で !
（１０００）以上と小さ

２．
２．
１．
１ リコネクションとプラズマ波動によるエネル

く，磁気圏尾部リコネクションのトリガーを説明するには

ギー散逸

波動強度にして１桁以上小さいものであった．当時の段階

リコネクションの爆発的な発生を説明する考え方の１つ

では，「観測結果は磁気中性線から離れた場所でのものでに異常抵抗モデルがある．電子−イオンのハイブリッドス

あった」等の議論の余地が残されていたが，その後，Geo-

ケールにおけるプラズマ波動（低域混成波やウィスラー

tail 衛星が磁気中性線の極めて近傍を通過したと考えられ

波，等）は，電子・イオン双方の運動と結合し，波を介しる観測データが複数得られた（図１）［３‐５］ことにより，こて電子・イオンの運動量交換を可能とすることから，異常の結果はより確度の高いものになったと考えられている．

抵抗を発生する有力な候補と考えられてきた．これまで

磁気圏尾部リコネクションによる磁場エネルギー散逸率

様々に提案されているプラズマ不安定の中でも，低域混成を Zenitani ら［４］が推定しており，その値は波動強度からドリフト不安定［１］は有力な候補と考えられている．しか推定される波動−粒子相互作用によるエネルギー散逸率よし，地球磁気圏や太陽コロナ，等の現実のプラズマの中で，りも数桁も大きい．磁気圏尾部の観測結果は，異常抵抗モ

これらの不安定性が実際に不安定化され，リコネクション

デルよりも，リコネクション電場が電子の圧力テンソルのISAS of JAXA, Sagamigahara, Kanagawa 252-5210, Japan
1)Institute of Industrial Science, University of Tokyo, TOKYO 153-8505, Japan

７６５

authors’ e-mail: iku@stp.isas.jaxa.jp, nobyokoi@iis.u-tokyo.ac.jp!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

分に分解できる程の高時空間分解能観測を実現することは簡単ではない．電子ダイナミクスに起因すると考えられる
電子スケールの高周波帯域（電子サイクロトロン振動から
プラズマ振動）のプラズマ波動の計測は，直接観測をすることの難しいリコネクション領域における電子ダイナミク
スを探るのに有効なツールである．地球磁気圏内で観測された，リコネクションの電子ダイナミクスとの関連が強く示唆される電子スケールのプラズマ波動としては，リコネクションによって生成された電子ビーム不安定による静電孤立波（ESW）［１０］，磁場拡散領域中で観測される高域混
成波［１１］，電子サイクロトロン波［１２］，等，数多くの報告がなされている．Vibergら［１２］は，Cluster衛星の編隊衛星
図１

観測と高時間分解電子計測器を使って，磁気圏尾部リコネ

Geotail 衛星の２
０
０
３年５月１
５日に観測された磁気圏尾部リコネクション領域の電磁場のパワースペクトル（上：磁場，中：電場）とプラズマ流速の太陽（＋）−反太陽方向成分（−）（下：太線−電子，細線−イオン）．電子流の速さの最大値がアルヴェン速度（約 2,000 km/s）を超えている．
超アルヴェン速度の電子流は，粒子シミュレーションの結果に共通して，磁気中性線の極近傍にのみ見ることができる特徴である．

クション領域の空間構造と電子分布関数・プラズマ波動の対応関係を示し，磁場拡散領域における電子ダイナミクスの議論を行った．その結果，リコネクションの流入／流出領域ではほとんど波の活動はみられない一方，セパラトリ
クスは，電子分布関数や波動の性質で整理すると層状の空間構造をしていることが明らかになった．

発散によってもたらされる無衝突リコネクション・モデル

セパラトリクスに見られる ESW は，電子スケールの現を支持する．磁気圏での結果と同様なプラズマ波動の出現象であるにもかかわらず大きな振幅をもつことがあり，リ傾向が，室内実験でもみられるかどうか，検証実験がなさ

コネクション電子ダイナミクスを強く反映していることがれることを期待したい．

想像される．磁場拡散領域中の大振幅 ESW の生成がリコ

一方，プラズマ波動は磁気中性線近傍でこそ弱くなるとネクション率に与える影響について，興味深い数値実験がはいえ，周辺部や電流層の境界領域近傍では無視できない

なされている［１３］が，MHD スケールからみたリコネク

強度をもつ．波動強度から推定される磁気レイノルズ数はションの発展に対しての効果の有無はあまりはっきりして（１００）であることが報告されており［２］，大局的にも電子!

いない．電流層の巨視的な構造のダイナミクスによって起加熱等を通してリコネクションの発展に影響を与えている

動される電子ダイナミクスが，更にリコネクションの巨視可能性がある．実験室プラズマにおいても，電流層境界部的発展にフィードバックを与えるかどうかは，リコネク

やリコネクション領域の中心部に低域混成周波数帯の波がションのマルチ・スケール性を理解する上で大事なポイン励起されることが報告されている［６‐８］，等，プラズマ波動

トであると思われる．

に関して実験と宇宙空間での観測との共通点は多く，リコ

また，大振幅の ESW と関連する重要な話題としては，プ

ネクションに対するプラズマ波動の果たす役割を解き明か

ラズマ波動が高エネルギー電子生成へ関与する可能性も挙すことには，宇宙プラズマ観測と実験室実験の比較研究をげられる．例えば，リコネクションによる電子ビームが，密進めることが有効だろう．

度非一様な太陽コロナ中を伝わる中でラングミュア波の擾

また，波動を局所過程として捉えるのではなく，電流層

乱を励起し，さらに電子加速を起こす可能性［１４］，等が指内における非局所性を考慮することで，プラズマ波動がリ摘されている．こうした電子スケールを含む現象の理解にコネクションの大局的な発展に関与し得る可能性が，粒子ついては，宇宙空間プラズマにおける直接観測に期待したシミュレーション結果から指摘されている［９］．この数値

い．観測事実からリコネクションの電子ダイナミクスやス

シミュレーションの結果にみられるように，リコネクショ

ケール間結合過程についての理解が大きく進展するだろう．

ンの速い成長をもたらす異なる時空間スケールをもつ物理
過程のダイナミックな非線形結合は，プラズマ波動がリコ

２．
２．
２ リコネクションと乱流

ネクションの時間的発展に本質的な役割を果たしている可

２．
２．
２．
１ 乱流リコネクション

能性を示唆するものである．ここに紹介した例にとどまら

１．
２で説明されたように，古典的な Sweet-Parker のリコ

ず，リコネクションにおけるスケール間結合の物理過程のネクション・モデルを磁気レイノルズ数の大きな天体・宇

観測的・実験的な検証研究が待たれる．

宙現象にあてはめると，遅いリコネクションしか起きないことになる．実際に観測される現象を説明するためには，

２．
２．
１．
２ 電子スケール波動とリコネクション電子ダイナ

高速リコネクションを実現する物理機構が不可欠である．

ミクス

実質的な磁気拡散率が大きくなれば大きなリコネクション

宇宙空間での衛星観測の大きな利点の１つは，プラズマ率が達成されるため，磁気拡散率を実効的に大きくする機の速度分布関数を電磁場変動と共に計測することができる

構がいろいろと考えられてきた．乱流もそのような要素のことだが，リコネクション領域内の電子ダイナミクスを十ひとつと考えられている．
７６６

Special Topic Article

2.2 Interactions between Reconnection, Plasma Waves and Turbulence

Matthaeus と Lamkin は乱流の効果でリコネクション率

I Shinohara and N. Yokoi

な磁場の散逸機構にはよらない．

がどのように変化するかを検討した［１５］．初期に広い範囲

最近 Eyink らは磁場の不規則な運動を Lagrange 的拡散の波数帯に揺動を与え，二次元の周期的電流シートの状況として解釈し，Lazarian らと同様に式（７）が得られること

で電磁流体方程式を数値的に時間発展させた．その結果，を示した［１８］．ただし，これらの仕事はすべて前述した磁揺動によって電流シートは大スケールでの脈動や小スケー

気乱流の現象論［１６］を基にし，その制約を受け継いでいルの磁気島を形成し，脈動や磁気島の運動の効果で層流のる．すなわち，すべての揺らぎはアルヴェン波であり，磁場合に比べてずっと大きなリコネクション電場が生成され場に垂直方向の揺らぎしか存在しないと想定し，垂直方向

ることがわかった．複数の X 点が形成され，揺動によっての揺らぎは Kolmogorov 的なスケーリングに従うとはじめ

高速のリコネクションが起こりうることが示された．

から仮定している．また，クロス・ヘリシティは恒等的にLazarian と Vishniac は Goldreich と Sridhar による磁気ゼロと仮定しているほか，平均磁場や平均速度場の非一様乱流の現象論［１６］に基づき，スケーリングを用いて磁力性も完全に無視している．

線の不規則（stochastic）運動によって与えられる磁力線の

２．
２．
２．
２ 乱流リコネクションの数値計算

拡散率を評価した［１７］．磁気乱流の現象論では，磁場に沿乱流リコネクションの数値計算は，次元数や境界条件なう方向の渦のサイズ (& は渦の転回時間内にアルヴェン波

どの幾何・境界条件の違いの他に，どのような乱流を想定の伝搬する距離 ()に等しくなるという臨界平衡（critical

するかによって，様々に区分される．乱流の起源は何か

balance）条件：（ティアリング・モードなどの不安定性に起因するのか，

!"
!"
(
'(
$(
&%
)$
& ，

外から強制的揺動を与えるのか，あるいは微視的なスケー（１）

ルでのリコネクション自体が乱流の起源となっているのを仮定する．また，乱流エネルギーのエネルギー移送率 &か），リコネクション領域の内外に揺動がどの程度分布すがスケールによらないという Kolmogorov 的な描像

る設定になっているか，揺動がどのスケールに存在してい
るか，といった想定する乱流の性質の違いともいえる．

%'$ " '%，&% ( % ) '$& ")#(&

Servidio らは，周期境界条件下で高いレイノルズ数の二（２）次元の電磁流体方程式を数値的に解くことで乱流中でのリを仮定する．ここで ")は乱流エネルギーを入射するスケー

コネクションの様子を調べた［１９］．その結果，サイズやエ

ル，'' は入射スケールでの乱流運動の特徴的 速 さであネルギーが大きく異なるきわめて多く（約 1,300）の X 点的る．これらより，磁場に平行方向と垂直方向の渦運動の速構造が生成され，各点でリコネクションが起きることが示

度とスケールについてされた．そのリコネクションは高速なものから低速なもの

""
$ ""
#& $，
(
")(
%
'( $'"'&"

まで様々である．彼らは，これら多くのリコネクション・

（３）

#"
$ !%"
#& $，
(
(
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&"
)'
)$"

イベントと乱流の統計的性質を比較することで，乱流リコ（４）

ネクションでは，リコネクションの拡散領域の厚みが乱流という関係を得る［#&'$&(はアルヴェンマッハ数］．
#''"の散逸スケールに対応し，幅が乱流の相関スケールに対応

プラズマが磁力線に沿って &だけ動くときに，不規則運動

することを見出した．これらの結果は，リコネクションがによって磁力線に垂直方向に移動する距離 (& を考えると，

乱流の統計的性質に支配されていることを示唆している．

その &依存性は

Kowal らは，Lazarian と Vishniac の考えに則って三次元の非周期的境界条件の下で数値計算を行ない，リコネク

%
% %
'
((
&
% ( % (，(& !! $&

ションにおける乱流の役割を調べた［２０］．彼らは，揺らぎ（５）を与えずに発展させた系に対してある時刻以降外部から乱と表すことができる．ここに式（３）を代入し積分すること

れを注入し，リコネクション率がどのように発展するか計で移動距離 (
& が計算できる．移動距離 (& の自乗は算した．与える揺動の大きさ，揺動を注入するスケール，

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

（")#&
），

（６a）

（&#")）（６b）

分子的な磁気拡散率 'の大きさ，あるいはガイド磁場の有無にリコネクション率がどう依存するかを解析した．基本的な結果は，乱流状態でリコネクションは大きく促進さとなる．式（６b）は &が乱流運動のスケールより大きい場合

れ，そのリコネクション率は分子的な磁気拡散率 'に依存

で，ブラウン運動による拡散と同じ形になっている．

しない．また，与える乱れの大きさが大きいほどリコネク#
式（６）からリコネクション領域の厚さを $$!(
& で評価

ション率は大きくなり，乱れを与えるスケールが大きいほすると，リコネクション率は
""
#
""
#
()"
")"
$&"#&#*)
&
!'
&"
")(
+*
'
+
(
，

どリコネクション率も大きくなる，というものであった．
さらに，さまざまな無衝突効果は乱れた系でのリコネク（７）

ション率にはほとんど効かないことも示唆している．これとなる．この式からわかるように，リコネクション率は分

らの結果は，磁力線の不規則な運動によって多くのリコネ

子的な磁気拡散率 'によらず，乱流を特徴づける量だけでクション・イベントが生じ，アウトフロー領域の厚みが実決まる．その基本的な結果は乱流運動がもたらす磁力線の効的に広くなるという乱流リコネクションのシナリオ［１７］不規則な揺動のみに依存するもので，古典抵抗など微視的を裏付けるものとしている．
７６７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

Loureiro らの数値計算では，周期境界を用いた二次元系

詳細については文献［２３‐２５］を参照されたい．
２．
２．
２．
４ まとめ

で，ティアリング・モード不安定性が速いリコネクションにどう効くかを調べている［２１］．その結果，揺動のレベル

もし普遍的なリコネクションの理論モデルが存在するとが上がるに従い，リコネクション率の分子的磁気拡散率 !

するなら，そのようなモデルは無衝突プラズマ，衝突プラへの依存性が小さくなることが示されている．このことズマの区別にかかわらず妥当であるべきであろう．乱流リは，乱流中ではリコネクション率は微視的スケールの物理

コネクションに基づく高速リコネクションのシナリオは，によらず，乱流自体の非線型ダイナミクスに支配されるこ

微視的な物理過程によらず，リコネクション率を決める．

とを示唆している．

その意味で，乱流リコネクションは高速リコネクションの

２．
２．
２．
３ リコネクションの非一様乱流モデル

普遍的なモデルになる可能性がある．

現実の状況ではリコネクション前後の磁場やリコネク
ションに伴う流れ場の形状を含め巨視的スケールは不均一

参考文献場である．したがってリコネクションの乱流も平均場の不［１］J.D. Huba et al., Geophys. Res. Lett. 4, 125 (1977).
［２］I. Shinohara et al., J. Geophys. Res. 103, 20365 (1998).
［３］T. Nagai et al., J. Geophys. Res. 116, A04222 (2011).
［４］S. Zenitani et al., Geophys. Res. Lett. 39, L11102 (2012).
［５］M. Fujimoto et al., Space Sci. Rev. 160, 123 (2011).
［６］T.A. Carter et al., Phys. Rev. Lett. 88, 015001-1 (2002).
［７］T. Carter et al., Phys. Plasmas 9, 3272 (2002).
［８］H. Ji et al., Phys. Rev. Lett. 92, 115001-1 (2004).
［９］I. Shinohara and M. Fujimoto, Frontiers of MagnetosphericPhysics (Elsevier, Amsterdam, 2005), p.123.
［１０］H. Matsumoto et al., Geophys. Res. Lett. 30, 1326 (2003).
［１１］W.M. Farrell et al., Geophys. Res. Lett. 29, 1580 (2002).
［１２］H. Viberg et al., Geophys. Res. Lett. 40, 1032 (2013).
［１３］H. Che et al., Geophys. Res. Lett. 37, L11105 (2010).
［１４］H. Ratcliffe et al., Astrophys. J. 761, 176 (2011).
［１５］W. H. Matthaeus and S.L. Lamkin, Phys. Fluids 28, 303(1985).
［１６］P. Goldreich and S. Sridhar, Astrophys. J. 438, 763 (1995).
［１７］A. Lazarian and E.T. Vishniac, Astrophys. J. 517, 700(1999).
［１８］G. L. Eyink et al., Astrophys. J. 743, 51 (2011).
［１９］S. Servidio et al., Phys. Rev. Lett. 102, 115003 (2009).
［２０］G. Kowal et al., Astrophys. J. 700, 63 (2009).
［２１］N.F. Loureiro et al., Mon. Not. Roy. Astron. Soc. 399, L146
(2009).
［２２］N. Yokoi and M. Hoshino, Phys. Plasmas 18, 111208 (2011).
［２３］K. Higashimori et al., Phys. Rev. Lett. 110, 255001 (2013).
［２４］N. Yokoi et al., submitted to Phys. Plasmas (2013).
［２５］N. Yokoi, Geophys. Astrophys. Fluid Dyn. 107, 114 (2013).

均一さを伴う非一様乱流となる．速度勾配が代表するように巨視的スケールの非一様性は乱れを生成する．逆に，一様乱流は減衰するのみで，乱流を維持するには外から乱れを注入し続けねばらない．従来のリコネクション研究で考察されてきた乱流は概ねこの種の一様乱流であった．さらに平均場の不均一性自体も乱流輸送で変化する．それに加えて，回転や磁場が存在して系の対称性に破れが生じると，乱流場自体が構造をもつようになる．乱流エネルギーが乱れの強さ を 表す 量 で あ る の に 対 し て，磁 気 ヘリシティ，運動ヘリシティ，クロス・ヘリシティ（速度＝磁場相関）といった諸ヘリシティは乱れの構造を表す量である．乱流磁気拡散に代表されるように乱れは輸送を促進
し，この性質は乱流の強度すなわち乱流エネルギーによってよく記述される．これに加えて，対称性の破れた系では
諸ヘリシティが有限の値で正負に分布し乱流中での構造形
成や乱流輸送の抑制に寄与する．以上のような考えに基づ
き，Yokoi と Hoshino は平均場と乱れの相互作用という視点から乱流リコネクションを研究した［２２］．そこでは平均場の方程式中に乱流の効果を組み入れ，同時に乱流エネル
ギーや乱流クロス・ヘリシティといった乱流統計量の発展
方程式が考慮される．従来の研究と比較して（i）乱れが外から入力されるのではなく，速度勾配や磁場勾配といった
リコネクション現象に内在する平均場の非一様性から自発的に発生する；（ii）輸送促進だけでなく，乱れによる輸送抑制にも注目し，両者の均衡からリコネクション領域が局在する，という点に特徴がある．このようなアプローチの

７６８

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
６９‐７７３

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

２．高速リコネクション機構の最新研究
2. Recent Researches on Fast Magnetic Reconnection Mechanism

２．
３ プラズモイド放出と非定常リコネクション
2.3 Plasmoid Ejection and Non-Steady Magnetic Reconnection
井通 暁，西 塚 直 人１）

INOMOTO Michiaki and NISHIZUKA Naoto
東京大学大学院新領域創成科学研究科，１）国立天文台（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

リコネクション拡散領域内で発生・成長するプラズモイドの存在は，太陽・磁気圏・実験室プラズマなどで普遍的に観測されている間欠的なエネルギー解放（＝非定常リコネクション）と密接な関係を有している．本節
では，さまざまな観測や計算機シミュレーションの研究成果を通して，プラズモイド放出現象と過渡的な高速リコネクションとの関連性について論じる．
Keywords:
magnetic reconnection, plasmoid, impulsive reconnection, solar flare, geomagnetic tail, laboratory experiment

２．
３．
１ リコネクションにおけるプラズモイド

い，二次的なリコネクションを伴って磁気島同士の合体

地球磁気圏尾部や太陽フレアなどの衛星観測において（Coalescence不安定）により成長する（図１ $）．また，磁は，リコネクションに関連して「閉じた磁気面で囲まれた

気島の位置は電流シートの長さ方向に不安定であり，合体

プラズマの塊」＝プラズモイド（磁気島）が形成されるこを繰り返したあと電流シート外に放出される（図１ %）．

とが知られている．Sweet-Parker モデルや Petschek モデ

このようなプラズモイドの合体と放出の際に瞬間的に大きルに代表される「定常的な」リコネクションとは異なり，なエネルギー解放が起こるため，過渡的（Impulsive）リコ

