J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.7 (2019)３
２７‐３２８

研究最前線

負イオンは一日にして成らず〜負イオン研究の進展と広がり〜
Negative Ion Source was Not Made in a Day,
Expansion of Studies for Negative Ion Beam and Source

１．はじめに
1. Introduction
池 田 勝 則，宮 本 賢 治１），小 栗 英 知２），柏 木 美 恵 子３）
IKEDA Katsunori, MIYAMOTO Kenji, OGURI Hidetomo and KASHIWAGI Mieko
核融合科学研究所，１）鳴門教育大，２）日本原子力研究開発機構 J-PARC センター，３）量子科学技術研究開発機構（原稿受付：２
０
１
９年４月１
７日）

プラズマ・核融合学会誌の誌上シンポジウム的な企画ときた（図１）．このイオン生成部をイオン源と呼び，NBI

して「小特集」が立ち上がったのは１９９６年の「負イオンをの最上流部に設置されている．イオンビームは静電場を用見直そう」が最初であった．当時の記事を読み返すと，プいて加速し，その後，中性化したのちに磁場閉じ込めプラ

ラズマプロセス分野で注目された負イオンを「異端者からズマに入射するが，ガス中性化セルを用いた場合には正イ

時代の寵児に変身しつつある」と評して，負イオン生成のオン方式では H で 50 keV，D で 100 keV（中性化効率が約

基礎過程，計測，モデリング，応用といったテーマに沿っ５０％）がエネルギーの上限で，それ以上のエネルギーではた論文が掲載された［１］．プラズマ中で自然と生成される中性化効率が著しく減少してしまうため正イオン源が使え

負イオン（体積生成）はプロセスプラズマにとっては厄介なくなる．しかしながら負イオン（H−，Ｄ−）の中性化効者であり，また積極的に利用することで様々な可能性を秘率はエネルギーを増加しても（1 MeV でも）約６０％を維持める原石でもある．負イオンという言葉は，一般にはあまするため，水素負イオン源は国際熱核融合実験炉（ITER）

り馴染みのない言い方かもしれない．端的に表現するならをはじめとした核融合研究開発において不可欠な技術要素

ば，「負電荷をもったイオン」という意味だが，化学の教として注目された．

科書的にはプラスの陽イオンに対してマイナスの陰イオンと覚えている方も多いと思われる．物理分野の気相中やプラズマ中のイオンに対して正イオンと負イオンと呼ぶ．
スマートフォンをはじめとする現代社会に欠かせない電子機器の心臓部であるシリコン半導体，その半導体を作成するプラズマエッジングでは反応ガスとしてフッ素，塩素，臭素を含むハロゲン化合物がよく用いられ，ハロゲンガスはプラズマ化した際に容易に負イオンを生成する．一方で，プラズマ核融合分野においては，閉じ込めプラズマに水素（H）や重水素（D）といった水素の同位体が使用されているため，加熱用のビームとしても同じ水素同位体が使用される．水素の正イオン（H＋）はアーク放電や高周波放電を用いて容易に生成が可能であるため，H＋を用いた
中性粒子ビーム入射加熱装置（NBI）が多くのプラズマ閉
図１

じ込め装置に導入され，電流駆動やイオン加熱に使われてJET 用の NBI 装置の正イオン源部．

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

３２７!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019

１９８０年代後半から１９９０年代の前半にかけては体積生成型の負イオン源の研究が盛んに行われ，その研究の過程で低仕事関数の金属表面で水素負イオンを大量に生成する表面生成法が見出された．結果として，高出力の水素負イオン
源がNBI装置や粒子加速器用のプロトン供給源として実用化されている（図２）．折しも１９９６年当時は，大型負イオン
源 を 用 い た NBI 装 置 が 量 子 科 学 技 術 研 究 開 発 機 構（QST）の JT-60U（当時は日本原子力研究所）で完成し，核融合科学研究所（NIFS）の大型ヘリカル装置（LHD）においても NBI が建設中の時期にあたり，大面積の表面生成型
負イオン源を用いて安定的に高出力負イオンビーム生成できるのかという命題を抱えており，小特集記事内では NBIと粒子加速器は「応用分野」の一つとして紹介された．それから２０年余りが過ぎた現在，水素負イオン源はプラズマ
加熱・電流駆動に欠かせない NBI のコア技術となり，また素粒子研究で使用する粒子加速器施設ではプロトン供給の重要なツールとして日夜可動を続け，基礎科学や医療・産業分野のイオンソースとしても重要な存在として位置づけられる．
国際的な視点で見ると，２
０１８年にイタリアのパドバでITER 用 NBI 建設に向けた負イオンビーム開発試験装置（NBTF）が可動し始め，中国では DEMO 炉用 NBI の開発のためのプロジェクトが立ち上がるなど，最近の負イオンを取り巻く状況は世界的に見ても大きく動いている．これらのプロジェクトはイオン源内における負イオンの生成・

図２

輸送および負イオンビーム引き出しと加速の研究の進展が

LHD 用水素負イオン源．

ベースとなっており，日本の大学・研究機関で培われてきた膨大な研究が大きく貢献している．そこで，本稿では水運転の進展と産業利用について小栗（J-PARC）が述べ，最素負イオン源を対象として２．
負イオン計測と負イオン輸

後に５．プラズマ加熱用負イオン源の現状と将来展望につ送の理解の進展を池田（NIFS）
が，関連して３．負イオン物

いて柏木（QST）が述べ，核融合開発研究における負イオ

理シミュレーションの進展について宮本（鳴門教育大）がン源開発の現状と DEMO 炉に向けて必要な負イオン研究

述べる．負イオンビームの定常利用という点では粒子加速要素について紹介する．

器における負イオン源開発とその運用に一日の長があり，プラズマ核融合分野の研究者にとって学ぶべきことが多々参考文献ある．そこで，４．粒子加速器における負イオン源の長時間［１］菅井秀郎 他：プラズマ・核融合学会誌 72, 1110 (1996).

３２８

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.7 (2019)３
２９‐３３４

研究最前線 負イオンは一日にして成らず〜負イオン研究の進展と広がり〜

２．負イオン計測と負イオン輸送の理解の進展
2. Progress of Negative Ion Measurements and Understandingof Negative Ion Transport
池田勝則
IKEDA Katsunori
核融合科学研究所（原稿受付：２
０
１
９年４月１
７日）

表面生成型水素負イオン源の負イオン生成領域近傍に負イオンに関する計測装置を導入し，負イオンの生成から引き出しに至る輸送現象を実験的に検証した．プラズマ電極（PG）表面で生成された水素負イオンはフィル
ター磁場との間の引出領域に均一に分布し，水素負イオン密度の上昇に従い電子密度が激減することで H＋と H−で構成されるイオン性プラズマを形成している．イオン性プラズマではプラズマの電位分布は近接する金属表面の電位に強く影響されることが確かめられた．イオン性プラズマから放射される H# 光は H＋と H−相互中性化反
応に強く依存し，その２次元分布計測を基にビーム引き出しに伴う負イオンの減少領域が明らかになった．またレーザー支援型光脱離法を用いた負イオンのフロー分布から，表面で生成された負イオンは電子偏向磁場の磁力線方向に拡散しプラズマ電極から約２０mm 付近で PG 方向へ転向することで負イオン PG に輸送されることが確かめられた．
Keywords:
ionic plasma, hydrogen negative ion, diagnostic, plasma potential, spectroscopy, negative ion flow２．
１ 水素負イオン源と計測すると考えるのが自然である．一方で NNBI 用負イオン源

負イオン源を用いた中性粒子入射加熱装置（NNBI）ででは水素負イオンの表面生成過程を利用しているため，

は「高い負イオン電流密度」と同時に「低い電子電流」のビーム引き出し方向とは逆方向に放出された負イオンと放同時達成が必須である．国際熱核融合実験炉（ITER）の電領域から供給される電子，正イオンの組成と輸送がビー

NNBI 用負イオン源の場合，40 A の重水素負イオンビーム

ムにどのように影響するのか，より深く理解する必要があを３６００秒間引き出し，同時に電子電流と負イオン電流の比

る．

［１，２］．負イオン源の加速が!
!
#"" !!を満たす必要がある

そこで，NIFS では PG 近傍での水素負イオン輸送を理解

器 で は 電 子 偏 向 磁 石（Electron Deflection Magnet :するため，負イオンに関する計測装置を開発しアーク放電!

EDM）を引出電極に仕込み，EDM 磁場で電子の軌道を曲タイプの開発用水素負イオン源（RNIS）に導入した［５‐７］げ電子電流を引出電極に吸収させることでビーム加速前に（図１）．アーク放電容器と PG 電極間にバイアス絶縁体が電子を除去している［３］．引出電極には水冷構造を有した

挿入されており，PG 電極に正のバイアス電圧を印加する

無 酸 素 銅 を 用 い る の が 一 般 的 で あ る が，ビ ー ム 孔，

ことで電子電流の制御を行っている．このバイアス絶縁体

EDM，および水冷チャンネルを組み合わせた構造は複雑に観測用ポートを設置し，PG から 20 mm 付近の引出領域で除熱能力は制限される．したがって電子電流の低減がイのプラズマが観測可能となっている．代表的な計測装置とオン源開発の鍵となっている．現在，核融合科学研究所

しては静電プローブ［８，９］，ミリ波干渉計［１０，１１］，可視分（NIFS）において運用されている NNBI 用水素負イオン源

光器［１２‐１４］，キャビティリングダウン［１５，１６］，波長選択

ではイオン源のアーク放電領域とプラズマ電極（PG）の間型イメージング［１７‐１９］，レーザー支援型光脱離［２０‐２３］なに固定の磁気フィルターを設け［３］，PG 近傍に流入するどが導入されており，負イオン密度や電子密度および負イ電子を抑制するとともに電子温度を 1 eV 以下に低減してオンのフロー分布の詳細が研究されている．

いる．ITERのNNBI用負イオン源では数kAの直流電流PG

２．
１．
１ キャビティーリングダウン（CRD）
法に流すことで発生する電子抑制磁場を利用する計画で開発

CRD 法はレーザー光子のエネルギーによる負イオンのが進められている［４］．イオン源から引き出される水素負光電離反応を利用した吸収分光の一種であるが，反応断面イオン電流および電子電流の組成はビーム引き出し界面付積が小さいために通常の１パスでのレーザー吸収では十分

