3aA2P GAMMA1 ICRF Excitation and Propagation of ICRF Waves in the Minimum-B Anchor of GAMMA 1,,, 1,, 1, Y. Yamaguchi, M. Ichimura, M. Katano, Y. Moteg

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1 3aA1P 多チャンネル Hα 線計測器を用いた GAMMA1 プラズマ中の中性粒子密度計測 Measurements of Neutral Hydrogen Density by Using the Multi Channel Hα Detector Array in GAMMA1 能登将光 吉川正志 久保田雄介 中嶋洋輔 今井剛 米田良隆 安藤鷹乙 松本俊昭 長照二 筑波大プラズマ NOTO Masamitsu, YOSHIKAWA Masayuki, KUBOTA Yuusuke, NAKASHIMA Yousuke, IMAI Tsuyoshi, YONEDA Yoshitaka, et al. Plasma Research Center, University of Tsukuba タンデムミラー型核融合実験装置 GAMMA1 では 熱核融合を実現するため 高温 高密度のプラズマ粒子閉じ込めを研究している この閉じ込めを改善するため 磁場による閉じ込めに加えて プラグ バリア部に電子サイクロトロン共鳴加熱 (ECRH) を行い サーマルバリア電位 プラグ電位を形成し 電位によってもプラズマを閉じ込めている プラズマ中に存在する中性粒子は プラズマ粒子閉じ込めを評価する上で重要である したがって 中性粒子密度の測定により プラズマ粒子生成量を求め プラズマ粒子閉じ込めに関して調べることができる 本研究では プラズマ粒子閉じ込めを評価することを目的として 中性粒子密度を調べることにした プラズマ中の中性粒子密度を測定する方法の一つに Hα 線を利用する方法がある Hα 線とは 水素のバルマー系列線で 主量子数 n=3 から n=2 の状態に遷移する際に放射する光である Hα 線の波長 (6563A ) が可視領域にあるために Hα 線計測は絶対強度測定系の構成が比較的簡単であるという利点を持つ Hα 線の発光強度は 中性粒子密度と電子密度の積に比例するので その分布は主に中性水素と電子密度の分布に比例すると考えられる Hα 線から上準位占有密度を求め それに分光モデルを適用し 水素原子密度を決定することができる 本研究では GAMMA1 のセントラル部に縦方向と横方向に設置された それぞれ 12 チャンネルを持つ Hα 線計測器を用いて計測を行っている 図 1に 実際に分光モデルを適用し測定した中性粒子密度の径方向分の例を示す 電子密度が高い中心部ほど 中性粒子密度が少なくなっている 本研究では 電位によるプラズマ粒子閉じ込めを目的にした電子サイクロトロン共鳴加熱実験 及びプラズマへの粒子供給を目的としたペレット入射実験について Hα 線計測の結果を用いて中性粒子密度及び Hα 線放射輝度の揺動解析結果を比較し プラズマ粒子閉じ込めの評価を行った 中性粒子密度 (cm -3 ) 中性粒子密度電子密度 r(cm) 図 1 中性粒子密度電子密度 電子密度 (cm -3 )

2 3aA2P GAMMA1 ICRF Excitation and Propagation of ICRF Waves in the Minimum-B Anchor of GAMMA 1,,, 1,, 1, Y. Yamaguchi, M. Ichimura, M. Katano, Y. Motegi, H. Muro, T. Ouchi, J. Ohishi, S. Sato, A. Fukuyama 1, H. Hojo, and T. Cho Plasma Research Center, University of Tsukuba, Tsukuba, Ibaraki , Japan Department of Nuclear Engineering, Kyoto University, Kyoto , Japan 1 GAMMA1 MHD(Magneto Hydro Dynamic) β Nagoya Type-III ω/ω ci 1.6 m = +1 Alfvén Alfvén (m = 1) [1] [2] PAF/WF3: (a-c) (d) (z 2.8m) z 3m (c) ( ) z = 5.2m B [ T ] ω / ω ci (a) (b) Central Transition Anchor ω Type III Antenna = 1 MHz z [m] ne [ x 1 18 m -3 ] E+ 2 /( E+ 2 + E- 2 ), arctan(x/y) [deg.] E- 2 /( E+ 2 + E- 2 ) (c) x z arctan(x/y) y 1.8 (d) 2.6 Rate of E+.4 2 Rate of E z [m] a: b: ω/ω ci c: d: (E+) (E-) [1] M.Inutake et al., Phys. Rev. Lett. 65, 3397 (199) [2] H.Hojo et al., Phys. Rev. Lett. 66, 1866 (1991)

3 3aA3P GAMMA1 X-point The orbit analysis around the null point of the magnetic divertor in GAMMA1 K.YASHIRO, I.KATANUMA, Y.MIZOGUCHI, H.SAIMARU, K.SAGA, T.CHO Plasma Reserch Center, University of Tsukuba GAMMA1 GAMMA1 GAMMA1 ( ) (B(r, z) = A θ ê θ ) L = 1 2 mv2 + q c A v = m 2 (r2 θ2 + ṙ 2 + ż 2 ) + q c A θr θ d ( ) L L =, (q = r, θ, z) dt q q (cm) 14 d 2 r dt 2 = Φ r, d 2 z dt 2 = Φ z, r dθ dt = q mcr (Ψ Ψ ) r Ψ = Ψ(r, z) = ra θ = B z (r, z)r dr Φ q 2 ( ) Ψ 2 Ψ 2m 2 c 2 r Φ (ev) 1 5 r 43.8cm 39.3cm 35.cm (cm)(r =43.8 ) = = = z

4 3aA4P 高速カメラを用いた GAMMA 1 セントラル部のプラズマ揺動計測 Observation of plasma behavior using a high-speed camera in the GAMMA 1 central cell ) 河野博一 中嶋洋輔 西野信博 1 東園雄太 伊藤万梨絵森本直道 米田良隆 米永理央 大川和夫 長照二 1) 筑波大学プラズマ研究センター 広大院工 KAWANO Hirokazu, NAKASHIMA Yousuke, NISHINO Nobuhiro 1 HIGASHIZONO Yuta, et al. Plasma Research Center, University of Tsukuba, 1 Graduate School of Engineering, Hiroshima University 高速カメラは 詳細にプラズマ挙動を観測し 瞬間的な可視光の 2 次元構造を捉えるのに有効な手段であり 高 速カメラを用いた 2 次元イメージ計測は 世界の多くのプラズマ実験装置で行われている 筑波大学プラズマ研究センターにおいても 高速カメラ (8,~4, fps 8 96~ pixel) を GAMMA 1 タンデムミラー装置のセントラル部に設置し プラズマ挙動を観測している [1-2] 本研究の目的は 電子サイク ロトロン共鳴加熱 (ECH) 入射時のプラズマ挙動を詳細に観測することにより プラズマの揺動 回転 発光の物 理現象を理解することである 特に今回 プラズマ回転周波数の変化と位相に着目し それらのプラズマパラメー タ依存性について調べた まず 高電位実験と高密度実験におけるプラズマの回転周波数の変化について解析を行った 図 1 にそれぞれの 実験における電子線密度と反磁性量の時間変化を示す 図 2 に示すように高電位実験では ECH 印加に伴い回転周波 数が増加したが 高密度実験 ( 図 3) では大きな周波数の変化は見られなかった 一方 図 1( 下 ) において密度 揺動の振幅が増加した ECH 印加後期では 図 3 のように高密度実験において低周波から高周波の周波数が急激に励 起された 本講演では プラズマの回転 揺動の解析結果について詳細に発表し マクロなプラズマ挙動を始め プラズマ 揺動の原因についても議論する また 新たに 2 次元イメージ解析プログラムを作成し 位相差の時間 空間変化 について調べた結果と磁力線方向に沿った位相部分についての解析結果も併せて発表する DMcc [ 1-4 Wb] DMcc [ 1-4 Wb] DMCC B-ECH P-ECH C-ECH 12 NLCC Time(ms) DMCC C-ECH B-ECH P-ECH Time(ms) 図 1 電子線密度と反磁性量 NLCC 1 ( 上 ) 高電位実験 ( 下 ) 高密度実験 NLcc [ 1 13 cm -2 ] NLcc [ 1 13 cm -2 ] FFT Amplitude [Arb.U] 図 2 周波数の時間変化図 3 周波数の時間変化 ( 高電位実験 ) ( 高密度実験 ) [1] N. Nishino, et al., J. Plasma Fusion Res. 1, 35 (26). [2] Y. Nakashima. et al., J. Nucl. Mater (27) 616. FFT Amplitude [Arb.U]

5 3aA5P GAMMA1 における ICRF アンテナ位相制御による 高密度プラズマ生成実験 High density plasma generation experiment with ICRF antenna phase control in GAMMA1 大内敏昭, 市村真, 山口裕資, 片野誠, 茂木ゆき美, 室大志, 大石洵也, 佐藤翔一, 長照二筑波大学プラズマ研究センター T. Ouchi, M. Ichimura, Y. Yamaguchi, M. Katano, Y. Motegi, H. Muro, J. Oishi, S. Satou And T. Cho Plasma Research Center, Univ. of Tsukuba タンデムミラーにおける重要な課題の一つであるプラズマの高密度 化を 高周波を用いることによって達成することを目的としている 今回 周辺プラズマの制御を目的として設置された可変口径リミター の高周波アンテナに対する影響と 2 本のアンテナ間の位相制御による 高密度化について報告する GAMMA1 における高周波入射装置の概 要を Fig.1 に示す TypeⅢ, ダブルハーフターン (DHT) の二種類のアンテ ナがセントラル部両端に各々設置されている また 可変口径リミタ ーがセントラル中央寄りの 2 つの DHT アンテナの内側に設置されてい る リミターのアンテナに及ぼす影響を放射電力 / 入射電力を高周波の 入射効率として そのリミター口径の依存性を調べた また 西側に 設置されている TypeⅢ DHT アンテナ間の位相制御を行いプラズマの 高密度化実験を行った 1. 可変口径リミターリミターの影響 リミター口径の影響はアンテナ効率ばかりではなく反磁性量にも強く影響を ぼす 西側 (W) リミターを反磁性量が最大となる内径 φ36 に固定し 東側 (E) リ ミターの影響を考察した E リミターを φ4 から絞っていくと W リミターと同 じ φ36 までは大きな変化はなく φ36 よりさらに閉じたとき 高周波の入射 効率が悪くなることがわかった これはプラズマが最小口径のリミターによって 決定され高周波の入射効率を左右するものと考えられる Fig.2 は反磁性量とリミ ターのグラフである W リミターの口径から内側では E リミターを絞ると反磁性 量が増大 W リミターの外側では逆に開くと反磁性量が増大することがわかる 以上からリミターを変化させたときの高周波の入射効率の変化は反磁性量とは一致 せず 反磁性量の変化は別の重要な要素で決まることが明らかとなった 2. アンテナ間位相制御 Fig.3 にアンテナ間位相差とプラズマ線密度の関係を示す ほぼ同位相で最大とな った TypeⅢ DHT それぞれに流れる電流が同位相ならばお互いの波動を強めあい より強く波動励起できると考えられている 逆に 18 付近では波動を打ち消しあ い プラズマの維持ができていない さらに同位相付近で入射電力を増大させると これまで観測されていた密度の飽和現象が改善され直線的な密度増大が観測された Fig.1 高周波入射システム W リミター 36 固定 DM のリミターリミター依存性 E リミター [cm cm] Fig.2 反磁性量のリミターリミター依存性 #2534 #25342 #25343 #25341 #25344 アンテナ間位相差依存性 位相差 [deg deg] Fig.3 密度のアンテナアンテナ間依存性 及

6 3aA6P GAMMA1 Analysis of Azimuthal Mode Number of Low Frequency Magnetic Fluctuation in GAMMA1,,,,,,,, Yukimi MOTEGI, Makoto ICHIMURA, Yuusuke YAMAGUCHI, Makoto KATANO, Hiroshi MURO, Toshiaki OOUCHI, Junya OOISHI, Shoichi SATO, Teruji CHO Plasma Reserch Center, Univ. of Tsukuba GAMMA1 (ICRF:Ion Cyclotron Range of Frequency) (6.36MHz) 6MHz (AIC :Alfvén Ion Cyclotron Wave) 1 1 GAMMA1 [1] GAMMA1 m 45 m Line1Line2Line3Line4 2 Line m= 45 m=+1 2 Line Line1 m=1line2line3line4 m= Line 6.36MHz AIC m=+1,m=-1 Line 1 2 [1],, 12

7 3aA7P GAMMA1 Measurement of the plasma flow in the peripheral region of the GAMMA1 central cell 1, 1, 2, 1, 1, 1, 1, 1, 1, 3, 1 1, 2, 3 Hiroshi MURO 1, Makoto ICHIMURA 1, Akira ANDO 2, Yuusuke YAMAGUCHI 1, Makoto KATANO 1, Yukimi MOTEGI 1, Toshiaki OOUCHI 1, Jyunya OHISHI 1, Syoichi SATO 1, Masaaki INUTAKE 3, and Teruji CHO 1 Plasma Research Center, University of Tsukuba 1, Department of Electrical Engineering, Tohoku Univ 2, Research Institute of Electrical Communication, Tohoku Univ 3 GAMMA1 (ICRF) ICRF GAMMA1 ( 1) GAMMA1 up-down para-perp [1] M i GAMMA1 129cm 2V 2 M i 6 GAMMA1 [2] E B GAMMA mm 1 NLCC[cm^-2] TIME[msec] 2 [1] Vol81 No.7 55 (25) [2] Ampere[mA]

8 3aA8P HIEI タンデムミラー中央セルにおける 第二高調波共鳴イオン加熱の数値解析 II Numerical Analysis of the Second Harmonic Resonance Ion Heating in the Central Cell of HIEI Tandem Mirror II 杉本真崇, 竹野裕正, 八坂保能, H. Y. Lee 神戸大院工 Naotaka SUGIMOTO, Hiromasa TAKENO, Yasuyoshi YASAKA, H. Y. LEE Kobe Univ. イオンサイクロトロン周波数帯の波動 (ICRF 波 ) は, プラズマの加熱に広く用いられており, その中でも高密度プラズマに対しては, 遅波よりも速波が効果的に働くことが知られている. タンデムミラー装置 HIEI においてダイバータ配位の速波第二高調波共鳴イオン加熱の実験が行われ, エネルギー密度の上昇についてはモード変換加熱を上回る結果が得られている [1]. これらの結果を受け, 現在, 数値解析によるこれらの加熱機構の解明を試みている. 前報告では, 加熱機構を含めない波動伝播解析の結果を用いて電力吸収を見積もったが, この計算を改良するべく, 電力吸収に伴う波動伝播の変化を繰り返し収束計算により取り入れることで, より正確で矛盾のない計算を行おうと試みている. 計算手法は, 過去に著者等がランダウ減衰効果の計算に用いたもの [2] と同様である. 波動の伝播に関しては, 前報告と同じ軸対称 2 次元波動伝播解析コードを用いる. 初期には, 第二高調波加熱効果をとした波動伝播解析を行い, 計算結果を元に, 磁場平行方向スペクトル分布を評価し, 第二高調波加熱効果を算出する. 加熱効果の算出も, 前報告と同様に, 電界の値と分散関係により導かれる波の角周波数の虚数成分 [3] を用いている. この効果を等価衝突周波数として評価し, 波動伝播解析のパラメータを修正する. 波動伝播解析と加熱効果算出 パラメータ修正を繰り返し, 結果が収束するまで計算を繰り返す. 図 1 は計算結果の一例で, 横軸中央がミッドプレーン, 端がほぼスロート位置である. ほぼ実験と同様のダイバータ配位を用いていない磁場条件のもので, 上の電界分布より, ミラー磁場内全域への波動伝播が確認できる. 下の電力吸収分布において. 基本波とのサイクロトロン共鳴点 ( 図中 B A) とともに, 第二高調波共鳴領域付近 ( 図中 B) での電力吸収も確認された. 今後, さ A A らに解析を進め, ダイバータ配位における計算結果も含めて, 前報告の計算結果との比較, そして実験データとの比較検討を行い, 加熱機構の解明を行う予定である. 図 1. 電界分布 ( 上 ), 電力吸収分布 ( 下 ) [1] Y. YASAKA, A. MARUYAMA, N. TAKANO, Trans. Fusion Sci. Tech.,43, 44 (23). [2] H. TAKENO, and S. SASAKI, Proc Japan-Korea Joint Sympo. on Electrical Discharge and High Voltage Eng., 285 (1999) [3] T. H. STIX, Waves in Plasmas, pp (American Institute of Phys., New York, 1992)