プラズモイドが介在する場合には瞬間的に大きなエネル

ネクションあるいは爆発的（Bursty）リコネクションなど

ギー解放が発生し，リコネクションは多様な噴出現象をと呼ばれる［１２‐１４］．

伴った非定常な現象として発現する．
プラズモイドの形成・放出過程は以下のように考えられる［１］．磁気レイノルズ数の大きなプラズマ中のリコネク
ションでは薄く長い電流シートが形成される（図１ "）が，このような電流シートは外部からの流れに対して不安
定になり，小さい電流シートに分裂（Fragmentation）してしまう．つまり，局所的にインフローが強いところは電流
シートが薄く，そうでないところは逆に電流シートが厚くなり，この傾向は進行するほど強く現れる．この薄くなった部分はさらに薄い電流シート（X 点）となり，厚い部分
は磁気島（三次元的にはプラズモイド）を形成する（図１#）．MHD 近似が成り立つようなプラズマ中では，こうした不安定性はティアリングモードとよばれる［２］．最近の高分解能 MHD シミュレーションによると，磁気レイノル
ズ数が１０４を超えると電流シートはティアリング不安定になり，内部に磁気島のチェーンを形成することが示されている［３‐１１］．形成された磁気島の中心（O 点）にはそれぞ

図１

れ同方向の電流が流れているため互いに引力を及ぼしあ

プラズモイド形成・放出の模式図［１］．

Graduate School of Frontier Sciences, The University of Tokyo, CHIBA 277-8561, Japan
1)National Astronomical Observatory of Japan, Mitaka, TOKYO 181-0015, Japan

７６９

corresponding author’s e-mail: inomoto@k.u-tokyo.ac.jp!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

本節ではこのような非定常高速リコネクションの発現にストフレアループ上空で，X 線を放射する高温プラズマ

ついて，拡散領域に比べて有意な大きさを有するようなグ塊，もしくは高温ループの上方への噴出現象が観測されてローバルなプラズモイドとの関連に基づき概説する．ミクいる．これらはプラズモイド噴出と呼ばれ，太陽フレア中

ロとグローバル（マクロ）をつなぐようなプラズモイドのでの磁気リコネクションの観測的証拠であると考えられてダイナミクスとそれに伴う粒子加速については，３．
４節にいる［２１‐２４］．図３に，太陽観測衛星「ようこう」によって観測されたプラズモイド噴出と硬 X 線放射との関連を示すて詳述する．

［２４］．硬 X 線は，主にコロナ中の１００万度のプラズマがリ

２．
３．
２ プラズモイドの観測例

コネクションによって１０００万度以上に加熱されることで放最初に，地球磁気圏や太陽大気，室内実験において観測

射され，その強度はリコネクション電場あるいはリコネクされてきたプラズモイドの振る舞いを紹介する．

ションレートに比例すると考えられる．１回のフレア中に

２．
３．
２．
１ 地球磁気圏におけるプラズモイドの観測

複数回のプラズモイド噴出が発生し，その噴出に同期する

地球磁気圏尾部におけるプラズモイドの発生は，古くはように硬 X 線放射の増加がみられることから，プラズモイ

７０年代から予測されており［１５］，磁気嵐の発生
［１６，
１７］と

ドによる過渡的な高速リコネクションの発生が指摘されての関連性が指摘されてきた．また，観測されるプラズモイ

いる．しかしながら，観測されるプラズモイドの様態は

ドの多くは中心に垂直方向の強い磁場を有していることが様々であり，もともとコロナ上空に存在している磁束管が報告されており［１８，１９］，そのような三次元磁場構造を有加熱されたものなのか，電流シート中で新しく形成されたするものは特に磁束ロープ（Flux rope）ともよばれる．

ものなのか，ということは観測的にはまだ全ては同定でき

図２に地球磁気圏尾部のプラズマシート中で観測された磁ていない．またプラズモイド噴出は軟 X 線だけでなく，硬束ロープの例を示す［２０］．両極性の Bz が閉じた磁気面のX 線［２５，２６］や電波・マイクロ波［２７‐３０］でも観測されて存在を示唆しており，その中心に強い By が存在 し ていおり，非熱的粒子を伴うことがわかっている．このようなる．このプラズモイドの発生と同期して，地球に向かう

非熱的粒子の生成には，プラズモイドのダイナミクスが関（x 方向）突発的なプラズマフローが観測されている．

連していると考えられており，詳細は３．
４節にて示す．

２．
３．
２．
２ 太陽大気におけるプラズモイドの観測

２．
３．
２．
３ リコネクション室内実験におけるプラズモイドの観測

太陽大気（コロナ）では，９０年代以降の太陽観測衛星による X 線・紫外線観測を通して，太陽フレアに伴う様々な

単一の磁束管を引き伸ばし二つの磁束管に分離させるよ噴出現象が観測されるようになってきた．太陽フレアのポ

うな室内実験（プルリコネクション［３１］）では，電流シート内に閉じた磁気面を有するプラズモイドが形成・放出されるケースが観測されている［３２］．図４に室内実験において観測されたプラズモイドの例を示す．左右方向から対向磁力線が接近するようなケースにおいて，t＝４７５μs の時刻に電流シート内に閉じた磁気面構造が形成されており，X

図２

Geotail 衛星によって観測された地球磁気圏尾部のプラズ
マシート中のプラズモイド（磁束ロープ）
［２
０］
．衛星は比
較的地球に近い位置（GSM X!‐
３０RE）で磁気圏尾部を観測しており，時刻２
０：３
５：３
２にプラズモイドが衛星を横切って地球方向（＋x 方向）に移動している．

図３

７７０

太陽フレアにおけるプラズモイド噴出の高さ時間プロット（上図・中図：プラズモイドは P１‐P７と付記）と硬 X 線放射強度曲線のピーク（下図：矢印）との関連［２４］．

Special Topic Article

図４

2.3 Plasmoid Ejection and Non-steady Magnetic Reconnection

M. Inomoto and N. Nishizuka

図５TS‐
４室内実験で見られたプラズモイドの有無によるリコ
ネクション電場の変化［３
２］
．

図６

太陽フレアにおけるプラズモイド速度と軟 X 線フレアルー
プの上昇速度の相関［３
４］
．

TS‐
４室内実験のポロイダル磁気面計測に現れたプラズモ
イドの生成と放出の様子．

点が２か所に現れている．形成されたプラズモイドは，やがて下方に放出され，二次的なリコネクションを介してア
ウトフロー領域の磁束に吸収されている．

２．
３．
３ プラズモイドによる非定常高速リコネク
ションの実現２．
３．
３．
１ 観測結果から推測される高速化メカニズム
室内実験において特に大きく成長したプラズモイドの放出が発生する場合には，図５に示すように放出のタイミングと同期してリコネクション電場の一時的な上昇が観測されており，プラズモイド放出に伴って過渡的な高速リコネ
クションが発現していると考えられる．室内実験においては，プラズモイドの加速度が最大となる時刻においてリコ

このような，プラズモイド放出とリコネクション速度のネクション電場の増進が最も顕著であるという結果が得ら

間の正の相関の原因としては，（a）プラズモイド放出によれている［３２］．強いガイド磁場が電流シート中に存在する

る線形的な加速，（b）非線形的な加速，および（c）二次的とき，リコネクションが阻害されて磁束が電流シート周り

な不安定性の駆動といったメカニズムが提案されている．

にパイルアップする．このパイルアップとプラズモイドの

非圧縮のプラズマにおいて，磁気リコネクション拡散領域

噴出とが同期して起こるような時，正味のエネルギー解放に流入するプラズマ量と流出するプラズマ量との保存則をの速さ（リコネクションレート）が一時的に大きくなると

考えると，インフロー速度 #!"とインフロー領域の大きさ解釈されている．

（長さ）"!"，プラズモイドの幅 $#，プラズモイド速度 ##太陽フレアの観測では，プラズモイドの噴出のタイミンとの間に下記のような関係式が成り立つと考えられ，プラ

グ と 同 期 し て（a）フ レ ア ル ー プ 足 元 で の 硬 X 線 の 放 射

ズモイドの大きさおよび噴出速度とインフロー速度の正の［２２‐２４］，（b）電流シートへ向かうインフロー速度の増加

相関関係を説明することができる．

［３３］，（c）フレアループの上昇速度の増加［３４］が観測され#!"!

ている．硬 X 線の放射強度やインフロー速度はリコネク
ション速度と相関のある観測量であり，フレアループの高

$#
##
"!"

（１）

さは磁力線が繋ぎ変わった量を表しているため，これらのこのような効果は，パイルアップによってプラズモイド

観測結果はプラズモイド噴出とリコネクションの高速化の中の密度が上昇しているような場合にはさらに顕著になる相関を示している．軟 X 線ループの上空に硬 X 線放射が見と考えられる［３５］．すなわち，プラズモイド噴出によってられるようなフレア（Masuda-type flare）について，プラ急激に低下した密度を補充するためにインフローがより駆ズモイドの移動速度と軟 X 線ループの上昇速度の関係を動される．

図６に示す．ここで，!! は硬 X 線放射と軟 X 線ループの

一方で，強められたリコネクション・アウトフローに高さの差を表しており，両者の距離が遠いほどプラズモイ

よって今度はプラズモイド自身が加速されるために，正のドの放出速度および軟 X 線ループの上昇速度が大きくなる

フィードバックが起きるとするモデルもあり，太陽衛星観傾向が示されている．!! は軟 X 線ループ形成に要する時測におけるプラズモイドの高度と硬 X 線放射の相関をうま間と，リコネクションした磁束の蓄積速度の積で表される．

く説明することができる［１］．
７７１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013!%#!#$&%$
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%
!""!#!

ズモイド生成が計算され［４８，４９］，さらに二流体シミュ
レーションでも同様のダイナミクスが再現された［５０］．複（２）数のプラズモイドが形成される時，プラズモイドは合体とまた，プラズモイド噴出もしくは磁束管ループ噴出は３収縮を繰り返し，効率的な粒子加速が起こると期待されて次元的な MHD 不安定性（キンク不安定性やトーラス不安いる（詳細は３．
４節を参照）．

定性）によっても加速される．プラズモイドが拡散領域かよりグローバルな，太陽フレア−CME を包括する MHD

ら十分に離れてしまった時にはアウトフローによる加速効シミュレーションをみてみると，CME とその下の垂直電果は減少するが，リコネクションによってプラズモイド

流シート中のフレアリコネクションとの間にフィードバッ

（磁束管）の磁束が増幅されるため，磁気流体不安定性の成クが見られる．これらは定性的には次元によらず様々なシ長率が増加することでプラズモイドが加速され，リコネク

ミュレーション中で示されている（例えば２次元［５１］，３次ションが高速化される［３６，
３７］．

元［３６，
３７，
５２，
５３］）．定量的には，CME 速度を変化させた

このように，十分に成長したプラズモイドの噴出過程で時のリコネクションレートと，電流シート内の抵抗値（抵は，より多くの質量を拡散領域から放出し，その結果とし抗値を上げるとリコネクションレートも上がる）を変化さてより多くのインフローを誘導するため，ミクロなプラズ

せた時の CME 速度とを調べてみる研究がなされており，

モイドが放出される場合に比べて，リコネクションレート

両者の間に定量的にも相関関係があることが報告されていの増加はより顕著になると考えられる．巨視的な磁束管放る［５４］．

出現象として知られるコロナ質量噴出（CME）とその下の

２．
３．
４ まとめ

垂直電流シート中のフレアリコネク シ ョ ン と の 間にもフィードバックが存在することが広く受け入れられていリコネクションにおいて，拡散領域サイズに比べて有意る．CME速度と軟X線ライトカーブとの間には高い相関がな大きさを有するような十分成長したプラズモイドの放出観測され［３８，
３９］，CME 加速度と硬 X 線ライトカーブとの現象と，過渡的な高速リコネクションとの関連について，間にも多くの噴出現象で高い相関がみられている［４０］こ衛星観測・室内実験・計算機シミュレーション等の研究成とから，プラズモイド放出と類似のメカニズムを有してい果を紹介した．磁気圏・太陽大気・室内実験といった広範る可能性を指摘できる．

なパラメータのプラズマに対して様々な境界条件の下で両者の因果関係が観測されていることは，プラズモイド形成

２．
３．
３．
２ シミュレーション研究におけるプラズモイド形を介した過渡的リコネクションという形態が高い普遍性を成と非定常リコネクション有していることを示唆しており，高磁気レイノルズ数プラ

プラ ズ モ イ ド 形 成 に よ る 非 定 常 リ コ ネ ク シ ョ ン は，

ズマにおける高速なエネルギー解放過程を解明する重要な

MHD シミュレーションや粒子シミュレーションを用いた要素であると考えられる．今後は現象論的な解釈にとどま

リコネクション理論研究のホットトピックでもある．７０年

らず，より定量的な評価が望まれるが，プラズモイドの成代にティアリングモードが提唱され［２］，８０年代に磁気レ長が運動論的領域からマクロスケールにわたっているこ

イノルズ数が１０４を超える時にティアリング不安定になると，非線形であること，放出過程自体が大規模な構造変化ことが予測された［４１］．MHD シミュレーション中で局所を伴うことなど，その本質に迫るためには更なる研究が必

異常抵抗を仮定すると，電流シートが十分薄くなったとこ要であろう．近年の粒子シミュレーションや観測・実験研

ろで異常抵抗が発生し，ティアリング不安定性を促進して究によって運動論的スケールにおけるリコネクションに関プラズモイド噴出と Coalescence 不安定性による合体とがする理解が大幅に深化したが，本節で示したような比較的

Bursty に繰り返される［１，
４２‐４５］．この時，間欠的なプラ

大規模なプラズモイド放出現象や，それがさらに大域的なズモイド噴出とインフロー（もしくはリコネクションレー

構造不安定性をトリガする可能性などは，改めて MHD スト）の増幅とが同期することが示された．さらに近年磁気ケールにおける研究が不可欠であることを示唆するもので

４‐
６

レイノルズ数が１０ という高分解能の数値計算が可能になあろう．

り，一様抵抗を仮定した場合でもティアリングモードが起
こってプラズモイド・チェーンが形成されることが示され参考文献

た［３‐１１］．さらに噴出によってスローショックを伴うダイ［１］K. Shibata and S. Tanuma, Earth Planets Space 53, 473(2001).
［２］H.P. Furth et al., Phys. Fluids 6, 459 (1963).
［３］R. Samtaney et al., Phys. Rev. Lett. 103, 105004 (2009).
［４］N.F. Loureiro et al., Mon. Not. R. Astron. Soc. 399, 146(2009).
［５］Y.M. Huang and A. Bhattacharjee, Phys. Plasmas 17,
062104 (2010).
［６］M. Skender and G. Lapenta, Phys. Plasmas 17, 2905 (2010).
［７］L. Bettarini and G. Lapenta, Astron. Astrophys. 518, 57(2010).

ナミックな高速リコネクションへと遷移する例も確認された［１０］．
無衝突プラズマ中でのプラズモイド形成も粒子シミュ
レーションによって再現され，プラズモイド噴出に伴うリコネクションレートの過渡的な増幅が報告された［４６，４７］．
電流シートの厚みと長さの比がプラズモイド噴出によって増加したためだという解釈がなされたが．正味の増幅はまだそれほど確認されておらずなお議論の最中である．完全な運動論的電子・陽子のシミュレーションによる複数プラ
７７２

Special Topic Article

2.3 Plasmoid Ejection and Non-steady Magnetic Reconnection［８］M. Barta et al., Astrophys. J. 730, 47 (2011).
［９］C. Shen et al., Astrophys. J. 737, 14 (2011).
［１０］Z. Mei et al., Mon. Not. R. Astron. Soc. 425, 2824 (2012).
［１１］L. Ni et al., Phys. Plasmas 19, 072902 (2012).
［１２］J.N. Leboeuf et al., Phys. Fluids 25, 784 (1982).
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［１４］T. Tajima et al., Astrophys. J. 321, 1031 (1987).
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［２５］H.S. Hudson et al., Astrophys. J. 561, L211 (2001).
［２６］L. Sui et al., Astrophys. J. 612, 546 (2004).
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［３０］M. Karlicky et al., Astron. Astrophys. 395, 677 (2002).

M. Inomoto and N. Nishizuka［３１］M. Yamada et al., Phys. Plasmas 4, 1936 (1997).
［３２］林由記他：電気学会論文誌 A 132, 239 (2012).
［３３］S. Takasao et al., Astrophys. J. 745, L6 (2012)［３４］M. Shimizu et al., Astrophys. J. 683, L203 (2008).
［３５］Y. Ono et al., Phys. Plasmas 18, 111213 (2011).
［３６］K. Kusano et al., Astrophys. J. 760, 31 (2012).
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［３８］W. M. Neupert et al., J. Geophys. Res. 106, 25215 (2001).
［３９］J. Zhang et al., Astrophys. J. 559, 452 (2001).
［４０］M. Temmer et al., Astrophys. J. 673, L95 (2008).
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［４４］S. Tanuma et al., Astrophys. J. 551, 312 (2001).
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［４６］W. Daughton et al., Phys. Plasmas 13, 072101 (2006).
［４７］K. Fujimoto and R. Sydora, Phys. Rev. Lett. 109, 265004(2012).
［４８］W. Daughton and H. Karimabadi, Phys. Plasmas 14,
072303 (2007).
［４９］W. Daughton et al., Phys. Rev. Lett. 103, 065004 (2009).
［５０］S. Zenitani et al., Astrophys. J. 696, 1385 (2009).
［５１］J.T. Karpen et al., Astrophys. J. 760, 81 (2012).
［５２］T. Torokand B. Kliem,Astrophys. J. 630, L97 (2005).
［５３］B.J. Lynch et al.,Astrophys. J. 683, 1192 (2008).
［５４］K. Nishida et al., Astrophys. J. 690, 748 (2009).