近のプラズマに含まれる負イオンと電子の組成に強く依存な減衰が期待できない．そこで観測対象のプラズマの両端

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運転領域で 2〜5×1017 m−3 程度であり，アーク放電パワーが上昇すると負イオン密度も上昇する．Cs 導入後の負イオ
ン密度は表面から生成されているにもかかわらず，PG 表
面から 20 mm までほぼ均一に分布し 20 mm より遠方ではフィルター磁場に向かって緩やかに減少する．
一方で，表面生成効果による負イオン密度上昇は引出領
域の電子密度の減少をもたらしている．図３（a）は NIFSの RNIS において水素のアーク放電に Cs 蒸気を導入した初期の PG 近傍における負イオン密度と静電プローブの電子
飽和電流の時間変化である．負イオン密度の上昇にしたがって電子飽和電流は急速に減少していることがわかる．
ここでは電子飽和電流と呼称しているが，負イオンを含む
場合には負側の電流特性は電子と負イオンの影響を受ける
ため正確には負電荷飽和電流である．そのため，過渡期のプローブ電流を電子密度として評価していない．RNIS では電子密度の正確な評価のためにミリ波干渉計（mmIF）
を導入しており［１０，１１］，負イオン密度増加時の電子密度

図１ （a）NIFS の RNIS イオン源の断面図，（b）
引出領域に設置した計測装置の配置（イオン源天板方向から図示）［５］．

に高反射率の共振ミラーを設置し，パルスレーザーをミラー間で往復させることで吸収長を稼ぎ出している．ミラー端部から透過したレーザー光を光検出器で検出するとレーザー光入射からの時間経過に従って透過光は減衰することになるが，このとき測定対象となるプラズマが存在す
ると減衰時間が短くなり，その減衰時定数からプラズマ中の負イオン密度が計測できる．Quandt らは He-Ne レ ー
ザーを用いて体積生成プラズマ中の負イオン密度計測が可能であることを実証し［２４］，レーザー光脱離（PD 法）による負イオン密度計測結果とよく一致することを示した．
CRD 法はプラズマと非接触の計測であり，パルズレーザー
による電離は極短時間の局所的な反応であるためプラズマ
中の負イオンと電子のバランスを乱すことなく負イオン密度計測が可能である．

図２

RNIS に 導 入 し た CRD 法［１５，１６］で は 光 源 に Nd:YAG

CRD で計測した水素負イオン密度の z 軸方向分布，（a）
Cs
を使用していない場合，（b）
Cs を使用した場合［５］．

レーザーの基本波（!!1064 nm）を使用し，50 mJ，5 nsのパルス幅でプラズマ中に入射している．レーザー入射軸は PG に平行でイオン源の短軸方向に設置している．共振器の幅は 1.2 m で通過するプラズマ長はプラズマの電子密度分布の半値幅（0.18 m）とし，共振に使用するミラーは反射率 0.99994 である．レーザーパルスを 20 Hz で発振することで負イオン密度の時間応答計測を可能にするとともに，ミラーマウント部に２次元駆動機構を設置することでPG に対して水平軸，垂直軸方向の水素負イオン密度分布の計測が可能となった．図２は負イオン密度の垂直軸（z軸）分布であり，それぞれ Cs 導入前（a）と導入後（b）の分布を示している［５］．負イオン密度は Cs 導入前の水素放電で5×1016 m−3 程度であるが，で Cs 導入後には表面で生成さ

図３ （a）
CRD で計測した水素負イオン密度とラングミュアプ
ローブで計測した負飽和電流の時間変化，（b）
水素と Csからの可視スペクトルの時間変化［５］．

れた水素負イオンにより 2.3×1017 m−3 程度まで負イオン密度が上昇している．PG 近傍での負イオン密度は常用の
３３０

Front Runner

2. Progress of Negative Ion Measurements and Understanding of Negative Ion Transport

K. Ikedaの減少が確かめられている．十分に負イオンが生成された

密度比が上昇してしまう．このため LHD-NBI では水素運プラズマでは静電プローブの I-V 波形は負電流が正電流と転に使用するバイアス電位は 2〜3 V 程度でプラズマ電位

ほぼ同じ量で観測されており［８］，このようなプローブ波と同等か若干低い設定で運用している．

形はハロゲン元素等のプラズマで観測される正イオンと負２．
１．
２ 波長選択型イメージング法

イオンのみで形成されるイオン性プラズマ（ion-ion plasma

可視分光器を用いた受動型分光計測（OES）は負イオンや pair-ion plasma と呼ばれている）［２
５‐２８］と類似してい源プラズマのモニターとして最も手軽な方法として利用さる．このことから表面生成型の NBI 用水素負イオン源ではれてきた［１２，
２９‐３２］．表面生成型の水素負イオン源ではセ＋PG 表面近傍の引出領域で H と H からなるイオン性プラ

シウム蒸気をイオン源内に導入し，PG 表面を低仕事関数

ズマ状態が形成されており，イオン性プラズマの性質がの金属表面とすることで負イオンを生成しており，Cs の導ビームの質に大きく影響すると考えられている．

入状況や加速器から逆流する正イオンビームの影響は Cs−

図４は PG に対して z 軸方向のプラズマ電位分布であるの発光スペクトルを用いて研究が進められている［６］．Cs 無しの電子リッチな条件（a）と Cs 有りの負イオン

［１２，
１４，
２９］．水素放電から放出される水素のバルマー系列

リッチな条件（b）で，それぞれプラズマ電位より高い電位ライン（H!，H"，H#）はプラズマの密度や温度等の情報をと低い電位を PG に印加したときのプラズマ電位分布の変含み，Fantz らによって負イオン密度や電子密度計測に利化を示している．電子が支配的なプラズマの場合，PG 電位用する研究が進展している［３０］．H! 光は主量子数 &"$はシースによって遮蔽されるため引出領域の電位分布はほから &"#へ遷移するときに放出されるが，その発光強度

ぼ一定で，PG 電位を変えた場合でも電位勾配はほぼ同じ

は &"$の水素のポピュレーションに依存する．水素原子である．一方で負イオンが支配的な条件下ではプラズマ電の励起過程のうち主な５つの励起チャンネルとして H，位分布は PG 電位に引きずられて勾配が変化している．こ−H+，H2，H＋2 ，H を考慮した場合，低電子温度（＜3 eV）ののような特徴的な電位構造は PG 表面で生成された負イオ

水素プラズマにおいて，H! に対しては H−からの寄与が大ンを引出領域の広範囲に輸送する要因と考えられる．一方

き く な る こ と が 数 値 計 算 に よ っ て 示 さ れ て い る［３０］．

でPGバイアス電位を小さくし過ぎるとPG近傍へ過剰な正Janev ら の 研 究 に よ る と H−と H＋の 相 互 中 性 化 反 応

イオンを引き込み，負イオン密度を超えると正イオンに付（mutual neutralization：H−＋H＋→H（&"$）＋H）の反応断

随して電子が流入し，結果的に負イオン密度に対する電子

面積は 1 eV のイオン温度で $%#%"4.1×10−8 cm3s−1 であり，電子温度 1 eV の時の H＋
2 の dissociative recombination
+
"
#"!!%
!##）の 反 応 断 面 積
→H
（"
）+H
（!）
（e+H（v）
2%#%$"5.6×10−8 cm3s−1 と と も に 大 き な 断 面 積 を 持 つ［３３］．そのため負イオン源の PG 近傍の低電子温度領域では，この２つの反応が負イオン密度と電子密度の割合の変化に従って H!の発光強度に大きく寄与すると考えられる．
図３（b）は NIFS の RNIS において水素のアーク放電にCs蒸気を導入した初期の PG 近傍における H!，H"，Cs 中性粒子からの発光（$"852 nm）の時間変化である［５］．Cs の発光強度が上昇し始めると，水素負イオン密度の上昇とともに H! 光の発光強度が上昇する．負イオン密度の上昇に対して電子密度が極端に減少するため，H! 光に含まれる電子を媒介とした成分は負イオンが支配的なイオン性プラ
ズマでは大幅に減少する．また，ビーム引き出し時に PG
孔近傍で負イオン密度と H! 光の急激な減少も確認されている［５，１３］．このような結果から水素負イオン源のイオン性プラズマにおいては H! 発光強度が負イオン密度の良い指標として機能することが確かめられた．
一方で，負イオン引き出しに伴う負電荷の減少は近接する領域からの電子等の流入によって補完されることがプ
ローブ計測や電子密度計測によって判明しているが［８，
１１］，十分に負イオンが生成されている場合には電子の増加量は元の電子密度と同程度にとどまるため，負イオン
図４の密度と比較しても電子の増加量は相対的に小さく，H!

ラングミュアプローブで計測したプラズマ電位の z 軸方向分布，（a）
Cs を使用していない場合，（b）
Cs を使用した場
合．Reprinted from ’Diagnostics tools and methods fornegative ion source plasmas, a review’ by K. Tsumori and
M. Wada in New J. Phy. (2017) with permission from IOP
publishing (https://doi.org/10.1088/1367-2630/aa6927).

への寄与も小さくなる．このような観測結果から負イオンの２次元的な挙動を調べるための H! 波長選択型イメージ
ング法が開発された［５，１７，１８，１９］．波長選択型イメージン
グ法では透過型光学フィルター，レンズとCCDカメラなど
３３１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019の２次元撮像素子を組み合わせている．RNIS ではイオン引出されてはいない事が分かる．PG 孔間からは引出電極

源に加速電圧を印加するためファイバーイメージコンジッの EDM の磁場が垂直に立ち上がり y 軸方向の隣り合う

トを用いて高電圧絶縁をしつつ２次元像を撮像素子に結像

EDM 間で極性が異なるために PG 孔上を跨いで EDM ルー

している［１９］．計測装置をイオン源と同じ高電位部に設置

プを形成している［６］．表面生成された負イオンは PG 表面する場合には，より簡便にレンズのみで結像する光学系が近傍の磁力線は横切らずに EDM の磁力線方向に拡散した構築可能である［３４］．図５（a）は RNIS に設置した波長選択

後にビームとして引き出されていると考えられる．

型イメージング装置における視野で，画像の上側がフィル

２．
１．
３ 負イオンフロー計測

ターフランジ，下側がPG表面であり，右側がイオン源中心

局所 的 な 水 素 負 イ オ ン 密 度 を 計 測 す る 手 法 と し て，

軸方向に対応する．ビーム引き出しのための PG 孔は円形

Bacal らによって開発されたレーザー光脱離法［３５］はそので格子状に配列されているが，視線中心から PG までの距

後の水素負イオン源開発に大きく貢献した．レーザーに離は 11 mm で観測角度が浅いために孔が重複し列状に見

よって光脱離した脱離電子量を計測することで負イオン密える．図５（b）は H"光のビーム引き出し前後の差分（#!"）

度を評価する計測法であり，静電プローブを利用した局所の分布である．黒色濃度が強く現れている領域が H" が的な脱離電子計測が最も手頃な手法である．RNIS では

大きく減少している領域であり，引出電圧によって負イ４ピンの方向性静電プローブを導入しており［２１］，静電プ

オンが引き出 さ れ て い る 領 域 に 対 応 す る．負 イ オン源

ローブ計測とレーザー光脱離に使用している．計測器は直は Cs に よ っ て 十 分 に 負 イ オ ン が 生 成 さ れ て お り

径4 mmのセラミック棒の先端部に直径0.5 mmのタングス（"! "1.2×10 m
17−3），ビーム引き出しによる負イオン密テンのプローブチップを周方向に９０度ごとに配置ししてお度の低下もCRDによって同時観測されている．負イオンのり，PG に対して平行にイオン源短軸に沿った方向（図１

減少は PG 孔上の 10 mm 以内の領域で強く認められ，その（b）の横方向）から挿入している．セラミック棒は回転方

減少領域はフィルター磁場方向（図５（a）の上方）に緩やか

向と３軸方向に移動可能であり引出領域の分布計測が可能に広がり 20 mm を超える領域にまで影響が及んでいる．ことなっている．負イオン密度計測の場合には対面ポートかのような垂直方向の広範囲の広がりに対して，負イオンのらNd-YAGレーザーをプローブ先端部に照射してレーザー

表面生成部である孔間の PG 表面では H" は減少しておら光脱離計測を行っている．

!