9 3aA9P HANBIT におけるダイバータ安定化実験のデータ解析 Data Analysis of the Divertor Stabilization Experiments in the HANBIT Mirror Device 杉本真崇 1, 八坂保能 1, A. C. England 2, S. G. Lee 2, M. Kwon 2, 竹野裕正 1, 神戸大院工 1, National Fusion Research Institute, Korea 2 Naotaka SUGIMOTO 1, Yasuyoshi YASAKA 1, A. C. ENGLAND 2, S. G. LEE 2, M. KWON 2, Hiromasa TAKENO 1 Kobe Univ. 1, National Fusion Research Institute, Korea 2 フルート不安定性はダイバータ磁場によってヌル点を導入することで安定化されることが知られており, それらの物理的機構の解明のため, 実験が進められている.HANBIT において装置の片側のみにダイバータ磁場を形成する左右非対称な磁場配位が導入されており, この条件の下で実験が行われた [1]. 本報告では, 昨年度に行われた実験データをもとに, 仮定に基づいて計算されたプラズマコラムの中心位置の時間変化の解析, 各時間における左右回転方向成分の比率の推定, 揺動レベルの導出, 等を行い, これらの解析データをもとにダイバータによる安定化効果についての議論を行う. プラズマコラムの中心位置の計算は, プラズマ断面を円形であると仮定した上で, 以下の式を用いて行っている. (1) 式中のは方位角方向に対して 9 ごとに設置された 4 本のプローブにより得られたイオン飽和電流を表している. この計算により, リミターの半径を1として,-1から1の範囲でコラム中心位置の推定が可能となる.(1) 式の計算結果を,z 軸に (a) normal (b) divertor I = - 23% 時間発展を用いてコラム中心の推移を 3D プロット図 1. プラズマコラムの中心位置の時間推移したものが図 1である.(a),(b) ともに, プラズマが消滅する直前の信号であり,(a) では外部磁場方向に対して左回りの揺動が発生しており, フルート (a) 不安定性であることが確認される. 一方,(b) では (c) 右回りの揺動であり, これは定常状態でも観測さ (b) れるドリフト不安定性であると考えられる. 次に,3つの磁場条件に対して, 各々プラズマランプダウンの開始時刻を[ms] とした揺動レベル図 2. 揺動レベル (a)-16%, (b)-19%, (c)-2% のプロットを図 2に挙げる. ダイバータ安定化効果の指標となるダイバータ電流の値が大きくなるほど, 揺動レベルが小さく, より安定なままプラズマの消滅に至っていることがはっきりとわかる. 以上の結果から,HANBIT においてもダイバータ配位によるヌル点の形成がフルート不安定性の安定化に寄与することが確認され, この結果はHIEI による実験結果を支持するものである. 本発表では, これらの解析に加え, 各不安定性の周波数, 左右回転方向成分の比率の時間推移, 等を交え議論をする予定である. [1] A. C. England, et al., Trans. Fusion Sci. Tech., 51, 118 (27)

10 3aA1P 低アスペクト比新古典逆磁場ピンチ平衡のパラメーター依存性 Parameter survey on steady-state neoclassical reversed field pinch equilibrium 椎名庄一 1 平野洋一 1 山家清之 2 小山内行雄 2 相澤正満 2 小口治久 1 榊田創 1 八木康之産総研 1 阪大工 2 2 日大量科研 Shoichi Shiina 1, Youichi Hirano 1, Kiyoyuki Yambe 2, Yukio Osanai 3, Masamitsu Aizawa 3, Haruhisa Koguchi 1, Hajime Sakakita 1, Yasuyuki Yagi 1 AIST 1, Osaka Univ. 2, Nihon Univ. 3 低アスペクト比の新古典 RFP 平衡では 自発電流の凹型電流分布により大きな負の磁気シヤーを有し ピッチ関数の比 P()/P(a) で定義される巨視的磁気シヤーの増大により理想キンク モードが高ベーター で安定化され 上限ベーター値は局所的磁気シヤーの減少によるメルシエ モードにより決定され 同時 に 自発電流の増大が定常化を容易にする [1] 以下に 比較的平坦な圧力分布(p = p (1- bp ) ap, a p =1., b p =3.) での プラズマ電流 (I EQ ) 自発電流(I SI )( 磁場に平行成分 (I BSb ) のブートストラップ電流と垂直 成分 (I PRP ) の P-S 電流 反磁性電流との和 ) 補助電流(I AUX ) ベーター値等の 平衡パラメーター( ア スペクト比 A プラズマ断面形状の楕円度 と三角度 ) 依存性に関する結果を Table1 2 に示す Table 1. Dependence of equilibrium on aspect ratio (A) (=1.4, =.4, a p =1., b p =3.) Equilibrium Quantities A=1.25 A=1.5 A=2. Plasma Current I EQ [ka] BS Current I BSb [ka] (Fbs) 313. (.55) (.52) (.5) PRP Current I PRP [ka] AUX Current I AUX [ka] I SI EQ / I q/q aa.9 / / / -.8 F/ -.31 / / / 1.3 p / t.1 /.2.8 / / (I AUX Function parameters) C aux,, ,.35,.1 3.2x1 5,.4,.2 1.4x1 5,.3,.16 Table 2. Dependence of equilibrium on ellipticity () (A=2., =.4, a p =1., b p =3.). Equilibrium Quantities =1.4 =2. =3. Plasma Current I EQ [ka] ,287 BS Current I BSb [ka] (Fbs) (.5) (.47) (.47) PRP Current I PRP [ka] AUX Current I AUX [ka] I SI EQ / I q/q a 1.1 / / / -.12 F/ -.14 / / /.95 p / t.19 / /.31.8 / (I AUX Function parameters) C aux,, 1.4x1 5,.3, x1 5,.4,.2 3.4x1 5,.4,.2 Table 1 より アスペクト比を A=2にすると (/=1.4/.4 に固定 ) I EQ, I AUX が減少し I SI /I EQ (=.69) が 増加し 値が最大となる事が知られる A2 ではトロイダル効果が弱くなりプラズマ粘性 即ち I BSb が大 きく減少する Table 2 より 楕円度を=1.4 に小さくすると (A=2 に固定 ) I EQ I AUX I SI /I EQ 値が Table 1 と同様な依存性を示す事が知られる 三角度 =.4 は楕円度 =1.4 との組み合わせにより局所的 磁気シヤーを増加させメルシェ モードにより決定される安定性上限 値を高める効果がある 従って 最 も望ましい幾何学的パラメーターは A =2. / =1.4/.4 であり 定常化に必要な補助 ( 非誘導 ) 駆動電流 を最小にして高 閉じ込めの可能性を有する 次に 実験との比較のためにオーミック電流による新古典 平衡を調べた結果 上記の補助電流関数による新古典平衡に比較し 同じ幾何学的パラメーターと圧力 分布に関しI EQ I OH が減少し I SI /I EQ (=.85), p, t が増加するので 高 値での定常化が更に容易 となる 炉芯パラメーター領域で I OH をI RF (RF による駆動電流 ) とI BS ( 粒子によるブートストラップ電流 ) で置き替えた定常平衡では I SI /I EQ =.95 となる [1] Shiina et al., Physics Plasmas 12, 872 (25). 1

11 3aA11P Varying of a current density distribution for external current drive in the Reversed Field Pinch plasma Hideki TOZUKA 1, Shunji SHIMIZU 1, Yukio OSANAI 2, Katsunori SAITO 3, Shoichi SHIINA 3, Masayuki WATANABE 3 1 CST Nihon Univ., 2 NIT, 3 IQS-NU additional B t [kg] I p [ka],v loop [1V] <B t > [kg] B tw [kg]!/(1-f) (a).2kv.4kv.8kv (b) time [ms].2kv 4.4kV Ip 2.8kV Vloop (c) kV time [ms].4.4kv.2.8kv (d) time [ms] -.2.2kV.4kV -.4.8kV (e) 3 time [ms].2kv 2.5.4kV 2.8kV time [ms] Fig.1:Waveforms of (a) additional toroidal magnetic field, (b) plasma current and toroidal loop voltage, (c) averaged toroidal magnetic field, (d) toroidal magnetic field at the wall and (e) Θ/(1-F)

12 RELAX Progress in low-aspect ratio RFP research in RELAX Sadao MASAMUNE, Akio SANPEI, Ryuya IKEZOE, Takumi ONCHI et al Kyoto Institute of Technology Θ 2RELAX br(m=1) ol. 51 (No. 2T) 197, 27 1 RFP

13 3aA13P RFP Effect of the Aspect Ratio to edge magnetic fluctuations of the RFP,,,,,, Ryuya IKEZOE, Takumi ONCHI, Ken-Ichi MURATA, Kensuke OKI et al. Kyoto Institute of Technology RFP 1 RFP B t I p B p RFP MHD MHD q q = a/2rr q = q < RFP RFP MHD A RFP A q RFP MHD [1]. A = 2 RFP RELAX(R/a =.5m/.25m) m = 1 RELAX n m 3 RELAX m=1/n=4 RELAXFIT r/a =.5 m=1/n=4 QSH 1 1 A 3 RFP MHD m = 2, 3 m = A 3 RFP m = 1 m = 2 A 3 RFP 1 RELAXRFP m 3 b 2 b 2 k 1 + k 2 = k m = 1 m = 2 b 2 (1, 1, 2) A = 3 RFP MST b 2 (1, 1, 2) =.35 RFP [2]A = 2 RELAX m = 2 m = 1 A 3 1RELAX, m 1 + m 2 = m 3,. [1] S. Masamune et al., Transactions of Fusion Science and Technology (27). [2] S. Assadi, S. C. Prager, and K. L. Sidikman, Phys. Rev. Lett (1992).

14 1RELAX

15 3aA15P RFP MHD Time evolution of low aspect ratio RFP magnetic configuration and MHD stability,,,,,,,, Kensuke OKI, Ryuya IKEZOE, Takumi ONCHI, Ken-Ichi MURATA et al. Kyoto Institute of Technology RFP(Reversed Field Pinch) QSH) RFP RFP RELAX 5cm 25cm 2 RFP 1 1cm RFP 3 RFP RFP RFP 3 RFP 113 r=1 1cm r=.6 toroidal,poloidal,radial 3 r= 25cm 1 2 RFP r 3RFP RFP r

16 3aA16P RFP Analysis of passive equilibrium control mechanism on low aspect ratio RFP,,,,,,,, Tetsuo YAMASHITA, Ryuya IKEZOE, Takumi ONCHI, Ken-Ichi MURATA, et al. Kyoto Institute Of Technology 2 RFP RELAX(REversed field pinch oflow-aspect ratio experiment),. RFP 3-4 MHD,., RELAX.,.,. RELAX,., (OH ), 16 32,.( 1) 2 16,OH1.( 2),,,.,. 1RELAX OH1 2 OH1, 1. 1., RELAX, OH1,. 3 OH1.,. 4 8 OH1,. 4, (b) (a) OH1. OH1.,, OH1. 3OH1 4 (a) (b) +OH1

17 3aA17P RFP Development of equilibrium reconstruction code for low aspect ratio RFP and future tasks,,,,,,, Akio SANPEI, Ryuya IKEZOE, Takumi ONCHI, Ken-Ichi MURATA et al. Kyoto Institute of Technology (RFP) MHD QSH 2 RFP RELAX(REversed field pinch of Low Aspect ratio experiment) MHD RELAX MST MSTfit 1 self-consistent RELAX 32 OH OH MHD OH RFP 1

18 5Gauss 3A RMF 1.sec

19 3aA19P 回転磁場によって形成された FRC プラズマにおける静電プローブ測定 Measurement using Electrostatic Probe on FRC Plasma by Rotating Magnetic Field 山家清之, 井通暁, 岡田成文阪大院工 Kiyoyuki YAMBE,Michiaki INOMOTO,Shigefumi OKADA Osaka University 磁場反転配位 (Field-Reversed Configuration: FRC) プラズマはポロイダル磁場のみで構成される単純な磁場構造を持ち 高 β 値を有することなどを特徴とする この FRC プラズマを形成する手法の一つとして 回転磁場 (Rotating Magnetic Field: RMF) を印加しプラズマ内部にトロイダル電流を駆動する手法がある 大阪大学の FIX (FRC Injection Experiment) 装置 ( セパラトリクス半径 r s ~.22 m) においては ワッシャーガンによって生成された予備電離プラズマに対して RMF を印加することで FRC 配位の形成 準定常維持が試みられている しかしながら RMF によって配位維持される FRC プラズマにおける粒子輸送に関する現象は詳細に調べられていない RMF によって安定な FRC 配位が形成されるまでの期間において バイアス磁場等の条件によっては 径方向の各位置における軸方向の磁場が大きく振動する現象が確認される この現象は FRC プラズマにおける粒子輸送に関連している可能性がある そこで静電プローブを製作し 電子密度 n e 及び電子温度 T e 浮動電位の時間変化及び空間分布を測定することによって 粒子輸送の解明を試みた アルゴンガスによる FRC プラズマにおける測定から得られた n e 及び T e の径方向分布をそれぞれ図 1, 2 に示す 各径方向位置において 5 ~ 6 ショットの平均値及びエラーバーを求めている また本実験においては 電流駆動を行うための中心ソレノイドコイル (r = 35 mm) が設置されているため 中心部にはプラズマが存在していない n e は軸磁場 B z の強度が最も弱くなる r~15 mm においてピークを持つことが確認できる また T e の分布は 平坦な台形型の分布を持つことが確認できる さらに プラズマ圧力 n e kt e とポロイダル磁束の絶対値 Ψ を考慮するとほぼ分布が重なることから 高 β が維持されていると考えられる 本講演では 静電プローブによる測定結果及び磁場との相関などの詳細を報告する 2.5x Electron density [m -3 ] 2x x1 17 1x1 17 5x1 16 Electron tempareture [ev] r [mm] 図 1: 電子密度の径方向分布 r [mm] 図 2: 電子温度の径方向分布

20 FRC Field-Reversed Configuration: FIX FRC Injection Experiment, TCS(Translation, Confinement, and Sustainment) RMFRotating Magnetic Field: 1ms FRC photomultiplier tube: PMT FIX.83.m 6m 1.2m RMF kHz.8kA PMT RMF y = 72mm 25mm 7 FRC. FIX PMT RMF RMF FFTFast Fourier Transform: RMF 16kHz y = 122mm 222mm t = 1ms 1.8ms RMF

21 FRC の磁束減衰に伴う回転とピッチ角散乱の影響 3aA21P Effects of the pitch-angle scattering on spin-up of an FRC plasma due to the flux decay 髙橋俊樹 1, 山浦秀文 1, 近藤義臣 1, 浅井朋彦 2, 髙橋努 2 群馬大工 1, 日大理工 2 Toshiki TAKAHASHI 1, Hidefumi YAMAURA 1, Yoshiomi KONDOH 1, Tomohiko ASAI 2, Tsutomu TAKAHASHI 2 Gunma Univ. 1, Nihon Univ. 2 磁場反転配位 (FRC) プラズマの回転に伴う不安定性 [1] は配位を崩壊に導くため, 回転起源を明らかにすることは重要な物理課題である. これまでに, 開放端磁場領域の電子が導電壁へ流入することによる径方向電場の短絡 [2] や選択的粒子損失 [3] などの回転メカニズムが提唱されているが, 実験結果を説明するには至っていない. 例えば, 回転速度の時間発展や n=2 回転不安定性に対する安定時間, などについて従来理論と実験の比較から満足な結果は得られていない. 著者等は, 磁束減衰が粒子損失を伴わなくとも直接的に回転を引き起こすことを示した [4]. 文献 [4] では, 無衝突で軸対称な系において正準角運動量が保存し, 磁束の減衰がイオンの角運動量増大につながることを示した. しかしながら, イオン - イオン衝突によるピッチ角散乱を考慮すると, 正準角運動量の保存は破れる. そのために, 磁束減衰量と角運動量の増大との関連が薄れる可能性がある. さらに, 古典拡散による輸送により端損失粒子が無衝突モデルと比較して増え, その結果, トロイダル流速の時間発展に影響を及ぼしうる. ここでは, イオン - イオン衝突によるピッチ角散乱を考慮し, トロイダル流速への影響を調べた. 異常抵抗により磁束減衰している FRC プラズマ中のイオン軌道を計算し,Particle-in-cell 法を使って流速を集計する. 初期のイオン流体の流れはないと仮定する. ピッチ角散乱は, モンテカルロ法を使って再現した. 計算条件は, 日本大学 NUCTE-Ⅲ 装置の実験条件に合わせた. 軸対称性を仮定しており, 本計算は生成から楕円変形が始まるまでの間, 妥当であると考えられる. イオン流速のトロイダル成分の時間発展を図 1 に示す. 測定点は中央面で幾何中心軸から 4.5cm の距離 ( セパラトリクス半径は 5cm) であり, 磁気中性点とセパラトリクスの間に位置する. 破線は, ピッチ角散乱を考慮しなかった場合で, 実線は考慮した場合である. 衝突無しの場合, 時間変動が大きいが, 回転速度に大きな変化はみられなかった. 実験では,35 アルフベン時間で.3 アルフベン速度程度の回転速度が計測されており, 定量的には一致がみられなかった. 衝突を考慮することで端損失粒子数は図 2 に示すように増大している. しかしながら, 流速への影響はほとんど現れていないことは注目すべきである. 古典輸送に伴う粒子損失によって引き起こされた回転は, 磁束減衰量がイオン角運動量へ変換することに比べて, 影響が小さいと言える. 図 1: トロイダルイオン流速の時間発展 [1] M. Tuszewski et al., Phys. Fluids B3, 2856 (1991). [2] L. C. Steinhauer, Phys. Fluids 24, 328 (1981). [3] D. S. Harned and D. W. Hewett, Nucl. Fusion 24, 21 (1984). [4] T. Takahashi et al., Plasma Fusion Res. 2, 8 (27). 図 2: 閉じ込め領域の全粒子数に対する損失粒子の割合

22 Translation Experiments on Field-Reversed Configuration Plasmas Tsutomu Takahashi, Yoshiki Matsuzawa, Ken Sakuraba, Tomohiro Anndou, Hiroyuki Yoshida, et. al CST Nihon University (FRC) FRC (1 st pass) 7 km/s (2 nd pass) 8 µsn=21 (FRTP)FRC µs (NBI) NBI 15 kev (FRC) (55nm) [1] 1 ms (~1 17 m -3 ) [1], Journal of Plasma and Fusion Research Vol. 82 (26), p 775 NBI.15 T.4,.2 m,.4 ~1 2 m -3, 2 ev FRTPNUCTE-III msSUS34.8m.6m.15 Fig. 1 Time evolution of Plasma Radius.5T 5 cm 7 c 2.5x1 21 m 3 2 evfrc 1 st pass 2 nd pass 75 mt.1m 1.5 m 14 km/s Fig. 2 Contour map for x-profile of Bremsstrahlung at mid-plan (55nm). Pink line indicates excluded flux radius