７７３

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
７４‐７７９

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

２．高速リコネクション機構の最新研究
2. Recent Researches on Fast Magnetic Reconnection Mechanism

２．
４ ２つのリコネクションの協調現象−構造駆動の非線形不安定性と突発的磁気リコネクションの起源−
2.4 Interaction of Two Magnetic Reconnections- Structure Driven Nonlinear Instability
and the Origin of Explosive Magnetic Reconnection 岸 本 泰 明１，２），JANVIER Miho３）
KISHIMOTO Yasuaki and JANVIER Miho１）

京都大学大学院エネルギー科学研究科，２）同エネルギー理工学研究所，３）Observatoire de Paris, Meudo（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

反転磁気シア配位のトカマクプラズマで現出する DTM（Double Tearing Mode）と呼ばれる突発的で爆発的な磁気リコネクション現象に焦点を当て，この過程を ①初期状態の形成，②トリガーと連鎖ダイナミックス，③大域的構造発展とエネルギー開放の３つの素過程に要素分割し，それらを引き起こす物理機構について解説する．特に，トリガーの起源となる磁気島の幅や三角度などの構造変化によって駆動される新しい２次的不安定性（構造駆動の非線形不安定性）を同定するとともに，この不安定性を通した位相整合により１次元の自由エネル
ギー源を効率的に開放する素過程について論じる．
Keywords:
magnetic reconnection, explosive dynamics, sudden event, double tearing mode, nonlinear instability, trigger mechanism

２．
４．
１ はじめににあったり，雷・放電では発生前に広範囲に電離スポット

太陽で発生するフレアやコロナ放出現象，磁場核融合装が生成されていたりしていて［４］，それらがあるレベルに置で発生するディスラプション現象など，自然・実験室を達したところで何らかのトリガーが加わることによって一問わず，様々なプラズマで突発的で爆発的なエネルギー開気苛成に現象が出現することが指摘されている．これらの放現象が観測されているが，これらの過程で磁気リコネク

現象は共通性が強く，①突発的現象に先行する初期状態がションが重要な役割を果たしている［１］．この中でディスいかに形成されるか，②何がトリガーをもたらすのか，③ラプションは電流を流して閉じ込め磁場を生成するトーラ

トリガー後に系はどのように発展するのか，という問題にス形状のトカマク装置で起きる現象であり，電流勾配や圧還元することができる．近年，これらの過程を非平衡状態

力勾配が自由エネルギー源となって発生する電磁流体力学における転移現象として理解する試みもなされている［５］．

（MHD）的な揺らぎの振幅が増大することによって引き起

何か事象が発生したとき，我々は最初に線形理論で理解こされると考えられている［２］．このような現象は，核融しようとする．線形理論は圧力や電流などの１次元構造

合実現の観点からは避ける必要がある一方，磁気リコネク（勾配）を自由エネルギーとして，それがある臨界値に達すションに関わる現象解明の糸口となる可能性がある［１］．

ると線形不安定性というトリガーが作用して揺らぎが増大

突発性 とは，現象が爆発的に発展するとともに，それすると考える．このような１次元構造は 見えやすい構造

が何時起こるかわからない確率的要素を含む現象であるこであり，解析でその起源は問わない．一方，上述の蕁麻疹とを意味している．地震，雷，放電，雪崩，蕁麻疹や心筋や雷・放電現象に線形理論が適用できるかは定かでない．

症，種の発現やバブル崩壊なども同様の特性をもつ［３］．突

それらの初期状態はより複雑で見えにくく，発症前の蕁麻発現象が確率論か決定論かを見極めるのは容易でない．突疹のように，ゆっくりと進行している場合が多い．これを然にみえても，何かがゆっくりと進行している場合も多物理的に注釈すれば， 複雑な構造が大きなエネルギー変い．蕁麻疹では発症前は正常にみえた皮膚も高い活性状態化を伴うことなく進行する といえよう．大きなエネル

1)Graduate School of Energy Science, Kyoto University, KYOTO 611-0011, Japan
2)Institute of Advanced Energy, Kyoto University, Uji, KYOTO 611-0011, Japan3)Observatioire de Paris, Meudo, France

corresponding author’s e-mail: kishimoto@energy.kyoto-u.ac.jp

７７４!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

2.4 Interaction of Two Magnetic Reconnections

Y. Kishimoto and M. Janvier

造を示し，磁場エネルギー（"' ）と静電エネルギー（"&）はギー変化を伴えば容易に見えるからである．
近年，反転磁気シアと呼ばれる磁場構造の中で現出する飽和まで連動して増大するとともに，外側磁気島の X 点がダブルティアリングモード（DTM）が突発的で爆発的な磁内側磁気島の O 点に押される形で磁気リコネクションが進気リコネクション現象を引き起こすことが指摘されている

展し，最終的に内外の磁束が入れ替わる．一方，（B）では，［６，７］．これらの研究では，トリガーのメカニズムを「構造DTM は二つのティアリングモードが弱く結合した構造を駆動の非線形不安定性」として参照し，その物理機構を明もつが，線形成長の飽和後（-&"%!），磁場エネルギーはらかにしようとしている．本節では，これらに焦点を当て

Rutherford 領域的［１０］に緩やかに増加する一方，静電エて最近の研究を紹介するとともに，「突発性の科学」とも

ネルギーは飽和し，磁束と流れは互いに分離した挙動を示

いえるプラズマ物理学のパラダイムを議論する．

す．その後，-&%!!付近から静電エネルギーが急激に増大

２．
４．
２ 構造駆動非線形不安定性とリコネクション

磁束が入れ替わる．興味深いのは，磁気リコネクション領

し，エネルギー比が "&$!
"' &!
"に回復した時点で内外の図１は，トカマクの磁場構造を模式的に示している［８］．

域が，（A）
では Sweet-Parker 的な Y 形状であるのに対しトカマクは，トロイダル磁場 !) と電流によるポロイダルて，（B）
では Petschek 的な X 形状が長時間維持されている

磁場 !( が合成した傾斜した磁力線によって形成され，そ点である．この間，内側の磁気島は三角変形を強め，電流（安全係数）とその空間変化率の傾斜度 *%(
+$
$)
!)$
!-)
(
.
,
*+
*
+（磁気シア）によって特徴付けられる．この,*$%+分布もシート構造から点構造に先鋭化する．また，爆発的な磁気リコネクションを引き起こすまでの時間は抵抗値 'トロイダル方向とポロイダル方向の揺らぎのモード数をによって変化するが（小さい抵抗値'程長くなる），一旦そ("))とすると，*(+)を満たす半径（有理面）で揺()#($

れが引き起こされれば，それ以降のダイナミックスの時間

らぎは不安定になりやすく，例えば，ティアリングモード

スケールは抵抗率に依存しない．

が発生する［９］．このモードは磁気島構造を有しており，

これらの一連のダイナミックスを，磁気島の三角変形に有理面に局在して発生する．これに対して，反転磁気シア伴う２次的不安定性の結果と結論づけ，これを「構造駆動

配位では，図１に示すように，*(+)は極小値をもち，そのの非線形不安定性」と命名した［６］．非線形不安定性とは，前後 で 磁 気 シ ア の 符 号 は 逆 転 す る．こ の た め，一 つ の

DTM の線形不安定性を引き起こす１次元の電流勾配と区("))に対して二つの有理面が存在することから，各々に(別した磁気島の構造変化に伴う新しい自由エネルギーによ局在した磁気島構造をもつ DTM が発生する
［６，
７］．この

る不安定性を意味しているが，２次的不安定性の起源やトDTM は二つの磁気島が一体となった巨視的モードであリガーの物理機構についての詳細は解明されていない．そ#だけずり，各々の磁気島の腹（O 点）と節（X 点）の位相が ($の後，Wang 等［１１，１２］は，DTM の高速磁気リコネクショ

れた反対称モードである．その線形成長率 &* は，有理面間

ンはスラブ配位においても発生することから，トポロジー

幅 &，プラズマ抵抗率 '，ポロイダル波数 '.などに依存すに依存しない普遍性の高い現象であることを示した．原因

るが，抵抗率に着目すると，有理面間幅が十分に広い場合

として，リコネクション領域近辺で生成されるプラズマ流

$$
%

"$
$

（&#
*&' であり，狭い場合（&$%）は &*&'&%）は &となる［２］．ここで，%はプラズマ半径である．

の重要性を指摘している．

２．
４．
３ 構造駆動非線形不安定性の起源

この DTM に伴う磁気リコネクションについて石井等は興味深い研究を行った［６，７］．図２は，円柱プラズマで，有前節で論じた２次不安定性の原因を解明することは，突理 面 間 幅 が（A）
狭 い 場 合（&$%）と（B）
中 間 領 域発性の起源を探る観点からも興味深い．ここで構造とは複)#$$"の DTM の時間発展を示（&#&%）の場合について($
している．
（A）
では，DTM は有理面間全域に広がった構

雑な２次元・３次元構造を意味している．例えば，図２（B）のように，磁気島の三角変形が進めば磁場の圧力や張力に不均衡を生じてそれが新たな不安定性の自由エネル
ギー源になっても不思議ではない［１３］．こ の 不 安 定 性
は，１次元的な勾配に起因する線形不安定性とは異なり，形成された磁気島を介した２次的なものであることから非線形である．これは，ドリフト波などの微視的不安定性が成長して乱流に発展すると，乱流構造そのものが新しい自由エネルギー源となって帯状流が成長し，乱流輸送に影響を与える過程と類似している．
この構造駆動の非線形不安定性を検証するため，強いガ
イド磁場（/方向）を仮定したポロイダル磁束)ポテンシャ
ル %に対する非圧縮性の簡約 MHD 方程式

図１

トカマクの反転磁気シア配位における磁力線ピッチ q（安全係数）と m/n = 2/1 共鳴面に励起された DTM による磁気島の様子．図はトカマク配位の一部を切り出したスラブ配位を示す．d は共鳴面間の幅．

７７５

*
)
%"
)+
#，
#!*
"'
*
-

（１）

*'#%
%"
)"
#
#!*
'#%+
"*
+．
*
-

（２）

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013%+#& と定義する［１５‐１７］．
.*& #)に基づくスラブ配位（図１）での DTM の非線形シミュレー!
%の場合の（a）$)#!
図３は，(
!
!
$と（b）$)#!
%に対-#!

シ ョ ン を 行 っ た．こ こ で，*!""+#)(!))"!)("))!，

する&の時間発展，および各時刻の磁束
#'"
%
#&'と&
%
'"
&'

(
"
)'は半径およびポロイダル方向に対応し，&
$("
$)'をシ
&

の空間分布を示している．
（a）$)#!
!
$では，線形成長のミ ュ レ ー シ ョ ン 領 域 と す る．平 衡 ポ ロ イ ダ ル 磁 場 は後，#' と #&は分離して異なった一定値に漸近する．一方，［１４］，(#$("),#"!&'('で 与 え"""(')(&&-が２枚 の（b）$)#!
!
%では，#' と #& は同じく分離し，静電エネル

共鳴面である．抵抗率 &，共鳴面間幅 %##(-，システム長ギーは（a）と同様にほぼ一定となるが，磁束エネルギーが$)などが DTM を特徴付けるパラメータとなる．また，
/#)
/#)
#' #(
(
#
$
#
#と #& #(
#を平均の磁気エネルギーと静電が爆発的な成長に転じる．このとき #& と #' の比が線形領エ ネ ル ギ ー と し て，そ れ ら の 成 長 率 を %
+#' と
.*
' #)

域と同じ程度の値（#&#!
#' %!
"）まで回復すると磁気リコ緩やかに成長した後，'%'%""!!!
'から静電エネルギー"&

図２

円柱プラズマでの（A）
強結合 DTM と（B）
中間結合 DTM の非線形シミュレーション結果．対応する安全係数分布と DTM の固有関数（磁束）（左），断面でのヘリカル磁束関数の等高線（中），および，磁場エネルギーと静電エネルギーの時間発展の様子
［６，
７］
．

図３

スラブ配位での（a）
Ly = 0.7（t = 30000 まで）と（b）
Ly = 0.8（t = 12000 まで）の場合の非線形シミュレーションにおける磁場エネルギー
EM とポテンシャルエネルギー EK の時間発展と各４時刻における磁束の等高線．（b）
に対しては，EM と EK の成長率の時間発展が示c
されている．（b）
における Tkc と Tm
は，EM と EK の成長率が極小になる反転時間（inflection time），t1 と t2 は，EM と EK が優位に増大する特徴的な時間を示す［１
５
‐
１
７］
．

７７６

Special Topic Article

2.4 Interaction of Two Magnetic Reconnections

Y. Kishimoto and M. Janvier

ネクションが急速に加速され，内外の磁束が入れ替わる．
Rutherford 領域では !) は !* に比べて６桁程度小さい．
図３（b）の成長率の時間発展から興味深いことが読み取れる．すなわち，静電エネルギーが爆発的な成長を示す時間
$%$
%#)+*
%&!!!
+付近で極小に)が $" に先立って成長率 'なり，減少から増大に転じている．これは，$%$" で爆発的成長をもたらす何らかの不安定性が$%#)+付近で発生している可能性を示唆している．また，図３の磁束の空間分布からわかるように，爆発的成長が起きる場合は，磁気島幅の緩やかな成長とともに三角変形の度合いが増大している．これから "'が爆発的な磁気リコネクションの有無を規定するパラメータであることがわかる．

図４ （xs，Ly）平面における爆発的磁気リコネクション発生の有
無．△は飽和に至る場合，□は爆発的不安定性に至る場合．
実線は飽和と爆発的不安定性を分ける臨界曲線を示す．
Ly = 0.7 は図３（a），Ly = 0.8 は図３（b）に対応する［１
４，
１
６］
．

図４は，*
&
"'+空間で，図３（a）のように DTMが一定値/"に落ち着く場合（△）と図３（b）のように爆発的不安定に至る場合（□）を調べたものである．これから，ダイナミック+ +スを分ける臨界値 *&&"'+が存在し，*"'+空間でほぼ直
/"
/"

1
1+は，背
1
1
の固有関数 **"&*"&+と固有値 '*
/を決定する．尚，+
線的（"'+'&/）になることがわかる．DTM の線形不安定

景が２次元平衡であることから，異なったポロイダルモー

性は，一定の "'に対しては共鳴面間幅が狭い程，また，一ドが結合した単一の固有値をもった大域的モードとなる．

定の &
&
"'+
/に対してはシステム長が長い程大きいことから，*/"

この解析手法は，乱流プラズマに対する帯状流の変調不安空間で臨界直線と平行な直線はほぼ同じ線形自由エネル

定性解析と類似している［１８］．
!
'の場合，異なる "'（0.75, 0.76, 0.80, 0.90）
図５は，&
/#!

ギー源の大きさに対応する．これから，DTM の非線形ダ
イナミックスは線形不安定性の強さに関係付けられ，爆発に対して，非線形シミュレーションの各時刻 $#$!で得ら的不安定性発生の有無も線形自由エネルギー源の大きさに（b）X 点での内側磁気れた磁気島を，（a）磁気島幅 %*$!+とよって関係づけられている可能性が高い．

島の三角変形の度合いを示す開き角 )*$!+で特徴付け，こさらに，*&"'+が小さな領域（図４の左下方）と大きな/"れらの関数として２次的不安定性の成長率 '/を示してい領域（図４の右上方）も共に爆発的不安定性を起こすこと

る．*
）に対応
%"
)+
"
!
"'!(+は磁気島がない場合（$#*!#!

から，その要因は磁気島のサイズそのものではなく，縦横し，初期の DTM の線形成長率を再現する．"'#!
!
&$は爆比が等しい相似形状を持った磁気島であることを示してい

発的不安定性を起こす臨界値の下方（"'#"'+）に位置する

る．これから，爆発的不安定性は特徴的スケールのない現ため，磁気島幅 % の増大（開き角 )の減少）とともに成長

象であることがわかる．上述の臨界直線は非線形ダイナ率'/は減少し，その後，抵抗性 DTM は安定化される（領ミックを分ける分岐点であり，*&"'+が臨界直線の上方/"域!）．一 方，"'が 臨 界 値 の わ ず か 上 方（"'$"'+）の

+
+ +
（&
から*
"'$"'+）&"'+に近づけば近づくほど爆発的
/$&
/，
/"
不 安 定 性 が 発 生 す る 時 間*#)+"#*++は 長 く な り，
+ +
+
+
&
&
#)"
"'+
"'+で *#*+*.*. & となる．
/"
/"

"'#!
!
&%の場合は，抵抗性 DTM は磁気島幅の増大ととも!
$付近で一度安定化するが（領域に減少し（領域 I），%%!
!
#付近まで成長すると再び不安定化"），磁気島幅が %%"し，その後は%とともに急激に増大する（領域#）．%の大２．
４．
４ ２次的不安定性の固有モード解析とトリガーのメカニズム!
$）では '
きな領域（%$"（%は定数）の依存
%%+
0-*
/%,

前節の磁気島の構造変形に伴う２次的不安定を同定する的に異なり，図２や図３で観測された三角変形などの構造ため，ここでは，（１）（２）式の非線形シミュレーションか変化に伴う２次的不安定性であると考えられる．また，観性を示している．領域#は，抵抗性 DTM（領域 I）とは質ら得られる各時刻の磁束 **
&
"
'
&
"
'
+とポテンシャル &*+を準測された不安定性は *%")+に対して安定窓（領域"）があ

定常な２次元平衡 ,
&
"
'
"
&,.*
&
"
'+とみなして，この下で*,.*+ることから，この不安定性は磁気島の構造変化に対して安（１）（２）式 に 対 す る 線 形 不 安 定 性 解 析 を 行 う［１５‐１７］．
1+とし
1
*,."
&,.+の下での磁束とポテンシャルの摂動を***"&定化と不安定化が互いに拮抗して閾値を決める臨界不安定性であることを示している．"'が増大すると安定窓（領域!
(では消失する．これは，領域"）は縮小し，"'#!
!
'や !

て，（１）
（２）を線形化すると以下になる：
1
+
*
1
1
1，
&
"
*,.&,."
*
!,
#!,
"()#*
+
$

!の抵抗性 DTM 不安定性と領域#の２次的不安定性の双方が共存（２つの不安定な固有値が存在）する領域がある（３）ことを意味する．

1
+)#&
1
1
1
1
．
*
"
&,."
*,."
&
"
",
)#*,.#!,",)#&!,)#&,.)#*+$（４）!
'に対して，（a）"'#!
図６は，&（図３（a））およ!
&/#!
（図３（b））の各時刻の電流分布を示していび（b）"'#!
!
'
る．DTM が飽和する（a）の場合，電流分布の平坦化は有理（３）（４）式を，非線形シミュレーションの各時刻 $#$!

面の近傍に限られ，微小である．一方，爆発的不安定性をでの２次元平衡**,."&,.+の下で解くことにより，各時刻で示す（b）の場合，２次的不安定が発生す る $%#)+以前の
７７７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

図５xs = 0.8 の場合，異なった４つのシステム長 Ly に対する非線形シミュレーションの各時刻の磁気島のもとで行った２次的不安定性の
磁気島の幅 w（to）と（b）
内側磁気島の X 点における開き各角 q（t０）の関数として成長率が与えられている．
成長率 's．各時刻 to での（a）
臨界点上方に位置する Ly = 0.76 に対して抵抗性 DTM の領域 I，安定領域!，２次的不安定領域"としている［１
５，
１
７］
．

/*!"と同程度（あるいはそれ以上）大きく成長すること(//も増大させる要因となる．この/*!!(を通して (
から，'
&
"
(

/の振幅は
ように，一担２次的不安定性が駆動されれば，&/(のそれと比べて十分に小さくても（図３参照），上記の非線形結合が正のフィードバックループを形成し，指数関数増大を上回る大域的かつ爆発的な磁気リコネクションをもたらすと考えられる．この最終段階では，!&#
!
!' "!
"と

なり，磁場とプラズマ流が強く結合したダイナミックに支配されている．

２．
４．
５ まとめ
本節では，ダブルティアリングモード（DTM）が引き起
こす突発的で爆発的な磁気リコネクションに焦点を当て，
非線形シミュレーションと２次元磁気島構造を平衡磁場と
図６

Ly = 0.7 および（b）
Ly = 0.8 の場合の各xs = 0.8 に対して，（a）
時刻における電流分布［１７］．

して取り入れた不安定性解析により，磁気島の幅や三角変形などの構造変化がある閾値に達すると２次的不安定性が出現し，これが高速磁気リコネクションを引き起こす「構$!%!!!では共鳴面の近傍だけで平坦化するが，$""&(を造駆動の非線形不安定性」の起源であることを示した．類!!では超えた $!"!!!!では変形が広範囲になり，$!""$

似の非線形不安定性は上記以外にも存在し，磁場閉じ込め

プラズマ全体に及ぶ．これらの結果から，２次的不安定性

プラズマに豊富な構造やダイナミックスをもたらすことがの出現に伴って影響を受ける領域は大域化していることが知られている．乱流による帯状モードの生成もその一つでわかる．尚，#!!の電流分布変化は帯状磁場に対応する．

ある［１８］．しかし，その役割は DTM のそれとは大きく異なる．この様子を図７に模式的に示している．

これまでの結果から不安定性の時間依存性を評価する．
線形モード飽和後の Rutherford 様領域（図３（b）の領域

圧力勾配があるとドリフト波などの微視的不安定性が乱②）で は 磁 気 島 幅 は 時 間 に ほ ぼ 比 例 し て 成 長 す る流を生成する（B1）．この乱流は輸送を引き起こして自由（%"$）．一方，２次的不安定性が支配的となる図３（b）のエネルギーを減少させる一方，２次的不安定性（変調不安

領 域 ③（あ る い は 図５の 領 域!）で は

前述のように定性）を通して帯状流を発生させる（B2）．この帯状流は（%$%%と評価される．したがって，'
%$
'
.+$
.+$
%
-")
-")
/&
は定数）となる こ と か ら，&
%$
$
&
'
).+$
%
").+'
%
(
").+$
-$

乱流が不安定性のエネルギー源であるとともに乱流渦を分となり，ポテンシャル流は爆発的な成長を示すことがわか/が引き起こされると，（１）る．このような２次的な流れ &の考えを本 DTM に適用すると，DTM による２次的不安定

断することから乱流を抑制する働きがある（B3，B4）．こ性（A2）が増大するとそのエネルギー源である磁気島の構//が増大し，さらに Maxwell
式の非線形項'&"(),(を通して (
#/
/
/
応力項 '
("
# ((を通して &の増大を加速させる．また，爆/*!!が発的不安定性を引き起こす場合は，帯状磁場成分 (造変形は減少すると考えられるが，逆に磁気島を増大させるとともに変形を加速させ，爆発的不安定性を引き起こす（A3，A4）．これは帯状流が乱流を抑制する関係と逆であ７７８