ず，PG 表面や PG 孔縁部から負イオンが直接ビームとしてここで，プローブの周辺にある荷電粒子が一定方向のフローをしている時，各プローブに流入する電流には偏りが生じる．セラミック棒を挟んで点対称に位置するプローブの２組がそれぞれ z 軸と y 軸方向のフローベクトル成分として評価することで，その合成ベクトルが荷電粒子のフローとして評価できる．図６はCs無しの水素プラズマを静電プローブモードで計測したときの #"26 mm での正イオ
ン飽和電流を極座標表示した測定例であるが，飽和電流分
布に明確な偏りが現れ，PG に対して 7°方向に正イオンのフローがあることがわかった．電子と正イオンのフロー方

図６

図５ （a）
イメージング計測の視野（b）
PG 近傍における !H "の２次元分布（減少領域は黒色で表示）．

３３２

４ピンラングミュアプローブ（z ＝ 26 mm）で計測した正イ
オ ン 飽 和 電 流 の 極 座 標 表 示（Cs は 不 使 用）
．Reprinted
from ’Charged particle flows in the beam extraction region of a negative ion source for NBI’ by S. Geng, K. Tsumori, et al. in Rev. Sci. Instrum. (2016) with permission
from AIP Publishing (https://doi.org/10.1063/1.4931796).

Front Runner

2. Progress of Negative Ion Measurements and Understanding of Negative Ion Transport

K. Ikeda

このような数々の観測結果から，負イオンビームに含まれる電子電流比の低減や負イオンビーム電流の増加に対してEDMの磁場強度の最適化やPG近傍での負イオン密度や電子密度の制御について理解が進んでいる．重水素負イオ
ンビーム生成における電子電流の抑制や長時間ビーム引き出しにおける電子電流の制御など克服すべき課題はまだまだ多いが，負イオン源内部の詳細計測によって解決への筋
道は大きく開けるだろう．

謝
図７

辞

核融合科学研究所のテストスタンド運用に際して同研究

ビーム引き出し時における引出領域の負イオンフロー分
布．Reprinted from ’Response of H− ions to extraction
field in a negative hydrogen ion source’ by S. Geng, K.
Tsumori, et al. in Fusion Eng. Des. (2017) with permission
from Elsevier ( https : / / doi. org / 10.1016 / j. fusengdes.2017.02.041).

所の NBI グループメンバーの尽力に感謝します．また各種計測器の開発や実験結果に対して核融合科学研究所の研究者ならびに日本国内および国外の共同研究者の方々との議論を行い多くの助言をいただきありがとうございました．
特に負イオンフロー計測に対しては，当時総研大の大学院

向と速度はほぼ同じで，PG 電極に対して浅い角度でロー生として研究に携わった Geng 博士（SWIP）の貢献に感謝

カルの電場と磁場に対して "!!ドリフト方向に移動していたします．これらの研究は核融合科学研究所の研究経費

いる［２１］．

ULRR７０２を基に遂行されました，また研究の一部は JSPS
科研費２５２４９１３４の助成を受けたものです．

Cs 導入後の負イオンが主成分となったイオン性プラズ
マ中の負イオンのフロー計測にはレーザー光脱離計測用いるが，パルスレーザーによる光脱離電子計測の場合，脱離

参考文献

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［２１］S. Geng et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02B103 (2016).
［２２］S. Geng et al., Plasma Fusion Res. 11, 2405037 (2016).
［２３］S. Geng et al., Fusion Eng. Des. 123, 481 (2017).
［２４］E. Quandt et al., Appl. Phys. Lett. 72, 2394 (1998).
［２５］G.A Woolsey et al., J. Phys. D: Appl. Phys. 6, 1883 (1973).
［２６］M.V. Malyshev et al., J. Appl. Phys. 86, 4813 (1999).
［２７］S.K. Kanakasabapathy and L. J. Overzet, Appl. Phys. Lett.
78, 22 (2001).
［２８］W. Oohara and R. Hatakeyama, Phys. Rev. Lett. 91, 205005(2003).
［２９］U. Fantz et al., Nucl. Fusion 46, S297 (2006).
０］U. Fantz and D. Wünderlich, New J. Phys. 8, 301 (2006).
［３［３１］A. Krylov et al., Nucl. Fusion 46, S324 (2006).
［３２］T. Shibata et al., J. Appl. Phys. 114, 143301 (2013).

ため負イオンのフローによって脱離電流に偏りは現れない．そこで，脱離電子がプローブに吸収された後にレーザーの照射範囲の負電荷が周囲に存在する負イオンの流入によって緩和される時間を利用する．上流部と下流部のプ
ローブ電流の緩和時間は負イオンのフローによって変化するため，対抗するプローブ同士の緩和時間の差からフローベクトル成分の導出が可能である［２３］．このような手法を用いて，PG 近傍の引き出し領域の複数点でビーム引き出
し時の負イオンのフローベクトルを計測しフロー線図として導出した結果を図７に示す［２３］．計測範囲は，PG 表面!"14 mm から 24 mm の領域で PG 孔と PG 表面上の領域をカバーしている．PG 表面上の領域では PG に対してほぼ垂直に負イオンのフローベクトルが立ち上がり緩やかに PG
孔方向へ向きを変えている．!"20 mm 付近で PG 孔直上の領域に侵入すると PG 孔方向に負イオンのフローの方向が変化し，水素負イオンが PG 孔へ向かっている様子が明確に観測された．
本計測では観測領域が限定されているため !!10 mm のPG 表面近傍のフローの詳細は分からないものの，レー
ザー光脱離法で判明した負イオンの輸送現象は H" イメー
ジングで得られた水素負イオンの引き出し分布とよく一致
し，また表面生成された負イオンの輸送現象は EDM の磁力線分布と深く関わっていることが示唆される．このような負イオンの輸送現象の計測結果はイオン性プラズマにおける負イオン輸送のモデリングとシミュレーション研究のベンチマークとして大きな影響を与えており，現在では負イオンを含めた様々な３次元の PIC（Particle-in-Cell）シ
ミュレーションコードが実機負イオン源をモデルとして構築されてきた［３６‐４２］．
３３３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019

［３
３］R.K. Janev et al., Elementary Processes in Hydrogen-Helium
Plasmas (Berlin: Springer, 1987).
［３４］K. Ikeda et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02B113 (2016).
［３５］M. Bacal et al., Rev. Sci. Instrum. 50, 719 (1979).
［３６］N. Kameyama et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 02A721 (2012).
［３７］S. Mochalskyy et al., Nucl. Fusion 55, 033011 (2015).

［３８］S. Nishioka et al., J. Appl. Phys. 119, 023302 (2016).
［３９］L. Garrigues et al., J. Appl. Phys. 120, 213303 (2016).
［４０］G. Fubiani et al., New J. Phys. 19, 015002 (2017).
［４１］A. Hatayama et al., New J. Phys. 20, 065001 (2018).
［４２］S. Nishioka et al., J. Appl. Phys. 123, 063302 (2018).

３３４

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.7 (2019)３
３５‐３３３９

研究最前線 負イオンは一日にして成らず〜負イオン研究の進展と広がり〜

３．負イオン物理シミュレーションの進展（PIC コード等を用いた物理モデリングの進展）
3. Development of the Simulations of Negative Ion Physics(Development of the Physical Modellings
by Using the PIC Simulation Code and so on)
宮本賢治
MIYAMOTO Kenji
鳴門教育大学大学院（原稿受付：２
０
１
９年４月１
７日）

近年の負イオン物理シミュレーションの進展により，数値シミュレーションは負イオン源の研究開発における強力なツールとなっている．運動論的粒子モデルに基づく，負イオン源物理の解析結果例を紹介する．プラズ
マ生成領域のモデリングでは，実空間での電子輸送に加えて，クーロン衝突や分子の解離・振動励起・イオン化等５００種類にも及ぶ衝突過程をモンテカルロ法で考慮することで，陰極で加速された電子のエネルギー緩和過程を模擬できる．そのため，プラズマの一様性の解析・検討等に適用されてきた．また，負イオンの引出領域のモ
デリング・解析では，PIC 法とモンテカルロ計算を結合したコードを用いて負イオンの引出・輸送や界面構造に関する物理メカニズムについて，説明できる結果を得てきた．さらに，負イオンビーム引出・加速領域のモデリ
ング・解析では，ビームハロのような既存の数値計算コードで再現できない物理現象が解析可能となってきた．
Keywords:
simulation, negative ion, ion source, PIC, Monte Carlo, plasma, beam optics, accelerator

数値シミュレーションは実験結果の理論的側面からの裏に加えて，電子‐電子クーロン衝突，分子解離，分子振動付けをするだけでなく，実験では観測しにくい物理過程を

励起，分子イオン化等５００種類にも及ぶ衝突過程を Monte

捉えられるため，負イオン源で生じる様々な物理現象の解Carlo 法を用いて考慮し，陰極シースで加速された電子の明を図る上で有効な手法として貢献してきた．負イオン源

エネルギー緩和過程を模擬できる．水素負イオン源プラズ

においては，おおまかにプラズマ生成領域（またはドライ

マの電子エネルギー分布関数（EEDF）解析が可能なのは，

バー領域），負イオン引出領域，負イオンビーム加速領域

現状，KEIO-MARC コードのみであり，国際的にも他に例の３つに大別できる．高速電子の存在する負イオン生成領をみない．この EEDF を用いて，水素分子が解離して生成域にて，プラズマや振動励起水素分子，水素原子が生成さされる水素原子のプラズマ電極（PG）表面への流束や負イれる．引出領域において，体積生成や表面生成により水素オン生成量が求められる．