23 3aA23P 移送 FRC プラズマに対する背景中性粒子入射効果の粒子種による相違 Dependence of NBI effect of background neutrals on gas species in a translated FRC plasma 松澤芳樹 1, 櫻庭健 1, 木口知大 1, 山本直樹 1, 浅井朋彦 1, 高橋努 1, 高橋俊樹 2, 平野洋一 3, 水口直紀 4, 冨田幸博 4 1, 野木靖之日大理工 1, 群大工 2, 産総研 3 4, 核融合研 Yoshiki MATSUZAWA 1, Ken SAKURABA 1, Tomohiro KIGUCHI 1, Naoki YAMAMOTO 1, Tomohiko ASAI 1, Tsutomu TAKAHASHI 1, Toshiki TAKAHASHI 2, Youichi HIRANO 3, Naoki MIZUGUCHI 4, Yukihiro TOMITA 4, Yasuyuki NOGI 1 Nihon Univ 1, Gunma Univ 2, AIST 3, NIFS 4 中性粒子が存在する領域へ磁場反転配位 (Field-Reversed Configuration : FRC) プラズマを移送する場合 移送領域に存在する中性粒子 ( 背景中性粒子 ) は移送速度と同等のエネルギーを持って 正面から FRC プラズマに入射されると見なされ 一種の中性ビーム入射 (NBI) が起こると予想される ( 等価的な NBI) これまで FRC プラズマ生成装置 NUCTE(Nihon University Compact Torus Experiment)-III の移送実験において このような条件の下で FRC プラズマを移送した場合 粒子補給 磁束の閉じ込め時間の伸長 ( 図 1) n=2 回転不安定性の発生の遅れなど 閉じ込め特性の改善を示す実験結果が得られている 移送した際に観測されるこれらの現象を上述した等価的な NBI 効果と考えて検証を行ってきた この NBI の効果として粒子供給 プラズマ加熱が考えられる 粒子の供給については FRC プラズマに入射する中性粒子数の見積もりと実験結果が一致した しかしながら プラズマ加熱については移送速度 ~1km/s での入射エネルギー (~1eV) とイオン温度 (~1eV) が同程度であり 加熱の効果はほとんど得られなかった 図 2 に示すように 実験装置 NUCTE-III を改造し 装置端部に準定常磁場による閉じ込め部を設置した これに伴い FRC プラズマ生成もガス詰め方式からパフ方式に変更した この改造により 移送経路上の背景粒子の密度や種類などの条件を変えるためのガスパフなどの設図 1 粒子数 捕捉磁束の時間発展置 移送速度の変更も可能となり 幅広いパラメータ領域の実験が可能となった 本発表では 生成および背景に重水素を用いた実験を行い 数値シミュレーションの結果と比較し 新装置 NUCTE-III/T における等価的な NBI の効果を検討し報告する また シミュレーションにより 背景の粒子の種類を変えた場合の NBI 効果の検討結果もあわせて報告する予定である 図 2 新装置 NUCTE-III/T

24 3aA24P IICCD 2 Two directional simultaneous measurement of spheromak plasma using a Fast Gate IICCD camera M.Kumakura, T.Andoh, H.Yoshida, T.Tame, H.Itagaki, T.Asai, T.Takahashi Collage of Science and Technology, Nihon University 1 IICCD (Image Intensified CCD) nm(5nm) He 3 NU-SpherTok 22

25 3aA25P HIST 球状トーラスの 2 流体平衡解析 Two-fluid equilibrium analyses of HIST spherical torus 神吉隆司 1,Loren C. STEINHAUER2, 永田正義 3 海上保安大 1, ワシントン大 2, 兵庫県大院工 3 Takashi KANKI 1, Loren C. STEINHAUER 2, Masayoshi NAGATA 3 Japan Coast Guard Academy 1, Univ. of Washington 2, Univ. of Hyogo 3 これまでヘリシティ駆動系での球状トーラス (ST) プラズマの電流駆動機構を解明するために, 同軸ヘリシティ入射 (CHI) による ST の生成と維持の実験が,HIST,HIT-II,SSPX,SPHEX,NSTX などの実験装置で行われて来た. これらの実験では,CHI による電流駆動時に n=1 のキンクモードが E B ドリフトと同じ向きにトロイダル回転し, プラズマ中でのフローの効果が重要視されている. 特に HIT-II では, プラズマの外側で観測された n=1 の磁場構造が電子流体にロックされ, イオン流体はロックされず,2 流体効果が示唆されている. その結果,CHI による電流駆動機構を説明するためには,2 流体ダイナモ電場が必要であると考えられている. そこで, プラズマの密度が不均一であり, かつ, 電子とイオン流体に関してトロイダル, ポロイダル両方向のフローを考慮した 2 次元 2 流体平衡コードを開発した. 同コードを HIST の境界形状に適用し, 平衡計算を行った.HIST 平衡は,λ(=μ j // /B) 分布がホローである駆動分布あるいは, プラズマ中心付近でピークした減衰分布で特徴づけられる. 数値計算では, 実験で観測されている λ, 磁場, 電流分布などに基づいて計算を行い, 各 λ 分布に対して定性的に HIST 平衡を再現した. 計算結果の一例として, 一般化されたオームの法則 E + (1/ε) u i B + F 2F = の各項のミッドプレーンにおける分布を図に示す. ここで,εは2 流体パラメータであり, イオンの慣性の効果を表す. また,F 2F は 2 流体効果を表す項であり, イオンの反磁性効果 p i / n と慣性効果 u i u i を生じる項から成る. 駆動 λ 分布では, 両エッジ領域を除いて 2 流体効果はそれ程大きくない. また, イオンの反磁性効果は両エッジ領域で比較的大きく, 慣性効果と方向が反対であることが分かる. 一方, 減衰 λ 分布では,2 流体効果は外側のエッジ領域で支配的である. また, イオンの反磁性効果は同領域での圧力勾配により, 大きくなっていることが分かる. 平衡の基本的な性質を含めた計算結果の詳細は, 講演にて報告する. (a) (c) (b) (d) 図 : ミッドプレーンにおける駆動と減衰 λ 分布の場合のオームの法則と 2 流体効果の径方向成分分布.(a) と (b) が駆動 λ 分布の場合であり,(c) と (d) が減衰 λ 分布の場合である. ここで,R は大半径を表す.

26 n=1 E B n=1 (a) (b) (c) t=114.4τ A t= τ A t=135.6 τ A τ A

27 3aA27P HIST 装置におけるドップラー分光法によるイオン流速の空間分布計測 Measurement of spatial distribution of ion flow using Doppler spectroscopy in the HIST spherical torus device 山田諭 吉川達也 西岡勲 橋本尚太郎 菊池祐介 福本直之 永田正義兵庫県立大学大学院工学研究科 S. Yamada, T. Yoshikawa, T. Nishioka, S. Hashimoto, Y. Kikuchi, N. Fukumoto, M. Nagata Graduate School of Engineering, University of Hyogo 1. はじめに球状トーラスおよびスフェロマック実験装置においては 磁化同軸プラズマガン (Magnetized Coaxial PlasmaGun;MCPG) を用いた磁気ヘリシティ入射 (Coaxial HelicityInjection;CHI) 方式によってプラズマが生成され そのプラズマ電流の駆動および制御方法について研究されている CHI 方式では 電流駆動機構として MHD 緩和が利用されるが その際イオンの異常加熱が示唆されるなど そのプラズマの挙動は未解明な点も多い 本研究では HIST 球状トーラス装置において従来のプローブ計測や干渉計計測に加え 新たに回折格子分光器を用いたイオンドップラー分光システムを開発し 反転 ST 実験や回転共鳴磁場印加時の MHD 現象とそのイオン温度 イオン流速に対する効果について検証することを目的とする 2. イオンドップラー計測システム 2 1 分光システムの構成分光計測システムは 集光系と 1m の回折格子型可視分光器 ( リツー応用製 MC-1N 刻線数 18L/mm 図 1) 及び光検出系で構成される プラズマからの光をバンドル光ファイバによって集光し 分光器に伝送する 検出系は 円柱レンズ ( 直径 4mm 長さ 4mm) を出射スリットとして設置することでスペクトル線を波長方向に拡大して 16ch 光電子増倍管 ( 浜松ホトニクス製 R59U-3-L16 受光波長 19~65nm) の各チャンネルに入射し 波長分解した後に電気信号として検出する 光電子増倍管と円柱レンズとの距離が可変であるため 広い温度領域での計測が可能となる 2 2 分光計測システムの設置図 2 に示すように HIST 装置内に光ファイバを挿入し HIST 球状トーラスプラズマの局所的なイオン温度およびイオン流速を計測する 光ファイバを封入したガラス管を回転あるいは挿入深さを変えることで トロイダルおよびポロイダル方向のフローの径方向分布を得ることができる M3 : Camera Mirror Grating PMT : mm Resolution :.31A Optical Fiber Digital Oscilloscopes Moveable Cylindrical Lens M2 : Plate Mirror Φ2mm 4mmh Entrance Slit M1 : Collimator Mirror 1[mm] 図 1 MC1N 分光器の構成 図 2 HIST 装置及び光ファイバーの設置図

28 3aA28P 回転共鳴磁場コイルシステムの構築と ST プラズマへの適用 (I) Development of rotating magnetic field coil system in the HIST spherical torus device (I) 吉川達也 菊池祐介 山田諭 西岡勲 橋本尚太郎 福本直之 永田正義兵庫県立大学大学院工学研究科 T. Yoshikawa, Y. Kikuchi, S. Yamada, T. Nishioka, S. Hashimoto, N. Fukumoto, M. Nagata Graduate School of Engineering, University of Hyogo 1. はじめに兵庫県立大学の HIST 球状トーラス装置では同軸プラズマガンを用いてプラズマを生成し 同軸ヘリシティ入射 (Coaxial Helicity Injection: CHI) によってトロイダルプラズマ電流が駆動されている CHI は MHD 緩和現象を用いた電流駆動法であり HIST 装置におけるスフェロマック運転 ( 外部トロイダル磁場がゼロ ) では キンクモードがトロイダル方向に 1-2 khz 程度の周波数で回転していることが計測されている [1] 一方 トカマクや RFP 装置等では 外部回転共鳴磁場を用いた MHD モードの制御実験が行われている [2] また FRC 装置では回転共鳴磁場を用いたトロイダルプラズマ電流駆動が行われている [3] このように磁場閉じ込めプラズマ装置において 回転共鳴磁場は非常に有用な制御ツールとして使用されている 本研究では HIST 装置における回転共鳴磁場コイルシステムを開発 適用し 外部回転共鳴磁場に対する ST プラズマ応答の評価ならびに MHD 緩和物理現象の解明を行うことを目的とする 2. 外部回転共鳴磁場コイルシステムの設計 製作 HIST 装置は真空容器 (SUS34 製 肉厚 5 mm カットオフ周波数 7.1 khz) の内部にフラックスコンサーバー ( 銅製 肉厚 5 mm カットオフ周波数 174 Hz) が設置されているため 装置外部から交流磁場を印加してもプラズマ内部へ浸透させることは困難である そこで本研究では図 1 に示すように フラックスコンサーバー (Flux Conserver: FC) 内部に回転共鳴磁場コイルを設置した 回転共鳴磁場コイルは φ1.4 mm の丸型エナメル線を 9 mm 173 mm の SUS34( 肉厚.5 mm カットオフ周波数 71 khz) の枠に 16 ターンさせて製作した 図 1 中のコイル 1 セット ( コイル I~IV) には上記したコイルが 2 つセットされている コイル I, III とコイル II, IV には 9 位相差の交流電流 (1~3 khz 最大電流強度 1 ka) を印加することで回転共鳴磁場を生成する 図 2 に FC 内の写真を示す 講演ではコイルシステムの詳細を本発表で示し ST プラズマへの適用結果については講演 3aA29P にて示す λ プローブ コイル I サーフェイスプローブ 3 軸磁気プローブアレイ コイル IV 中心導体 コイルIV R min =415mmコイルII FC コイル III コイル II コイル III FC 分光用ガラス管 真空容器 図 2 FC 内に設置された回転共鳴磁場コイル 図 1 HIST 装置の断面図 [1] M. Nagata et al., Phys. Plasmas, Vol. 1 (23) 2932., [2] Y. Kikuchi et al., Phys. Rev. Lett., Vol. 97 (26) , [3] J.T. Slough and K.E. Miller, Phys. Plasmas, Vol. 7 (2) 1945.

29 3aA29P 回転共鳴磁場コイルシステムの構築と ST プラズマへの適用 (II) Development of rotating magnetic field coil system in the HIST spherical torus device (II) 菊池祐介 吉川達也 山田諭 西岡勲 橋本尚太郎 福本直之 永田正義兵庫県立大学大学院工学研究科 Y. Kikuchi, T. Yoshikawa, S. Yamada, T. Nishioka, S. Hashimoto, N. Fukumoto, M. Nagata Graduate School of Engineering, University of Hyogo 1. はじめに兵庫県立大学の HIST 球状トーラス装置では同軸ヘリシティ入射 (Coaxial Helicity Injection: CHI) によって生成された ST プラズマの MHD 緩和物理現象の解明のために回転共鳴磁場 (Rotating Magnetic Field: RMF) コイルシステムを導入した ( 詳細は 3aA28P を参照 ) 本講演では RMF に対する ST プラズマ応答の初期実験結果について発表する 2.RMF に対する ST プラズマの応答図 1(a) に本実験で用いた ST プラズマのトロイダルプラズマ電流 I t および線平均電子密度 (CO 2 レーザー干渉計 ) を示す RMF は I t が立ち上がった後に印加開始し ( 図 1(b)) RMF に対する ST プラズマ応答を観測した このとき RMF の周波数は 3 khz で トロイダル回転の向きは I t と反対である プラズマ応答は 3 軸磁気プローブアレイ (RMF コイルから離れた位置に設置 真空中で検知される信号は非常に小さい ) を用いて観測した 実験結果から 真空中で観測される磁気プローブ信号 ( 図 1(c)) に比べてプラズマ中の信号 ( 図 1(d)) は強く増幅されていることが分かる なお 印加したコイル電流は.5 kat であり コイル直下の RMF 強度は 4 Gauss である この応答の詳細を調べるために RMF に対する ST プラズマ応答の RMF 周波数およびトロイダル回転の向きに対する依存性を調べた ( 図 2) 図 2 で示した磁場揺動は周辺部にある磁気プローブの信号である 図 2 の横軸は RMF 周波数であり I t と同じ向きを Co- 逆向きを Ctr- と定義している また縦軸のプラズマ応答はプラズマ中の磁場揺動強度 (RMF 周波数成分 ) を真空中のそれで規格化している この結果より Co-RMF の 2 khz 付近にてプラズマ応答は最小となり その周波数から離れるに従ってプラズマ応答が増加してい 図 1 放電波形 (a)i t, n e (b)i RMF (c) 真空中の磁場揺動 (d) プラズマ中の磁場揺動 図 2 プラズマ応答の RMF 周波数 ( 回転の向き ) 依存性 ること分かる CHI によって駆動されたプラズマは通常 ExB 方向に回転していると考えられるため RMF とプラズマ回転の相対的な周波数が重要ではないかと考え 現在検証を続けている

30 3aA3P CT 入射技術を使った高速中性化粒子フローの生成と粒子計測 Product and Measurement of Fast Neutral Particle Flow by Compact Toroid Injector 庄子哲生 伊藤祥之 中西良太 関岡嗣久 Dazhi LIU 菊池祐介 福本直之 永田正義兵庫県立大院工 Tetsuo SHOJI, Yoshiyuki ITO, Ryota NAKANISHI, Tsuguhisa SEKIOKA, Dazhi LIU, Yusuke KIKUCHI, Naoyuki FUKUMOTO and Masayoshi NAGATA University of Hyogo 1. はじめにこれまで核融合装置へのコア燃料粒子補給法として コンパクトトロイド (CT) プラズマ入射研究を実施してきた 最近 その技術を基盤に新しい粒子補給法として CT プラズマを使った超高速中性粒子フロー入射法を提案している CT プラズマを中性粒子化セル中に入射し 荷電交換反応によって3 km/s の極超高速, 密度 1 22 m -3 程度の高フラックス低エネルギー中性粒子フローを生成する その予備実験として 兵庫県立大において高速中性粒子フロー生成の基礎実験を行ったのでその初期結果を報告する 2. 実験装置と計測実験装置の概略図を図 1に示す 1 段式 CT 入射装置によって生成加速された CT プラズマ ( 速度 4 km/s 電子密度 1 2 m -3 磁界強度 1 kg) は直線型ドリフトチューブを有する中性ガスを貯めておく真空容器 ( 中性化セル ) 中に移送される 中性化セル内に封じ込む水素ガス量を変化させ 磁気プローブによるプラズマ磁界 B p B t の測定 He-Ne レーザ干渉計および静電プローブを用いた電子密度 n e 測定 中性化セル通過後の中性粒子量評価として H β スペクトル線分光測定 静電アナライザーを用いた水素イオンのエネルギー分析の測定等を行った 静電アナライザーの前にはφ.8 mm のアパチャーが設置されている 3. 実験結果 CT プラズマは中性化セル中の直線型ドリフトチューブを通過後に測定した H β の発光スペクトル強度はガス封入有の場合 3 倍程度増加する このことから 荷電交換によって中性粒子数が増加していることがわかる また 図 2の静電アナライザーの結果から ガスが無い場合に比べてガス有のとき 高エネルギー帯での MCP の信号が小さくなっている これは同軸プラズマガンで作られた高エネルギーイオンが荷電交換反応によって効率的に中性化しているものと考えられる 今後 中性化効率の定量評価や荷電交換後の CT の磁場構造などを調べる予定である 図 1 実験装置図 図 2 静電アナライザーによるイオンエネルギー分析