Special Topic Article

2.4 Interaction of Two Magnetic Reconnections

Y. Kishimoto and M. Janvierは類似している［１５］．このため，DTM では残存した１次
元自由エネルギーを効率的に開放することができるように
磁気島と２次的不安定性モードの位相を整合させていると考えられる．これは，水口等［１９］による MHD の非線形過程のシミュレーションにおいて論じられた異なったモード
間の位相整合する概念（spontaneous phase alignment）に類似して興味深い．
突発性の理解には，自由エネルギー源を線形に限ることなく非線形過程を通して生成される自由エネルギー源に目を向け，それに伴うダイナミックや構造を調べる必要がある．特に，トリガー問題は本稿で議論した高次の非線形性

図７ （A）
電流勾配による DTM と（B）
圧力勾配による ITG モードの線形不安定性 と 非 線 形 状 態 に お け る２次 的 不 安 定 性（DTM は磁気島駆動の非線形不安定性，ITG は帯状流），および，それらが系にもたらすダイナミック（DTM は爆発的な磁気リコネクション，ITG は輸送の低減）．

が関与している可能性がある．非線形不安定性とそれにともなう構造形成やダイナミックスは新しいプラズマ物理学のパラダイムを与えることが期待される．

参考文献

り，一見エネルギー保存に反する様相を示すが，そうではない．これは以下のように考えられる．

［１］M. Yamada et al., Rev. Modern Phys. 82, 603 (2010).
［２］J. Wesson, Tokamaks (Oxford Science Publication, Clarendon Press - Oxford, 1997).
［３］岸本泰明編（小特集）：プラズマ・核融合学会誌 84, 333(2008), 405 (2008), 477 (2008).
［４］岸本泰明：放電研究 50, 36 (2007).
［５］岸本泰明：シンポジウ ム「プ ラ ズ マ 相 転 移：プ ラ ズ
マ・放電の突発性や構造形成を解く新しい概念とその応用」，R4, Plasma Conference 2011，
２
０
１
１年，
金沢市．
［６］Y. Ishii et al., Phys. Rev. Lett. 89, 205002 (2002).
［７］Y. Ishii et al., Phys. Plasmas 10, 3512 (2003).
［８］岸本泰明：プラズマ・核融合学会誌 76, 1280 (2000).
［９］H.P. Furth et al., Phys. Fluids 29, 459 (1963).
［１０］P. H. Rutherford, Phys. Fluids 16, 1903 (1973).
［１１］Z.X. Wang et al., Phys. Rev. Lett. 99, 185004 (2007).
［１２］Z.X. Wang et al., Phys. Plasmas 18, 012110 (2011).
［１３］M. Janvier et al., Phys. Plasmas 18, 102112 (2011)［１４］P.L. Pritchett et al., Phys. Fluids 23, 1368 (1980).
［１５］M. Janvier et al., Phys. Rev. Lett. 107, 195001 (2011)［１６］M. Janvier et al., Nucl. Fusion 51, 083016 (2011)［１７］M. Janvier, Phd thesis,"Study of the nonlinear dynamics
of double tearing modes to understand explosivemagnetic reconnection in fusion and astrophysical plasmas",
Kyoto University (2011)［１８］J.Q. Li and Y. Kishimoto, Phys. Plasmas 11, 1493 (2004).
［１９］N. Mizuguchi, Phys. Plasmas 7, 940 (2000).

２次的不安定性の成長を維持しながら，そのエネルギー源である磁気島幅の増大や三角変形を減少させないためには，その過程で第三者からのエネルギー供給が必要である．前節で議論したたように，２次的不安定性で成長した&&は２次元平衡 ##%と非線形項（"）を
ポテンシャル ""!
##%#通して結合するが，この２次元平衡には線形 DTM の飽和後にも残存した１次元電流勾配の成分 ##%!$!"が含まれる．
図６で議論したように，線形 DTM が飽和した Rutherford
領域での電流分布の緩和は有理面近傍に局在して微小であり，１次元の自由エネルギーの多くは消費されることなく&は ##%!$!"とも結
残存している．このため，ポテンシャル "合することによって残存した１次元自由エネルギーを効率&自身の自由エネルギー源と的に入手・消費するとともに "&も増大させながら爆発的成長に導く正の帰還なる磁束 #
ループを形成すると考えられる（A4）．実際，２次的不安定性がトリガーされてから１次元電流分布の大域的な緩和が観測され（図６（b）），このエネルギーが爆発的不安定性を支えている．
微視的乱流における帯状流と DTM による２次的不安定性の違いは２次的不安定性モードの時空間スケールにある．乱流と帯状流は時空間スケールに大きな開きがあるのに対して，DTM の磁気島と２次的不安定性モードの構造

７７９

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
８０‐７８３

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

２．高速リコネクション機構の最新研究
2. Recent Researches on Fast Magnetic Reconnection Mechanism２．
５ 三次元磁場構造が引き起こす爆発的現象
2.5 Explosive Reconnection Caused by 3D Magnetic Field Topology
草 野 完 也，小 野

靖１）

KUSANO Kanya and ONO Yasushi
名古屋大学太陽地球環境研究所，１）東京大学大学院新領域創成科学研究科（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

磁気リコネクションの基本モデルは拡散領域中を流れる電流の方向に並進対称性を保つ２次元系で考えられてきた．しかし，現実のリコネクションは３次元構造をもつ電流層で発生するため，拡散領域の３次元構造とリコネクションの関係の理解は重要な研究課題である．本節ではリコネクション実験と太陽フレアにおけるリコ
ネクションの３次元構造について，特にその爆発的成長との関係を中心に議論する．リコネクションにおける３次元構造は電流層の局所的なダイナミクスまたはシステム全体の MHD 不安定性の結果として自発的に現れると共に，不安定性とリコネクションのフィードバックを増強することによりリコネクションを高速化する原因にもなると考えられる．
Keywords:
magnetic reconnection, plasma, 3D, torus plasma merging, solar flare, simulation, Hinode, magnetohydrodynamics

２．
５．
１ はじめにクションを定量化できるが，３次元系では磁束関数を定義

磁気リコネクションはしばしば，プラズマ中での爆発的できないため，リコネクションの定量化のためには磁力線現象において重要な役割を果たす．太陽フレアはその代表に沿った平行方向電場の積分が必要になる．さらに，３次と考えられている．トカマクなどのトーラスプラズマにお元リコネクションは様々なトポロジーで発生する［１］．こけるディスラプションや鋸歯状振動，地球磁気圏におけるうした複雑さのため，未だに３次元リコネクションの性質

サブストームなどの突発的現象でも磁気リコネクションがを統一的に説明することはできていない．特に，３次元構

重要な役割を果たしている可能性が高い．これらのプラズ

造とリコネクション率との関係の理解は重要な問題である

マ爆発現象では複雑な３次元構造の変化の中でリコネク

が，明確な理論的説明は与えられていない．

ションが進行すると考えられており，その理解のためには

３次元リコネクション問題が複雑な原因はスケールの異３次元空間におけるリコネクションの性質を考察する必要なる様々な過程がリコネクションの構造に関わるためであがある．

る．大別すると，３次元リコネクションの原因となるのは，

図１に示すように磁気リコネクションは反転する磁場①初期条件または境界条件，②拡散領域近傍の局所的なダ（!）が収束する流れ（#"）によって衝突し，つなぎかわった後に，高速流（##）と共に流出する現象である．このとき，電流（J）方向にできる電場が磁束のつなぎかえを担い，拡散領域を形成する．従来の磁気リコネクションモデ
ルでは，電流方向（$方向）に並進対称性をもつ２次元系のもとで，リコネクションの基本性質が理解されてきた．しかし，３次元空間で発生する現実の現象では，$方向の並進対称性は失われ，電流 J は有限の長さ!に限定される．特に，長さ !が拡散領域の長さ "より十分に短いとき，３次
元効果が顕著に現れると考えられる．

図１

２次元系（"$!!）においては磁束関数を用いてリコネ

磁気リコネクションにおける磁場 B ，流速 V ，電流 J の基
本構造．

The Solar-Terrestrial Environmental Laboratory, Nagoya University, Nagoya, AICHI 464-8601, Japan
1)Graduate School of Frontier Sciences, The University of Tokyo, TOKYO 113-8656, Japan

７８０

authors’ e-mail: kusano@nagoya-u.jp ono@k.u-tokyo.ac.jp!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

2.5 Explosive Reconnection Caused by 3D Magnetic Field Topology

K. Kusano and Y. Ono

イナミクス及び不安定性，③システム全体のグローバルな磁場となるトロイダル磁場が大きく，外部駆動力が小さい

ダイナミクス及び不安定性のいずれかである．さらに，こ場合が（b），トロイダル磁場が小さく，外部駆動力が大きれらの原因が相互に依存する可能性もある．②に関しては

い場合が
（c）
である．前者は常にトロイダル方向，即ち拡散領域の電流 J に起因するドリフト・キンクモード不安&方向に一様なのに対して，後者は %!280〜350 μs のリコ

定性やこれと結合した運動論的不安定性などが，③に関しネクション時間中に磁場構造が３次元的に変形しているこてはシステム全体の理想 MHD 不安定性などがその原因ととがわかる．しかも変形はリコネクション中に発生し，リ成り得る．様々な３次元リコネクションの理解のためにコネクションが終了すると徐々に軸対称状態に復帰していは，それらの因果関係を解明する必要がある．

る．図３（e）を見ると中心対称平面上で３次元変形が現れ

本節ではトーラスプラズマによるリコネクション実験おるのは 300〜700 mm の電流シート内部に限定されており，

よび太陽フレアにおけるリコネクションを例に挙げ，３次内側境界と外側境界は常に軸対称である．図３（a）のトロ

元リコネクションについて考察する．

イダルモードの時間変化もリコネクション中のみ増加し，
リコネクションが終われば減少している．
インフロー流速 #!"を外部から駆動する外部磁気圧とト２．
５．
２ ３次元性と高速リコネクションの関係

ロイダル磁場 !"を変化させた場合，電流シートの３次元変３次元リコネクションはリコネクションの高速化にいかなる意味があるのか？突き詰めて考えると，要検討であるのは，果たしてリコネクションそのものが X 点構造の３次元変形によって高速化するか否かであろう．最初に気がつくのは，前述のように電流シートが &方向（電流方向）に
一様ではなく，３次元変形するケースである．最近の室内実験では，リコネクションを高速化すると，自発的に電流シートに３次元変形，即ち &方向の非一様性が誘起されることがわかってきた［２］．
この実験は東京大学 TS‐４装置で２個のトカマクを合体させる際，真空コイル磁場の &方向に相当するトロイダル
一様性が 0.5％ 以下に保たられるように配慮した環境で行われた．これは，電流シートの３次元性が自発的に現れるものか否かを結論するためである．装置のトロイダル対称性が不十分でリコネクションがトロイダル方向の一点から発生するケースも見られるが［３］，これは外部駆動力が３次元なので，リコネクションが３次元になるのは自明といえる．
図２（a）は，R-Z 平面上のポロイダル磁気面と（実線）とトロイダル電流密度（カラー）の例であるが，左右からトカマクプラズマの反平行の磁力線が近づき，上下に流れていくこと，X 点付近には青で示される電流シートが形成さ

図３ （a）
電流シート付近 R = 351 mm の軸方向磁場 Bz のトロイ
, 1,2,3（Bzn/Bz0）の時間変化，（b）
イ
ダルモード $!0
（Bz0）
ンフロー流束 ViL とアウトフロー流束 Vo"，（c）リコネク
X 点の実効抵抗 $の時
ション電界 Et と X 点電流密度 jt，（d）
間変化，（e）
Bt/Br = 7, 1 の場合の Bz 磁場の非軸対称成分"Bz/Bz0 の半径方向分布．

れていることがわかる．その電流シート付近の赤線で示す部分を軸方向からみればリング状で，その領域の軸方向磁（c）となる．ガイド
場 !'を実線とカラーで示すと図２（b）

強トロイダル（ガイド）磁場
図２ （a）
２個のトカマク合体実験におけるポロイダル磁気面（実線）とトロイダル電流密度 jt（赤−青），（b）の場合の中心対称面の円環領域（（a）の赤線で示す領域）の軸方向磁場 Bz 分布の時間変化，（c）
低トロイダル磁場の場合の同様の軸方向磁場 Bz 分布の時間変化，および，（d）
外部磁気圧（インフロー駆動力）とトロイダル磁場 Bt を変化させた際の合体成長率 #（リコ
ネクション速度）のトロイダル方向非一様成分 !Bz /Bz0 依存性．

７８１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

形と高速リコネクションとの関連をまとめると図２（d）の乱磁場の足し合わせによってモデル化された．磁気アーようになる．これは合体成長率 $（再結合磁束の成長率，即ケードは線形フォースフリー磁場で与えられ，ポテンシャ

ちリコネクション速度）が !#磁場のトロイダル方向（$

ル磁場を基準とした水平磁場成分の回転角度（シア角）で方向）の非一様成分 "!#!
!#に依存することを示しており，特徴づけられる．一方，擾乱磁場の方位角をパラメータと外部コイルから加える磁気圧のトロイダル対称性がきわめして選び，可能なパラメータ領域でシミュレーションを実てよいにもかかわらず，磁気圧を増すに従って，３次元変施した．その結果，シア角が大きいほど大規模なエネル

形が自発的に現れ，リコネクション速度も増加することがギー解放が発生することが見出された．これは，シア角がわかった．

大きいほど，初期磁場に含まれる自由エネルギーが大きい

電流シートの電流方向の変形は高速リコネクション機構

ため，蓄積された自由エネルギーの大きさがフレアの規模の１つと考えられるが，シート電流方向の変化は３次元構を決めると考えると自然である．しかし，シミュレーショ

造ができることを意味するものの，プラズモイド生成・排ンによるとフレア爆発が発生するかしないかはシア角ある出による高速化と異なり，電流シート内にプラズマや磁束いは自由エネルギーの蓄積量だけでは決まらないことも見がパイルアップする現象が殆ど見られない点が特徴であ出された．すなわち，特定の方位角をもつ擾乱磁場を加える．図３に（a）電流シートの３次元変形（トロイダルモー

た場合にだけエネルギー解放が発生することが見出されド），（b）インフ ロ ー流 束 #!"と ア ウ ト フ ロ ー 流 束 #"#，

た．さらに，磁場の構造からリコネクションによるエネル（c）リコネクション電界，（d）X 点の実効抵抗を示すが，３

ギー解放を２つのグループに分離することができることも次元構造ができた途端に粒子排出が増加し，常に #!"とわかった．第１のグループでは擾乱磁場の効果によって#"#がつりあって粒子蓄積が発生しない．発生するのは粒アーケード磁場の磁力線が連結し，捻じれた長い磁束管が子排出を増加させる３次元構造と考えられる．

形成される．この磁束管の内部に流れる電流が生むフープ
力によって磁束管は上昇を始め，その結果としてフレアの２．
５．
３ 太陽フレアにおける３次元リコネクション

原因となる磁気リコネクションが駆動される．すなわち，

太陽フレアは活動領域と呼ばれる太陽表面における強磁

フレアにおけるリコネクションは磁束管の上昇の結果とし場領域において，太陽表面の法線方向磁場極性が逆転するて発生するため， eruption-induced reconnection型 の爆

polarity inversion line（PIL）近傍で発生する．大規模なフ発と呼ぶことができる．このタイプの爆発は擾乱磁場の方レアでは PIL の両側が PIL に沿って線状に光る現象（２リ位角がアーケード磁場のポテンシャル成分に対して反転すボン）が彩層放射光の観測で見出される．これは PIL をまる Opposite Polarity（OP）磁場が擾乱として加えられた場

たぐ反平行磁場がリコネクションした結果，高温プラズマ

合に発生することも見出された．

が磁力線の足に対応する彩層に入射し，これを加熱するた

一方，第２のグループはフレア・リコネクションが磁束めに発光する現象であると考えられており，フレアにおけ管の上昇の前に起きるもので"reconnection-induced erup-

るリコネクションの重要な証拠となっている．２リボンがtion 型 の爆発と呼ばれる．これはアーケード磁場のシア

PIL に沿った構造をもつことは，フレアの主フェーズにお角が大きく，かつアーケード磁場の非ポテンシャル成分にけるリコネクションが PIL に沿った対称性をある程度保っ逆行する擾乱磁場（Reversed Shear（RS）磁場）が加えらていることを示唆している．それ故，フレアの基本モデル

れた場合にのみ発生することが見出された．

は PIL に直交する断面における２次元構造について主に描いずれの場合もフレア・リコネクションは局所領域で発かれてきた．

生し，２つのアーケードを短いループと長い磁束管に変換

しかし，フレアの初期フェーズにおいては，しばしば局する．図４は OP 磁場によって発生したフレア・リコネク

所的で複雑な構造が彩層発光に現れる．これはフレアがションの磁力線を表している．緑の線はリコネクションのPIL 上のある局所的な領域で発生し，これが PIL に沿った結果形成された短いループと長い磁束管である．青と赤の構造に発展するためであると考えることができる．それ

線はリコネクション直前の磁力線であり，長い磁束管と短故，フレアはその初期フェーズにおいて３次元構造を強くいループの間にできた電流層によって繋ぎかわる．フレア

もつといえる．フレアがどのような条件のもとで発生し，の際の短いループは軟 X 線で観測されるポスト・フレア・

どのようなプロセスを経て２リボン構造が形成されるのアーケードに対応し，長い磁束管はその後，惑星間空間にか．その３次元構造とダイナミクスはこれまでほとんど明放出されコロナ質量放出（CME）を形成するプラズモイド

らかにされていなかった．フレアの初期過程の発光は微弱に対応する．磁束管の上昇の結果，磁束管の下部でアーであると共に複雑かつ高速に変化するため，観測データかケードの収束が起こり，リコネクションが持続的に進む．

ら磁場の３次元構造を再現することは困難であったためで

その結果，局所領域で発生したフレア・リコネクションはある．

PIL に沿って拡大し，２リボンを形成することができる．

そこで著者（草野）らは最近，様々な磁場形状に関して

図４の磁力線の太陽表面における足の分布をみると，長コンピュータシミュレーションを繰り返し行うことで，フい磁束管（緑）の足は擾乱磁場を中心として左右にずれた

レア初期過程の３次元構造を明らかにする取り組みを行っ

分布（シアリボン構造）を示しており，青と赤の磁力線のた［４］．このシミュレーションでは活動領域内部の磁場が，足はこのシアリボンの外側および内側にある．これは局所PIL を跨ぐ磁気アーケードとそれに加えられる小規模な擾的なリコネクションの進行と共に，シアリボンが平行な２
７８２

Special Topic Article

図４

2.5 Explosive Reconnection Caused by 3D Magnetic Field Topology

K. Kusano and Y. Ono

OP 型磁場によって発生したフレア・リコネクションにおける磁力線の３次元構造．青線および赤線はリコネクショ
ン直前の磁力線，緑線はリコネクションを受けた磁力線を示す．底面の白と黒は太陽表面の磁極（正および負）をそ
れぞれ示す．
図５

リボンに変化する過程に対応している．
実際に，フレア初期過程におけるフレアリボンの構造変化は観測によっても確かめられている．図５はひので衛星

ひので衛星が観測した２
０
０
６年１
２月１
３日の X クラスフレア．
グレースケールは太陽表面の視線方向磁場（白は正，黒は負），赤 線 は Ca II H 線 の 光 度 等 高 線．緑 は 磁 極 反 転 線（PIL）．を示す．黄色の楕円はフレア・トリガ領域．

によって２００６年１２月１３日に観測された X クラスフレアの磁場分布（グレースケール）と彩層発光（Ca II H 線）
（赤）のつながる２種類の擾乱磁場と磁力線の３次元構造の関係に分布を示す．フレアの主フェーズ（下図）では Ca 線のリボ

つながる描像が見出されたことは，フレアの発生を事前に

ンは磁気中性線（緑）の両側にほぼ平行に現れるが，フレ予知するために重要な知見を与えるものである．こうしたアの発生時（上図）では，黄色の楕円で示した領域を中心

成果は，大規模フレアに伴う太陽嵐の社会的影響を軽減すに右上と左下のみに斜めに伸びたシアリボン構造を示してる宇宙天気予報研究にも重要な貢献をするものであると考いることがわかる．さらに，黄色の楕円の中には黒点の磁えられる．

場（北側が負（黒），南側が正（白））とは逆極性の小規模

２．
５．
４ まとめ

磁場が存在する．これらの結果は前章で示した OP 型擾乱
磁場によって発生するフレアのシミュレーション結果と非３次元磁場構造変化によりリコネクションが高速化する

常によく一致していることから，現実のフレアにおいても例として，局所的リコネクションが３次元構造を生み出す

シミュレーションで見出された３次元ダイナミクスが発生ことでリコネクションを高速化する場合とプラズマの巨視したと推測することができる．

的な不安定性が３次元リコネクションを駆動する場合があ

著者（草野）らによる最近の研究では，多くの大型フレることを紹介した．前者は電流シートそのものがシート電

アは OP 型または RS 型の局所的な磁場擾乱から発生し，大流方向に３次元変形してリコネクションを高速化する場合

規模な２リボンに発達することが見出されている［５，６］．

といえる．一方後者，３次元磁場が巨視的な磁場構造のいそれゆえ，フレア発生には大きなスケールの磁気シア（あわば弱点を突く形で巨視的不安定を誘起してリコネクショ

るいは磁気ヘリシティ）として現れる自由エネルギーの蓄ンを高速化する場合といえる．両者は互いに影響し，つな

積と小さなスケールにおける磁場とプラズマの擾乱の相互がっていることも考えられる．それ故，３次元リコネク

作用によって発生すると考えられる．リコネクションにションのメカニズムの解明はプラズマ中でのスケール間結よって電流を持った磁束管（図４の緑線）が拡大し，磁束合の理解にとっても重要な研究課題といえる．

管中の電流はその上昇を駆動するというフィードバック
が，フレアが爆発的に発生する原因である．それ故，フレ

参考文献

アにおけるリコネクションの３次元構造は磁束管のグロー［１］E.R. Priest and D.I. Pontin, Phys. Plasmas 16, 122101(2009).
［２］T. Ii and Y. Ono, Phys. Plasmas 20, 012106 (2013).
［３］J. Egedal et al., Phys. Rev. Lett. 98, 015003 (2007)［４］K. Kusano et al., Astrophys. J. 760, 31 (2012).
［５］S. Toriumi et al., Astrophys. J. 773, 128 (2013).
［６］Y. Bamba et al., Astrophys. J. (in press).