負イオンが生成され，静電的に引き出される．そして，引本計算コードを大型マルチカスプアーク放電型水素負イ

き出された負イオンは，加速部において負イオンビームと

オ ン 源（QST 10 A イ オ ン 源，図１参 照）［１０］に 適 用 しして静電的に加速される．負イオン源の数値シミュレーて，実験で観測された負イオンビーム空間非一様性の発生

ションにおいても，上述の各領域の，または複合領域に機構の解明を行った．図２はドライバー領域における高エ渡ったモデリング・解析が行われてきた．

ネルギー電子成分（55 eV〜65 eV）の粒子位置の空間分布

以下では，負イオン源の数値シミュレーションにおけるを示す．高エネルギー電子成分は，磁気ドリフトにより，最近のモデリング・解析結果の事例について，各領域別に側壁に沿って長手方向上部に輸送され，局在化する．図３

紹介する．他の事例については，レヴュー文献［１‐３］を参照

は，図２の A，B，C，D，E 各点における EEDF を示す．イ

していただきたい．

オン源長手方向下部の点 C〜E では，EEDFは，ほぼ熱平衡（Maxwell）分布に緩和している．これに対して，イオン源

３．
１ プラズマ生成領域のモデリング・解析

上部の A 点における EEDF は，熱平衡分布へ十分に緩和さ水素負イオン源を対象とした解析は，従来，マルチカス

れず，高エネルギー（!!20 eV）の非平衡なテイル成分がプイオン源内の電子軌道解析にとどまっていた．これに対存在する．このような高エネルギー電子成分の衝突によるして KEIO-MARC コード［４‐９］では，実空間での電子輸送

分子または分子イオンの解離反応の断面積は極めて大き

Naruto University of Education, TOKUSHIMA 772-8502, Japanauthor’s e-mail: kmiyamot@naruto-u.ac.jp

３３５!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019

図１

QST 10 A イオン源の（a）
概形図と（b）
断面図（XY 面）［７］．

らには負イオン生成が局在化する．
磁気ドリフトによる局在化を抑制するため，JT-60SA
用負イオン源ではテント型フィルター磁場配位が採用されている［１１］が，KEIO-MARK コードでの解析［９］から，さらなる一様性の改善を図るための磁場配位の提案も行われた．また，最近は医療用（BNCT，PET）水素イオン源への設計・開発等へも適用されている［１２］．

３．
２ 負イオンの引出領域のモデリング・解析
PIC 法とモンテカルロ計算を結合した PIC-MCC コードを用いて，これまでに，イオン性プラズマ［１３］の生成メカ
ニズムや電位構造，界面構造，負イオンの引き出し・輸送
図２に関する物理メカニズムについて，説明できる結果を得てドライバー領域における高エネルギー電子成分（55 eV〜65 eV）の粒子位置の空間分布［８］．

きた［１４‐２０］．その事例の１つとして以下に述べるように，
クーロン衝突や中性粒子との衝突過程が，負イオンの引き出し・輸送に及ぼす影響が挙げられる．
（１）負イオン源の運転ガス圧が低い場合［１４］：核融合 N-NBI 用負イオン源等が該当する．負イオン源のバルクプラズマから PG の下流 6 mm までの，負イオン源の引出し領域の３次元数値計算モデルを構築し（図４），負イオンと正イオンのクーロン衝突が負イオンの引き出しに及ぼす影響を検討した．負イオン源の運転ガス圧は 0.3 Paとした．負イオンの引出し方向を !軸とし，電子抑制磁場，
フィルター磁場の方向をそれぞれ "，#軸とする．主要な物
理パラメータを表１に示す．PG 表面で生成された水素負イオンは，1 eV の初期温度で等方的に放出されると仮定した．H−−H＋間のクーロン衝突は BCM 法を用いて考慮した．
表面生成された H−の軌道を図５に示す．H−−H＋間の

図３

負イオン源各部における EEDF.A，B，C，D，E は図２のイオン源内部中心（Y）
軸上の各点に対応する［７］．

クーロン衝突が有／無で比較した．クーロン衝突が無い場
合は，PG 表面から放出された H−がそのまま引き出されるのに対して，クーロン衝突が有る場合は，H−は衝突を繰りい．したがって，この領域で解離による水素原子生成が大返しながらバルクプラズマまで達した後，速度反転して引きくなり，その結果，PG 電極表面への水素原子流束や，さき出されることがわかる．NIFS が行ったプローブを用い
３３６

Front Runner

表１

3. Development of the Simulations of Negative Ion Physics (Development of the Physical Modellings by Using the PIC Simulation Code and so on)

K. Miyamoto

PIC-MCC シミュレーションで用いた主要な物理パラメータ．

物理量
電子密度
H＋密度
H−密度（体積生成）
水素分子密度
電子温度
H＋温度
H−温度（体積生成）
H−温度（表面生成）
水素分子温度CS が吸着した PG 表面からの H‐放出量
引出電圧
電子デバイ長電子の熱速度
プラズマ周波数

数値
1.00×1018 m−3
1.11×1018 m−3
0.11×1018 m−3
1.90×1019 m−3
1.00 eV0.25 eV0.25 eV
1.00 eV
0.1 eV
100 mA/cm2
10 kV
7.43×10−6 m−3
4.19×105 m/s
5.64×1010 rad/s

図６

H‐密度の２次元分布と負イオ ン 引 出 界 面（a）
H−−H＋間 のクーロン衝突を考慮した場合（b）
H−−H＋間のクーロン衝突を考慮しない場合［１４］．

た H−の流速測定や分光測定から，PG 表面から放出された
H−は，PG 表面から十分に離れたバルクプラズマで流速が反転し，PG 電極孔から静電的に引き出されることが示されており，クーロン衝突が有る場合の計算結果は実験結果と傾向が一致する．
またH−密度の !
-"平面における２次元分布と負イオン引
出界面を図６に示す．クーロン衝突が有る場合の方が，負図４

負イオン源の引出し領域の３次元数値計算モデル図［１４］．

イオン引出界面の曲率は小さいことが明らかになった．この理由は以下のように考えられる．クーロン衝突が有る場
合，エネルギー緩和過程により，速度の遅いH−の割合が多くなる．そのため，バルクプラズマでのH−の実効的な滞在時間が増大し，PG 近傍での H−密度も増大する．PG 近傍では，主に正負のイオンで準中性条件が成り立つため，H−密度の増大に伴って H＋密度も増大する．負イオン引出界面の形状は H＋密度分布にほぼ等しいため，負イオン引出界
面の曲率は減少する．
（２）負イオン源の運転ガス圧が高い場合［１５］：加速器用負イオン源等が該当し，例えば CERN 研究所のLinac４用負イオン源［２１］は 3 Pa という比較的，高い運転
ガス圧である．この場合，クーロン衝突よりもむしろ中性粒子との弾性衝突が，負イオンの引き出し・輸送に影響す
る．
負イオン源の断面図と数値計算領域の形状を図７に示す．表面生成負イオンの流速とポテンシャル分布の計算結果を図８，図９にそれぞれ示す．図で Case 2 は負イオンと中性粒子の衝突過程として，H2 との弾性衝突と荷電交換衝突（H−＋H→H+H−）を考慮した場合，一方，Case 1 はこ
れらの衝突過程を考慮しない場合である．図８，９より，Case 1 では，PG 電極に近い引き出し電場の影響範囲内で，

図５

表面生成 H−の向きが反転して引き出されるのに対して，

H−−H＋間のクーロン衝突を考慮し表面生成 H−の軌道図（a）た場合（b）
H−−H＋間のクーロン衝突を考慮しない場合［１４］．

Case 2では，PG電極からより離れた引き出し電場の影響が
３３７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019

ほとんどない領域で，表面生成 H−の向きが反転して引き報告されているが，既存の数値計算コードではこのビーム

出されることがわかる．すなわち，中性粒子との衝突過程

ハロを再現できない．ビームハロは，加速電極に衝突したにより，バルクプラズマ中の負イオンが引き出されやすい

際に，熱負荷や絶縁破壊の原因となる二次電子をもたらすことが明らかになった．

ので，その抑制は喫緊の課題である．
負イオン引出界面形状は引出領域における電子や正・負３．
３ 負イオンビーム引出・加速領域のモデリン
グ・解析［２２‐２８］イオン密度の空間分布と，負イオン引き出しの電場から決負イオン引出界面形状を求める際に，既存のイオンビー

出界面形状を求められるため，ビームハロを再現することまる．そのため，PIC-MCC では，自己矛盾無く負イオン引

ム軌道計算コードでは，１次元の Child-Langmuir 則を仮定が可能である．

して初期負イオン引出界面形状を与える．しかし，引出領

３次元 PIC-MCC を用いて，ビームハロ発生の物理機構

域に表面生成負イオンが多量に存在するイオン性プラズマを解析した［２２］．図１０に３次元 PIC-MCC の計算モデル図

では，この仮定は必ずしも正しくない．負イオンビーム軌

を示す．負イオン源のバルクプラズマから接地電極出口近道は負イオン引出界面形状に左右されるため，正確な計算

傍までを総合的にモデル化している．負イオンビームの加結果が得られない可能性がある．実際，ビームハロと呼ばれる負イオンビーム発散角の大きい成分の存在が実験的に

図１０ ３次元 PIC-MCC を用いた負イオンビーム軌道解析のモデ
ル図［２
２］
．

図７ （a）
Linac4 用負イオン源の断面図［２１］と（b）
数値計算領域の形状．

図８

表面生成 H−の流速分布（a）
Case 1：負イオンと中性粒子の衝突過程を考慮しない場合（b）
Case 2：負イオンと中性粒子の衝突過程を考慮した場合［１５］．

図９

２次元ポテンシャル分布（a）
Case 1：負イオンと中性粒子の衝突過程を考慮しない場合（b）
Case 2：負イオンと中性粒子の衝突過程を考慮する場合．

３３８

Front Runner

3. Development of the Simulations of Negative Ion Physics (Development of the Physical Modellings by Using the PIC Simulation Code and so on)

K. Miyamoto

速方向を !軸に，またフィルター磁場に平行な向きを "軸とした．引出・加速部での負イオンビームの軌道計算結果例を図１１に示す［２９］．負イオンビームのビームハロ成分
が第２加速電極（A2G）と接地電極（GRG）に衝突している様子が示されている．
引出領域でのビームコアとビームハロの軌道計算結果例
を図１２に示す．負イオン引出界面の中央部付近から引き出された負イオンはビームコアになるのに対して，負イオン引出界面の端部から引き出された負イオンはビームハロになる．すなわち，表面生成された負イオンが引き出される際に，負イオン引出界面の湾曲形状による電界レンズにより収束される．この電界レンズは，端部に向かうほど曲率が大きいため，中央付近から引き出される負イオンに比べ