31 3aA31P CT 入射装置 SPICA を用いた 超高速中性粒子フロー入射法の開発 Development of extremely super-high speed neutral particle flow injection by using the CT injector of SPICA Dazhi LIU, 福本直之, 宮澤順一 1), 菊池祐介, 永田正義, 三瓶明希夫 2), 政宗貞男 2), 浅井朋彦 3), 高橋努 3), 入江克 4), 高橋俊樹 5), 井通暁 6) 7), 平野洋一兵庫県立大 院工, 核融合研 1), 京都工繊大 工芸 2), 日大 理工 3), 早大 院理工 4), 群馬大 院工 5), 阪大 院工 6) 7), 産総研 Dazhi LIU, Naoyuki FUKUMOTO, Junichi MIYAZAWA 1), Yusuke KIKUCHI, Masayoshi NAGATA et al. Univ. Hyogo, NIFS 1), Kyoto Inst. Tech. 2), Nihon Univ. 3), Waseda Univ. 4), Gunma Univ. 5), Osaka Univ. 6), AIST 7) これまで, コンパクト トロイド (CT) 入射法による LHD への燃料補給を目指して,CT 入射装置 SPICA の開発を行ってきた. そして, 今年度からその発展型として,CT 入射に加えて超高速中性粒子フロー入射を可能にするための高性能 CT 入射装置の開発を目指して SPICA 装置の改良と性能試験を実施している.CT 入射装置としての性能向上に重点を置いた実験では,SPICA の最終形態であった L-type, その加速電極長を半分にした S-type, そして, それらの中間の電極長である M-type の 3 種類の SPICA 装置を用いて,CT 加速 射出過程における電極長の影響を調べた. その結果として, S および M-type の SPICA 装置で CT 加速 射出過程における CT プラズマパラメータの劣化を回避でき, さらに M-type では CT 速度 2 km/s,fc 内での線平均電子密度 ( ピーク値 )1 2 m -3 台後半と最も良好な値が得られた. 一方,SPICA を用いた超高速中性粒子フロー生成 入射法の開発としては, 図 1 に示すように,SPICA で生成される高速 CT プラズマを中性粒子化セルを兼ねたドリフト管内を通過さすことで荷電交換により超高速で高い粒子束の中性粒子フローを生成することを計画している. 先ずは,SPICA(M-type) を用いて長距離移送実験用チャンバー内での移送特性を調べ, 中性粒子化セル実験のための参照データを取る予定である. 先行して行われている兵庫県立大学における同種の予備実験では, 初期結果からはその可能性が示唆されている [1]. また, 実験に並行して, 加速 CT の中性化による超高速中性粒子フロー入射に関する数値解析も行われている [2]. 本講演では,CT 入射装置としての SPICA(M-type) の性能および SPICA を用いた超高速中性粒子フロー生成のための予備実験について報告する. なお, この研究の一部は平成 19 年度核融合科学研究所一般共同研究 (NIFS7KCPP4) の助成を受けて行われている. [1] 第 24 回プラズマ 核融合学会年回予稿集,3aA3P (27). [2] 第 24 回プラズマ 核融合学会年回予稿集,29Bp6 (27). 中性粒子化セル兼用ドリフト管 長距離移送実験用チャンバー 図 1 CT 長距離移送および超高速中性粒子フロー生成実験装置図

32 3aA32P CPD 装置における真空磁場中へ入射された コンパクト トロイド (CT) の挙動観測 Observation of behavior of Compact Toroid (CT) injected into a vacuum magnetic field on CPD 福本直之, 花田和明 1), 川上正一郎 2), 永田正義, 西野信博 3), 図子秀樹 1), 佐藤浩之助 1), 中村一男 1), 出射浩 1), 坂本瑞樹 1), 長谷川真 1), 川崎昌二 1), 中島寿年 1), 東島亜紀 1),R. Bhattachayay 2), 岡本幸司 2), 本間宙 2), 菊池祐介兵庫県立大 院工, 九大 応力研 1), 九大 総理工 2) 3), 広大 院工 Naoyuki FUKUMOTO, Kazuaki HANADA 1), Shouichirou KAWAKAMI 2), Masayoshi NAGATA, Nobuhiro NISHINO 3) et al. Univ. Hyogo, RIAM, Kyushu Univ. 1), Int. Grad. Sch. Eng. Sci., Kyushu Univ. 2), Hiroshima Univ. 3) 九大の小型スフェリカル トカマク (ST) 装置 CPD において, コンパクト トロイド (CT) 入射実験が行われている. この研究では,ST における CT 入射による先進的燃料補給法の研究が主目的であるが,1)CT 入射による高温プラズマと CT プラズモイドとの相互作用 ( 磁気リコネクション, ヘリシティ保存, 波の励起の物理現象 ) の探求と炉心プラズマ中心領域への燃料粒子補給技術の発展,2)ST の電流の立ち上げツールとしての CT 入射利用の可能性の検証,3) トロイダルまたはポロイダル接線方向での CT 入射によるプラズマ回転 ( フロー ) 駆動の可能性の検証, 等も目的としている. プラズマフロー駆動に関しては, 高ベータ ST プラズマにおける 2 流体効果の研究への発展が期待される. これらを理解する上で,CPD 中へ入射された CT プラズマの挙動の把握は重要で, 燃料粒子供給過程の解明に繋がる. そこで, 今回の実験では単純な真空磁場中への CT 入射を行い, 図 1 に示すように主に高速カメラや IR カメラを用いて観測することで CT プラズマの挙動を調べた. その結果, 磁場無しでは,CT プラズマは直進してセンタースタック (CS) にまで到達することが高速カメラで確認され ( 図 2), その CT が衝突することによる CS のタングステンリミタの温度上昇が IR カメラで観測された. そして, 真空磁場中への CT 入射では, その方向や強度に対して挙動が依存性を示した. その挙動の中には,JFT-2M における真空磁場中への CT 入射実験で観測された CT 進路のシフトと同様の変化が観測された. さらに,CPD 中の CT 入射経路上に SUS34 のターゲット板を設置し, 入射 CT の照射によるその温度変化を観測し, その温度分布の変化から真空磁場中での CT 経路の変化を調べた. CPD 上面 Fast camera センタースタック CT CT 入射ポート CS に CT プラズマが到達 ===> その後 CS 背面への回り込み IR camera 図 1 計測系配置図 図 2 高速カメラによる磁場無しの真空中へ入射された CT の挙動観測

33 Experimental investigation of externally driven ion perpendicular flow on BX-U Haruhiko HIMURA, Kohei MORITA, Koji NORO, Yoshiaki YAMAMOTO, Kimiko TANAKA et al. Department of Electronics, Kyoto Institute of Technology MHD1 2 2 [1] 2 [2] V B E 2 BX-U [3] ExB [4] 1 2 CCD 2 [6] 3aA34P 3aA35P 2 E B 4 ev E B [5] [1], S. Mahajan and Z. Yoshida, PRL 81, 4863 (1998); L. Steinhauer and A. Ishida, PoP 5, 269 (1998). [2] H. Guo et al., PRL 92, 2451 (24). [3] H. Himura et al., Non-neutral Plasma Physics IV, vol. 66, 641 (22). [5] H. Himura et al., RSI 77, 7356 (26). [6] K. Morita et al., accepted for publication in Plasma and Fusion Research (27).

34 Properties of non-neutral plasmas on the BX-U machine Kimiko TANAKA, Kohei MORITA, Koji NORO, Yoshiaki YAMAMOTO, Shintaro HINO, Haruhiko HIMURA et al. Department of Electronics, Kyoto Institute of Technology BX-U [1] 2 2 BX-ULaB 6 BX-U E B 1 [2] (3 G) ~ 1.4 kv~ 3 mm ~ 2 mm..6 ms 1.3 ms 2 4 ms (P ~ 1-8 Torr)τ en [1] H. Himura et al., Non-Neutral Plasma Physics IV, vol, 666 (22) p [2] K. Morita et al., accepted for publications in Plasma and Fusion Research (27). 1 E = V/m 2 mm E = 45 kv/m ms

35 Development of the measurement system for ion perpendicular flow on the BX-U device Kohei MORITA, Koji NORO, Yoshiaki YAMAMOTO, Kimiko TANAKA et al. Department of Electronics, Kyoto Institute of Technology 2 FRC 2 BX-U 3 1 ICCD 2 [1] [2] 1 4 m/s1 17 m -3 [1] K. Morita et al., Development of phosphor screen having gridded energy analyzer for two-fluid nonneutral plasma experiments, accepted for publications in Plasma and Fusion Research (27). [2] H. Himura et al., Rev. Sci. Instrum. 77, 7356 (26).

36 3aA36P 磁気圏型プラズマ閉じ込め装置 RT-1 におけるプラズマ内部電位分布計測 Measurement of plasma potential structures in magnetospheric device RT-1 鈴木順子, 吉田善章, 森川淳二 1, 小川雄一 1, 齋藤晴彦, 渡邉将, 矢野善久東大新領域, 東大高温プラ 1 Junko SUZUKI, Zensho YOSHIDA, Junji MORIKAWA 1, Yuichi OGAWA 1, Haruhiko SAITOH, Sho WATANABE, Yoshihisa YANO Graduate School of Frontier Sciences and High Temperature Plasma Center 1, The University of Tokyo 磁気圏型装置 RT-1 において,dipole 磁場中で流れを持つプラズマの実験研究を行っている 中性プラズマ中に電子を入射する事で径方向に内部電場を形成し トロイダル方向の E B 高速流を駆動し その動圧の効果によって超高 βプラズマの実現を目指している こうした非中性化プラズマや純電子プラズマ等 流れを持つプラズマの性質を実験的に明らかにする上では 内部電位分布構造の精密な測定が重要である 本研究では 8.2GHz マイクロ波による ECH プラズマ中に LaB 6 カソードを用いた電子銃で電子を入射し Langmuir probe により電位分布を計測する 予備実験では cold Langmuir probe を用いた高抵抗プローブにより 浮遊電位を測定した (Fig.1) しかし cold Langmuir probe の浮遊電位は空間電位と比較して低い値を与え (Fig.2) プラズマ電位に対して誤差を生じることが Proto-RT の実験でも示されいる より正確な電位を計測する事を目的として RT-1 に emissive probe を導入し電位分布計測を開始した Emissive probe の駆動可能位置は R=56mm~1mm の範囲であり (Fig.3) 今後はマルチチャンネル化による電位分布の2 次元計測を計画している 講演では 電子入射によるプラズマの非中性化の効果に着目して 空間電位の径方向分布の初期測定結果について述べる Floating potential(v) 電子入射 time(s) Fig.1 cold Langmuir probe による浮遊電位分布 3.5x current (A) Vf -4-2 voltage (V) 2 4 Fig.3 RT-1 の片側断面図と emissive probe の可動範囲 Fig.2 負の浮遊電位が観測される場合の cold Langmuir probe の I-V 特性

37 3aA37P Mini-RT Polarization Spectroscopy in the Internal Coil Device Mini-RT,,,,, Daisuke SAKATA 1, Eiichi YATSUKA 1, Kiyotake KINJO 1, Yuichi OGAWA 2, Junji MORIKAWA 2 Graduate School of Frontier Science 1, High Temperature Plasma Center 2, The University of Tokyo Mini-RT Mini-RT ECH ECH ECH [1] He Mini-RT He nm728nm Mini-RT 1 4nm 3nm =1mm f=15mm =75mm ( ) 4mm Mini-RT [1] T. Fujimoto and S. A. Kazantsev, Plasma Phys. Control. Fusion 39, 1267 (1997). [2] A. Iwamae, Plasma Phys. Control Fusion 47 (25) L41-L48

38 3aA38P Experiments on Propagation of an Electron Bernstein Wave in the Internal Coil Device Mini-RT Eiichi YATSUKA 1, Daisuke Sakata 1, Kiyotake Kinjo 1, Junji Morikawa 2, Yuichi Ogawa Graduate School of Frontier Sciences, Univ. Tokyo 1, High Temperature Plasma Center, Univ. Tokyo 2

39 Electron emission yields, γ ph, γ e (a) Electron, γ e X-ray γ ph(w/o Auger) X-ray, γ ph Exp. X-ray ref. [38] ref. [2] Exp. Electron ref. [4] ref. [41] ref. [42] ref. [43] ref. [44] ref. [45] ref. [46] Projectile energy (kev) BL15XU γ ph Henke [3] 1keV [2] ()-γ e ()-γ K -γ P A. Itoh, T. Majima, F. Obata, Y. Hamamoto, and A. Yago, Nucl. Instrum. and Methods Phys. Res. B 193, 626 (22). A. Itoh, K. Nisawa, T. Majima, and K. Ohya, 22th, Int. Conf. on Atomic Collisions in Solids, Berlin, July 21 26, 26, P B36. B.L. Henke, J.P. Knauer, and K. Premaratne, J. Appl. Phys. 52, 159 (1981). 1 1 Electron emission yields, γ K, γ K+P (b) Calculation He-ion, γ K He-ion, γ K +γ P Exp. He-ion ref. [47] ref. [48] ref. [49] ref. [5] Projectile energy (kev)

40 3aB2P 2eV, 5nm 1eV, 1nm 1eV, 3nm 1eV, 5nm eV (nm) 4 2eV SiO 2 2eV, 5nm 1eV, 3nm 1eV, 5nm 1eV, 1nm (nm) (nm) 5

41 Redeposition rate (a) Tile gap T e =1eV (b) Shadowed area on the tile T e =3eV T e =1eV (c) whole region hidden from direct access T e =3eV.4 T e =3eV.2 1eV 3eV 1eV 3eV 3eV Tile angle θ ( o ) Tile angle θ ( o ) Tile angle θ ( o ) α θ Shadowed area Magnetic field line θ Toroidal α θ θ 2 3 Poloidal W T W G W T =2mm, W G =1mm 1eV T e =1eV

42 3aB4P Molecular dynamics simulation of carbon redeposition on a tungsten surface STS 2 Yasuyuki KIKUHARA 1 ensuke INAI 1 aoru OHYA 2 The University of Tokushima 1,2 ()() W-C () EDDY C-CC-HH-H Brenner W-WW-CW-H W-C-H Juslin [1] Verlet Leap-Frog T 1 ( 1-a)T=1keV C cm -2 ( 1-b)T=1eV C cm -2 ( 1-c) 2 T=3eV T=3eV 2-a,b 2-c,d EDDY EDDY C W C 45 (3eV ) (3eV ) W-C W-C EDDY EDDY (a) (c) C Reflection coefficient R C,C and W Sputtering yields,y C and Y W 1 (a) 3eV CW Y C Y W R C 1 (b) 3eV Y C Y W R C (b) C Reflection coefficient R C,C and W Sputtering yields,y C and Y W 1 (c) 3eV CW R W-pure Y W-pure R C Y C Y W Y C-pure R C-pure C fuence, C (1 16 cm -2 ) 1 (d) 3eV Y W-pure.2 R C Y C R W-pure YC-pureY W R C-pure C fuence, C (1 16 cm -2 ) 2

43 3aB5P Effect of surface roughness on sputtering 2 kev D + Mo ACAT ACAT Y(θ)/Y() Angle of incidence (degree) [1] H. L. Bay, J. Bohdansky, Appl. Rhys. 19 (1979) 421. [2] T. Kenmotsu, Y. Yamamura, T. Muramoto, N. Hirotani, Nucl. Instr. and Meth. B 228 (25) 369.

44 3aB6P タングステン格子中の D,He 原子拡散の MD シミュレーション MD simulation of diffusion of D and He in W crystal 村本哲也岡山理大総合情報 Tetsuya MURAMOTO Okayama University of Science 熱誘起ジャンプによる格子間原子の拡散を調べるため, タングステン結晶中での D 原子と He 原子の運動を分子動力学 (MD) シミュレーションで追跡した W-W, D-W 相互作用力は解析的 Bond-Order ポテンシャル [1] で He-W 相互作用力は Lennard-Jones ポテンシャルで計算した D 原子や He 原子を BCC タングステン結晶中の 8 面体格子間位置に挿入し その運動を 1~4 ns の間追跡した 温度は 7K~5K を考慮した He 原子は 8 面体格子間位置の間をランダムに動き回り D 原子は 4 面体格子間位置にトラップされ 時々その間をジャンプする様子が見られた また平均 2 乗変位が時間間隔にほぼ比例することを確認した これはランダムウォークの性質と同じである 即ち 2 < r > = 3 D t 2 ここで < r 2 > は平均 2 乗変位 D は拡散係数 t は時間間隔である この傾きから拡散係数を計算した 拡散係数の温度依存性はアレニウスの関係 D= D exp( Q / kt ) にほぼ従うことを確認した ここで Q は活性化エネルギー T は温度 k は Boltzmann 定数である 高温ではアレニウスプロットの傾きが変化した これは熱振動による格子ポテンシャルの変化という観点で説明できる H 原子の拡散係数は Frauenfelder の実験値 [2] と比較して過小評価となった これは今回のシミュレーションが極端に低い H 原子密度での拡散に相当することが原因と考えられる また古典論的な熱誘起ジャンプの観点では H 原子と D 原子の拡散における同位体効果はほとんど見られなかった 図 1 : 平均 2 乗変位の時間間隔依存性 図 2 : 拡散係数の温度依存性 [1] N.Juslin, P.Erhart, P.Traskelin, J.Nord, K.O.E.Henriksson, K.Nordlund et al., J. Appl. Phys. 98 (25) [2] R.Frauenfelder, J. Vac. Sci. Technol. 6 (1969) 388.