バルな不安定性と局所的なリコネクションの発展の相互作用によって駆動されている．
コンピュータシミュレーションと衛星観測データの比較
により，これまで明らかにされていなかったフレア発生のトリガ磁場構造とフレア初期の３次元構造変化が徐々に解明されつつある．特に，フレア・リコネクションの発生に
７８３

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７８４‐７８５

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

２．高速リコネクション機構の最新研究
2. Recent Researches on Fast Magnetic Reconnection Mechanism

２．
６ まとめ
2.6 Summary
井通暁

INOMOTO Michiaki
東京大学大学院新領域創成科学研究科（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

本章では，磁化プラズマ中に蓄積された磁気エネルギーている．２次元性の破れは最近の大規模３次元シミュレーのすみやかな解放をもたらす高速磁気リコネクション機構

ションにおいても報告されており，現実のプラズマにおいに関する最近の研究を概観した．
「Sweet-Parker モデルのてはむしろ３次元性を前提として磁気リコネクションを捉予測よりも高速な磁気リコネクション」は太陽・磁気圏・えるべきかもしれない（（b）２次元性の破れ）．

室内実験といった広範なプラズマパラメータにおいて普遍２．
３節に示すように，太陽フレアや室内実験ではリコネ的に観測されている現象であるが，高速化をもたらす条件

クションに際して電流シート内部でプラズモイドが発生―

は，―少なくとも現時点においては―何らかの単一の機構に成長―放出を繰り返すケースがあり，特にその放出に同期収斂されるのではなく，２．
１から２．
５の各節に詳述されていするようにリコネクション速度が過渡的に増加する例が報るように多様な原因によって惹起されているものと考えら

告されている．これは，Sweet-Parker モデルにおける時間れる．多様な高速化機構を持ちうるということこそが，定常性（および電流シートの長さ方向の一様性）が破れて様々なプラズマで高速リコネクションが観測されることのいることに対応しているといえよう（（c）定常性の破れ）．

証左であるともいえる．

このように，リコネクション領域を切り出し，境界におMHD・２次元・時間定常を仮定した Sweet-Parker モデル

いてインフロー／アウトフローを与えるという条件においを出発点として，長年にわたって MHD に基づいた高速リては，Sweet-Parker モデルの前提となる MHD・２次元・コネクション研究が実施されてきた．Sweet-Parker モデル

時間定常という仮定が破れるような環境において高速な磁におけるリコネクション速度を増加させる最もシンプルな気リコネクションが発生しうることが，明らかになりつつ

方法は電流シート内部の抵抗率が外部の抵抗率よりも高いある．ただし，それでもなお Sweet-Parker モデルはリコネという「異常抵抗」の考え方を導入することであった．異クションの本質を明快に示した優れたモデルであり，今後

常抵抗の原因は電流シート内部のミクロな不安定性に起因多いに有用であろうことを指摘しておきたい．理論・シするという考えに基づき，やがてリコネクション研究はミュレーション，観測，実験等の成果を統合することに

MHD 近似が成り立たない（＝二流体あるいは運動論効果

よって，そのような，Sweet-Parker モデルの枠組みにとどが顕著となる）微小領域に踏み込むこととなった．結果とまった上で，異常抵抗によって高速リコネクションが発生

して２．
１節に詳述されているように，無衝突プラズマのイするという概念も存在する．リコネクション研究初期にはオンスケールの内部で発生する運動論的な効果によって電低域混成ドリフト不安定性によって電子運動量の異常散逸

子凍結条件が破れ，高速にリコネクションが進展することがもたらされるという説が有力であったが，最近では粒子が粒子シミュレーションによって確認されており，室内実

シミュレーション等によってより長波長のモード（ケルビ験結果とのよい対応が報告されている（（a）beyond MHDン・ヘルムホルツ不安定性，ドリフト・キンク不安定性な領域）．

ど）の重要性が明らかになってきている．特に波動とリコ

また，２．
５節の前半で示されるような電流シートの２次ネクションの非線形結合については，２．
２節にて議論され元性の破れ（３次元性の発現）も，高速化をもたらす局所ているように局所的な異常抵抗への寄与のみならず，リコ

的メカニズムの一つであると考えられる．２次元的境界条

ネクション現象の大域的な発展に寄与しうるという点にお件（軸対称性）を有する室内実験において，上流側の磁気いて非常に重要な要素であると言えよう．前述したプラズ

圧を増加させた場合に電流シートの３次元変形が自発的にモイド成長もまた，電流シート内のミクロな現象として始成長し，同時にインフローが増加するという結果が示されまりながら，最終的には太陽フレアの際に観測されるよう
７８４!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

2.6 Summary

M. Inomoto

な巨視的なプラズモイドに至ることから，大域的なリコネ

さらに最近では，より大規模な外部構造に起因する不安クション現象に影響を与えると考えられ，今後のマルチス定性が高速リコネクションを加速する可能性が指摘されてケールな室内実験やシミュレーション研究による検証が待いる．２．
４節のダブルティアリングモードや２．
５節後半の磁たれる．大振幅波動やプラズモイドの存在はリコネクショ

気アーケードにおける３次元リコネクション等に示される

ン領域に強い乱流をもたらす可能性があるが，２．
２節後半

ように，リコネクションと外部の構造的な不安定性との間に示されるように乱流状態ではリコネクション速度はミクの非線形相互作用が爆発的な磁気エネルギー解放がもたらロな物理によらずに乱流そのものに促進されることが指摘しうることからも，ミクロとマクロの結合が今後の観測やされている．

実験研究の大きな課題となりうるだろう．

７８５

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
８６‐７９１

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

３．エネルギー変換過程としてのリコネクション
3. Energy Conversion Effects of Magnetic Reconnection

３．
１ リコネクションによるプラズマ加熱
3.1 Plasma Heating through Magnetic Reconnection
通 暁１）

今 田 晋 亮，井IMADA Shinsuke and INOMOTO Michiaki１）
名古屋大学太陽地球環境研究所，１）東京大学大学院新領域創成科学研究科（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

これまで，実験室プラズマをはじめとして，地球磁気圏，太陽コロナ，さらにはブラックホールのような遥
か彼方の天体においてもプラズマ加熱について議論されてきた．プラズマを加熱するプロセスとして様々なものが提案されてきたが，近年，そのエネルギー変換効率，また応用性の高さから，磁気リコネクションが脚光を浴びている．そこで，本節では，太陽コロナ，地球磁気圏尾部，さらに実験室プラズマのプラズマ加熱研究を比較することで今後のこの分野の発展に一石を投じることを試みる．まず，３つの環境におけるプラズマの一般的特性の違いについて述べた後，３つの環境での磁気リコネクションによるプラズマ加熱研究について紹介する．最後に，３つの環境での相違点および共通点，さらには今後のプラズマ加熱研究分野の展望について議論する．
Keywords:
plasma, heating, corona, magnetosphere, laboratory, reconnection

３．
１．
１ はじめに程）のことである．以上のパラメータを各々のプラズマ環

様々なプラズマ環境において，磁気リコネクション研究

境でまとめると，表１のようになる．各々の環境での密度，は目覚ましい発展を遂げ続けており，各々の分野で理論・温度等のプラズマパラメータは第１章を参照されたい．太観測の両方面から活発に議論が行われている［１‐４］．磁気陽コロナ，地球磁気圏尾部，実験室プラズマの空間スケー

リコネクションは高速流の生成というだけでなく，プラズ

ルを比較すると，太陽コロナは大局的空間スケールと微視

マ加熱や粒子加速という他の視点からも盛んに研究が行わ

的空間スケールが８桁と非常に異なるが，地球磁気圏尾部

れており，磁気エネルギーを様々なプラズマのエネルギーに変換する機構（図１：［５］）として注目されている．太陽コロナ（太陽フレア），地球磁気圏尾部（サブストーム），
実験室プラズマにおける磁気リコネクションは観測・実験技術の発展により，非常に細部の物理まで議論することが可能となった．本節ではこの３つのプラズマ環境でのこれまでの成果を比較・理解するため，簡単に各々のプラズマ環境の特徴を述べる．
３つのプラズマ環境を比較するため，大局的，微視的，
衝突空間スケールの３つの空間スケールを考える．また，典型的な速度としてアルヴェン速度を考える．ここでいう
大局的空間スケールとは磁気リコネクションが起こっている場所から非 MHD 的な境界までのスケール（例えば太陽フレアの場合，上部コロナから光球まで）のことであり，微視的スケールはイオン慣性長のことをさす．最後の衝突
図１

スケールはクーロン衝突を起こすスケール（平均自由行

磁気リコネクションによるエネルギー分配の概念図［５］．

Solar-Terrestrial Environment Laboratory, Nagoya University, Nagoya, AICHI 464-8601, Japan
1)Graduate School of Frontier Sciences, The University of Tokyo, Kashiwa, CHIBA 277-8561, Japanauthors’ e-mail: shinimada@stelab.nagoya-u.ac.jp, inomoto@k.u-tokyo.ac.jp

７８６!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

表１

3.1 Plasma Heating through Magnetic Reconnection

S. Imada and M. Inomoto

太陽コロナ，地球磁気圏尾部プラズマシート，実験室プラズマのプラズマパラメータ，括弧内はそれぞれの大局的空間スケールで規格化したもの，および大局的スケールをアルヴェン速度で伝搬した時の時間．
大局的空間スケール
微視的空間スケール
衝突の空間スケール
アルヴェン速度

太陽コロナ
108 m
1 m（10−8）
105 m（10−3）
106 m s−1（102s）

磁気圏尾部
108 m
6
10 m（10−2）
1011 m（103）106 m s−1（102s）

実験室プラズマ
1m
10−2 m（10−2）
1 m（100）
5
10 m s−1（10−5s）

および実験室プラズマでは差が２桁と比較的近い値である
ことがわかる．一方，衝突のスケールは太陽コロナでは大局的なスケールより３桁ほど小さいので，多少衝突の効果が効くプラズマであることがわかる．一方で，地球磁気圏
尾部や実験室プラズマは大局的なスケールの方が衝突のスケールより小さく，衝突の効果より境界条件が効くプラズマであると考えられる．以上より，太陽コロナは大局的なスケールとクーロン衝突スケールが近く，両者の相互作用が期待できるプラズマ環境である．一方，磁気圏尾部や実験室プラズマは大局的なスケールと微視的スケールが近く，いわゆるミクロマクロカップリングが期待できるプラ

図２

太陽フレアにおけるリコネクション周辺の分光観測［７］．

ズマ環境であるといえる．
前述のようなリコネクション領域を分光観測で捉えた観３．
１．
２ リコネクションによる太陽コロナ加熱

測は非常にまれで，たとえイメージング観測であっても，

１００‐２００万度程度の高温の太陽コロナがどのようにして観測例はそれほど多くない．何故，磁気リコネクション領形成されるかは，未だに解決をしていない重要な問題であ域のような高温な領域を観測することが，これほどまでにる．これまで，様々な理論モデルが提唱されてきた．その難しいのであろうか．実は，リコネクション領域では電子

なかでも，有力視されているモデルが小規模磁気リコネク

加熱が起らないのであろうか．この疑問に磁気リコネク

ションによってコロナを加熱するものである（ナノフレア

ションの加熱とプラズマの電離過程とを一緒に考えることモデル）．このモデルは Parker が１９７２年に描いたシナリオ

である種の答えが示された．通常の分光観測では電離平衡

で，光球の運動により磁力線がねじられ，その結果としてを仮定して，電離情報から電子温度を推定する．しかし，上空のコロナには磁場に不連続が生じ，その不連続面で磁３．
１．
１節で紹介したように，太陽コロナは衝突スケールと気リコネクションが起こりコロナを加熱するというもので電磁流体スケールが比較的同じくらいであり，弱い衝突効ある［６］．観測的には人工衛星によるX線やEUV撮像観測

果が効いたプラズマ環境である．したがって，励起，脱励の目覚ましい発展により，コロナでの活動現象が詳細まで

起，輻射，電離，再結合といった衝突に起因する現象が電議論できるようになり，近年打ち上げられた「ひので」お

磁流体現象のスケール程度で起こる．すなわち，磁気リコ

よび SDO 衛星のデータ解析により微小リコネクションがネクションのような非常にタイムスケールの短い現象の場

コロナを加熱しているのか，それとも光球で発生したアル合，電離は平衡に至らない．そのため，FeXXVI 等の高階ヴェン波が上空で散逸することでコロナが加熱されている

電離の輝線，電離平衡を仮定した場合のいわゆる高温輝線のか，現在も議論が続いている．

は電離が到達していないために光らない．例えば，Ko［９］太陽コロナ環境下での磁気リコネクションによるプラズ

や Imada［１０］ではコロナ質量放出時の電流層やフレア時のマ加熱はコロナ加熱問題を理解する上で非常に重要であ

磁気リコネクションにおける電離度の時間変化を数値的にる．また，これまでイメージング観測でしか太陽フレアの計算し，リコネクションおよび周辺領域からの輝線輻射量

２次元構造は議論することができなかったが，ひので衛星を計算し，高温輝線がリコネクション領域では光らないこ

搭載の極端紫外線撮像分光装置（EIS）により太陽フレアとが示されている．図３は Petschekリコネクションにおけの温度や速度などの２次元構造を捉えることができるようる FeXII および FeXVIII〜FeXXIV の輻射量計算結果であになってきた［７，８］．図２は太陽フレアのごく初期を EISる（色は輻射強度をあらわす）
．"
!
!
"#
!
!
!#に X 点があ!"が捉えたもので左上（a）が１５０万度プラズマの速度マップ，

り，そこから斜め方向に遅進衝撃波が伸びている．点線よ（b）が６００万度プラズマの輝線幅の図で，（a）/（b）の白／黒

り下半分（""!）は電離平衡を仮定して輻射を計算しておのコンターは数千万度プラズマが存在する場所を示す．こり，上半分（"#!）は電離過程を考慮した輻射強度を表しの結果は，（d）や（e）にあるように磁気リコネクションにている（電離非平衡）．この結果より FeXXIV は X 点周り

伴う高速のジェットの下流で数千万度の高温プラズマが存

約数十 Mm にわたって光らないことがわかる．つまり，在すると解釈ができ，磁気リコネクション領域の近傍が太FeXVIII 程度の少し低い電離度の輝線を観測することの重陽フレアでも観測できるようになったことで注目を集めて要性が示唆された．逆に，FeXVIII〜FeXXIV までを同時いる．

観測することができれば電離度の時間変化を追うことがで
７８７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

球向きにプラズマを輸送する．このように磁気圏のプラズ
マは磁気リコネクションを介して循環している．一方で近年，この磁気リコネクションを介さずに別の方法で太陽風プラズマを磁気圏に輸送する場合も盛んに議論されるようになった［１４‐１６］．どちらのプロセスでプラズマの輸送が起った場合も，地球磁気圏の夜側尾部にプラズマシートと呼ばれる高温な領域（数千万度）を作るのだが，磁気リコ
ネクションによって作られたと考えられているプラズマ
シートは比較的高温希薄で，逆に磁気リコネクションを伴わないで作られたと考えられるプラズマシートは低温高密度であることが経験的にわかっている．しかし，どうやってプラズマシートのプラズマを加熱しているかは未だによ
図３

くわかっていない．高温希薄なプラズマシートの磁気リコ

太陽コロナにおける磁気リコネクション領域からの各輝線の輻射強度計算［１０］．

ネクションによるプラズマ加熱がプラズマシートの形成に深く関わっていると考えられ，磁気リコネクションによるき，磁気リコネクション領域での電子の加熱履歴を追える

プラズマ加熱という視点で盛んに研究されている．プラズ

可能性が出てきた．現在，次世代の太陽観測衛星計画が検

マシートは電流層を形成しており，衛星のその場観測に討されており，磁気リコネクション領域の詳細診断を行え

よってその性質の詳細が調べられている．イオン温度は定るよう議論されている．

常的に 2×107 K 程度あり，一方で電子温度はその５分の１

このように，太陽フレアでもやっと観測的に熱的に非平程度の 4×106 K 程度である．磁気圏尾部では平均自由行程

衡なプラズマを議論できる段階にたどりついた．残念ながが非常に大きく，衝突を介してイオンと電子が熱平衡になら，フレアプラズマの電子とイオンの温度を別々に議論することができないからである．このイオン温度と電子温度ることは現在のひので EIS をもってしても光子数の都合等の比は地球磁気圏の活動度によって変化し，活発なときほもあり非常に難しく，将来の重要課題として残されていど（磁気リコネクションによって太陽風プラズマが流入しる．時間変動の少ない領域において（光子数を稼ぐため），ている時）温度比は低い値を示す（同じ程度の温度になる）

電子・イオン間での熱平衡問題が議論されはじめており，傾向にあることが知られている（図４）［１７］．これは，磁Imada［１１］では活動領域のイオン温度を電子温度とは別の気リコネクションによるプラズマ加熱はイオン温度‐電子方法で計測することに成功している．その結果，活動領域

温度比の変化を伴うと解釈でき，二流体的な磁気リコネクのほとんどの領域でイオン温度は電子温度と同じであり，ションのプラズマ加熱の重要性を示唆している．実際，磁熱平衡に至っているが，ごく限られた領域ではイオン温度
が電子温度より高い値（数倍）を示しており，磁気リコネ
クションのような非常に速い時間スケールでの加熱現象が通常のコロナで起こっていることが示唆されている．
残念ながら，現在の太陽コロナ中での磁気リコネクショ
ン加熱は運動論スケールの物理に踏み込めていない．今後，太陽フレア時のイオン・電子温度の違いや，電離の時間変化から加熱の時間スケールを議論する等して，観測的に運動論スケールの物理に踏み込んでいくことが急務であ
る．