図１
１ 引出・加速部での負イオンビームのコア成分とハロ成分の軌道計算結果例［２９］．

て端部から引出される負イオンはより大きくに収束される．すなわち一種の球面収差が生じる．この球面収差がビームハロである．
JT-60 用負イオン加速器における電極熱負荷の実験値［３０］と３次元 PIC 数値計算結果の比較を表２に示す．荷電粒子を加速するために要するパワーに対する，電極熱負荷の割合が示されている．電極熱負荷のイオン源ガス圧依存性を 0 Pa に外挿した値を用いることで，ストリッピング電子の影響を無視し，ビームハロや二次電子に起因する電極
熱負荷を比較した．表１から，第１加速電極（A1G）の熱負荷原因として，引出電極からの二次電子が主原因となっていることが言える．また，すべての加速電極の熱負荷に

図１
２ 引出領域における負イオンビームのコア成分とハロ成分の軌道計算結果例［２３］．

ついて，シミュレーション結果は実験結果を再現できている．

表２

参考文献
［１］A. Hatayama et al., New J. Phys. 20, 065001 (2018).
［２］D. Wünderlich et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 052001 (2018).
［３］J. P. Boeuf et al., Plasma Sources Sci. Technol. 25, 045010(2016).
［４］I. Fujino et al., Rev. Sci. Instrum. 79, 02A510 (2008).
［５］R. Terasaki et al., Rev. Sci. Instrum. 81, 02A703 (2010).
［６］T. Shibata et al., AIP Cnf. Proc. 1515, 177 (2013).
［７］T. Shibata et al., J. Appl. Phys. 114, 143301 (2013).
［８］T. Shibata et al., Plasma Fusion Res. 9 1401011 (2014).
［９］S. Fujita et al., AIP Cnf. Proc. 1869, 030041 (2017).
［１０］N. Takado et al., J. Appl.Phys. 103, 053302 (2008).
［１１］M. Yoshida et al., Fusion Eng. Des. 96-97, 616 (2015).
［１２］M. Onai et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02B127 (2016).
［１３］K. Tsumori et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 02B116 (2012).
［１４］S. Nishioka et al., J. Appl. Phys. 123, 063302 (2018).
［１５］S. Abe et al., AIP conference Proceedings 2011, 080020(2018).
［１６］S. Nishioka, et al., J. Appl. Phys. 119, 023302 (2016).
［１７］I. Goto et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02B918 (2016).
［１８］K. Miyamoto et al., J. Appl. Phys. 114, 103302 (2013).
［１９］T. Fukuyama et al., AIP Cnf. Proc. 1515, 74 (2013).

電極熱負荷の実験値と３次元 PIC 数値計算結果の比較．

加速電極
A1G
A2G
GRG

実験結果［３０］
数値計算結果
数値計算結果（0 Paに外挿した値）（２次電子無し）（２次電子有り）
2.5 ％
0.9 ％
3.9 ％
3.0 ％
2.3 ％
3.4 ％
5.0 ％
3.6 ％
4.2 ％

［２
０］N. Kameyama et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 02A721 (2012).
［２１］J. Lettry et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02B139 (2016).
［２２］K. Miyamoto et al., AIP conference Proceedings, 2011,
050012 (2018).
［２３］K. Miyamoto et al., AIP conference Proceedings, 1869,
020002 (2017).
［２４］K. Miyamoto, et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02B124 (2016).
［２５］S. Nishioka et al., AIP Cnf. Proc. 1655, 020012 (2015).
［２６］K. Miyamoto et al., Appl. Phys. Lett. 102, 023512 (2013).
［２７］K. Miyamoto et al., AIP Cnf. Proc. 515, 22 (2013).
［２８］K. Miyamoto et al., Appl. Phys. Lett. 100, 233507 (2012).
９］K. Miyamoto et al., 17th International Conference on Ion［２
Sources, CERN - CIGC -, Geneva, October, 15-20, 2017.
［３０］M. Kamada et al., AIP Conf. Proc. 1097, 412 (2009).

３３９

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.7 (2019)３
４０‐３４４

研究最前線 負イオンは一日にして成らず〜負イオン研究の進展と広がり〜

４．粒子加速器における負イオン源の長時間運転の進展と産業利用
4. Progress of Long-Time Operation and Industrial Use of
Negative Ion Source for Particle Accelerator
小栗英知
OGURI Hidetomo
日本原子力研究開発機構 J-PARC センター
（原稿受付：２
０
１
９年４月１
７日）

粒子加速器用の負イオン源は現在，基礎科学分野から医療，産業分野まで幅広く利用されている．負イオンを用いた大型陽子加速器施設のひとつである J-PARC では現在，高周波駆動型のイオン源を使用して約 50 mAの負水素イオンビームを連続３か月間，加速器に供給している．また，イオン源のビーム電流を一定に保つためのビーム電流フィードバックシステム機能を備え，オペレータを必要としない自動運転を実現している．
J-PARC 用負水素イオン源は，大強度ビームを生成するとともに実用機として十分な寿命及び安定性を有しており，J-PARC で行われている幅広い最先端研究の進展に大きく貢献している．
Keywords:
accelerator, negative hydrogen ion, ion source, high intensity, proton linac, J-PARC

４．
１ はじめに流強度は高いがデューティファクタが低いのに対し，後者

粒子加速器分野における負イオンは現在，物質生命科学

は，ビーム電流はそれほど高くないものの高デューティ

実験，原子核・素粒子実験，医療照射（PET，BNCT など）

ファクタ運転に対応できていることがわかる．

および加速器質量分析（AMS）など，基礎研究から医療／

加速器で負イオンを使用する最大の理由は，ビームを輸

産業界まで幅広く利用されている．その背景には，負イオ

送中に荷電変換できることである．具体的には，負イオン

ン源のビーム性能が，正イオン源に匹敵する程度まで向上

を薄膜（カーボンなど）やガス中を通過させて電子を剥ぎしたことがある．世界の主な高エネルギー加速器施設（ブ取り，正イオンに変換する．ビームを途中で荷電変換する

ルックヘブン国立研究所：BNL，フェルミ国立加速器研究

ことのメリットは多々ある．例えば，静電加速器では負イ

所：FNAL，ラ ザ フ ォ ー ド・ア ッ プ ル ト ン 研 究 所：

オンを接地側から高圧ターミナルに向けて加速し，ターミ

RAL，ロスアラモス国立研究所：LANL，オークリッジ国

ナル内で荷電変換を行うことで２回の加速が可能となる立研究所：ORNL，欧州原子核研究機構：CERN，Japan（いわゆるタンデム加速器）．大強度陽子シンクロトロンでProton Accelerator Research Complex:J-PARC）で稼働中

は，シンクロトロン一周分の陽子を入射する（１回入射）の負水素イオン源の性能を表１にまとめる［１］．BNL やだけでは得られるビーム強度が低いので，多重入射が必要

FNAL など長い歴史をもつ施設ではマグネトロンやペニンである．入射ビームに負水素イオンを使用し，炭素薄膜なグなどいわゆる表面生成型のイオン源が使用されているのどの荷電変換フォイルをシンクロトロンの周回軌道とリニに対し，ORNL や J-PARC など比較的新しい施設では高周

アックからの入射軌道の交点に置き，ここで電子を取り除波駆動型が使用されている．前者のイオン源は，ビーム電

いて陽子に変換する．すると，もとの負水素イオンと変換

表１

世界の主な高エネルギー加速器施設で稼働中の負水素イオン源の性能．

ピーク
デューティ
ビーム電流
ファクタ
BNL
マグネトロン
110−120 mA
0.44%
FNAL
マグネトロン
80 mA
0.3%
RAL（ISIS）
ペニング
55 mA
1.1%
LANL（LANSEC） アーク（フィラメント） １
６−18 mA
7.6%
ORNL
（SNS）
高周波（内部アンテナ）>60 mA
5.94%
CERN（Linac4）高周波（外部アンテナ）
45 mA
0.05%
J-PARC
高周波（内部アンテナ）
47 mA
1.25%
施設

負イオン生成方法

運転サイクル
6−8 months
9 months
5 weeks
4 weeks
14 weeks
7 weeks
13 weeks

Japan Atomic Energy Agency, J-PARC Center, IBARAKI 319-1195, Japanauthor’s e-mail: oguri.hidetomo@jaea.go.jp

３４０!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchFront Runner

4. Progress of Long-Time Operation and Industrial Use of Negative Ion Source for Particle Accelerator

H. Oguri

されてできた陽子とは同一の磁場により互いに逆方向に偏転開始当初は，フィラメント断線によるイオン源停止が向されるので，陽子はシンクロトロンを一周してこの点に度々発生したが，形状の変更等を行い最終的にはビーム電

戻ってくる．つまり，この荷電変換場所において新しい陽流 17 mA で 約１，
２００時 間 の 連 続 運 転 を 実 現 し た［４］．

子が発生することになり，同じ場所に陽子を重ねて入射でJ-PARC の運転と並行して，第２期用のイオン源として内き，ビーム強度を上げことができる．J-PARC では，この方部アンテナを使用した高周波放電型イオン源の開発を進法により大強度ビーム加速を実現している．

め，２０１４年にビームラインに設置し運転を開始した．ただここでは，粒子加速器における負イオン源の使用例とし

し，主要なパーツの一つである内部アンテナは，当時もって，J-PARC で稼働中の負水素イオン源について紹介する．

とも使用実績のあった ORNL の中性子源施設（SNS）のイオン源で 使 用 しているアンテナ［５］を 採 用 することにした．

４．
２ J-PARC 用イオン源

内部アンテナについては J-PARC においても自主開発を開J-PARC の全体レイアウトを図１に示す．J-PARC は，素始しており，現在，テストスタンドを使用して試作アンテ

粒子物理，原子核物理，物質科学，生命科学および原子力

ナの寿命等を測定中である［６］．また，高周波イオン源内でなど幅広い分野の最先端研究を行うための陽子加速器施設のプラズマ輸送過程と電磁場分布を同時に解析する数値シであり，日本原子力研究開発機構（JAEA）と高エネルギー