45 Surface temperature dependence of hydrogen retention in plasma sprayed tungsten under plasma bombadment Koji Okamoto 1), Hideki Zushi 2), Yoshi Hirooka 3), R.Bhattacharyay 1), Hiroshi Idei 2) Interdisciplinary Graduate School of Engineering Science Kyushu University 1) Research Institute for Applied Mechanics 2), National Institute for Fusion Sience 3) wall pumping [1] (WMo ) [2] [3] QUEST 2V 28 ECR (/m 3 ) 5.(eV) (/m 2 /s) 2 1V 3 (fluence:11 24 (/m 2 )) Haasz [1] 1 2 [1] T. Loarer, C. Brosset, et al Nucl. Fusion 47 (27) [2] A.A.Haasz, J.W.Davis, et al J.Nucl. Mater (1998) [3] K.Tokunaga, M.J.Baldwin, et al J.Nucl. Mater (25)

46 3aB8P ブランケット増殖材 リチウムタイタネイトの重水素保持脱離挙動 Deuterium retention and desorption behavior of Li 2 TiO 3 as tritium breeding blanket material 柴田博信 1, 佐藤大輔 1, 山内有二 1, 日野友明 1, 秋場真人 2, 鈴木哲 北大院工 1 2, 日本原子力機構 Hironobu Shibata 1, Daisuke Sato 1, Yuji Yamauchi 1, Tomoaki Hino 1, Masato Akiba 2, Satoshi Suzuki 2 Hokkaido Univ. 1, JAEA 2 2 [ はじめに ] ITER で使用される固体増殖 水冷却方式 TBM(Test Blanket Module) ではトリチウム増殖材にリチウムタイタネイト (Li 2 TiO 3 ) を用いる.TBM の増殖充填層には 573 K から 1173 K 程度の空間温度分布があり, この温度範囲でトリチウムが十分に脱離するかどうか, どのようなガス種で脱離するかどうかを調べることは回収技術の開発にとって重要である. 本研究では Li 2 TiO 3 に生成されるトリチウムを模擬するため,Li 2 TiO 3 ペブルに重水素イオンを照射して, 保持された重水素の脱離挙動を昇温脱離分析法 (TDS) で調べた. [ 実験 ] 試料として直径 2 mmφの Li 2 TiO 3 小球を用いた.1 回の照射実験当たり 18 粒使用した. この試料に対し, 真空中において,973 K で 1 時間の脱ガス処理を施した. その後, ECR イオン源を用いて,1.7 kev の重水素イオン (D + ) を室温で.5 ~ D/cm 2 の範囲で照射した. その後,TDS 装置にて,1 K/min で室温から 973 K まで昇温し, その後 973 K で 1 時間保持した. 試料から脱離するガスを四重極質量分析計で定量的に測定した. [ 結果 ] Li 2 TiO 3 に保持された重水素は,HD, D 2, HDO, D 2 O の形で脱離した. 脱離量は HDO が最も多く,HD と D 2 は照射量と共に増加した.Fig.1 に照射量に対する重水素保持量の関係を示す. 各気体の総脱離量から保持量を算出した. 照射量 D/cm 2 で保持量が飽和した.Fig.2 に重水素イオンを D/cm 2 照 Amount of retained D [1 15 D/cm 2 ] 射した Li 2 TiO 3 試料の TDS スペクトルを示す. HD と D 2 のスペクトルはほぼ同形状であり, 5 脱離ピークは約 5 K にあった. 一方,HDO と D 2 O では 6 K に鋭いピークを持っていた. また, 重水素を含むガスの脱離率は 973 K ま Temperature [K] Fig.2 Thermal desorption spectra of deuterium for Li 2 TiO でにバックグラウンドレベルまで低下した. at a fluence of D/cm 2. このことからトリチウムを回収するためには, Li 2 TiO 3 を 1 K 程度まで加熱すればよいことがわかる Fluence [1 18 D/cm 2 ] Fig.1 Amount of retained deuterium with changing deuterium ion fluence. Desorption rate [1 12 molec./cm 2 s] HD D 2 HDO D 2 O

47 3aB9P ボロン タイテニアムの燃料水素保持 脱離挙動 Deuterium retention and desorption behavior of boron-titanium 犬飼宗志 1 山内有二 1 日野友明 1 芦川直子 2 西村清彦 2 北大院工 1 核融合研 2 Takashi INUKAI1,Yuji YAMAUCHI1,Tomoaki HINO1,Naoko ASHIKAWA2, Kiyohiko NISHIMURA2 Hokkaido Univ1,NIFS2 [ はじめに ] 核融合炉における壁コンディショニングとして ボロン コーティングとチタン フラッシュが行わ れている どちらも内壁に薄膜を堆積し プラズマへの不純物混入の抑制及び燃料水素リサイクリングを制御する ものである ボロン コーティング及びチタン フラッシュを行うと 装置の内壁がボロン タイテニアム (B-Ti) 膜に覆われることになるが このボロン タイテニアム膜の燃料水素リテンション特性は十分に調べられていない 本研究ではボロン タイテニアム膜を作成し 重水素イオンを照射して その重水素保持 脱離挙動を調べた [ 実験 ] 電子ビーム蒸着で SS316L 基板にチタンを 9 nm 堆積させた後 ボロンを 1 nm 堆積させた 堆積後 973K で 3 分間真空加熱し ボロン タイテニアム膜を作成した 作成したボロン タイテニアムの表面組成をオージ ェ電子分光法にて調べた結果 原子組成比は B/Ti は約 2 となっていた 比較のため 電子ビーム蒸着によりボロン 膜 及びチタン膜を作成した 作成した膜に対し イオン照射装置を用いて 1.7 kev の重水素イオンを照射した また 同じ膜に対して グロー放電装置を用いて重水素プラズマに曝した どちらの照射の場合も重水素イオン照射量を D/m 2 とした 重水素イオン照射または重水素プラズマ照射後 昇温脱離分析法により重水素の脱離挙動と保持量を測定した さらに保持された重水素のヘリウム照射によるたたき出し効果を調べるため 重水素イオン照射後 5 kev の He + イオンを He/m 2 照射した D 2 HD [ 結果 ] ボロン タイテニアム膜に重水素イオンを照射し た場合 重水素保持量は D/m 2 となり ボロン 膜の約 1/2 チタン膜の約 1/3 の保持量となった ボロン Temperature[K] タイテニアム膜に重水素プラズマを曝した場合 保持量は D/m 2 となり この場合もボロン膜の約 1/2 Fig.1 Thermal desorption spectrum of deuterium チタン膜の約 1/3 の保持量となった 脱離温度はボロン after irradiation of 1.7keV deuteriu m ion. 膜の場合 重水素イオンを照射した場合も重水素プラズ マに曝した場合もピーク温度は77K 程度であり 17K 程度までショルダーを持っていた チタン膜の場合は脱 離ピークは 77K であった 一方 ボロン タイテニア 2.5 ム膜では重水素イオンを照射した場合 チタンに対応し たピークと約 5K にピークを持っていた (Fig.1) ボ 2. ロンやチタンに比べてより低温で重水素が脱離すること D 2 がわかった このボロン タイテニアム膜に重水素イオンを照射した後 ヘリウムイオンを照射すると 高温側のピークはなくなった グロー放電でボロン タイテニ アム膜に重水素プラズマを照射すると 高温側のみに脱.5 離ピークが存在していた (Fig.2) 低温側の脱離は B-D-B HD 結合からのものであり アモルファスの度合いが多いと この脱離が多くなる グロー放電の場合は イオン照射 に比べてアモルファス化が進まなかったため 低温側ピークが出現しなかったと考えられる Fig.2 Temperature[K] Thermal desorption spectrum of deuterium after irradiation of deuteriu m grow descharge. Desorption Rate[1 17 /m 2 s] Desorption Rate[1 16 /m 2 s]

48 3aB1P SiC/SiC 複合材料の酸化後のヘリウムガス透過率 Helium gas permeability of SiC/SiC composite after oxidation 大串裕介 1, 山内有二 1, 日野友明 1, 香山晃 2 北大院工 1 京大エネ理工研 2 Yusuke OHGUSHI 1, Yuji YAMAUCHI 1, Tomoaki HINO 1, Akira KOHYAMA 2 Hokkaido Univ. 1, Kyoto Univ. 2 目的 核融合炉ブランケット構造材料として, 熱的 機械的特性に優れた低放射化材料である SiC 繊維強化 SiC マトリクス複合材料 (SiC/SiC 材 ) が候補となっている.SiC/SiC 材を用いたブランケットの冷却材は He ガスである. しかし,He がプラズマ中に漏れると燃料希釈により核燃焼を維持できなくなる. このため, SiC/SiC 材の He ガス透過率の測定が重要である. また炉運転時において SiC/SiC 材は高温 ( 約 11K) となり, 酸化される可能性がある. 本研究では, 酸化により He 透過率がどのように変化するかを調べるため, 酸化前後の透過率を測定した. 実験 PIP( ポリマー含浸 焼成 ) 法で作製した SiC/SiC 材 (15mm 15mm 4mmt) を試料として用いた. 試料を電気炉内に設置し, 大気中で 173K または 1173K まで加熱し, 一定時間 (1min) 保持した後, 自然冷却して, 酸化後の重量変化を調べた. この処理を 1 サイクルとして,5 サイクルの酸化を行い, 各サイクル後の試料の He 透過率を測定した. 上流側のチャンバーの He 圧力 (P H ) を Pa の範囲内で変化させ, 透過により上昇した下流側チャンバーの圧力 (P L [Pa]) を測定し,(1) 式から透過率 (K) を求めた. K = P P L H D S A eff ( m 2 / s) L(1) ここで,D は試料の厚さ (m),a は試料の表面積 (m 2 ),S eff は下流側チャンバーの実効排気速度 (m 3 /s) である. また酸化前後の SiC/SiC 材の重量変化を測定するとともに, 表面形態の変化を走査型電子顕微鏡で調べた. 結果 Fig.1 に酸化サイクル数に対する SiC/SiC 材の重量変化を示す. 試料の重量が 1 サイクル後で減少するのは SiC 繊維表面を被覆している C および SiC の C が酸化され CO などで放出するためであり, その後の増加は酸化により SiO 2 が生成されたためである. 酸化後の表面形態を調べた結果, 繊維間マトリクスが失われていた. これは繊維表面の C が損耗したため, マトリクスと繊維の間に空隙あるいは亀裂が生じて, マトリクスが剥がれ落ちたものとみなせる. また表面に SiO 2 の形成による膜状の構造が存在していた. Fig.2 に上流側チャンバーの圧力に対する SiC/SiC 材の He ガス透過率を示す. 酸化後のすべてのサイクルにおいて透過率は酸化前よりも増加した.173K においては,1 サイクル後よりも 5 サイクル後の方が透過率は低かった.1173K においては,173K よりも透過率は大きく, 酸化サイクル数とともに連続的に増加した. いずれの温度においても 繊維間マトリクスの欠損により空隙が拡大したために透過率は上昇した. 以上の結果は, ブランケットの運転温度が約 11K を超えると透過率は増加することを示しており, 冷却材中の酸素含有量を極めて低く抑えるか 繊維を損耗が少ない SiC 等で被覆することが必要となる. Sample weight (mg) He gas permeability, K (1-4 m 2 /s) Number of oxidation cycle Fig.1 Weight loss after oxidation. 1 1 Before oxidation After oxidation (173K, 1cycle) After oxidation (173K, 5cycle) + After oxidation (1173K, 1cycle) After oxidation (1173K, 5cycle) He gas pressure of upper chamber,p H (Pa) Fig.2 He gas permeability before and after oxidation versus He gas pressure of upper chamber.

49 3aB11P LHD のローカル アイランド ダイバータ近傍で生成される共堆積炭素膜の評価 Co-deposited carbon films produced in the vicinity of Local Island diverter in Large Helical Device 平田智也 1), 日野友明 1), 増崎貴 2), 芦川直子 2), 山内有二 1), 廣畑優子 1), 相良明男 2), 西村清彦 2), 大藪修義 2), 野田信明 2), 小森彰夫 2), 本島修 2), LHD 実験グループ 2) 北大院工 1) 核融合研 2) T.Hirata 1), T.Hino 1), N.Ashikawa 2), S.Masuzaki 2), Y.Yamauchi 1), Y.Hirohata 1), A.Sagara 2), K.Nishimura 2), N.Ohyabu 2), N.Noda 2), A.Komori 2), O.Motojima 2), LHD Experimental Group 2) 1) Hokkaido University, 2) National Institute for Fusion Science はじめに ITER では ダイバータ近傍などに再堆積した炭素膜中のトリチウムリテンションが安全性の観点から問題となっている 本研究では大型ヘリカル装置 (LHD) の 25 年度及び 26 年度実験時において, ローカル アイランド ダイバータ (LID) の排気ダクト内部に生成された共堆積炭素膜の構造と水素濃度の関係を, マテリアルプローブ法を用いて調べた 実験 ダイバータ板 ( 炭素繊維複合材製 ) を備える LID ヘッド近傍の上 (1U) 下 (1L), 及びヘッド遠方の上 (2U) 下 (2L) に 316L SS と Si 試料を設置し (Fig.1),LID 配位の放電 (H 2 :77shots) に暴露した 暴露した試料に対し, 昇温脱離分析 (TDS) による放電ガスリテンションの評価, 走査型電子顕微鏡 (SEM) による表面形態の観察, オージェ電子分光法 (AES) による深さ方向の組成分布の測定, 及び触針荒さ計による堆積膜の膜厚測定を行なった 結果 LID 配位の放電では LID ヘッド上のダイバータ板は大きな熱 粒子負荷を受け損耗し, 周辺部に炭素が再堆積していた 水素の昇温脱離スペクトル (Fig.2) において,LID ヘッド近傍側 (1U&1L) では 1 ~11 K の間に脱離ピークが見られた 黒鉛中に水素イオンを照射した場合, 保持された水素は 1~ 11 K の間において脱離ピークを持つことから,LID ヘッド近傍の炭素膜は黒鉛に近いものと考えられる 一方, ヘッド遠方側 (2U&2L) ではより低い 95 K に脱離ピークを持っており, 黒鉛とは異なる膜の構造であると考えられる 得られた水素の保持量と膜厚を用いて水素濃度を求めた 堆積した炭素膜の質量密度を 1~1.8 g/cm 3 の範囲と仮定すると 水素濃度はヘッド近傍で H/C=.31~.6 であり, 黒鉛に水素イオンを照射した場合と同程度であったのに対し, ヘッド遠方側では H/C=.65~1.1 であった ヘッド遠方側ではアモルファス水素化炭素膜となったために, 高い水素濃度になったと考えられる Fig.1 Material probes in the vicinity of LID. Fig.2 Thermal desorption spectra of hydrogen of the four probes.

50 3aB12P LHD Damage on the first wall materials exposed to LHD helium discharges Masayuki TOKITANI 1, Naoaki YOSHIDA 2, Yoshihisa OHTAWA 2, Kazutoshi TOKUNAGA 2, Mitsutaka MIYAMOTO 3, Naoko ASHIKAWA 1, Suguru MASUZAKI 1, Mamoru Shoji 1, Masahiro KOBAYASHI 1, Akio SAGARA 1, Nobuaki NODA 1, Hiroshi YAMADA 1, Akio KOMORI 1, Shinji NAGATA 4, Bun TSUCHIYA 4 1 NIFS, 2 Kyushu Univ., 3 Shimane Univ., 4 Tohoku Univ. LHD W Mo SUS 87s NBI He (T i =1~2keV) (TEM) 1 He He (e.g. W; E min =.53keV) He He [2] ( ) He [1] He LHD He He He He Bubbles Dislocation loops [3] He x2 1 1~2keV ~1 19 He/m 2 s (ERD) He 2 He 13nm 2nm He 1keV 1. He WSUS He 3 H Depth [nm] [1] R.J. Goldston, P.H. Rutherford, 1996 Introduction to Plasma Phys. p156 [2] J.H. Evans, J. Nucl. Mater. 76&77 (1978) 228 [3] M Tokitani et al., J. Nucl. Mater (24) 761 Counts W SUS 1 H surface He He surface Channel number 2. W He ERD

51 3aB13P ガスパフおよびペレットによるLHD水素プラズマ下での CX粒子による対向材料の微視的損傷 Microscopic Damages of PFMs by CX-neutrals in LHD hydrogen plasma fueled by gas-puff and pellet 宮本光貴 1 小野興太郎 1 芦川直子 2 時谷政行 2 小林政弘 2 坂本隆一 2 LHD実験グループ 2 島大総理工 1 核融合研 2 Mitsutaka MIYAMOTO 1, Kotaro ONO 1, Naoko ASHIKAWA 2, Masayuki TOKITANI 2, Masahiro Kobayashi 2, Ryuichi Sakamoto 2, LHD experimental group 2 Shimane University 1, NIFS 2 Pellet (76 sec.) Gas puff (14 sec.) 緒言 核融合炉における PSI は複合的な現象であり その解明には実機装置を用いた系統的な実験が不可欠である これまでLHDにおける材料照射実験を行い 材料の損耗には荷電交換中性粒子の寄与が大きい事を示し 材料の微視 的損傷の観察から その入射線束やエネルギー分布の評価を行ってきた 本研究では ガスパフとペレットの2種類の 燃料注入の際のプラズマに材料をそれぞれ曝し LHD 第一壁への荷電交換中性粒子の入射線量およびエネルギー分 布を定量的に評価し比較することを試みた 1 1 Gas puff 実験方法 4.5L ポートに設置された試料駆動装置を用い 真空容器壁面位 置での材料プローブ実験を行った シャッター付き試料台を用い 透過型電 4 4 子顕微鏡(TEM)観察可能な金属薄膜試料(SUS, Cu, Mo, W)を ガスパフ(Shot 2 2 No ~73786)とペレット(73787~73796)の燃料注入による水素プラズマに Pellet それぞれ 14 秒および 76 秒程度曝した 図 1 は 実験時の典型的な放電の蓄 積エネルギー 電子密度の時間変化を示す プローブ実験後 各試料の 6 15 TEM による微細組織観察を行った また イオン照射装置結合型TEM(島根大 学総合理工学部設置)により制御された系での水素イオン照射実験を比較の ために行った time(s) 実験結果 異なる燃料注入による水素プラズマに曝した各試料には 弾き 出し損傷に起因したドット状の欠陥の形成が見られた 図 2 に代表的なプロー 図1 ガスパフ(上)およびペレット(下)時の Wpおよびneの時間変化 ブ試料のTEM観察結果を示す(暗視野像 欠陥は白いドット状のコントラストと Mo Cu して観察されている) ここで MoおよびCuにおける弾き出し損傷形成のため の入射水素粒子の閾エネルギーは それぞれ 9 および 36eV程度である プラズマに曝した時間が異なるためペレット時の方が 高密度に欠陥が形成し ているが 照射時間を考慮しても以下の相異があると考えられた MoやWに 形成した欠陥形成からの入射線束評価には ほとんど違いが無く 実験室系 でのMo模擬照射実験との比較からいずれも約 1x119 H/m2s程度と評価出来た 一方 SUSやCuにおいては ペレット時の試料中には照射時間の違い以上に 大きい密度の欠陥形成が観察された この結果は ガスパフおよびペレット時 における壁へのCX入射粒子束は kevオーダーの高エネルギー成分はほぼ 同様であるものの 1keV以下の低エネルギー成分ではペレットの方が大きい 5nm ことを意味している また いずれの場合もW中にも欠陥が観察されたことから kevオーダーの入射粒子があったと考えられる 年回では 模擬照射実験の 図2 ガスパフおよびペレットの燃料注入 による各水素プラズマに曝した試料 結果を交え より定量的な評価について発表する予定である の微細組織 (TEM 暗視野像)