３．
１．
３ リコネクションによる磁気圏尾部加熱
地球のまわりの宇宙空間には，地球磁気圏とよばれる領域が形成されている．地球磁気圏は太陽風と地球の固有磁場が相互作用することで形成され［１２］，ダイナミカルに変動していることが知られている．この変動の要因はおもに
太陽風に起因し，磁気リコネクションを介して地球磁気圏
尾 部 に 太 陽 風 起 源 の プ ラ ズ マ が 輸 送 さ れ る．こ れ を
Dungey の対流モデルと呼んでいる［１３］．このモデルによれば，太陽風磁場が南向きの時，地球磁気圏の前側（昼側）
で磁気リコネクションが起こり，太陽風起源のプラズマが

図４ （a）
太陽風の磁場の南北成分（南がマイナス）とプラズマ
シートのイオン−電子の温度比，（b）
磁気圏擾乱指数 AE
index と温度比，（c）
太陽風の速度と温度の関係［１７］．

地球磁気圏の中に侵入する．それらが今度は夜側に流され尾部でさらにリコネクションし，また地球向きおよび反地
７８８

Special Topic Article

3.1 Plasma Heating through Magnetic Reconnection

S. Imada and M. Inomoto

気リコネクションが起こっている場所を観測すると，電子で起こっていると考えられているので，全体として磁気リとイオンが独立に加熱されている様子がしばしば観測されコネクションによる加熱はイオンが支配的になり，磁気圏

る．磁気リコネクション X 点のごく近傍では，通常の磁気活動度が高い時間のプラズマシート中でのイオン・電子の圏プラズマではイオン温度が電子に比べ５倍程度高いので温度比はますます大きくなりそうである．しかし実際にあるが，時にはイオン温度を超えて電子が加熱される様子

は，逆に図４のように温度比は１に近づくセンスである．

が観測されている．これはイオンに比べ電子の加熱領域は

これは，いくら計算機や観測技術の目覚ましい発展により

きわめて小さく，ごくごく X 点近傍のみで起こっているこ

ミクロからマクロスケールまでの議論ができるようになっとを示唆している．磁気リコネクションイベントを１０個ほたとはいえ，例えば磁気圏全体を粒子計算で行うことはでど用いて，これらの性質を Imada［１８］では統計的に研究しきず，依然としてプラズマシートの加熱に磁気リコネクている．結果，非常に薄い電流層で起こっている磁気リコ

ションがどれほど関わっているのか解明されていない．大ネクションでは強い分極電場が発達し，激しく電子加熱がきいスケールでの加熱と磁気リコネクションにおける非常起こり，さらには高エネルギー電子が生成されることが示に局所的な加熱との関係を理解し，統一的に磁気圏の加熱された．このように，加熱の問題は単に加熱だけにとどまを議論することはプラズマ加熱を理解するという意味におらず，３．
２節で議論されるような粒子加速の種粒子の生成

いて，有意義であると考えられる．

という視点でも非常に重要である．一方で，磁気リコネク

３．
１．
４ 実験室プラズマにおける加熱

ションに伴うイオン加熱に関しては，X 点周りのみの電子加熱に比べてもう少し大きいプラズモイド等を含むスケー

実験室プラズマにおける巨視的スケールでの加熱観測例

ル（磁気リコネクション領域全体）で起こっていると考えとして，磁場閉じ込め核融合実験においてバースト的なリられている．古くは，Hoshino［１９］等で議論されており磁コネクションイベントが発生する際に，蓄積された磁気エ気リコネクション領域全体でのイオンの加熱・加速・プラ

ネルギーの減少に同期してイオン温度が急激に増加する現ズマ混合過程についての粒子計算と磁気圏観測の比較研究

象が主に少数イオンのドップラー計測によって観測されてがある．近年，複数編隊衛星による観測や大規模な数値計

きた［２２‐２６］．このとき電子温度にはほぼ変化がみられな算が可能になったことにより，大きな領域を高精度で議論いのに対して，特に顕著な例では図６に示すようにイベンできるようになった．そのため，イオンダイナミクスの研トから 0.1 ms 程度の時間内にイオン温度が数倍に急上昇し究は再 度 注 目 を 浴 び る よ う に な っ た．Drake［２０］で は，

ている．

Phan
［２１］で報告された太陽風中での磁気リコネクション

これらの巨視的な実験においては，明確なリコネクショの結果をイオンの質量の違いという視点から再解析し，そンアウトフローは確認されておらず，イオン加熱の直接的れと大規模計算結果を比較しイオン種ごとの加熱が異なるなメカニズムとして，大域的なティアリングモードがカスことまで踏み込んで，リコネクションにおけるイオン排気ケードした電磁揺動からのランダウ減衰や電子／イオンサ

領域において非磁化イオンがピックアップされることで加イクロトロン減衰などが提案されてきた．近年のラザ

速・加熱をしていることを明らかにした（図５）．以上のフォード散乱を用いた多数イオン温度の直接計測
［２７，
２８］

ように，電子の加熱は狭い領域，イオンの加熱は広い領域

では加熱効率がイオン質量の 1/2 乗に比例する傾向が得られており，この結果を説明するメカニズムとして径方向揺動電場による熱化機構が提案されている［２９］．このような大域的なイオン加熱現象に関しては，局所的なリコネクション現象そのものの観測は行われておらず，加熱は大域的な熱輸送が関与することに留意する必要がある．
局所的なリコネクション現象を観測する室内実験は８０年
代から実施されてきたが，リコネクションによるエネル
ギー変換の直接的な帰結としてのイオン加熱の観測は一連のプラズマ合体実験［４，３０‐３２］を待たねばならなかった．
リコネクション下流域でのイオン加熱の例［３２］を図７に

図５

衛星直接観測による太陽風中で観測された磁気リコネク
ション．磁気リコネ ク シ ョ ン に お け る イ オ ン 排 気 領 域（０
４：００頃）においてイオンが加熱されている．重いイオン（p はプロトン，!はヘリウム）の方が強い加熱を受けている［２０］．L はつなぎ変わる前の磁場方向，M はガイド磁場
方向，N はつなぎ変わった後の磁場方向を表す．

図６

７８９

リコネクションイベントの際のイオン加熱の様子［２６］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013示す．この実験では X 点からの双方向アウトフロー（パネ

数存在するのに対して，電子加熱の報告例はほとんど存在

ル（b））がファーストショックにより熱化することによっしなかった．アウトフロー加熱に関しては解放される磁気てイオン加熱（パネル（a））をもたらしていると解釈されてエネルギーの大部分がイオンに向かうため，下流域で電子いる．ここでイオン温度および流速は少数不純物イオンの加熱が観測されないのは当然であるが，一方で X 点近傍にドップラー分光によって計測されたものであり，アウトフ

おいては電子の運動量散逸の結果としての電子加熱が生じ

ロー速度は局所的なアルヴェン速度の７０〜８０％に達している可能性がある．ただし，小型実験装置においては電子のることが示されている．

熱輸送係数が大きいため，X 点近傍での電子温度は 5 eV

また，低ガイド磁場の場合には，二流体効果が支配的とから 13 eV 程度までわずかに増加したとの報告［３１］にとどなって X 点付近で荷電分離が生じるため，下流に向けてポまっている．これに対してより大型の核融合向けプラズマ

テンシャル勾配が形成され，電場による非磁化イオンの加合体実験では，強いガイド磁場の存在によって電子の熱輸

速および加熱が報告されている［３３］．この実験では，イオ

送係数が抑制されており，より顕著な電子加熱が観測され

ン温度は少数イオンのドップラー分光にて，イオン流速はている［３２］．図８に大型実験におけるトムソン散乱による

マッハプローブによって計測されている．このように，リ電子温度分布観測例を示す．プラズマ合体のタイミングでコネクションの結果としてのイオン加熱現象は各種室内実

電子温度が大幅に上昇しており，特に X 点近傍では 150 eV

験において普遍的に観測されているが，熱化機構は必ずしもの顕著な加熱が観測されている．

も単一とは限らず，装置構成や磁場構造（ガイド磁場の強

３．
１．
５ まとめ

弱），プラズマパラメータに大きく依存すると考えられる．

太陽コロナ，地球磁気圏尾部，実験室プラズマにおけるリコネクション室内実験におけるイオン加熱観測例が多磁気リコネクションの加熱について議論してきた．いくつか，磁気リコネクションにおける加熱に関して，この三者の環境で共通・関連している部分があるのでまずそれをまとめる．まず，地球磁気圏尾部，実験室プラズマの両者とも，イオン加熱と電子加熱の違いについて明確な観測結果が提示されており，運動論効果ないし二流体効果が重要であることが示唆されている．太陽コロナでも，電子とイオ
ン温度の区別が難しく間接的な結果しかないが，やはり二流体効果の効果も近年議論されはじめている．続いて，イオン加熱の場所についてであるが，実験室プラズマによりアウトフローのすぐ下流で加熱が観測されており，いくつかの例では熱化機構がわかってきている．一方，地球磁気圏では，もちろん以前よりアウトフローのすぐ下流で高温

図７

リコネクション下流域でのイオン加熱の様子［３２］．R （半径）軸は（f）に示すように磁気中性線に沿った方向を示して
おり，R =0.14〜0.20 m 付近が電流シート領域であり，R＜0.14 mおよびR ＞0.20 mがアウトフロー領域に相当する．

図８

７９０

大型プラズマ合体実験における電子加熱の例［３２］．位置関係は図７（f）と同様であり，R = 0.6〜0.7 m 付近が電流シートと考えられる．

Special Topic Article

表２

3.1 Plasma Heating through Magnetic Reconnection

S. Imada and M. Inomoto

太陽コロナ，地球磁気圏尾部プラズマシート，実験室プラズマにおける磁気リコネクション加熱の理解の状況：○は確実なもの，△は議論が必要だが観測されたという論文が存在するもの，×は全く観測されていない．参考にする図も示してある．

大局的イオン加熱
アウトフロー観測
速進衝撃波観測
イオンダウンストリーム加熱
大局的電子加熱
X 点電子加熱

太陽コロナ
○：図２
△：図２
△：図２
△：図２
○：図２，３×

磁気圏尾部○：図４，５
○：図５
△：図５
○：図５
○：図４
△

実験室プラズマ
○：図６
○：図７
○：図７
○：図７
○：図８
○：図８

［３］P.J. Baum and A. Bratenahl, Phys. Fluids 17, 1232 (1974).
［４］Y. Ono et al., Phys. Rev. Lett. 76, 3328 (1996).
［５］S. Imada et al., The Sun, the solar wind, and the heliosphere,
Vol. 4, ed. M.P. Miralles & J.S. Almeida (IAGA Special Sopron Book Series, Berlin: Springer) 63, (2011).
［６］E.N. Parker, Sol. Phys. 121, 271 (1989).
［７］H. Hara et al., Astrophys. J. 741, 107 (2011).
［８］S. Imada et al., Astrophys. J. 776, L11 (2013).
［９］Y.-K. Ko et al., Astrophys. J. 722, 625 (2010).
［１０］S. Imada et al., Astrophys. J. 742, 70 (2011).
［１１］S. Imada et al., Astrophys. J. 705, L208 (2009).
［１２］W.G. Pilipp and G. Morfill, J. Geophys. Res. 83, 5670 (1978).
［１３］J.W. Dungey, Phys. Rev. Lett. 6, 47 (1961).
［１４］M. Fujimoto and T. Terasawa, J. Geophys. Res. 99, 8601
(1994).
［１５］J.R. Johnson and C.Z. Chen,Geophys. Res. Lett. 24, 1423
(1997).
［１６］P. Song and C.T. Russell, J. Geophys. Res. 97, 1141 (1992).
［１７］C.-P. Wang et al., J. Geophys. Res. 117, A08215 (2012).
［１８］S. Imada et al., J. Geophys. Res. 116, A08217 (2012).
［１９］M. Hoshino et al., J. Geophys. Res. 103, 4509 (1998).
［２０］J.F. Drake et al., J. Geophys. Res. 114, A05111 (2009).
［２１］T.D. Phan et al., Nature 439, 175 (2006).
［２２］R.B. Howell and Y. Nagayama, Phys. Fluids 28, 743 (1985).
［２３］T. Fujita et al., Nucl. Fusion 31, 3 (1991).
［２４］E. Scime et al., Phys. Rev. Lett. 68, 2165 (1992).
［２５］A. Ejiri et al., Nucl. Fusion 43, 547 (2003).
［２６］D.J. Dan Hartog et al., Nucl. Fusion 47, L17 (2007).
［２７］S. Gangadhara et al., Phys. Rev. Lett. 98, 075001 (2007).
［２８］S. Gangadhara et al., Phys. Plasmas 15, 056121 (2008).
［２９］G. Fiksel et al., Phys. Rev. Lett. 103, 145002 (2009).
［３０］S. Hsu et al., Phys. Rev. Lett. 84, 3859 (2000).
［３１］Y. Ono et al., Phys. Rev. Lett. 107, 185001 (2011).
［３２］Y. Ono et al., Plasma Phys. Control. Fusion 54, 124039(2012).
［３３］J. Yoo et al., Phys. Rev. Lett. 110, 215007 (2013).

のプラズマが観測されることはよくあったのだが，この加熱とプラズマシート全体の加熱とが依然結びついてないよ
うに思える．太陽コロナも含めて，この局所的なアウトフ
ロー下流加熱と，大局的な加熱との関係の理解は今後重要なトピックになると考えられる．最後に電子加熱についてであるが，地球磁気圏尾部，実験室プラズマの両者とも，
まだまだ今後議論が必要な段階ではあるが，磁気リコネク
ションの X 点近傍で電子加熱が起っている観測結果が得られている．太陽コロナでは残念ながら，どこで電子加熱が起っているか直接議論できる段階ではないが，今後，電離過程等を考慮することにより，どこで電子加熱が起っているか間接的に議論できるようになることが期待される．今後，電子加熱における三分野のさらなる発展が期待される．以上をまとめると表２のようになる．
これまで議論してきたように，三者各々のプラズマパラ
メータは違い，境界条件で決まるような大局的スケール，
プラズマ運動論で決まるような微視的スケール，さらにはクーロン衝突で決まるスケールの関係は異なる．それぞれの環境でスケール間結合を含めてプラズマ加熱を議論し，比較・考察することは，物理の普遍性の探究という視点からも非常に重要であることはいうまでもない．また，観測的視点からは各々のプラズマ環境には得意不得意があり（例えば，太陽コロナは大局的な物理の観測は得意だが，微視的スケールは不得意．磁気圏尾部ではその反対），共通している物理に関しては，お互いの観測を用いて相補的に物理を議論することが可能となる．三分野の協力・共同研
究が，磁気リコネクション研究の発展には不可欠であり，今後ますます重要になると考えられる．

参考文献［１］S. Tsuneta et al., Publ. Astron. Soc. Japan 44, L63 (1992).
［２］E.W. Hones, Space. Sci. Rev. 23, 393 (1979).

７９１

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
９２‐７９５

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

３．エネルギー変換過程としてのリコネクション
3. Energy Conversion Effects of Magnetic Reconnection

３．
２ リコネクションによる高エネルギー粒子生成−乱流リコネクションでの粒子加速−
3.2 Energetic Particles in Magnetic Reconnection:
Particle Acceleration in Turbulence
星野真弘
HOSHINO Masahiro
東京大学大学院理学系研究科（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

磁気リコネクションによる非熱的粒子加速は，古くからプラズマ宇宙でも重要問題として位置づけられている．地球磁気圏だけでなく，太陽フレアーやパルサー星雲などの天体現象でも，リコネクションに関連した粒子加速が数多く観測されており，熱的エネルギーを凌駕する高エネルギー粒子が生成されていることは知られている．しかし，その粒子加速の物理は，まだ理解されていないことが数多い．この章では，最近の進展が著しい，乱流とプラズマとの相互作用に着目したリコネクション中の粒子加速について紹介する．
Keywords:
magnetic reconnection, particle acceleration, turbulence

つの成分に比べて弱くなっている．また #成分については，

３．
２．
１ はじめにこのセクションでは，磁気リコネクション領域での粒子明らかにスペクトルが 0.04 Hz あたりで折れ曲がったマル

加速と乱流の相互作用について最近の発展を紹介する．リチスケールの乱流が存在していることがわかる．同じようコネクションはマルチスケールの現象であり，磁気拡散領

な折れ曲がったスペクトルが磁気圏尾部でしばしば観測さ域を支配する電子慣性長，X 点近傍の電流層を特徴づけるれることが確かめられている［２］．一方，（c）は，リコネク

イオン慣性長，イオンラーモアスケールに比べて十分大き

ションがおきているときのプラズマシートのスペクトルなスケールまで発達するプラズマモイドなど，様々なスで，プラズモイドが観測された時間帯である．!成分と "ケールが互いに競合する素過程である．またリコネクショ

成分は（a），（b）とほぼ同じ特徴であるが，#成分のスペクンも単一の X 点をもつものだけでなく，複数の磁気島が存

トルは異なっており，折れ曲がりの特徴をもたないほぼ単在する系でも興味深い研究が進展している．そして，これ一のべきのスペクトルとなっている．この結果をもとに，らのリコネクション領域では，様々なスケールの大振幅波

折れ曲がりの周波数帯は，リコネクションやティアリング

動の乱流や構造が存在している．ここではミクロ物理に留不安定により波動が励起されている波動エネルギーのイン

意しながらも，主に電磁流体のスケールでの乱流と，そのジェクション領域の周波数帯に対応し，電磁流体乱流の直乱流による粒子加速を簡単に議論する．

接カスケードと逆カスケードが起きるのではないかと考えられている．リコネクションが起きているプラズマシート

３．
２．
２ プラズマシートにおける乱流磁場の観測

では，複雑な時間変動と折れ曲がりの特徴をもつ乱流スペ

図１に示したのは，Geotail 衛星によって観測された地球クトルを示すが，よく発達した乱流が観測されることが知

磁気圏プラズマシートでの磁場のパワースペクトルである

られている［１，３，４］．

［１］．（a）と（b）は，リコネクションが起きていないときの域では磁場の !成分，"成分，#成分ともほとんど同じレベ

３．
２．
３ 乱流リコネクションと拡張電磁流体方程式の数値シミュレーション

ルのパワーをもっているが，低周波領域の #成分は他の２電磁流体乱流は，しばしばプラズマ加熱や粒子加速の重通常のプラズマシートでのスペクトルであり，高周波の領The University of Tokyo, TOKYO 113-0033, Japanauthor’s e-mail: hoshino@eps.s.u-tokyo.ac.jp

７９２!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

3.2 Energetic Particles in Magnetic Reconnection: Particle Acceleration in Turbulence

M. Hoshino

要な要素であると考えられている．乱流は，磁気プラズマ

２つの量に分けることで，平均場と乱流場が相互に競合す

中においても普遍的な現象であり，多くの研究者によっる時間発展方程式の解が調べられた．平均場と乱流場の競て，乱流の磁気リコネクションへの影響も議論されてきて合で要となるのがオームの法則である．乱流場をプライムいる．そして乱流エネルギーの散逸領域へのカスケードが付の小文字で，平均場をプライムなしの大文字で表すと，

効率よく起こり，磁気リコネクションの成長は著しく速く，と書かれるが，
オームの法則は，"$##((#'('!%#!!&

なるとの予想がされてきた［５］．最近電磁流体シミュレー((#'('が乱流項のアンサンブル平均からくる乱流起電力&

ションを用いて，リコネクション領域に乱流場を外場としである．乱流起電力は，乱流運動エネルギー $$&((!"'(!'て強制的に与えることで，リコネクションの成長が促進さと乱流クロスヘリシティー& $&((#'('の関数として記述れるかどうか調べられた．乱流場が弱いときは，リコネクできる係数 !と "を用いて，&((#'('$!!#!"%#%，と表ションの成長率は磁気レイノルズ数に依存するが，乱流強される［８，
９］．

度を強くしていくと成長がレイノルズ数によらないことが図２に示したのが，上記の拡張電磁流体方程式のシミュ示された［６］．観測的には図１で示したように，リコネク

レーション結果である．乱流強度の大きさを平均場の速度

ションに伴って乱流が発達していることはわかっているに比べて乱流強度が弱い場合，同程度の場合，強い場合のが，Loureiro らの研究では乱流が外場として与えられてい３つに分け，プラズマシートの発達結果である，電流強度たため，リコネクションで果たして乱流が発達するかどうとプラズマ流速ベクトルが描かれている．初期の乱流強度かを理解する必要がある．