ミュレーションを行い，アンテナ破損原因の定量的な評価も加速器 研 究 機 構（KEK）で 共 同 運 用 し て い る．加 速 器

行っている
［７］
．

は，初 段 加 速 部 に 相 当 す る 400 MeV リ ニ ア ッ ク，次 に

４．
２．
１ 高周波負水素イオン源の構造

3 GeV まで加速するラピッドサイクリングシンクロトロン

J-PARC 用高周波負水素イオン源の構造を図２に示す．

（RCS），さらにそのビームの一部を 30 GeV まで加速する

プラズマ生成室は，内径約 120 mm，内長約 130 mm の円筒

メインリングシンクロトロン（MR）で構成され，世界最高形であり，ロッドフィルター磁石設置用ステンレス管とセクラスの大強度陽子ビーム生成（RCS で 1 MW，MR でシウム導入用オーブンがそれぞれ設置されている．生成室

0.75 MW）をめざしている．

の側面および天板に永久磁石を配置し，ソースプラズマ閉

J-PARC のリニアックは２段階でビーム出力を上げる計

じ込め用のマルチカスプ磁場を生成している．ビーム引出

画 で あ り，２
００６年 に エ ネ ル ギ ー 181 MeV，ビ ー ム 電 流系は３枚の電極で構成され，第１ギャップに約 10 kV，第30 mAで運転を開始し（第１期），２０１３年から２０１４年にかけ２ギャップに約 40 kV の電圧をそれぞれ印加し，50 keVてエネルギーおよび電流を 400 MeV，50 mA にそれぞれ増のビームを引き出している．第１電極のビーム引き出し孔

強して（第２期），現在に至っている．第１期における負イ

寸法は直径 9 mm（単孔）である．第２電極には永久磁石がオン源は，JAEA やKEKで使用実績があり安定性に優れて組み込まれ，負イオンと同時に出射される電子をここで曲いたアーク放電型イオン源を採用した［２］．アーク放電にげて除去している．ビーム引出系には排気速度 1,500 L/s

必要なフィラメントは，KEK の 12 GeV 陽子シンクロトロのターボ分子ポンプを２台設置し，差動真空排気によりイン用イオン源で実績のあった二重らせん構造の六ホウ化ラオン源から加速器への水素ガス流入量を低減している．

ンタン（LaB6）製［３］を J-PARC 用に改造して使用した．運図１

J-PARC 全体レイアウト．

３４１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019に発生し，イオン源の調整運転中にセシウムを多く導入し過ぎたことが原因と考えている［８］．２回目は２
０１９年２月に発生し，このときはアンテナが破損する２週間ぐらい前からビームが瞬時低下する現象が頻発し（平均して３０分間に１回程度），その原因調査中に破損した．このときの破損原因はアンテナの初期不良と考えている．アンテナ以外
でもイオン源の交換を必要としないトラブル（イオン源電源高圧ケーブルの絶縁不良，イオン源電極温度監視用熱電対の破損など）が数回発生したが，いずれも復旧時間は
図２

１〜３時間程度であった．リニアックの年間運転時間約J-PARC 高周波放電型イオン源の構造図．

４，０００時間に対しイオン源稼働率は毎年９９％以上であり，
高い安定性および信頼性を有していると言える．

４．
２．
２ イオン源の運転状況

このような大強度かつ高安定度の運転を実現できている

J-PARC では計画外のビーム停止を極力防ぐため，イオのは，J-PARC の運転と並行してテストスタンドを用いてン源の定期交換日を予め定めている．高周波イオン源の運

イオン源開発を継続し，改良を積み重ねてきたことによる転を開始した２０１４年９月から２０１８年１２月までのイオン源の［９］．調整運転を終えたバックアップイオン源は，ビーム

運転履歴を図３に示す．図の横軸はビーム運転番号であラインに設置するまで内部をアルゴンガスでパージして保り，原則としてイオン源を定期交換するごとに番号を更新管する．この残留アルゴンガスがビーム性能に悪影響を与している（イオン源を故障等で臨時に交換したときは更新

えている兆候が見られたため，アルゴンガスを効率良く排しない）．高周波イオン源の運転開始当初は，イオン源の気するために，図４に示すようにイオン源の真空フランジ

寿命が未知数だったため約１か月ごとにイオン源を定期交

０リング溝にエア抜き溝加工を行った．図５は 66 mA 運転換していたが，運転実績とともに徐々に交換周期を伸ば時のビーム電流パルス波形を示しており，左側（a）が溝加し，２０１７年４月（ビーム運転番号：７５）からは約３ヵ月ご

工無し，右側（b）が溝加工有りの測定結果である．溝加工とに交換を行うようになった．３ヵ月運転後のイオン源内無しの状態では，ビーム電流波形に１０％程度のサグが観測部を観測すると，特に大きなダメージは認められず，今後されているが，溝加工によりこれが改善されていることがさらに連続運転を伸ばせる可能性がある．イオン源のビー
ム電流はリニアックの運転条件で決まり，36 mA（リニアック 30 mA），47 mA（リニアック 40 mA）と段階的に上げ，２０１８年１０月（ビーム運転番号：８０）から定格の 60 mA（リニアック 50 mA）で運転を行っている．
２０１９年３月現在で高周波イオン源の運転を開始してから
約 4.5 年が経過するが，ビーム運転中に臨時にイオン源を交換する必要が生じた故障が２回発生した．いずれも内部
アン テ ナ の 破 損 で，ビ ー ム 運 転 再 開 に１
５時 間 程 度 要 した．１回目は，高周波イオン源使用開始直後の２０１４年１０月

図３

図４

イオン源真空フランジ O リング溝のエア抜き溝加工．

高周波放電型イオン源の運転履歴．

３４２

Front Runner

4. Progress of Long-Time Operation and Industrial Use of Negative Ion Source for Particle Accelerator

H. Oguri

わか る．さ ら に，必 要 な 高 周 波 電 力 が 溝加 工 に よ っ て

J-PARC 加速器のような２４時間稼働マシンは，オペレー

41 kW から 25 kW に 減 少 し，高 周 波 電 力 効 率 も 向 上 し

タ 負 担 軽 減 の た め に 自 動 運 転 機 能 が 不 可 欠 で あ る．

た．高周波電力の高効率化は低い高周波電力での運転を可J-PARC では，イオン源の出力ビーム電流を一定に保つた能とし，アンテナのダメージ軽減やセシウム導入量低減に

めのビーム電流フィードバック（FB）システム［８］を開発

効果があり，イオン源の安定運転実現に大きく寄与していし，これにより自動運転を実現している．FB 制御の動作原る．また，少量セシウム運転により，イオン源ビーム引出

理を図６に示す．本 FB 制御では，ビーム電流を常時監視

系の電極間スパークの発生頻度は１週間に２回程度と非常し，ビーム電流の減少を検知すると自動的に高周波電力をに低い［１０］．スパークの頻発は高圧電源など周辺機器の故上げる．高周波電力に上限値を設け，電力がここに達する

障を招く恐れがあり，スパーク回数の低減もイオン源シスとこれ以上の電力増加を停止し，セシウムオーブンのバル

テムの安定化に大きく寄与している．

ブを自動的に開きセシウムを導入する．すると，セシウム
導入により必要電力が減少し，最初のプロセスに戻る．この一連のプロセスを繰り返すことでビーム電流を一定に保っている．また，セシウムオーブンの故障でセシウムが必要以上に生成室内に導入されないように，本 FB システ
ムには生成室から発するセシウム発光強度が設定値を超えると自動的にセシウムオーブンヒータを OFF するイン
ターロック機能も備えている．
加速器の稼働率を上げるには，メンテナンス性も重要である．イオン源で使用されているフィラメントやアンテナ

図５

ビーム電流のパルス波形（a）
溝加工無し，（b）
溝加工有り．

図６

表２は消耗品であるため，イオン源の定期交換は避けられなビーム電流フィードバックシステムの動作原理．

J-PARC 用負水素イオン源の性能（ビーム利用運転時）．

アーク放電型
高周波放電型（J-PARC 第１期）
（J-PARC 第２期）
ピークビーム電流
20 mA
60 mA
94 mA/cm2
ピークビーム電流密度
31 mA/cm2
ビームエネルギー
50 keV
50 keV
ビームパルス長／繰り返し率
500 μs/25 Hz〜300 μs/25 Hz
入力パワーパルス長／繰り返し率 800 μs/25 Hz
800 μs/25 Hz
水素ガス流量12 SCCM
22 SCCMセシウム
不使用
使用
最大連続運転時間
約１，
２
０
０時間（17 mA） 約２，２
０
０時間（47 mA）
状況
２
０
１
４年稼働終了稼働中

３４３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019い．第１期のアーク放電型イオン源は，運転開始当初は，500 μs 長のビーム運転は問題無いと考えている．J-PARC

交換作業に３日間程度を要していた．交換部品（フィラメ

では現在，さらなる加速器のアップグレードを見据え，さント，プラズマ生成室，天板フランジ及び電極の一部）をらに高いビーム電流をめざしたイオン源開発を進めてい当初は個別に交換を行っていたが，交換時間を短縮するたる．現在，100 mA の負イオンビーム生成に成功しておりめにこれらをユニット化し，まとめて交換できるようにし［１１］，負水素イオンビームを用いた 100 mA 級の陽子加速た．また，交換部品を専用の真空容器で交換作業直前まで

器の実現も現実味を帯びている．

真空状態を保つことで，交換作業後の真空引きやフィラメ
ント焼き出し時間を大幅に短縮でき，最終的には交換作業

参考文献

時間を１日間程度まで短縮できた．第２期の高周波放電型［１］M.P. Stockli, Beam Dynamics Newsletter 73, 144 (2018).
［２］H. Oguri et al., Phys. Rev. ST Accel. Beams 12, 010401(2009).
［３］Denka Corporation, Chuo-ku, Tokyo, JAPAN, www.
denka.co.jp［４］H. Oguri et al., JPS Conf. Proc. 8, 011009 (2015).
［５］M.P. Stockli et al., Rev. Sci. Instrum. 81, 02A729 (2010).
［６］K. Shinto et al., AIP Conference Proc. 2052, 050002 (2018).
［７］T. Shibata et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02B128 (2016).
［８］K. Ohkoshi et al., Proc. 12th Annual Meeting of Particle
Accelerator Society of Japan, pp.1040-1044 (2015).
［９］A. Ueno, New J. Phys. 19, 015004 (2017).
［１０］K. Ohkoshi et al., Proc. 14th Annual Meeting of Particle
Accelerator Society of Japan, pp.651-654 (2017).
［１１］A. Ueno et al., AIP Conference Proc. 2052, 050003 (2018).