52 Correlation between degradation behavior of reflectivity and damage structure in SUS mirrors under the helium ion irradiation D-T SUS 1x1x.5(mm 3 )SUS316L 1~5keV 67nm 773K 2x1 23 He/m 2 TEM 1SUS316L1~5keV-He He/m 2 3keV-He + (2x1 23 He/m 2 ) 15% 23keV-He He/m 2 He/m reflectivity (%) fluence (x1 22 He/m 2 ) I-loop Bubble 4nm 1nm 1 He 2 TEM

53 3aB15P ヘリウム照射場における 熱非平衡空孔 の発生 The Generating Mechanism of Non-equilibrium Vacancy under Helium Irradiated Material 岩切宏友 1 馬場友紹 2 秋吉亮平 2 渡邉英雄 1 1 吉田直亮九大応力研 1 2 九大院総理工 Hirotomo IWAKIRI 1, Tomotsugu BABA 2, Ryohei AKIYOSHI 2, Hideo WATANABE 1 and Naoaki YOSHIDA 1 Research Institute for Applied Mechanics, Kyushu Univ. 1, Interdisciplinary Graduate School of Engineering Sciences, Kyushu University. 2 ITER の標準運転と想定されているHモードを用いると ELM によって放出される熱パルスがプラズマ対向材料に影響を及ぼす ダイバータ部で使用されるタングステンの場合 その温度は最高で 1773K 程度にまで達する ヘリウム照射下では 弾きだし損傷が生じないにも関わらずキャビティが発生するという複数の報告があり この現象は LHD 放電下でも観察されている 本研究では 1273K 以上の高温領域におけるヘリウム照射効果に関する基礎的な知見を得ることを目標とし 透過型電子顕微鏡 (TEM) を用いた微細内部組織観察を行った 図 1(a) は.25 kev-he + を He + /m 2 まで,(b) は8 kev-he + を He + /m 2 まで照射したものである. 照射時間はそれぞれ25 sec,15 secであり 照射温度は双方とも1273Kである.25keV 照射では合体を経て形成されたと見られるアメーバー的なバブルの結合体が 8keV 照射では直径数 1nm 程度の多面体バブルが観察された 双方の試料とも 直径数 nm 程度の微小バブルが併せて形成されていた 8keV 照射の場合は 照射に伴い試料中に導入された原子空孔を吸収しつつバブルが成長したと解釈できるが.25keV 照射の場合は原理的に空孔の導入量が極めて少ないため どこかに空孔の供給源を求める必要がある このときの空孔供給源の一つとして, 高温下において試料中に導入される熱空孔の存在が考えられる. 熱空孔は表面などから材料中に拡散していき, 平衡時の濃度は温度のみに依存する. このため, 一般的には熱平衡空孔として良く知られている. しかしながら 1273 Kのタングステン中における熱平衡空孔濃度は~ と極めて低いため, 量的にはこのようなキャビティの成長を説明できない ただ 熱平衡空孔とは系の平衡状態における濃度であり 表面や転位から発生してバルク中に混入していく空孔が局所的には相当量存在する可能性がある このとき バルク中に空孔の捕獲サイトがあれば熱空孔はその部分に留まることが可能になる. 換言すれば熱.25keV, 照射時間 25sec. 8keV, 照射時間 15sec. 非平衡 空孔が存在できるようになると He + /m He + /m 2 いうことである. このように 1273 K 以上の高温照射に (a) (b) おいては, 試料表面から導入される熱空孔がバブルの成長に直接的に寄与する可能性がある. 特に弾き出し損傷を伴わない低い照射エネルギーにおいてその影響は顕著に現われ, 表面領域に大きなスエ 1nm リングを引き起こすことになるため この問題については十分な理解が必要にな図 1.25keV 及び 8keV ヘリウム照射によって試料中る に形成されたバブル 1273K

54 3aB16P LHD 長期据置金属試料におけるプラズマ照射効果 Plasma Irradiation Effects on LHD Long-Term Metallic Samples 吉田直亮 1, 大多和義久 2, 徳永和俊 1, 藤原正 1 3, 芦川直子時谷政行 3, 川端一男 3 3, 秋山毅志 Naoaki YOSHIDA 1,Yoshihisa OHTAWA 2, Kazutoshi TOKUNAGA 1, Tadashi FUJIWARA 1, Masayuki TOKITANI 3, Naoki ASHIKAWA 3, Kazuo KAWAHATA 3, Tsuyoshi AKIYAMA 3, 1 Research Institute for Applied Mechanics, Kyushu University 2 Interdisciplinary Graduate School of Engineering Sciences, Kyushu University 3 National Institute for Fusion Science 実機におけるプラズマ対向材料の表面は 主放電プラズマのみならずグロー放電洗浄 (GDC) のプラズマや チタンゲッター ボロニゼイションなどに繰り返し曝される このような環境変動に伴って表面は逐次変化し 長期的には本来の表面とは大きく異なったものとなる場合も想定される 従って プラズマ 壁相互作用を制御するためには 実機における表面特性の変化とそれをもたらす原因を明らかにする必要がある 本研究では LHD の第 1 サイクルにおいて真空容器の内壁上および 4-O ポート底部に鏡面研磨したモリブデン ステンレス鋼 銅等の試料を置き 実験期間中プラズマ放電に曝した 4-O ポート内での曝露実験では底部に設置されたシャッター付き試料ホルダーに試料 ( モリブデンのバルク試料および TEM 用薄膜試料 ) を固定することによって 主放電プラズマ GDC プラズマおよび全ての放電に分別して曝し それぞれのプラズマの影響を調べた 実験サイクル終了後これらの試料を取り出し 表面や内部の損傷 光反射率などを SEM TEM 分光光度計等を用いて調べた (1) 壁面上に置いた試料の照射損傷壁面上に設置した試料の表面はいずれも損耗していたが 表面状態は材料により大きく異なっていた ステンレス鋼およびモリブデンでは表面は比較的平滑に保たれていたのに対し 銅では図 1に示すような激しい凹凸構造が形成された 突起は不純物の堆積により形成されたものと考えられるが 水素やヘリウム 酸素なども同時に堆積 吸蔵されることから 内部構造は複雑で 水素の吸蔵 放出など PWI への影響が大きいことが推察される (2)4-O ポート底部に置いた試料の照射損傷主放電 ( 水素 ヘリウム ) にのみに曝した試料では 正味の損耗は僅かであり 照射面には多少のダストの付着以外目立った変化は見られなかった これに対し 結晶内部の損傷は激しく ナノスケールの欠陥 ( 転位ループとバブル ) が高密度に発生していた また 光反射率の劣化も広い波長領域で起こるなど 典型的なヘリウム粒子照射損傷を示した 主放電に図 1 壁上においた銅の表面よる表面特性の変化は 荷電交換により発生したヘリウム粒子の照射効果によって律速されていると言えよう 一方 グロー放電 ( ネオン ヘリウム 水素 ) および全放電 ( 主放電 + グロー放電 ) に曝された試料においては 約 2nm の正味の損耗が見られ その表面は厚さ数 nm 程度の微結晶の堆積層で覆われていた また 表面直下領域にはナノスケールの欠陥の形成が見られたが 主放電に比べ損傷は緩やかであった さらに 表面には半径数 μm から 1μm 程度のブリスターが発生し 多量のダストの付着も見られた ( 図 2) ブリスターの発生は注目されるが ネオンによるグロー放電が表面損傷層を取り除き 水素の内部への拡散を容易にした結果と考えられる 図 2 全放電に曝したモリブデンの表面

55 Development and evaluation of W/F82H plasma facing materials Yuki Yahiro, Masatoshi Mitsuhara, Kazutoshi Tokunaga, Hideo Watanabe, Naoaki Yoshida, Akira Kobayashi, Koichiro Ezato, Satoshi Suzuki, Masato Akiba, Hideharu Nakashima 1 Interdiscplinary Graduate School of Engineering Sciences, Kyushu University 2 Reserch Institute for Applied Mechanics, Kyushu University 3 Joining and Welding Research Institute, Osaka University 4 Japan Atomic Energy Agency デモ炉の第一壁やダイバータに使う対向材料として 耐中性子照射特性に優れた F82H 鋼を基材とし て スパタリング損耗やトリチウムインベントリーの少ない W を接合あるいは被覆した複合材料が検討 されている 本研究では 被覆強度が強く耐熱負荷特性に優れた W 被覆 F82H 鋼の開発を目指し 被覆 強度を支配していると予想される W 被覆膜の表面形状や内部構造 接合界面の密着性や組織 組成 さ らには溶射による F82H 鋼の相変態等を明らかにすることを目的とした 表面をブラスト処理した F82H 鋼に大気中プラズマ溶射 (APS) 法および真空プラズマ溶射 (VPS) 法により W を被覆した W/F82H 被覆材を作製した Table 1 に溶射条件を示す また 溶射により発生 した残留歪の除去と接合性の向上を目的とした再熱処理 (96 で.5 時間焼きならし後 75 で 1.5 時 間焼き戻し ) を施した試料も準備した W 被覆膜の表面形状および化学組成を走査型電子顕微鏡 (SEM) エネルギー分散型 X 線分析装置 (EDS) を用いて観察 分析した また 試料を切断することによ Table1 溶射条件って基材や界面 被覆層の内部構造を SEM や方位像顕微鏡 (OIM) 溶射方法 APS VPS 透過型電子顕微鏡 (TEM) を用いて観察し 硬度を超微小押し込み W 粉末平均粒径 (µm) 4 17 硬さ試験機を用いて測定した Fig. 1 は溶射後の また Fig. 2 は再熱処理後の W/F82H 被覆材の断 基材温度 ( ) 15 6 面部における OIM 歪像を示す APS VPS ともに被覆 W 層 (Fig. 1 W 膜厚 (mm) (A) 部 ) は 扁平状に積層している APS の場合は 層間に気孔が部分的に存在しているが VPS の場合は 層間の気孔はかなり少ないことがわかる VPS-W 被覆膜における W 粒端部の隙間は APS-W より狭いことから VPS-W 被膜の方が密着性が良いと考えられる 一方 基材の F82H 部 ((B) 部 ) では マルテンサイ 基材サイズ (mm) (A) (B) ト組織が維持されており 溶射による組織変化は見られなかった また 溶射時の熱応力による顕著な残留歪の導入も確認されなか APS VPS 5µm った W 溶射をマルテンサイト組織が保持される 75 以下で行うこ Fig.1 溶射後の界面の歪像 とにより マルテンサイトを保持し 歪の少ない W 被覆材を作製する ことができたものと考えられる 再熱処理を行うことによって界面 (Fig. 2) にフェライト相が形成さ れた フェライト相の形成領域は溶射法に依存し APS では約 5µm VPS では約 3µm であった 柔らかいフェライト相の形成は界面での歪を緩和し W 層の剥離の抑制につながるものと考えられる APS VPS 5µm 発表では 界面や W 層の TEM による詳細な組織観察の結果や耐熱 Fig.2 再熱処理後の界面の歪像 負荷試験の結果についても報告する

56 Release behavior of hydrogen isotope from deposition layers formed by sputtering method dq = 2 kq dt k =.166 exp( 179 / RT ) H/W Hydrogen release [H/W] /2 (1+erf((T[ o C]-217)/(2 1/2 (-165)))) Temperateure [ o C] Experimental Calculated Temperature Time [hour]

57 3aB19P 照射損傷を形成したタングステンにおける水素の挙動 Hydrogen behavior in tungsten with radiation damage 福本正勝 柏木紘典 山脇章史 大塚裕介 上田良夫 谷口正樹 井上多加志 坂本慶司阪大院工 原子力機構 Masakatsu FUKUMOTO, Hironori KASHIWAGI, Akifumi YAMAWAKI, Yusuke Ohtsuka, Yoshio UEDA, Masaki TANIGUCHI, Takashi INOUE, Keishi SAKAMOTO Osaka Univ., JAEA 1. はじめにタングステンは核融合炉壁の候補材料の一つである (a) dpa そのため 水素同位体プラズマ ( イオン ) 照射下の水素同位体挙動については 多くの研究が存在する 核融合炉壁は燃料粒子だけでなく DT 核融合反応によって生じた14MeVの高速中性子が入射し 壁材料に照射損傷を形成する しかしながら 照射損傷が形成されたタングステンの水素同位体挙動については まだ明らかにされてはいない そこで 本研究では照射損傷を形成したタングステンに水素同位体イ (b) 3.5 dpa オンを照射し 照射損傷がタングステンの水素同位体挙動へ及ぼす影響を調べた 2. 実験照射試料は 2 1 1mmの純タングステン応力除去材 ( 純度 :99.99 at.% アライドマテリアル製 ) である 照射面は鏡面研磨されており 表面粗さは.1μm 以下である 照射損傷の形成には原子力機構のMeV 級イオン源試験装置を用いた 照射イオンは図 1 照射損傷がブリスタリングに及ぼす影響 7keV H - である 照射時の温度上昇によって照射損傷が回復することを防ぐため 試料の表面温度を 473K 以下とし パルス状で照射した フルエンスは 1.6x1 22 H - /m 2 である 水素同位体イオンの照射には 定常高粒子束イオンビーム照射装置を用いた 試料背面はモリブデンプレートに接触させており 照射時の試料温度はこれに挿入した熱電対で測定した フラックス フルエンス 試料温度はそれぞれ ~2.2x1 2 H + /m 2 s ~7.5x1 24 H + /m 2 473Kである ブリスタの表面観察と断面観察には SEMと FIBを用いた 3. 結果 考察図 1に照射損傷がブリスタリングに及ぼす影響を示す 図図 2 ブリスタの断面 1(a) に示すように照射損傷がない場合 (dpa) には 小さなブリスタが多数形成された 一方 3.5dpaの照射損傷を与えた場合には ( 図 1(b)) 少数の大きなブリスタのみが形成された 図 2にdpaのタングステンに形成されたブリスタの断面を示す 図 2より 直径 ~5.5μm のブリスタには深さ1~2μm の結晶粒界に亀裂が発生していることがわかった 図 3にdpaのタングステンに形成されるブリスタの直径と亀裂深さの関係を示す 図中の灰色の部分は 7keVの水素負イオンビームで照射損傷が形成される範囲である 図 3より ブリスタの直径が増加すると亀裂深さが増加する関係があり 直径 2μm 以下のブリスタでは深さ ~3.5μm になることがわかった これは 7keVの水素負イオンビームで照射損傷が形成される範囲に対応する 後照射した水素が照射損傷にトラップされ 結晶粒界にトラップされる水素が減少したためであると考えられる 図 3 ブリスタ直径と亀裂深さの関係

58 Effects of simultaneous irradiation of hydrogen and helium ions on tungsten Hironori KASHIWAGI, Masakatsu FUKUMOTO, Akifumi YAMAWAKI, Yusuke OHTSUKA, Yoshio UEDA Graduate School of Engineering, Osaka University DT..a.1(b) TEM TEM 5 µm 5 µm (a)he (b)he 1. ev flux /m 2 sec fluence /m 2.96 %653K.1 He

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60 6m Fuel kernel Low density PyC High density PyC ZrC

61 3aB23P バナジウム合金上への絶縁セラミックスコーティングの付着強度 Adhesion strength of insulator ceramics coating on vanadium alloys 山川隼史佐藤学野上修平長谷川晃東北大工 Takashi YAMAKAWA, Manabu SATOU, Shuhei NOGAMI, Akira HASEGAWA, Tohoku University 1. 目的バナジウム合金 / 液体リチウム核融合炉ブランケットシステムにおいては MHD 圧力損失低減のためバナジウム合金へ絶縁セラミックス被覆が必要である セラミックスの共存性と密着性は絶縁性能を保つ上で重要であるが 特に被膜の剥離は致命的な機能の損失につながるので 被膜の付着強度に関する知見を得ることは重要である 本研究では バナジウム合金へ絶縁セラミックス被覆としてイットリア被覆を試み バナジウム合金へのイットリウム添加量 熱処理温度ならびに表面状態が界面の付着強度に及ぼす影響を調べた 2. 実験方法レビテーション溶解により作製した V-4Cr-4Ti-.2Y と V-4Cr-4Ti-.3Y 合金及びアーク溶解により作製した V-4Cr-4Ti 合金を電解研磨し基板とした イットリウム金属をターゲットとしたアルゴンガス中での DC プラズマスパッタ法により被覆を試みた その後被膜の結晶性を向上させるために 6 ないし 1 で熱処理を行った X 線回折法 (XRD) により被膜の構造解析ならびに結晶性の評価を行った 付着強度の評価には薄膜物性装置 MH4(NEC 三栄株式会社製 ) を用いた 曲率半径 5μm の円錐ルビー圧子にて傾斜角 3 の試料ステージを用いて押し込み試験を行った 薄膜に対して図 1 典型的な荷重変位曲線一定速度で圧子を押し込むことで 薄膜と基板間の界面にせん断応力を生じさせ 界面の剥離に伴う急激な荷重変化を生じる直前の荷重から付着強度 τを定義した 図 1 に典型的な荷 ( ただし τはせん断応力 [MPa] νはポアソン比重変位曲線を示す 得られた付着強度はワイブル統計を用い θは傾斜台の角度 W は押し込み荷重 [mn] て処理し 被膜の平均付着強度を求めた δは押し込み深さ [μm]) 3. 結果 X 線回折の結果 Y 2 O 3 は (222) 面の回折ピーク 1 は であるが 被覆まま材および 6 熱処理材の回折図形では 半値幅.76 のブロー 8 ドなピークであった 一方 1 熱処理材では Y 2 O 3 の (222) 面に相当する半値幅.54 の明瞭 6 なピークが観察され 結晶性が向上することがわかった 図 2 に 1 で熱処理した各合金にお 4 ける平均付着強度を示す 基板材料へのイットリウムの微量添加により付着強度が上昇する傾向 2 があることがわかった 一方 ワイブル係数は V-4Cr-4Ti が比較的高い値を示したが イットリウ ム添加合金は低く 付着強度のばらつきが大きい V-4Cr-4Ti ことがわかった 核融合炉用絶縁セラミックス被膜作製のためには 高い付着強度とばらつきの少図 2 1 熱処理材における平均付着強度ないことが重要になると考えられる 平均付着強度 [MPa] V-4Cr-4Ti-.2Y V-4Cr-4Ti-.3Y