が弱い場合は（Run A），引き伸ばされた電流層が形成さこの研究を受けて，乱流がリコネクションに伴って発達

れ，Sweet-Parker 的なリコネクションに発達し，中庸の乱できるかどうか，また同時にリコネクションの成長が促進

流の場合は（Run B），空間的に局在化した二対の電流層されるかどうかを，レイノルズ平均による乱流モデルを用い（スロー衝撃波に対応）が発達し，Petschek 的なリコネク

た拡張された電磁流体シミュレーションで調べられた［７］．こションが観測できる．プラズマシートでもアルヴェン速度のモデルでは，物理量を，適当な時間および空間スケールに達するジェットが発達している．一方，強い乱流の場合で平均した量と，その平均場からのずれとしての乱流場のは（Run C），初期の電流層は急激に散逸して広がり，リコ

図１

図２

地球磁気圏尾部で観測された磁場の時間変動に対するフーリエ・スペクトル密度［１］．

プラズマシートの時間発展解，平均場電流（カラー等高線）と平均場の速度ベクトル（黒色の矢印）．上図は，乱流場が弱い場合（Run A）で，Sweet-Parker 的なリコネクション，中図は速い磁気散逸を伴う乱流 Petschek 的なリコネクション（Run B），下図は乱流強度が強い場合で，電流層の拡散が進行してプラズマ流速は発達しない（Run C）
［７］
．

７９３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

ネクションではなく電流層の拡散が起きる．これらの比較な状態」のときにでも観測される
［１０，
１１］．

実験から，自己矛盾なく発達する乱流場の下での電磁流体

３．
２．
４ 乱流リコネクションと粒子加速

リコネクションでは，リコネクションの発達を促進するこ

単一の X 点をもつ磁気リコネクションの粒子加速は，ことが明らかになってきた．

れまで多くの研究があり，時間発展に伴って特徴的な加速

乱流がどのようにして発達するかなどの励起メカニズム

プロセスが起きていることが知られている［１２‐１４］．

については今後の課題であるが，リコネクション領域ではいくつかの大振幅波動を励起する領域が考えられている．

ここでは X 点が多数存在する乱流リコネクションでの粒（１）ひとつは，プラズマシートとローブ（磁場の強い外側の子加速の研究を簡単に紹介しよう．図３（a）に示したのは，

領域）の境界領域で，磁場拡散領域で加速されたアルヴェ

古典的フェルミ加速の模式図である．高エネルギー粒子

ン速度を超えるイオンビームによるイオン・サイクロトロ

が，ランダムな速度 !!で運動している「磁気雲」（荷電粒

ン不安定で電流流体波動が励起されている．ミクロ物理を子の散乱体）と衝突することで，衝突する毎に平均的に，介したクロスヘリシティーの起源となっている．
（２）X 点!!!
"の２次のオーダーのエネルギーを獲得することを示しの磁気拡散領域は，電流強度も空間スケールも非定常な振てある．但し "は光速を表す．宇宙線の加速を説明するモる舞いをすると考えられており，その非定常性によって間デルとして提唱されたものであるが，２次のオーダーの遅欠的にプラズモイドが生成・放出されている．また，磁気い加速であり，加速効率はよくない．

拡散領域では，プラズマの速度分布関数もマックスウェル

図（b）
および（c）に示したのが，磁気雲に替わって磁気リ分布から外れていることが観測されており，様々な大振幅

コネクションとの衝突を考えたものである．図（b）では，

波動を励起している．
（３）プラズモイドの後面ではリコネ

リコネクションの磁気島が空間的にランダムに分布していクション・ジェットが衝突して磁場・パイルアップ領域

るときで，一方図（c）は，磁気圏尾部のようにプラズマシー（弱い衝撃波）も波動励起として重要であろう．（４）最後トの尾部に沿って一列に磁気島が並んでいるときである．

に，リコネクション・ジェットを伴うプラズマ・シート

星野［１５］の粒子シミュレーションによって議論されたようも，周りの領域との急激な速度勾配により，ケルビン・ヘに，リコネクションの発達に伴って，熱的プラズマは磁気

ルムホルツ的な波動励起が期待できる．このようにリコネ

島の中に捕捉されるが，高エネルギー粒子は磁気島の外側

クション領域でも色々な領域での波動励起が考えられるのに分布する．この性質は，磁気島間でのリコネクションがで，ダイナミックな乱流リコネクションとどのような関係発達する乱流リコネクション領域では，リコネクションににあるのかは興味深く，今後の研究課題であろう．

よって作られるジェットは，常に磁気島の外側に向かって乱流は，プラズマ加熱や粒子加速にとっても重要な物理高エネルギー粒子を放出することによる．そのため磁気島要素である．乱流リコネクションによってリコネクションの外側の高エネルギー粒子が，リコネクションと相互作用の発達が速くなれば，リコネクション電場も強くなり，粒するときは，アルヴェン速度をもつジェットとの正面衝突

子加速の効率があがるのは当然であるが，リコネクションとなるので，加速効率が著しく向上するというアイデアで電場に加えて乱流場による散乱も粒子加速に有効に働いてある．

いると考えられている．地球磁気圏では，数 keV 程度の熱磁気圏尾部では，リコネクション領域が一列に並んでい温度に対して，数10 keVを超える高エネルギーのイオンやるが，観測的には複数のリコネクションが同時に作られて電子が，活動的なリコネクションの状態だけでなく，リコいることも知られているので［１６］，この場合にも図（c）にネクションに伴う速いプラズマ流速が観測されない「静か示したような荷電粒子と磁気島からのプラズマジェットと

図３

乱流磁気リコネクションによる粒子加速模式図，（a）
磁気雲と荷電粒子のランダムな衝突により，２次のオーダーの加速効率をもつ
古典的なフェルミ加速のモデル，（b）
磁気雲に替わってリコネクション領域を考えることで，加速効率が１次オーダーに向上する
フェルミ−リコネクション加速のモデル，（c）
磁気島が一列に並んだフェルミ−リコネクション加速のモデル．黒線は磁力線を表す
［１
７］
．

７９４

Special Topic Article

3.2 Energetic Particles in Magnetic Reconnection: Particle Acceleration in Turbulence

M. Hoshino［２］Z. Voros et al., Ann. Geophys. 21, 1955 (2003).
［３］C.T. Russell, Planet. Space Sci. 20, 1541 (1972).
［４］T.M. Bauer et al., J. Geophys. Res. 100, 9605 (1995).
［５］W.H. Matthaeus and S. L. Lamkin, Phys. Fluids 28, 303(1985).
［６］N.F. Loureiro et al., Mon. Not. R. Astron. Soc. 399, L146
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［７］K. Higashimori et al., Phys. Rev. Lett. 110, 255001 (2013).
［８］A. Yoshizawa, Phys. Fluids B 2 1589 (1990).
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［１０］S.P. Christon et al., J. Geophys. Res. 93, 2562 (1988).
［１１］A.V. Artemyev et al., Ann. Geophys. 31, 91 (2013).
［１２］M. Hoshino, J. Geophys. Res. 110, 10215 (2005).
［１３］J.F. Drake et al., Phys. Rev. Lett. 94, 095001 (2005).
［１４］P.L. Pritchett, J. Geophys. Res. 111, 10212 (2006).
［１５］M. Hoshino, Phys. Rev. Lett. 108, 135003 (2012).
［１６］M. Hoshino et al., J. Geomag. Geoelectr. 49, 515 (1996).
［１７］M. Hoshino and Y. Lyubarsky, Space. Sci. Rev. 173, 521(2012).

の相互作用が考えられるので，プラズマシート境界の領域
で高エネルギー粒子が観測されると予想される．

３．
２．
５ 最後に
このセクションでは，（１）磁気リコネクションに関連する乱流磁場の観測，（２）乱流を励起しながら発達する電磁流体リコネクション，（３）そして複数の磁気島を伴う中での高エネルギー粒子加速について簡単に解説した．乱流や大振幅波動が，プラズマ動力学だけでなく非熱的粒子の加速にも重要な役割を果たすことは，古くから予想されている考え方である．しかし，最近になって，拡張した電磁流体方程式系でのシミュレーションや大規模粒子シミュレー
ションを用いることで，古典的なアイデアの検証だけではなく，新しいアイデアが生まれて，乱流や粒子加速の物理
メカニズムがより明確に理解できるようになってきた．

参考文献［１］M. Hoshino et al., Geophys. Res. Lett. 21, 293５(1994).

７９５

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)７
９６‐８００

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

３．エネルギー変換過程としてのリコネクション
3. Energy Conversion Effects of Magnetic Reconnection

３．
３ プラズモイドによる異常プラズマ加熱・加速
3.3 Anomalous Plasma Heating and Acceleration by Plasmoid
西塚直人
NISHIZUKA Naoto
国立天文台（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

プラズモイドが介在するリコネクションでは，瞬間的に大きなエネルギー解放と，かつ効率的な粒子加速が発生し，べき型のエネルギー分布がもたらされると考えられる．本節では，理論・シミュレーション研究を中心に，太陽における観測結果等を交えてプラズモイドとプラズマ加熱・粒子加速との関連性について論じる．
Keywords:
magnetic reconnection, plasmoid, particle acceleration, heating

３．
３．
１ 太陽フレア・地球磁気圏における粒子加速

陽フレア中では観測されている．プラズモイドの上方への磁気リコネクションによってどのように高エネルギー粒子

加速と同期して硬 X 線が放射される他，硬 X 線強度とプラが生成されるのかは，太陽，地球磁気圏，高エネルギー宇宙

ズモイド速度との間にも相関がある［１０‐１３］．また，プラズ線にとっての長年の問題である．地球磁気圏のリコネクショ

モイドの閉じた磁気ループ構造中に電子ビームが捕捉されンでの典型的な電子は 数 eV であるが，中 には 数 100 keVていることも電波で観測されている［１４‐１６］．これらはプにまで達する高エネルギー電子が観測されている［１‐３］．

ラズモイドと粒子加速との関連性を示唆している．さらにさらにこれら高エネルギー電子が磁力線のつなぎかわる領

最近の観測では，複数のプラズモイド噴出が同一のフレア域で生成していることを示す観測もある［４］．太陽フレア

中で観測される他［１３，１５，１７］，下向きのプラズモイド放出

では，数 keV の熱的電子とともに数 MeV におよぶ高エネと磁気ループへの衝突も観測されて い る［１７‐１９］．磁気ルギー電子，数 GeV に達するイオンが観測されている．こループの足元で観測される紫外線輝点は，強度，寿命，時うした高エネルギー（非熱的）粒子が解放エネルギーの間間隔全てでべき分布を示し（図１）［２０］，彩層に落下す５０％を占めるよう な 太 陽 フ レ ア も 実 際 観 測 さ れ て いる

るプラズモイドのべき型の分布と，間接的にはコロナ中の

［５，
６］．

フラクタルな電流シートを示唆している可能性がある．

太陽フレアにおける高エネルギー電子は，主に硬 X 線と電波・マイクロ波で観測される．硬 X 線ではフレア磁気ループ足元で対となって観測される他，ループ頂に観測される時もある．これはループ頂上空に加速領域があることを示している［７，８］．一方で電波は高エネルギー電子ビー
ムによって励起されるプラズマ波動から放射される．観測
周波数はコロナ密度，すなわち電子ビームの高度を表し，様々な高さのリコネクション点から観測されている［９］．
さらに硬 X 線や電波バーストは非常に短時間で変動し，その時間スペクトルはべき分布を示す．これは粒子加速領域が小さく，かつとぎれとぎれもしくはフラクタルな電流
図１

シートの構造を示唆している［８］．
一方で，硬 X 線の放射とプラズモイド噴出との相関が太太陽フレア紫外線輝点の放射ピーク強度（横軸）とフレア
輝点数（縦軸）のべき型分布［２０］．

National Astronomical Observation of Japan, Mitaka, TOKYO 181-0015, Japanauthor’s e-mail: nishizuka.naoto@nao.ac.jp

７９６!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

3.3 Anomalous Plasma Heating and Acceleration by Plasmoid

N. Nishizuka

３．
３．
２ フラクタル電流シートの形成

スケールにわたって調べることができる．S が閾値 Sc〜１０４

３．
３．
２．
１ フラクタルリコネクション

を越える時，電流シートはティアリング・モードに対して

太陽フレアの中の電流シートの厚みは，イオンラーモア

常に線形不安定になる［２２］．この時，高磁気レイノルズ数

半径もしくはイオン慣性長程度（〜1 m）であると考えら

計算では電流シート内にプラズモイド・チェーンが形成される．その一方で，フレアのサイズは７，８桁大きく，両れる（図３）．図３では，磁気レイノルズ数!が大きくなる

者の間には大きなスケールギャップがある．したがって，につれて，電流シート内により小さなプラズモイドがよりリコネクションのミクロスケールの物理を解明するだけで多くできている（上から log !＝4, 5, 6, 7, 8）．

なく，同時にミクロとマクロをつなげる物理も一緒に考え

プラズモイド・チェーンが形成されると，隣り合うプラ

なければならない．これを解決する方法として，フラクタ

ズモイド同士の合体と噴出を繰り返し，徐々に大きなプラ

ルな電流シート構造とリコネクション過程が提唱されたズモイドができる（図４）［２１，２３‐２６］．磁気レイノルズ数の［２１］．磁気流体（MHD）的なプラズマは典型的な長さや時大きな時には，小さなプラズモイドから「モンスタープラ

間スケールをもたず，かつ太陽コロナは磁気レイノルズ数

ズモイド」へと急成長する［２７，２８］．合体するプラズモイド

S が非常に大きいため（S〜１０13），リコネクション過程は同士の間にも電流シートができ，その内側にもプラズモイ

自然とフラクタルになると予測される．

ドが形成されるため，２次元的にフラクタル構造は発展す

まずこのモデルでは，１次元のSweet-Parker電流シート

る［２９］．

を考える．電流シートの長さが十分長い時には電流シート

プラズモイド・チェーンが電流シートに形成される時，は２次テアリング・モードに対して不安定になる．より正

その構造や成長過程は磁気レイノルズ数 S に依存する．線

確にはアルヴェン波の電流シート横断時間よりもティアリ

形不安定な時は，プラズモイド数は S3/8 スケール則に，不ング不安定性成長時間が短い時，電流シートはティアリン
グ不安定性に対して最大不安定になる厚さまで薄くなる．
この時，電流シート内にプラズモイドができる．さらに隣り合うプラズモイドの間に最大ティアリング不安定波長で決まる電流シートができると，再びシートは薄くなり始め，この長さに対して最大ティアリング不安定になる厚さまで薄くなる．これを繰り返して電流シートは自己相似的に薄くなり，フラクタルな構造をつくる（図２）．だいたいコロナ中では６段回繰り返すと電流シートの厚みがイオン
ラーマー半径程度にまで薄くなり，異常抵抗が起きて高速
リコネクションへと遷移する．
この一方で，隣り合うプラズモイドは内側に同じ向きの電流をもつため互いに引きあう．電流シート内のプラズモ
イドは合体と噴出をくり返しながら徐々に大きくなり，最終的に大きなかたまりとなって放出される．
図２

３．
３．
２．
２ シミュレーション研究におけるプラズモイド形

フラクタル電流シートの概念図［２１］．

成とフラクタルリコネクション
プラズモイド形成によるフラクタル電流シートの研究は，近年，計算機の発展と計算技法の発達により急速に進展しつつある．MHD シミュレーションでは，磁気レイノ
ルズ数 S（もしくはランキスト数）が１０４〜１０８といった高分
解能シミュレーションが可能になってきた．磁気レイノル
ズ数とは，磁気誘導方程式の移流項と磁気拡散項の比を表わすもので，磁気レイノルズ数が高いほど薄い電流シート

図４の計算が可能になる．また同時に，より広いダイナミック

図３

電磁粒子シミュレーションによるプラズモイド合体の時間発展の例．図の等高線は磁力線，グレースケールは電流密度の高い場所を表す［４１］．

異なる磁気レイノルズ数 MHD シミュレーションによる水平方向電流シート中に形成されるプラズモイド・チェーン（上から磁気レ
０５，１
０６，１
０７，１
０８）
．グレースケールは電流密度を表す［２４］．
イノルズ数１０４，１

７９７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

安定成長率は S 1/4，プラズモイド長は S 1/8 スケール則に依

電流シートが薄く，プラズモイド（２次元では磁気島）存する（図５）［２２，２４，２６］．さらに非線形段階へ発展するが形成されるとき，プラズモイドの間に複数の X 点ができと，プラズモイド数は S ，プラズモイド長と厚みは 1/S，電る．プラズモイドのもつ同方向の電流は互いに引き合い合

流密度は S の依存へと変化する［２６，２７］．一方で，プラズモ

体する．この時，プラズモイド間でリコネクションが起こ

イドの磁束量と幅はべき分布を示し，べき指数は‐２になる

り磁場は弱まる．この電流シートはもとの電流シートに対ことが解析的に予測された［２７］．数値計算の結果では‐２乗して９０度回転した配置で，インフローとアウトフローの位

の場合
［２８，
２９］と‐１乗の場合［３０］とが報告されており，磁置が真逆になる（逆さ X 点）．一方で，引き寄せあうプラズ

束の大きさに依存する可能性が指摘されている［３０］．（こモイドの外側の２点の X 点ではインフローによって磁気圧れは面白いことに太陽観測（図１）とも似ている．）また最が高まる（図７a）．この時外側の X 点から内側へと循環が近の計算結果によると，プラズモイドを介したリコネク

生まれ，プラズモイド同士の合体を促す（図７b）．そしションは Sc（〜１０４）を超えると S に依存しない速いリコネて，逆さ X 点には強い電場が生じ，効率的な粒子加速が起クションに遷移する（図６）［２５，２６，３１‐３３］．

こる［３９‐４１］．プラズモイド同士は合体を繰り返しながら

無衝突プラズマ中でのプラズモイド形成も MHD プラズ

大きくなるが，大きくなるほど粒子はより効率的に加速す

マと同様に数値シミュレーションによって研究され，運動る．

論的電子・陽子のシミュレーションによる複数プラズモイ

さらに合体したプラズモイドは，磁気張力によってよりド生成が再現された［３４‐３７］．電子と陽子をそれぞれ流体

安定な形へと収縮する（図７c）．プラズモイドに捕捉されとして扱う二流体シミュレーションでも同様のダイナミク

た粒子は磁力線にそって外側の２箇所の X 点間を往復する

スが再現されている［３８］．複数のプラズモイドが形成されが，この距離が縮まることによってフェルミ加速によりエる時，プラズモイドは合体と収縮を繰返し，効率的なプラ

ネルギーを得る．また，収縮に伴ってベータトロン加熱もズマ加熱と粒子加速が起こる．

起こる［３９‐４２］．これらの加速と加熱も，大きなプラズモ
イドほど効果は大きい．さらに，加速された粒子はまた別３．
３．
３ プラズモイドを介した加熱と加速の X 点へと移動が可能で，複数の X 点を渡り歩きながら，

３．
３．
３．
１ プラズモイド合体におけるプラズマ加熱と粒子統計的に高エネルギーへと加速されていく［４３］．

加速

３．
３．
３．
２ フラクタルリコネクションとベキ型エネルギー分布

リコネクション電流シートではリコネクション電場により粒子は加速される．しかし，１つの X 点だけでは高エネ

電流シート内で加速された粒子は，リコネクション・ア

ルギー粒子数や最大エネルギーを説明することは難しい．

ウトフローにのってフレアループに衝突する．MHD シ
ミュレーションではループ頂にファーストショックが形成され［４４］，かつ太陽観測では硬!線が観測されるため，
ループ頂におけるショック加速説が有力である［４５］．しかし，どうやって粒子をループ頂のショック上流に捕捉するのかについては解決されていない．
ここで，電流シート中から放出されたプラズモイドがループ頂のファーストショックに次々と衝突するような場合を考える（図８）．電流シート内で加速された粒子は，プ
ラズモイドに捕捉されたままショックに衝突する．ショッ
ク面では急激に磁気圧が上がるため，磁気ミラー効果によって粒子は上流に反射される．この反射間隔はプラズモ
イドがショックを通過するにつれて狭まり，粒子は磁力線

図５

プラズモイド数の磁気レイノルズ数による変化［２４］．

に沿った方向に加速される［４６］．そして最終的に反射間隔がラーモア半径程度になったところで粒子は捕捉から逃れ

図６

リコネクションレート（□印），オーム拡散加熱率（○印），
粘性拡散加熱率（△印）の磁気レイノルズ数依存性［２
８］
．

図７

７９８

粒子加速を引き起こすプラズモイド合体と収縮．

Special Topic Article

3.3 Anomalous Plasma Heating and Acceleration by Plasmoid

N. Nishizuka

よって粒子は効率よく加速される．それに加え，複数の X
点での加速を繰り返しながら，統計的に高エネルギーまで達することが可能である．さらにプラズモイドのファース
トショックへの衝突も加熱や加速に非常に有効であり，かつフラクタルな分布を仮定することでべき型のエネルギー
分布が自然と説明される．
リコネクション領域とフレアとの間のスケールギャップ
は大きな問題の一つであるが，近年の高分解能 MHD シ
ミュレーションと大規模なプラズマ粒子シミュレーションとによって，マクロとミクロの両サイドからその間の溝が埋められつつある．しかしながら本当にマクロなスケール
からミクロなスケールまでフラクタル構造が連続的に存在しているのかは，まだ理論的にも・観測的にも・実験的にもわかっていない．
さらに３次元に拡張すると，プラズモイドは奥行き方向に有限な長さを持つ［４７‐４９］．ガイド磁場が強い場合には長いプラズモイドが，弱い場合には短くとぎれとぎれなリ
図８

コネクションが起こる．これを高磁気レイノルズ数に広げフラクタル電流シート（リコネクション）と，ループ頂
ファーストショックに衝突するプラズモイド［４６］．

ていくと，３次元でもやはり２次元と同様フラクタルになるのだろうか．さらに３次元のプラズモイドの形成と噴出により，電流シートは乱流的になる［４８，４９，５０］．プラズモ
イドのダイナミクスによって生じる乱流とプラズマ加熱・粒子加速の関連性も今後の重要な課題である．

参考文献

図９

［１］T. Terasawa and A. Nishida, Planet. Space Sci. 24, 855(1976).
［２］D.N. Baker and E.C. Stone, Geophys. Res. Lett. 3, 557(1976).
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［１９］R.O. Milligan et al., Astrophys. J. 713, 1292 (2010).
［２０］N. Nishizuka et al., Astrophys. J. Lett. 694, L74 (2009).
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［２４］R. Samtaney et al., Phys. Rev. Lett. 103, 105004 (2009).