イオン源もこの方針で製作し，現在では１５時間程度でイオン源の交換及び調整運転を完了している．

４．
３ 最後に
J-PARC 第１期のアーク放電型イオン源および第２期の高周波放電型イオン源の性能を表２に示す．J-PARC では
現在，高周波放電型イオン源が稼働中で，リニアックで50 mA のビームを出力するために 60 mA 運転を行っている．ビームパルス長が約 300 μs と定格 500 μs より短いのは，J-PARC は現在，ビームパワーを定格値以下で運転しているからである．イオン源だけに着目すれば，寿命等に大きく影響する高周波電力のパルス長は 800 μs と，既にビーム電流 500 μs を想定した運転を行っており，定格の３４４

J. Plasma Fusion Res. Vol.95, No.7 (2019)３
４５‐３４９

研究最前線 負イオンは一日にして成らず〜負イオン研究の進展と広がり〜

５．プラズマ加熱用負イオン源の現状と将来展望（世界の状況，ITER から DEMO 炉に向けての課題）
5. Present Status and Prospective View of Negative Ion Source
for Plasma Heating“Status in the World, and Subjects from ITER to DEMO”
柏木美恵子
KASHIWAGI Mieko
量子科学技術研究開発機構（原稿受付：２
０
１
９年４月１
７日）

核融合プラズマを加熱・電流駆動する中性粒子入射装置（NBI）の開発において，DEMO 炉に向けた状
況，特に負イオン源の状況を俯瞰するため，まず DEMO 炉用 NBI に必要な技術をまとめ，国際熱核融合実験炉（ITER）に向けた研究開発を通じた負イオン生成，及び負イオン加速の最近の進捗状況を報告する．最後に，DEMO 炉に向けた国内外の進捗と今後の展望をまとめる．これらを通じ，NBI の開発では，日本の経験と成果が大きな役割を締めており，DEMO 炉に向けても技術の素地が育っていることを報告する．
Keywords:
Negative ion, NBI, ITER, DEMO

５．
１ はじめにNBTF 分も含まれており，日本は ITER 実機の機器製作に

核融合プラズマの加熱・電流駆動方法である中性粒子入向けて，NBTF 用電源機器の製作・据付工事・現地試験に射装置（NBI）は，既に世界中の大学・研究所の様々な核参加し，性能を確認する計画である．このように，日本国

融合実験炉で使われ馴染みがあるが，そのほとんどが１次内の二つの負イオン NBI，NBTF，及び ITER 用 NBI の実

ビームとして正イオンビームを用いた正イオン NBI であ績から，DEMO 炉に向けた NBI を実現することになり，る．しかし，正イオンはエネルギーの増加と共にイオンか

DEMO 炉に向けて日本の経験と果たす役割は非常に大きら中性粒子（原子）への変換効率（中性化効率）が低下し，い．本章では，５．
２で DEMO 炉用 NBI に向けて必要な技術

エネルギー 200 keV あたりでは変換効率がほぼゼロとなを整理し，５．
３，５．
４で負イオン源の研究の進展について述る．そこで，高エネルギービームの入射が必要となった大べ，最後にDEMO炉に向けた国内外の動向と展望をまとめ型の核融合実験炉，JT-60U［１］や大型ヘリカル装置（LHD）

る．

［２］では，中性化効率が約６割を維持できる負イオンが必

５．
２ 既存の NBI から ITER，DEMO 炉まで要不可欠となった．この負イオン NBI が実装されている装置は，現 時 点 で，世 界 で も 量 子 科 学 技 術研 究 開 発 機 構

表１に既存 NBI から，ITER，DEMO 炉に必要とされる（QST）の JT-60U と 核 融 合 科 学 研 究 所（NIFS）の LHD

負イオンビームへの要求性能，及び要求技術をまとめる．

の二つしかない．ITER 用 NBI としても負イオン NBI が採

DEMO 炉用 NBI へ要求される性能はまだ議論の段階であ用され［３］，こちらについては，日欧で分担して，開発研

り，著者が策定に参加した文部科学省核融合科学技術委員

究，並びに機器製作が進んでいる．その中で，日本が担当

会する機器は，エネルギー 1 MeV の負イオンビームを生成す

ドマップ［５］，及びアクションプラン
［６］の検討においてる加速器，及びそこに電圧を供給する直流 1 MV 超高電圧

は，NBTFでの性能確認試験が進み，ITER実機負イオン源

電源機器類［４］という，高エネルギー負イオンビーム生成

製作時期に入る ITER ファーストプラズマあたりで DEMOに必要不可欠な主要機器である．また，詳細は２章に示す

炉用 NBI の仕様を固める計画となっている．そこで，本表が，ITER の要求性能は既存 NBI に比べ高いため，ITERの DEMO 炉の仕様としては，暫定的に最近の検討［７］を考

プロジェクト下で，ITER 実機に先立ち実機の性能を確認慮したものを記した．

原型炉開発総合戦略タスクフォースによる原型炉ロー

す る た め の 試 験 施 設，NBTF（Neutral beam test facil-

まず ITER で必要とされる負イオンビームの性能をみるity）をイタリアに 建 設 中 で あ る．日 本 の 調 達 分 担にはと，エネルギー 1 MeV，電流 40 A（電流密度 200 A/m2），

National Institute for Quantum and Radiological Science and Technology (QST), Naka, IBARAKI 311-0193, Japanauthor’s e-mail: Kashiwagi.mieko@qst.go.jp

３４５!2019 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019

表１

負イオン NBI への要求仕様．

項目
LHD JT-60U→SA
ビームエネルギー 0.18
0.5
（MeV）
ビーム電流（A） 40
22
パルス（秒）
1030→100
メンテナンスレス

−

−

遠隔保守

−

−

放射線安全性

−

−

高効率化

−

−

ITER
1

トリチウム量に晒されるトリチウム境界として機能とそれに必要な品質保証方法の確立，さらに⑥遠隔保守，がある．

DEMO
1−2

負イオン源が真空絶縁となった理由は，大気中では周辺機器との絶縁距離を５メートル程度は確保する必要があり装40ITER の倍程度
3600
定常
RF 負イオン源−
セシウムフリー
実証
トリチウム教会構造の確立
品質保証の確立
プラズマ，または−
光 中 性 化 セ ル，
エネルギー回収置が巨大化すること，代わりに絶縁ガスを用いることが検討されたが絶縁ガスが強力な放射線で電離するという問題があり［８］，真空中に設置することになったものである．
上記の項目のうち，②③④⑤は日本担当の機器製作を通じて確立されるものであり，全体の内大きな割合を占める．
一方，①⑥については，NBTF や ITER の運転に参加することで確実に技術を得ていく必要がある．これら技術を確立した上で，さらにDEMO炉に向けてコスト低減や高い信頼性を実現していくためには，⑦セシウムを使わない負イ

パルス３６００秒（Duty 1/4）が必要とされている．このビーオン生成法，⑧中性化効率が高い中性化セルの実現，さらム電流は LHD と同等であるが，ビームエネルギーにおいにビームラインで受ける熱を利用する⑨エネルギー回収なてはその約５倍，JT-60U と 比 べ る と ビ ー ム エ ネ ルギー

どの開発が必要となる．⑦については，セシウムの付着量２倍，パルスは１００倍以上となっている．つまり ITER では金属表面温度に依存するため，セシウム使用時は，負イ

は，電圧・時間共に従来 NBI より大きな性能アップとなっオン源全体の温度制御が重要であり，また一度大気に晒すており，ITER NBI の実現を通じて，高出力・長パルスのと絶縁膜となるため保守が容易ではない．また，セシウム

NBI の技術が確立されることとなる．DEMO 炉用 NBI に要が加速部へ流出することによる耐電圧への影響も懸念され求されるビームエネルギーが 1〜2 MeV の範囲であれば，る．そのためセシウムフリー負イオン生成法が魅力的であITER で開発した高電圧絶縁技術と静電加速器を利用できり，その一端については５．
５で紹介する．⑧については，中る可能性が高い．

性化効率８割程度を期待できるプラズマ中性化セルの原理

次に，図１の ITER NBI の負イオン源の概略図を用いて実証試験が QST で実施されている［９，１０］．理論的に１００％ITER の運転を通じて確立される技術を整理する．既存

近い中性化効率を得られる光中性化セルについては，高出NBI と比べて特徴的な点，つまり技術開発が必要となる点

力レーザーの実現が重要であったが，既にそれを満足する

は，①高周波（RF）放電 を 用 い た 大 電 流 負 イ オ ン生成

レーザーが開発されている［１１］．QST で開発しているエ部，② 1 MeV の負イオン加速技術，③直流 1 MV が印加さネルギー 1 MeV 負イオンビームと組み合わせることで，日れる負イオン源の真空絶縁，④そこに電圧・電力を供給す

本には，DEMO 炉の仕様に近い条件で原理実証試験を実施

る特殊な電圧導入端子（ブッシング），⑤これまでにないできる環境が揃っていることとなる．このように，DEMO
炉用 NBI の実現に必要な技術は，ITER を通じてその主要部分が確立される．さらに幾つかの新しい技術開発が必要ではあるものの，それについても日本国内に開発の素地があることいえる．

５．
３ 大電流負イオン生成の進捗
負イオン源は，負イオン生成部と加速部で構成される．
図２に JT-60U と ITER 用の負イオン源を比較する．またJT-60SA に向けては，JT-60Uから改良は施されるものの基
本構成の変更はない．負イオン生成部としては，JT-60U
では，LHD 用負イオン源と同様に，フィラメント陰極を用いたアーク放電プラズマを用いている．負イオン電流を増大させるため，セシウム蒸気を導入し，セシウムをプラズ
マ電極表面に堆積させることで電極表面の仕事関数を下げる．これによりプラズマ中の原子・正イオンがプラズマ電
極表面近傍で負イオンに変換される表面生成法を用いて高密度化を図り，ITER で必要な電流密度を超える 300 A/m2を達成している［１２］．ITER では当初，同じ方式の負イオ
ン生成部を検討していた．しかし，ドイツのマックス・プ
ランク研究所（IPP）で開発してきた RF 負イオン源が，同じセシウム添加方式でほぼ同等の性能を達成し［１３］，また
図１

RF 放電の利点として，フィラメント交換のためのメンテ

ITER NBI のビーム源とその周辺．

３４６

Front Runner

5. Present Status and Prospective View of Negative Ion Source for Plasma Heating "Status in the World, and Subjects from ITER to DEMO"

図２

M. Kashiwagi

負イオン源の比較．

ナンス頻度を下げられること，さらにフィラメント材料に部や正イオン加速部と大きく異なる点があり，１９９４年からよるセシウム消費がなく運転時のセシウムの使用量が少な稼働した，JT-60U 用負イオン源，及び QST の MeV 級負イ

いことがあるため，最終的に ITERではRF負イオン生成部

オン源試験装置（MTF）における1 MeV負イオンビーム原を採用することとなった［１４］．ただし，この成果は RF ア

理実証試験において，２０００年代は要求電圧を達成できず，ンテナが一つであるシングルドライバー方式で得られたもその原因究明と対策の確立に時間を要した．

のであり，ITER に必要な 40 A の負イオンを生成するたに

この負イオン加速部の特徴とは，図３に示すように，大面は８つのマルチドライバーを有する大型負イオン生成部が積電極（〜1 m2），長ギャップの電極間距離（50−100 mm），