62 3aB24P イットリム添加によるバナジウム合金高性能化に関する最近の成果 Recent advancement of improvement in material performance of vanadium alloys by means of yttrium additions 佐藤学 1 長坂琢也 2, 阿部勝憲 3, 室賀健夫 2, 長谷川晃 1 東北大 工 1 核融合研 2 八戸工大 3 Manabu SATOU 1, Takuya NAGASAKA2, Katsunori ABE3, Takeo MUROGA2, Akira HASEGAWA1 Tohoku University 1, National Institute for Fusion Science2, Hachinohe Institute of Technology 3 はじめにバナジウム合金は 液体金属リチウムと組み合わせた核融合炉用ブランケットの構造材料として期待され研究が行なわれてきた 構造材料としての工学的利用実績が限定されているため産業的基盤が十分形成されず今日に至っている しかしながらバナジウム合金の開発は着実に進展し 機械的性質への影響が大きい酸素などの侵入型不純物元素濃度を制御した大型の溶解も行なわれブランケット構造材料として利用するため合金作製についての見通しは得られている 比較的大型の合金溶解ではレビテーション溶解を用いる方法により V-4Cr-4Ti-Si-Al-Y 系合金が 連続電子ビーム溶解により高純度 V-4Cr-4Ti 合金 (NIFS-heat) が作製され 加工熱処理条件による機械的性質変化やミクロ組織について明らかにしている さらに溶接性 絶縁セラミックスとの被覆接合 高温強度 クリープ特性についての研究の成果も得られ 加工熱処理 合金組成を含め材料としてより適切な条件が見極められつつある 本報告では主に数 dpa までの中性子照射挙動を含めた V-4Cr-4Ti 系合金についての最近の成果について述べる 実験 V-4Cr-4Ti と V-4Cr-4Ti-.1Si-.1Al-.1Y( 配合値 重量 %) を中心とした合金系ついて述べる JOYO ( 日本原子力研究開発機構 ) において高純度ナトリウム封入したキャプセルまたは HFIR-17J(High Flux Isotope Reactor オークリッジ国立研究所 ) においてリチウム封入したキャプセル内で中性子照射を 4 または 43 で行ない試験に用いた 照射後試験はビッカース硬さ試験 引張試験およびシャルピー衝撃試験について微小試験片を用いて行なった また引張試験片のつかみ部から薄膜試料を作製し透過型電子顕微鏡によるミクロ組織観察を行った 結果 (1) ビッカース硬さについて 照射前の熱処理温度が 9 から 15 の範囲で 熱処理条件依存性を調べた 照射前と同様に 43 での照射後も 1 で極小となる V-4Cr-4Ti-.1Si-.1Al-.1Y 合金では照射硬化量は約 8 で V-4Cr-4Ti 合金の約 12 に比べて小さい (2) 引張特性について 照射前の熱処理条件によってやや異なる降伏応力や引張強度を示すがいずれの場合も 5% 以上の均一伸びを持ち良好な照射特性を持つ 特に Si Al Y を微量に添加した合金では V-4Cr-4Ti 合金に比べても降伏応力が小さく 加工硬化率や均一伸びもより大きく良好な機械的性質を示した (3) シャルピー衝撃特性について 上部棚吸収エネルギーは中性子照射によって約.4J/mm 3 まで低下した しかしながら破断面は試験温度 -196 においても延性破壊様式を示しており脆化はなかった (4) ミクロ組織発達について V-4Cr-4Ti 合金では主に転位が観察されるのに対して V-4Cr-4Ti-.1Si-.1Al-.1Y 合金では析出物が観察され転位はほとんど見られない 母相に固溶する酸素などの侵入型不純物の挙動と関連し 照射後のミクロ組織発達と機械的性質の変化に差異が生じていると考えられる まとめ微量添加元素などによる高純度化により V-4Cr-4Ti 系合金の 4 近傍の中性子照射挙動についても従来の合金系に比べ改善されることが示された 加工熱処理 合金組成を含めた材料としてより適切な条件が絞り込まれブランケット構造物作製に必要な工学的試験を進める準備は整っていると考えられる

63 1 2 MAHIP

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65 3aB27P 核融合炉ブランケット用 SiC 材料の中性子照射損傷に おけるミクロ構造発達のモデル計算 (1) Modeling of microstructural development in SiC under irradiation (1) 森下和功 a, 渡辺淑之 b, 香山晃 a, Howard L. Heinisch c, Fei Gao c a 京大エネ理工研, b 京大エネ科 ( 院生 ), c PNNL K. Morishita a, Y. Watanabe b, A. Kohyama a, Howard L. Heinisch c, Fei Gao c a Institute of Advanced Energy, Kyoto University, Japan b Graduate School of Energy Science, Kyoto University, Japan c Pacific northwest national laboratory, USA 緒言 SiC/SiC 複合材料は 優れた低放射化特性および高温強度特性を有しており 核融合炉用構造材料として期待されている 炉設計上重要な諸特性への影響が問題となる照射下ミクロ組織発達を明らかにするためには 照射下で形成しうる欠陥のエネルギーの評価が必須である ここでは β-sic 中の自己格子間原子 (SIA) 集合体や空孔集合体の形成エネルギー並びに点欠陥の移動エネルギーを評価した 手法 Gao-Weber 原子間ポテンシャル (Si, C 系の経験ポテンシャル ) を用いた分子動力計算を行った 計算体系を 1 unit cell( 完全結晶では 8 個の原子を含む ) とし 欠陥を導入した系に有限温度を与えて十分に緩和させた 続いて系をクエンチし そのときの全エネルギー値を得た 得られた系のエネルギー値より欠陥集合体の形成エネルギーおよび移動エネルギーを算出した 結果 図 1は, 各サイズn( 集合体中の点欠陥の総数 ) に対するSIA 集合体および空孔集合体の 形成エネルギーを示したものである 両者ともにサイズに対する増加関数となっており 金属と同様にそれぞれn 1, n 1/2 ならびにn 2/3, n 1/3 を項とした連続体モデル式で表すことができる SIA 集合体中のSiとC はそれぞれTC 侵入型 (C 格子原子に囲まれた四面体中心を占有 ) とC-Cダンベル型 (C 格子原子と格子点を共有 ) を形成していた また空孔集合体に関しては Si 空孔数とC 空孔数のバランスが崩れるに従って集合体周辺にアンチサイト欠陥が形成されていた その他点欠陥の移動エネルギーやその移動経路なども含めて詳細は当日報告する Formation energy of defect cluster, E f (ev) MD data for SIA clusters MD data for vacancy clusters Fitting curve for SIA clusters Fitting curve for vacancy clusters F E = n n V-cluster F 1 1 E = n + n 2 SIA-cluster β-sic (Gao-Weber potential) Total number of point defects in a cluster, n 図 1. 欠陥集合体の形成エネルギーのサイズ依存性

66 3aB28P 核融合炉ブランケット用 SiC 材料の中性子照射損傷におけるミクロ構造発達のモデル計算 (2) Modeling of microstructural development in SiC materials under irradiation (2) 渡辺淑之 a, 森下和功 b b, 香山晃 a 京大エネ科 ( 院生 ), b 京大エネ理工研 Y. Watanabe a, K. Morishita b, A. Kohyama b a Graduate School of Energy Science, Kyoto University, Japan b Institute of Advanced Energy, Kyoto University, Japan 緒言 SiC 材料の照射下ミクロ構造発達を明らかにするために 本研究グループではこれまで β-sic 中の照射欠陥に関するエルギー論 ( 点欠陥集合体の形成エネルギー 点欠陥の移動エネルギー ) の評価を行ってきた ここではそれらのエネルギー値を用いて運動論へと展開し 自己格子間原子 (SIA) 集合体および空孔集合体の成長挙動を評価した 手法 体積 V の点欠陥集合体の成長速度 ( dv/ dt) は集合体に対する各点欠陥 k ( k は Si-SIA (I Si ), C-SIA(I C ), Si 空孔 (V Si ), C 空孔 (V C ) の 4 種類存在する ) の総流入出カレント NET 1 Jk (s ) = 4 π R ZkDk[ Ck( ) Ck( R )]/ Ωの総和で決まる R は点欠陥集合体を球状と仮定したときの半径 Z k は欠陥捕獲率 Ω は原子体積 D k は拡散係数 C k ( R ) およびC k ( ) はそれぞれ欠陥集合体周辺およびマトリックス中での点欠陥 k の濃度である ここでは各点欠陥のマトリックス中の濃度 C ( ) k を固定し 温度を変化させたときの各サイズにおける欠陥集合体の成長 収縮を評価した 結果 図 1は 1K での各サイズにおける欠陥集合体の成長 収縮を示したものである ( 図中の矢印は成長 収縮の向きを示す ) 横軸と縦軸はそれぞれ集合体中の Si と C に関する点欠陥の数を示しており 第 1 象限 第 3 象限はそれぞれ SIA 集合体 空孔集合体を示している この条件では SIA の流入カレントが優勢であり SIA 集合体は成長し 空孔集合体は収縮している また I C よりも I Si の吸収が支配的であり SIA 集合体は I Si 優勢で成長している また斜線で示した部分は embryo と呼ばれる領域であり この場合は 7 程度が臨界核サイズであることを示す 温度上昇に伴ってこの領域は拡大し よりサイズの大きい集合体でなければ安定に存在できなくなる さらに温度を上げていくと 今度は空孔の流入カレントが優勢の状態が出現し SIA 集合体は収縮し 空孔集合体は成長するようになる 当日は他の条件における結果も含めて解説する予定である # I C SIA 集合体 1 T = 1 K 9 C 8 成長 I ( ) = 1 Si 1 CI ( ) = 1 6 (I Si 吸収 ) C 5 CV ( = ) 1 Si 5 4 CV ( ) = 1 C 2 収縮 # V Si # I Si 2 4 embryo ( サイズ2~7) (I Si 吸収 ) 6 8 収縮 空孔集合体 1 # V C 図 1. SIA 集合体 空孔集合体の成長挙動のサイズ依存性 (1K)

67 3aB29P 低放射化バナジウム合金溶接材の耐中性子照射脆化特性 Resistance of low activation vanadium alloy weld joint against neutron irradiation embrittlement 長坂琢也 1, 室賀健夫 1, 渡辺英雄 2, 鳴井実 3 4, 篠崎賢二核融合研 1, 九大応力研 2, 東北大金研 3 4, 広大院工 Takuya NAGASAKA 1, Takeo MUROGA 1, Hideo WATANABE 2, Minoru NARUI 3, Kenji SHINOZAKI 4 NIFS 1, RIAM, Kyushu Univ. 2, IMR, Tohoku Univ. 3, Graduate School of Engineering, Hiroshima Univ 序論バナジウム合金の開発では溶解量が小さかったために 構造材として十分な厚さ (5 mm 程度 ) の板材を大量に必要とする溶接研究が遅れていた バナジウム合金共通材料 NIFS-HEAT(166 kg 溶解 ) の登場で溶接研究が可能となり 工学的なデータベース構築が期待されている 本研究では バナジウム合金溶接材の中性子重照射後の衝撃試験から 耐中性子照射脆化特性を評価し これに及ぼす不純物効果 微細組織変化の効果を明らかにする そして最適溶接条件の検討から バナジウム合金の溶接法に見通しを得ることを目的とする 2. 実験方法 NIFS-HEAT-2 (V-4Cr-4Ti 合金 ) の 4 mm 厚板材を YAG レーザー溶接し 1.5 mm 角 2 mm の V ノッチシャルピー試験片を切出した 高速炉 常陽 で x 1 25 n m -2 (.98 dpa) 及び x 1 26 n m -2 (8.5 dpa) の中性子照射を行った 3. 結果 考察図 1 に中性子照射前後の母材 溶接金属の衝撃値 ( 試験片の破壊に要するエネルギー ) を示す 照射前はいずれの試験温度においても高い衝撃値を示し 脆性破壊は起こらなかった 中性子照射後は 衝撃値の低下が認められた ここでは 衝撃値が.5 NIFS-HEAT-2 E U Base metal.4 Un-irrad..98 o C o C Weld metal -139 o C -85 o C E U / 2 Un-irrad o C.98 o C 8.5 o C.1 > 15 o C Temperature, T / o C 図 1 中性子照射前後の母材 溶接金属の衝撃値 照射前の平均の半分まで低下する温度 ( 脆性破壊が顕著になる温度 ) を延性脆性遷移温度 (DBTT) と定義する 構造材料では DBTT が室温よりも十分低いことが健全性の目安である.98 dpa 照射 8.5 dpa 照射した母材では それぞれ と十分に低い DBTT を示し 耐照射脆化特性は良好なことが明らかになった 一方 溶接金属では.98 dpa 照射後の DBTT は -77 と低いが 8.5 dpa 照射後は 15 以上であったことから より照射脆化が促進されることが明らかになった 電子顕微鏡組織観察によると 母材では不純物 C, N, O が Ti-C, N, O 析出物の形で固定されているのに対し 溶接金属では これが強制的に固溶されており この固溶 C, N, O と中性子照射欠陥の相互作用が大きな照射硬化と脆化を引き起こしているものと考えられる 図 2 には 8.5 dpa 照射で脆化した溶接金属に 1 hr の照射後熱処理を施した場合の衝撃値の回復を示す 6 8 の照射後熱処理により 衝撃値はほぼ照射前の値まで回復することが明らかになった 以上から 溶接金属は母材に比較して中性子照射脆化が促進されるが 適当な照射後熱処理で回復させることが可能である また 溶接金属の脆化は不純物 C, N, O の挙動で理解できるので 照射前の溶接後熱処理等でこれを Ti-C, N, O として適当に固定できれば 照射脆化を抑制できると考えられる Energy, E/(Bb) 3/2 / J mm -3 Energy, E/(Bb) 3/2 / J mm Unirrad. NIFS-HEAT-2 1 hr annealing RT test Annealing temp., T / o C 図 2 中性子照射後熱処理による衝撃値の回復

68 3aB3P 溶融塩 Flibeと低放射化フェライト鋼 JLF-1との共存性 Compatibility between molten salt Flibe and JLF-1 low activation ferritic steel 長坂琢也 1, 近藤正聡 1, 野田信明 1, 室賀健夫 1, 相良明男 1, 鈴木晶大 2 2, 寺井隆幸核融合研 1 2, 東大院工 Takuya NAGASAKA 1, Masatoshi KONDO 1, Nobuaki NODA 1, Takeo MUROGA 1, Akio SAGARA 1, Akihiro SUZUKI 2, Takayuki TERAI 2 NIFS 1, Graduate School of Engineering, The Univ. of Tokyo 2 1. 序論溶融塩 Flibe を用いた先進液体増殖ブランケ (a) ットでは Flibe と構造材料である低放射化フェライト鋼 Flibe (Fe-Cr-W 鋼 ) との共存性確立が主要課題の一つであ 1 る 本研究では Flibe と低放射化フェライト鋼 JLF-1 との共存性を評価するとともに 腐食のメカニズムを明らかにすることを目的とする 5 316SS Na, 5 o C 2. 実験方法 JLF-1(Fe - 9.Cr W -.9C -.49Mn -.2V -.83Ta) を板状 (15 または mm) に切出し浸漬試料とした 浸漬に用いるルツボには 浸漬試料と同じ JLF-1 製のものの他 Flibe 中で貴であり耐腐食性の高い Ni 製のものも用意した ルツボに浸漬試料と高純度 Flibe (Fe~5, Cr~1, W < 1 wppm) を入れ 316 鋼カプセルに He 封入し 55 で 23 hr まで保持して静的な腐食試験を行った 腐食試験後は 試料と固化した Flibe が入ったままのルツボ断面を電子顕微鏡観察した また LiCl-KCl 溶融塩で洗浄後 重量損失を測定した 3. 結果 考察図 1 に Flibe 中の JLF-1 の腐食による重量損失と 液体 Na 中の 316 鋼の重量損失 [1] との比較を示す 液体 Na 冷却材と構造材料 316 鋼の組合せは既に高速増殖炉で実用化の目途が立っている JLF-1 ルツボでの試験では Flibe 中 JLF-1 の腐食量はNa 中 316 鋼より少なく 共存性は良好といえる 一方 Ni ルツボを用いると JLF-1 ルツボ中より 1 桁大きな腐食が起こった これは Flibe 中で より貴な Ni と JLF-1 が接触し 電気化学的な腐食が起きたためと考えられる 実際のブランケットにおいても 異種金属との接触部分では腐食が促進されると考えられる 図 2 に JLF-1 と Flibe の界面に生成された腐食生成物と 周辺の元素分析結果を示す Fe, Cr は腐食生成物 Flibe に溶け出す一方で W は材料表面に留まり濃化 ( 図中 Segregation) される挙動が明らかとなった この特性は W を用いた防食膜開発に応用可能である [1] Vaidehi Ganesan and Vedaraman Ganesan, J. Nucl.Mater. 256 (1998) Weight loss, m / g m o C JLF-1 specimen (b) Flibe JLF-1 crucible Ni crucible 316SS Na, 6 o C (b) (a) Time, t / hr 図 1 Flibe 中の JLF-1 の腐食による重量損失と Na 中の 316 ステンレス鋼の重量損失 [1] の比較 図 2 JLF-1 と Flibe 界面の腐食生成物及び EDX 線分析結果 (55 23 hr 機械研磨まま )