ループ頂エネルギースペクトルの重ね合せの概念図．横軸はエネルギー，縦軸は粒子数を表す［４６］．

る．加速エネルギーは，プラズモイド長とラーモア半径との比の２乗で決まるため，「モンスタープラズモイド」のような大きなプラズモイドほど，より加速・加熱効果は大
きい．
いくつものプラズモイドがファーストショックに衝突する時，我々の観測する X 線スペクトルは各プラズモイド内の粒子のスペクトルの重ね合わせになる．フラクタルなプ
ラズモイド（べき型の大きさ分布）を仮定する時，個々のスペクトルがべき型であるかどうかに関係なく，重ね合わされたスペクトルは観測のようにべき型となる（図９）．

３．
３．
４ まとめ
太陽コロナのような高磁気レイノルズ数プラズマでは，
電流シートは定常であり続けることができず，電流シート
中に複数のプラズモイドを形成し，合体と噴出を繰り返す．こうした非定常かつ非線形なダイナミクスにより，様々な大きさのプラズモイドと自己相似的な電流シート構造（フラクタル電流シート）が形成される．プラズモイドの合体で生じる強い電場とその後のプラズモイドの収縮に
７９９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

［２５］N.F. Loureiro et al., Mon. Not. R. Astron. Soc. 399, L146
(2009).
［２６］Y. Huang and A. Bhattacharjee, Phys. Plasmas 17, 062104(2010).
［２
７］D.A. Uzdenski et al., Phys. Rev. Lett. 105, 235002 (2010).
［２８］N.F. Loureiro et al., Phys. Plasmas 19, 042303 (2012).
［２９］M. Barta et al., Astrophys. J. 737, 24 (2011).
［３０］Y. Huang and A. Bhattacharjee, Phys. Rev. Lett. 109,
265002 (2012).
［３１］G. Lapenta, Phys. Rev. Lett. 100, 235001 (2008).
［３２］A. Bhattacharjee et al., Phys. Plasmas 16, 112102 (2009).
［３３］P.A. Cassak et al., Phys. Plasmas 16, 0702 (2009).
［３４］W. Daughton et al., Phys. Plasmas 13, 072101 (2006).
［３５］W. Daughton et al., Phys. Rev. Lett. 103, 065004 (2009).
［３６］A. Klimas et al., Phys. Plasmas 15. 082102 (2008).
［３７］M.I. Sitnov, K. Schindler, J. Geophys. Rev. Lett. 37, 8102
(2010).

８］S. Zenitani et al., Astrophys. J. 696, 1385 (2009).
［３［３９］K.G. Tanaka et al., Phys. Plasmas 17, 102902 (2010).
［４０］M. Oka et al., Astrophys. J. 714, 915 (2010).
［４１］M. Karlicky and M. Barta, Astrophys. J. 733, 107 (2011).
［４２］J.F. Drake et al., Nature 443, 5 (2006).
［４３］M. Hoshino, Phys. Rev. Lett. 108, 135003 (2012).
［４４］T. Yokoyama and K. Shibata, Astrophys. J. 549, 1160
(2001).
［４５］S. Tsuneta and T. Naito, Astrophys. J. Lett. 495, L67 (1998).
［４６］N. Nishizuka and K. Shibata, Phys. Rev. Lett. 110, 051101(2013).
［４７］W. Daughton, Nature Phys. 7, 539 (2010).
［４８］T. Shimizu et al., Phys. Plasmas 16, 052903 (2009).
［４９］K. Nishida et al., Astrophys, J. Lett. 775, L39 (2013).
［５０］K. Fujimoto and R. Sydora, Phys. Rev. Lett. 109, 265004(2012).

８００

J. Plasma Fusion Res. Vol.89, No.11 (2013)８０１‐８０２

小特集 俯瞰と展望：磁気リコネクション研究の最前線

３．エネルギー変換過程としてのリコネクション
3. Energy Conversion Effects of Magnetic Reconnection

３．
４ まとめ
3.4 Summary
今 田 晋 亮，小 野

靖１）

IMADA Shinsuke and ONO Yasushi１）
名古屋大学太陽地球環境研究所，１）東京大学大学院新領域創成科学研究科（原稿受付：２
０
１
３年９月３
０日）

本章では，磁気リコネクションが磁場エネルギーをイオ

る電子については，無衝突を仮定した粒子シミュレーショ

ンや電子の運動・熱エネルギーに変換する過程に焦点を当ンのように，そのまま熱化せずに高エネルギー電子が発生て，３．
１節でバルクのイオン加熱，電子加熱のメ カ ニズ

するケース（（d）X 点の高エネルギー電子生成），一部の室ム，３．
２節で高エネルギー粒子発生機構，３．
３節でプラズモ内実験の電流シートの電子温度計測のように何らかの熱化

イドという磁場構造を介した加熱・加速を論じてきた．

プロセスによって電子加熱につながるケース（（e）電子の本分野は近年，最も大きな進展がみられる分野であり，

X 点加熱）がみられ，その差は説明できていない．加速さ従来なされてきたような空間平均されたイオン温度，電子れたイオンの熱化については，ファーストショック（発達

温度の高低の議論は大きく変容し，イオン，電子がどの空

途中なものも含む）の形成が４分野で確認されている（（f）

間位置で加速・加熱されるのか，熱化のプロセスは何かがファーストショックでのイオン加熱・熱化）．いずれもイ

捉えられるようになってきた．なかでも速い磁気リコネク

オンの熱化が認められているが，反面，粘性や微視的不安

ションにおけるエネルギー変換過程が注目を浴びている．

定の寄与はまだよくわからず（（g）
粘性・微視的不安定にというのも，２章にあるようにこの１０年の間に薄い電流層

よるイオンのシート・ダウンストリーム加熱），粒子シ（運動論効果），プラズモイドチェーン，乱流等のキーワー

ミュレーションも結果的に無衝突で行われているため，あドで速い磁気リコネクションについて，理解が進んだから

まりよい指針を与えていない．

である．

リコネクション加速が宇宙の最高エネルギー粒子の生成

運動論スケールの薄い電流シートで起る磁気リコネクに寄与する高効率加速であることを示した点も大きな進歩

ションでは，発生したリコネクション電場によって，まずといえる．特に複数のプラズモイドという視点での粒子加主として質量の軽い電子を X 点付近で加速する（（a）電子速研究が注目を浴びている．複数のプラズモイドが何度もの X 点バルク加速）．それと同時に非磁化したイオンが電磁気リコネクションによって合体を繰り返すことで，多段子のリコネクションアウトフローに追随しながら磁化し，階でプラズマの加熱が起き，さらには多段階の粒子加速もその際イオンが加速・加熱する（（b）イオンのダウンスト

起きて，結果的に硬い高エネルギー粒子の分布関数を形成

リームバルク加速）ことが明らかになった．この描像は太するとの理論解析がなされており，対応する観測・実験が陽以外の運動論スケールを議論できる，理論，実験室，磁待たれる（（h）
多段リコネクションによる高エネルギー粒

気圏の３分野に概ね共有するデータが得られてきている．

子生成）．また，磁気リコネクションによって作られた複低ガイド磁場の場合，二流体効果として，リコネクション

数プラズモイドが衝撃波を通過する際に受ける加熱・加速の電流シート中心およびダウンストリームが電子過多となどを考慮すると，磁気リコネクション近傍だけでなく，なって負の静電ポテンシャルが形成され，一部のイオン加全体として多数の粒子が硬いべき分布になる可能性につい速を担う点も，理論・実験室の成果が出揃いつつある（（c）ても観測・理論の双方向から検討されている（（i）複数プラ

イオンの静電加速）．

ズモイドと衝撃波の相互作用による高エネルギー粒子生

バルクに加速されたプラズマが熱化し加熱に結びつくメ成）．

カニズムはまだ不明な点が多くある．X 点付近で加速され最後に，以前より重要性が指摘されてきたリコネクショ

The Solar-Terrestrial Environmental Laboratory, Nagoya University, Nagoya, AICHI 464-8601, Japan
1)Graduate School of Frontier Sciences, The University of Tokyo, TOKYO 113-8656, Japancorresponding author’s e-mail: shinimada@stlab.nagoya-u.ac.jp

８０１!2013 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

ンに伴う波動とプラズマ加熱・加速の関係であるが，最近【（h）（i）】，波動・乱流【（h）（j）（k）
】のどれをとっても磁気の衛星観測によってアルヴェン波と考えられる波動が伝わリコネクションを高速化し，熱エネルギー，非熱的エネルる様子がはじめて太陽で観測され，加熱への寄与が検討さ

ギーへのエネルギー分配率をあげると考えられている．イ

れている（（j）
アルヴェン波を介したプラズマ加熱）．磁気オン加熱，電子加熱，双方に寄与する加熱機構が指摘されリコネクションのエネルギー分配との関係を理解するためているが，ダウンストリーム加熱に代表されるイオン加熱には一番大きなエネルギーをもっている大規模なスケールが広範囲で起こる傾向があるのに対して，X 点加熱に代表から直接プラズマにエネルギーを受け渡す小さいスケール

される電子加熱は電流シートを初めとする局所で起こる傾の乱流まで同時に理解する必要がある．しかしこれまで，

向があり，実験室でも太陽，地球磁気圏でもリコネクショ

観測器・計測器，計算機資源の制限から多スケールでエネ

ン加熱はイオン加熱量が電子加熱量を上回るケースが多く

ルギーのやりとりを理解することは難しく，乱流と加熱・見られる．今後，観測器・計測器および計算機の発展にと加速との関係の理解は現在のところそれほど進んでおらもない高精細イオン・電子温度計測や乱流観測をはじめとず，今後の発展が期待される（（k）乱流による高エネル

して，これまで分解できなかった薄い電流層，微小プラズ

ギー粒子生成）．

モイド等が分解できるようになり，磁気リコネクションの以上のように，薄い電流層（運動論効果）【エネルギー変エネルギー分配がさらに理解されることが期待される．

換（a）
（b）
（c）
（d），熱化（e）（f）（g）】，プラズモイドチェーン

８０２

!!
お

小特集執筆者紹介

""

の

やすし

しの

はら

いく

小 野

靖

篠 原

育

東京大学大学院新領域創成科学研究科先端エ
ネルギー工学専攻教授．１
９８
９年東京大学大学
院．工学博士．プリンストン大学客員研究員，東京大学助手，専任講師，助教授を経て２００
４年
より現職．総長補佐．主な研究分野は，磁気リコネクション等のプラズマ基礎現象の実験的解明と応用開拓，実験室天文学．球状トカマク，逆転磁場配位をはじめとする高ベータ閉じ
込め研究．趣味はクラシック音楽鑑賞で，夜な夜な CD 他で最新演奏を楽しみながら原稿書きに勤しみ，もし時間があれば国内外のピアノ，オーケストラの演奏会に出没します．
まつ

もと りょうじ

松 元 亮 治千葉大学大学院理学研究科教授．１
９８
８年京都大学大学院理学研究科宇宙物理学専攻修了．
理学博士．千葉大学教養部講師，千葉大学理学部助教授，教授を経て２００
７年より現職．主な研
究分野は天体活動現象の理論シミュレーション研究．特にブラックホール降着円盤の時間変動を磁気流体数値実験によって再現する研究を行っている．

宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所学際科学研究系・准教授．１
９９
７年東京大学大学院理学系研究科地球惑星物理専攻博士課程修了．
博士（理学）宇宙科学研究所宇宙科学企画情報
解析センター・助手，同助教授を経て現職．専門は宇宙空間プ
ラズマ物理で，科学衛星により取得されたデータの解析，粒子法による数値シミュレーションを中心に研究を行っています．
よこ

い

の

まさ

星 野 真 弘

みず

とし

にし

り

づか

なお

と

西 塚 直 人ふみ

国立天文台ひので科学プロジェクト／ロンドン大学マラード宇宙科学研究科 特任研究員，
東京大学大学院新領域創成科学研究所 共同連
携研究員．主な研究分野は太陽観測衛星「ひので」を用いた太陽プラズマ物理の理論的・観測的研究．近年は太陽物理学者として初めて実験室プラズマにて太陽彩層
ジェットの再現実験にに挑戦，成功する．

宇宙航空研究開発機構 宇宙科学研究所・太陽系科学研究系・准教授．１
９９
５年東京大学大
学院・博士（理学）．日本学術振興会特別研究員，国立天文台助手・主任研究員を経て，２００５
年より現職．専門は太陽物理学．衛星・搭載望遠鏡の開発
し，磁気リコネクション現象としてのマイクロフレア，コロナ
加熱，太陽磁場のダイナミックスの観測的研究に取り組む．趣
味は週３回のジム通いでのストレス発散．

うち

あき

通 暁

東京大学大学院新領域創成科学研究科複雑理工学専攻准教授．専門は核融合・基礎プラズ
マ実験．肩こりと疲れ目が年来の持病でしたが，ここ数か月は目のかすみがあまりにひどくなった（老眼？）ので，PC 用メガネを使い始めてみました．

清 水 敏 文

ほり

みち

井

ひろ

東京大学大学院理学系研究科・地球惑星科学
専攻・教授．１
９
５
８年１
０月生まれ．１
９
８
６年東京大学大学院・理学博士．NASA/ゴダード宇宙飛行センター，ローレンス・リバモア研究所，理化学研究所，宇宙科学研究所を経て，１９９
８年より現職．専門は宇宙惑星プラズマ物理学．
しみつ

東 京 大 学 生 産 技 術 研 究 所 助 教．博 士（理
学）
．１
９
８
４年東京大学法学部政治コース卒業（政治哲学）．１
９
９
５年東京大学大学院理学系研
究科物理学専攻修了．同年東京大学生産技術
研究所助手，２０
０
７年より現職．おもな研究分野は乱流およびダ
イナモ理論．著書に『乱流の数値流体力学 モデルと計算法』（東京大学出版会，共著），『乱れと流れ』（培風館，共編）がある．趣味はボクシング（アマチュア日本選手権ミドル級２位
（１
９
８
１年）
，３位
（１
９
８
３年）
）
，ジャズ・落語鑑賞．家族は妻と娘．
いのもと

ほし

のぶ

横 井 喜 充岸 本 泰 明京都大学大学院エネルギー科学研究科教授．１９８
１年広島大学修士課程修了，１９８４年大阪
大学博士課程修了，日本原子力研究所（現日本
原子力研究開発機構）を経て，２
０
０
４年より現
職．主な研究分野は，トカマクを中心としたプラズマ乱流輸送や高強度レーザーと物質との相互作用に関する理論・シミュ
レーション研究などのプラズマ物理．構造の起源を問う学術としてのプラズマ物理に興味を抱き，幅広いプラズマ現象に興味を持って研究を行っています．
（HP:http://www.center.
iae.kyoto-u.ac.jp/kishi/index.html）

とく

堀 内 利 得自然科学研究機構 核融合科学研究所ヘリカ
ル研究部 数値実験研究プロジェクト研究総主幹，教授．主な研究分野は，プラズマシミュ
レーション研究で，特に，プラズマの自己組織化，無衝突磁気リコネクションの物理，連結階層モデルの開発に取り組んでいます．趣味は，休日の山歩きで，山の景色，森
林浴，野生動 物 と の 出 会 い を 楽 し ん で い ま す．最 近 で は，熊，猿，イノシシ，ニホンカモシカに出会いました．

JANVIER Miho
２
０
１
３年１
０月より Dundee 大学（英国）工学・理学・数学研究科での Dundee Fellow（特別研究
員）
．２
０
０
８年 Grenoble Institute of Technology（仏国）のエネルギー・原子物理専攻修士課程

８０３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.89, No.11 November 2013

いま修了，その間，京都大学大学院エネルギー科学研究科のイン
ターンシップを経て同大学院博士過程に進学，２
０
１
１年に核融
合プラズマにおける高速リコネクションに関する研究で博士号を取得．２
０
１
１年から２
０
１
３年までパリ天文台（仏国）で AXA
Post-doctoral fellow として太陽物理を研究．現在の研究分野
は，フレアーや Coronal Mass Ejection などの観測結果を MHDの理論モデルや３次元シミュレーションを通して再現・解明する研究を行うとともに，それらを通して非線形物理やプラ
ズマリコネクションの解明を目指しています．
くさ

の

かん

だ

しん

すけ

今 田 晋 亮１
９
７
９年生まれ．東京大学大学院理学研究科地球 惑 星 科 学 専 攻 博 士 課 程 修 了（博 士（理
学）
）
．２
０
１
２年９月より名古屋大学太陽地球環境研究所総合解析部門助教．研究分野は太陽物理学，および宇宙空間物理で，特に磁気リコネクションに関係する現象，例えば太陽フレアやサブストーム等が専門です．最近の趣味は専ら船釣りで，一番の得意な釣りものはタチ
ウオです．

や

草 野 完 也名古屋大学太陽地球環境研究所教授，同副所長．海洋研究開発機構ユニットリーダー．１
９
５
９年生まれ．北海道大学理学部物理学科卒業，広島大学大学院理学研究科物性学専攻博士課程修了．理学博士．広島大学助手，同助教授，海洋研究開発機構
プログラムディレクター等を経て２００
９年より現職．専門は太陽・宇宙プラズマ，天体ダイナモ，磁気リコネクションを中心として，雲物理，マルチスケール・シミュレーションなどの学
際研究を手掛けており，最近では地球環境変動の問題にも取り組んでいる．著書に「階層構造の科学―宇宙・地球・生命をつなぐ新しい視点」（東京大学出版会）など．

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