必要であった．そこで IPP では，ITER の半分サイズ，４つ並びに電子を抑制するための磁場の存在である．先に述べのドライバーを用いた試験装置，ELISE（Extraction from

たセシウム添加型表面生成法により負イオン電流密度a Large Ion Source Experiment）［１５］で実験を開始し，それ300 A/m2 を実現したが，それでも正イオンに比べて一桁を NBTF にある実規模負イオン生成部の試験装置 SPIDER

低い電流密度である．NBI に必要な何十 A の大電流負イオ（Source for Production of Ion of Deuterium Extracted from

ンビームを生成するためには，負イオン生成部を大容量化

Rf plasma）［１６］に適用して実機性能の実証を図ることとし，それに伴い負イオンを引出し，加速する電極面積は，なった．ELISE では，当初，RF アンテナ周辺での放電が発正イオン源に比べ約１０倍（１メートル四方程度）に拡大し生し，さらにマルチドライバーの整合調整に問題があり，ており，電極の支持構造物も大面積となった．また，この十分な RF パワーを投入できず，電流が増加しない時期が電流密度に合わせ，ビーム光学から電極間ギャップを見直あった．これを改善するため，RF アンテナとそれを支えるした結果，正イオンの加速部と比較して電極間ギャップは絶縁物の構造を見直し，放電の起点となる局所電界を下げ

数倍〜１０倍程度長くする必要が生じた．また，負イオンをる改良を施した．また，半導体による高速のRF整合調整を引出す際，同じ電荷をもつ電子が一緒に引き出され，加速導入した結果［１７］，アンテナの放電を抑えて，RF パワー

効率の低下や余剰な熱負荷の原因となるため，負イオン生が入るようになり，２０１８年時点，重水素運転で ITER 要求
５分に渡っ値の７割弱に相当する 190 A/m2 の負イオンを４て生成している［１８］．SPIDER については，２
０１８年６月から運転を開始したところであり，ELISE の成果を取り入れながら ITER の要求性能実証をめざしている．

５．
４ 高エネルギー・長パルス負イオン加速
NBI で要求される負イオン加速部については，図２に示すように，JT-60U の 0.5 MeV ビームに対しては３段静電加速部（単段あたり 0.175 MV），ITER の 1 MeV ビームに対しては５段静電加速部（単段あたり 0.2 MV）が採用された．しかしながら，NBI 用負イオン加速部は，単孔の加速

図３

３４７

大電流・高エネルギー負イオン加速器の特徴．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.95, No.7 July 2019

成部内には横磁場を，引出し電極には多極磁場を設け電子た．その結果，JT-60SA に向けては，要求性能の 0.5 MeVを抑制する構造となった．

を満足し［２０］，1 MeV 加速器についても 1 MeV のビーム加速を実証した［２１］．

耐電圧については，当初，目標性能の８割程度に留っており，その原因を調査した結果，大きな原因の一つが耐電

一方，この 100 mm 近い長ギャップ構造では，各ギャッ

圧の 電 極 面 積 依 存 性で あ っ た．図４（a）に，当 初，電 極

プ間において，ビーム同士の空間電荷反発によるビーム偏ギャップの設計指標としていたロゴスキー電極の耐電圧，向が顕著となり，さらに磁場による偏向も重畳して，加速及び実負イオン加速部を用いた耐電圧のギャップ依存性を

途中で負イオンが電極にあたり過大な熱負荷を生じる結果示す．耐電圧は，クランプ理論に従い，ギャップ g の 0.5 乗となった．そこで，３次元で実加速器を模擬する構造でに比例する傾向だが，その比例係数が異なる結果となっビーム解析を実施し，ビーム偏向補正方法を設計し［２２］，た．そこで，図４（b）に示すように，比例係数の電極面積依

熱負荷の低減を試みた．MTF における 1 MeV ビーム加速存性を調べ，実験的スケーリング側を見出し，設計指標をでは，当初，電極熱負荷は加速総パワーの４割にも達して0.5構築した［１９］．比例係数 C は（VE） （V は 印 加 電圧，E

いたが，補正方法の高精度化に伴い，電極熱負荷は徐々には電界 強 度）で 示 さ れ る た め，設 計 電 圧に 対 し 必 要 な

低下し，総加速パワーの１割程度まで低減したところで，

ギ ャ ッ プ を 計 算 す る こ と が で き る．こ の 指 標 を 用 い，

図５に示すように，ITER の要求性能にほぼ同等である

JT-60SA 用負イオン加速，及び MTF の 1 MeV 負イオン加0.97 MeV，190 A/m2（加速後のターゲットで得た電流）の速部において，最短ギャップ長50 mmを約80 mmに変更し負イオンビームで，当時，装置限界であった６０秒間のビー
ム連続加速を実証した［２１］．電極の冷却水の水温上昇が定常に入っていることから，さらにパルスを伸ばすことが可能と判断し，装置を改造し，現在，１００秒級の運転期に入っている．今後，徐々にパルスを伸ばし，１０００秒級の 1 MeV
ビーム加速をめざしている．

５．
５ DEMO 炉に向けて：国内外の進捗と今後の展望
DEMO 炉に向けて，ITER 用 NBI を通じて実現される技
術は，ITER 調達に必要な研究開発，また JT-60SA や LHD
用負イオン源の開発を通して実現されつつある．一方，DEMO 炉に向けて新たに必要な研究については，NIFS共同研究である負イオン研究会が受け皿となり，大学の先生方を含めた自由闊達な研究報告と議論が行われている．
その一つとして，セシウムフリーの負イオン生成法について，昨年度の発表［２３］から２件紹介する．一つは東海大

図４加速部電極の耐電圧特性．（a）
電圧とギャップ，（b）
電極面
積依存性．

図５

３４８

MTF のおける 1 MeV ビーム加速実証．

Front Runner

5. Present Status and Prospective View of Negative Ion Source for Plasma Heating "Status in the World, and Subjects from ITER to DEMO"

M. Kashiwagi

学・利根川らによるシートプラズマを用いた負イオン生成ては，日本のメーカーの実績と協力は必要不可欠である．

法である．シートプラズマ中で振動励起準位の水素分子をJT-60SA の負イオン NBI の立ち上げと合わせて，産学官の多量に生成し，それが乖離して負イオンに変換されると同連携を図りながら，日本として負イオン NBI の要求性能を時に引き出し高密度化を図るものであり，今回，ITER と実証する段階に入っている．

同等のガス圧 0.3 Pa で ITER 要求値とオーダー的には同等の電流密度を達成したことが報告され，今後の進展が期待

参考文献

される．もう一つは，山口大学・大原，吉田らが進めてい［１］Y. Ikeda et al., Fusion Eng. Des. 82, 701 (2007).
［２］O. Kaneko et al., J. Plasma Fusion Res. 75, 230 (1999).
［３］R. Hemsworth et al., Nucl. Fusion 49, 045006 (2009).
［４］M. Kashiwagi et al., Fusion Eng. Des. 96-97, 107 (2015).
［５］原型炉研究開発ロードマップについて（一次まとめ）
http://www.mext.go.jp/component/b̲menu/shingi/
toushin/̲̲icsFiles/afieldfile/2018/11/08/1408259̲1.pdf［６］原型炉開発に向けたアクションプラン
http://www.mext.go.jp/component/b̲menu/shingi/
toushin/̲̲icsFiles/afieldfile/2019/01/24/1412802̲1.pdf［７］Y. Sakamoto et al., Fusion Eng. Des. 89, 2440 (2014).
［８］Y. Fujiwara et al., Fusion Eng. Des. 55, 1 (2000).
［９］M. Hanada et al., Rev. Sci. Instrum. 75, 1813 (2004).
［１０］M. Kashiwagi et al., Fusion Eng. Des. 81, 2863 (2006).
［１１］T. Inoue et al., Fusion Eng. Des. 81, 1291 (2007).
［１２］M. Taniguchi et al., Nucl. Fusion 43, 664 (2003).
［１３］P. Franzen et al., Fusion Eng. Des. 82, 407 (2007).
［１４］E. Speth et al., Nucl. Fusion 46, S220-S238 (2006).
［１５］B. Heinemann et al., New J. Phys. 19, 015001 (2017).
［１６］G. Chitarin et al., AIP Conf. Proc. 2052, 030001 (2018).
［１７］D. Wünderlich et al., AIP Conf. Proc. 2052, 040002 (2018).
［１８］W. Kraus et al., Rev. Sci. Instrum. 89, 052102 (2018).
［１９］A. Kojima et al., AIP Conf. Proc. 1390, 466 (2011).
［２０］A. Kojima et al., Rev. Sci. Instrum. 87, 02B304 (2016).
［２１］A. Kojima et al., Fusion Eng. Des. 123, 236 (2017).
［２２］M. Kashiwagi et al., AIP Conf. Proc. 1390, 457 (2011).
［２３］負イオン研究会２
０
１
８「負イオンの基礎と実践の最前線」
https://workshop.nifs.ac.jp/n-ion2018/

る孔内表面生成法であり，金属表面への正イオンを入射し負イオンを生成するものであり，この正イオンの入射条件を変えるなどして負イオン生成効率の増加を図っている．
また，RF 負イオン源については，現在の ITER 方式にこだわらず，東京農工大・篠原による高密度ヘリコン波の負イ
オン源への拡張も議論された．今後，原型炉ロードマップに沿って研究開発を進めていくためには，大型プロジェク
トでは網羅しきれない新しい研究テーマについては大学との連携を強化することが必要不可欠である．昨今，QSTや NIFS において原型炉に関わる共同研究も立ち上がっているため，そのような仕組みを活用していくことができる．
最後に，イタリアの NBTF において日本が担当する機器の進捗を紹介する．欧州担当の機器の準備に時間が掛かっている中，日本が 担 当 し た 負 イ オ ン ビ ー ム 生 成 用直流
1 MV 超高電圧電源機器は，ITER プロジェクト下で日本から欧州へ搬入された最初の機器となり，当初工程を遵守して，２０１５年１２月から現地での据付工事を開始した．本機器は，図６に示すように，ITER サイトでの据付構造を模擬した複雑な配置となっており，また全長も１００メートル近
い長尺なものであるため，現地据付工事を約２年に渡って行い，２０１８年，定格電圧の２０％増である直流 1.2 MV を印加
し健全性を確認し，現在，欧州機器と接続した統合試験期に入っている．このような大型の電源機器の実現にあたっ

図６

NBTF

日本が分担する直流 1 MV 電源機器．

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