69 3aB31P 溶融塩 Flibe 中における鋼材の腐食特性に関する研究 Corrosion of Steels in Molten Salt Flibe 近藤正聡 1 長坂琢也 1 相良明男 1 野田信明 1 室賀健夫 1 Xu Qi 2 名倉勝 3 鈴木晶大 3 3 寺井隆幸核融合研 1 総研大 2 3 東京大学 Masatoshi KONDO 1, Takuya NAGASAKA 1, Akio SAGARA 1,Nobuaki NODA 1, Takeo MUROGA 1, Xu Qi, 2 Nagura MASARU 3, Akihiro SUZUKI 3, Terai TAKAYUKI 3 NIFS 1, SOKENDAI 2, Tokyo Univ 緒言核融合炉の炉心を包み込みエネルギーを取り出す役割を担うブランケットに関する研究が進められている 溶融塩 LiF-BeF 2 (Flibe) を溶融した状態で冷却材及びトリチウム増殖材として用いる液体ブランケットシステムは 熱とトリチウムの取り出しを同時に行うことができる革新的な技術である 課題として 高温の Flibe と構造材料との共存性が挙げられている 本研究では 腐食試験用強制流動ループ構造材料や液体ブランケットシステム低温度部の流動用機器の構造材料として使用されることが予想される SS316L 鋼 (16.7Cr-11.2Ni-2Mo-1.51Mn) SS34 鋼 (18.16Cr-8.79Ni-o.84Mn) の腐食特性について調べた 2. 腐食試験溶融塩 Flibe 中では 溶存している HF による鋼材表面のフッ化や電気化学的な腐食が生じる事がわかっている 本研究では 電気化学的な腐食の発生を抑える為に Flibe を充填した容器とその中に浸漬する試験片の材質を揃えた これは鋼材表面のフッ化による腐食の詳細なメカニズムをシンプルな条件で調べる為である 5 と 6 の温度条件で 1 時間保持した 試験後 Flibe を溶融し試験片を取り出し 試験片に付着した Flibe は LiCl-KCl で洗浄した 試験後の Flibe は ICP-MS 質量分析装置で分析し 坩堝と試験片表面から溶出した合金元素の濃度の変化を測定した 試験片表面は SEM/EDX, 波長分散型蛍光 X 線分析で分析を行った また腐食率を考察するため 浸漬前後の試験片の重量変化を測定した 3. 試験結果及び考察 Table1 に浸漬後の Flibe 中不純物濃度を示す 浸漬前に比べて Ni の濃度は変わらないが Fe と Cr の濃度が上昇した事がわかる 本研究の条件では 電気化学的な腐食は生じないため鋼材合金元素である Fe や Cr はフッ化物を形成した後に溶解したと考えられる 鋼材中の Ni は Flibe 中において安定で Fe と Cr は反応しやすい事を示唆している これは NiF 2 の自由生成エネルギーが HF の自由生成エネルギーよりも大きく不安定である事と FeF 2 や CrF 2 の自由生成エネルギーよりも小さく安定である事が理由として挙げられる 試験片の重量損失測定の結果を Table2 に示す SS34 鋼および SS316L 鋼において それぞれ温度が高い条件ほど重量損失が大きいことがわかる また SS34 と SS316L を比較した場合は SS34 鋼のほうが重量損失が大きい SS316L ベースの材料が Na 冷却型高速実験炉の低温度部構造材として使用されているが その腐食率は 1µm/year 以下とされている これと比較すると SS316L の腐食率はそれよりも低いことがわかる 講演では 試験片表面及び断面の電子顕微鏡観察等の結果に関しても詳しく報告する Table 1 浸漬前後の Flibe 中不純物濃度 (Unit: wppm) Test Fe Cr Ni Mo Mn W Ta Cu V Flibe before exposure <1 - <1 <2 <1 1 Flibe after exposure SS34(5 C) <1 88 < SS34(6 C) < SS316L(5 C) < SS316L(6 C) <1 94 < Table 2 重量損失測定の結果 SS34 SS316L Test Temp. ( C) Weight loss (g) Weight loss per unit area (g/m 2 ) Lost depth (µm) Corrosion rate (µm/year) x x x x SS34 質量 793kg/m 3, SS316L 質量 798kg/m 3

70 3aB32P 腐食試験用溶融塩 Flibe 流動ループに関する研究 Design Study on Flibe Forced Convection Corrosion Test Loop 近藤正聡 長坂琢也 相良明男 野田信明 室賀健夫 Masatoshi KONDO, Takuya NAGASAK, Akio SAGARA,Nobuaki NODA, Takeo MUROGA NIFS 1. 緒言核融合炉の炉心を包み込みエネルギーを取り出す役割を担うブランケットに関する研究が進められている 溶融塩 LiF-BeF 2 (Flibe) を溶融した状態で冷却材及びトリチウム増殖材として用いる溶融塩 Flibe 液体ブランケットシステムは 熱とトリチ ウムの取り出しを同時に行うことができる革新的な技術である 課題として 高温の Flibe と構造材料との共存性が挙られる 本 研究では ブランケットの構造材料の腐食条件を模擬する事が可能な強制流動ループの設計研究を行い ループ建設に関す る課題の抽出を行った 2. 設計条件 FFHR[1] の設計研究において溶融塩 Flibe ブランケットの基礎設計が相良らによって提案されている 温度条件 は ブランケット入り口 :45 出口 :55 であり 非等温ループシステムである この場合の流速条件は ブランケットの流路 中に充填する伝熱促進剤及び中性子増倍材の量により異なる 流れによって鋼材表面に生じるせん断応力の影響を調べるた めに 最高 1m/s 程度の平均流速条件で腐食試験を実施する事を検討している 3. 腐食試験部構造試験部の構造を Fig.1 に示す 東京 工業大学の鉛ビスマスループを参考に設計された [2] 試 験部には筒型の試験片ホルダーを挿入して腐食試験を 6mm 行う 試験片はホルダー内に装荷し 試験片の上下の流 Flibe inlet A Spring 路に Flibe が流れる また Flibe 中では 電気化学的な腐食が生じる その為 試験片と試験片ホルダーとを絶縁し 流動場における電気化学的な腐食の影響も評価する Specimen holder A Specimen Spacer Flibe outlet 4. ループ機器構成 Fig.2 にループ機器の構成図を示す 4mm Glove box 2mm 流量計は超音波流量計 [3] とオリフィス流量計を用いる ポ Flow channel 4mm ンプは遠心ポンプを用いる 9mm 5. インベントリー評価 Table 1 にインベントリー評 Cross section of test section A- A 価の結果を示す Flibe は LiF と BeF 2 を混合溶融し HF ガスを吹き込む事により精製を行う この際の BeF 2 は 取り扱いが容易ではなく 取得も困難な為 ループイ Fig. 1 ループ腐食試験部 ンベントリーの上限を 1L とした ループ内温度差を大 Expansion tank Flow meter 1 Flow meter 2 きく設計したり 大きな流量で運転したりする場合は 伝 Cooler 熱面積を大きくとる必要がある為 ヒーターのインベントリ ーが大きくなり ループ全体のインベントリーが増加して Flow direction しまう 1L のインベントリーのループを設計した結果 ΔT が 3 C の時は流量 15L/min の条件で運転可能な事がわかった Pomp Heater 6. ループ詳細設計と熱応力計算ループの詳細設計を Test section 石川島播磨重工株式会社と共同で実施した Fig.3 に鳥瞰図を示す 講演では 熱応力計算の結果についても報告する Table1 ループ内 ΔT とループインベントリーの相関 Unit: L High temperature part Low temperature part Fig. 2 ループ機器構成 Flow Temperature difference ( C) rate (L/min) Pomp Expansion tank Cooler Test section [1] A. Sagara et al., Fusion Engineering and Design, 81, (26). [2] M. Kondo, M. Takahashi, et al., J. Nucl. Mater. 343, 349 (25). [3] M. Hirabayashi, M. Kondo, et al, In proc. of ICONE-13, 5346, Beijing, China, May 16-2 (25). Gas line filter Fig. 3 ループ鳥瞰図 Heater

71 3aB33P プロトン導電性セラミックスを用いた液体ブランケット用水素センサーに関する研究 (2) Study on Proton Conducting Ceramic Sensor for Hydrogen Measurement in Liquid Blanket System (2) 近藤正聡 1 室賀健夫 1 片平幸司 2 2 大島智子核融合研 1 2 TYK 機能材料研究所 Masatoshi KONDO 1, Takeo MUROGA 1, Koji KATAHIRA 2, Tomoko OSHIMA 2 NIFS 1, TYK 緒言溶融塩 LiF-BeF 2 (Flibe) や液体金属リチウム (Li) を用いた核融合炉液体ブランケットを開発するには 水素同位体濃度の監視 制御技術の確立が重要である 研究では プロトン導電性セラミックスを用いた液体ブランケット用水素 ( 同位体 ) センサーの性能を 測定温度をパラメーターとしたガス雰囲気校正試験と溶融アルミニウム (Al) 浸漬測定試験により調べた 2. 実験水素センサーには 従来の In ドープのタイプに比べ 還元雰囲気での安定性に優れる Sc doped CaZrO 3 をプロトン導電性セラミックスとして用いた センサーはガス室を持つ構造で ジーベルト則とネルンストの式を用いて液体中水素濃度を評価する ガス雰囲気測定試験は Fig. 1 に示す装置を使用して実施した 測定雰囲気中のガスには Flibe と Li 中の水素分圧 (Flibe:.1atm, Li: 1x1-14 atm) を模擬するためにアルゴン水素混合ガス (.5-1atm) 空気 (4.9x1-14 atm) 純 Ar ガス 純酸素ガス (2.2x1-14 atm) を用いた 空気 純酸素ガスは アルミナの容器へ吹き込む前に 15 C の水の中をくぐらせ 水素分圧を規定した 本講演では 低温度の測定性能を調べる為に実施した 4 C の測定試験の結果について報告する Al 浸漬試験は Fig. 2 に示す試験装置を使用して実施した Al 中の酸素分圧は Li 中の酸素分圧 1-8 atm よりは高いものの 1-5 atm 程度と非常に低い 溶融 Al 中には センサーの他 熱電対と脱ガス用のアルゴン吹き込み管を設置した Al 中にセンサーを浸漬すると Pt, H in liquid Al/CaZr.95 Sc.5 O 3-a /Ar-1%H 2, Pt の電気回路が構成され プロトンの透過により起電力が発生する 7 C に Al 温度を保持した状態で 水分を含んだ生木を直接 Al 中に浸漬し 発生する水蒸気と Al を反応させて水素濃度を変動させ センサーの応答性を調べた 3. 結果 考察ガス雰囲気中で実施した測定試験の結果を Fig.3 に示す 6 では 起電力と理論値の間の誤差は非常に小さかったが 4 では大きな誤差が生じた これは 導電率の低下とプロトン伝導の割合が低くなりネルンストの式で評価可能な条件から外れてしまった為と考えられる Al 浸漬試験では 生木浸漬による水素濃度の変化に対し センサーが高い応答性を示す事がわかった (Fig. 4) 起電力 (mv) Reference Gas.1atm hydrogen-ar Experimental EMF of CaZr.95Sc.5 O 3-x in dry gases at 6 o C Experimental EMF of CaZr.9In.1 O 3-x in dry gases at 6 o C Experimental EMF of CaZr.95Sc.5 O 3-x in dry gases at 4 o C Theoretical EMF at 6 o C 水 (15 o C) バブリング 測定極ガス ( 低水素分圧 Li 中水素分圧模擬 ) 水素分圧を規定するため水にくぐらせる Partial pressure of hydrogen in gas (%) Theoretical EMF at 4 o C Fig.3 ガス雰囲気中で実施したセンサー性能評価試験の結果 空気 乾燥ガスライン 純酸素 Fig.1 ガス雰囲気センサー性能評価装置 脱ガス用アルゴン吹き込み管 Ar ガス 湿潤ガスライン 1cc/min 測定極側ガス排気 純アルゴン 測定極ガス ( 高水素分圧 Flibe 中水素分圧模擬 ) Ar+1%hydrogen 1%hydrogen Ar+.5%hydrogen Ar+1%hydrogen 起電力 (mv) 熱電対 溶融 Al7 断熱材 エレクトロメーター 5cc/min シール アルミナの容器 ガス吹き込み 参照極ガスを切り替えて校正をする 装置写真 センサー ヒーター プロトン導電性センサー熱電対 容器ヒーター 参照極ガス (A) Ar+1%hydrogen gas (B) Ar+1%hydrogen gas Fig.2 溶融アルミニウム中水素濃度測定装置 生木浸漬による加湿 (1) (Al 液面で加湿 ) 加湿 (2) ( 容器底で加湿 ) 加湿 (3) ( 容器底で加湿 ) Ar を吹き込むことにより脱水素 Fig.4 7 C アルミニウム中浸漬試験における水素センサー起電力の応答 A 参照極ガス Ar+1%hydrogen gas B 試験装置の写真 時間 ( 分 ) 加湿 (4) ( 容器底で加湿 ) 参照極側ガスを 1% 1% 水素に変更

72 3aB34P Metallurgical Study on Corrosion of Low Activation Ferritic/Martensitic Steel, JLF-1, in Liquid Lithium Qi Xu 1, Masatoshi Kondo 2, Takuya Nagasaka 2, Takeo Muroga 2, Masaru Nagura 3, Akihiro Suzuki 3 The Graduate University for Advanced Studies 1, National Institute for Fusion Science 2, The University of Tokyo 3 The compatibility of JLF-1(Fe-9Cr-2W-.1C), a RAFM (Reduced Activation Ferritec/Martensitic) steel, with static and flowing Lithium (Li) was investigated. After Li exposure, the metallurgical study was carried out by TEM and SEM/EDS (Scanning Electron Microscope/Energy Dispersive X-ray Spectrometer) analysis. The phase transformation from martensite to ferrite was found near the surface of specimen exposed in static lithium at 6ºC for 25h as shown in Fig.1. The depth of phase change was around 1μm, which is less than that observed in previous work (static lithium exposure at 7ºC for 1h)[1]. Fig. 2 shows the results of TEM analysis after static Li exposure and vacuum anneal for 1h at 7ºC. The TEM results proved the phase transformation from martensite to ferrite. The phase change was not caused by heat treatment, but chemical attack by Li. In loop test, the phase change occurred already after exposure at 5ºC for 25h. The chemical analysis suggested that the phase change might be caused by the depletion of carbon. The subsurface voids caused by dissolution of carbides were observed after Li exposure as shown in Fig.3. The TEM picture also showed that the disappearance of carbide in ferrite area. The carbon depletion and phase change resulted in an obvious hardness reduction near the surface of specimens. Vickers hardness showed that obvious softening occurred on the specimens after lithium exposure as shown in Fig.4. The depth of the softened region was consistent with that of the phase transformation. Comparing with the results of static and flowing test, the flowing Li enhanced the phase change and hardness reduction due to the mass transfer. Static 6ºC 25h a. As received b. Anneal at 7ºC for 1h c. Li exposure at 7ºC for 1h Carbides depletion Carbides depletion zone Martensite Figure 1 Martensite change to ferrite on cross section of JLF-1 Ferrite Figure 2 TEM pictures after vacuum anneal and Li exposure a. Static 6ºC 75h 3 25 Li 5ºC 25h before experiment Hardness Hv Li 6ºC 25h Li 5ºC 25h, loop test 7ºC Li 1h 5 Phase change zone b. Scheme of carbide depletion Depth(μm) Figure 4 Hardness change on cross section of JLF-1 under various exposure conditions Key words: Liquid blanket, Corrosion, Lithium, steel, loop, phase change Figure 3 Disappearance of carbide precipitates [1] Qi. Xu, T. Nagasaka, T. Muroga, Fusion Engineering and Design, to be published

73 3aB35P LHD リトロ反射鏡の光反射率劣化機構 Reduction of Reflectivity of the First Retro-Reflector in LHD 大多和義久 1 1, 蛯原綾乃, 吉田直亮, 徳永和俊, 藤原正時谷政行 3 3 3, 川端一男, 秋山毅志, Yoshihisa OHTAWA 1,Ayano EBIHARA 1, Naoaki YOSHIDA 2, Kazutoshi TOKUNAGA 2, Tadashi FUJIWARA 2, Masayuki TOKITANI 3, Kazuo KAWAHATA 3, Tsuyoshi AKIYAMA 3, 1 Interdisciplinary Graduate School of Engineering Sciences, Kyushu University 2 Research Institute for Applied Mechanics, Kyushu University 3 National Institute for Fusion Science, 核融合炉装置においてプラズマ診断のために 第一ミラーが壁位置やプラズマに対向する位置に置かれている 安定したプラズマ診断のために高い反射率を維持することが必要であるが 強いプラズマ 壁相互作用の影響を受け反射率が劣化することが問題となっている 本研究では LHD 第 4 サイクルで実際に用いられ反射率が劣化したリトロ反射鏡の表面形状や表面直下層の化学組成 微細構造 結晶構造を調べることにより反射率の劣化をもたらすメカニズムを明らかにすることを目的とした 図 1 に反射率測定結果を示す レーザーが入射するレトロ反射鏡の中心部における紫外 可視光の光反射率は ~ であり 赤外領域でさえ 1µm の波長領域で 5~6% に低下していた 中心部の表面には真空容器壁からの Fe Cr Ni の他 顕著な O が共堆積していた 共堆積層の表面形状は平滑ではなく激しい凹凸を形成し 図 2 にみられるように表面は約 2nm の表面粗さをもち直径 2nm-2nm の凹凸をもつ堆積層で覆われていた 不純物の斜め入射や荷電交換反応を経た水素やヘリウムなどの高エネルギー粒子によってスパッタされることにより徐々に中心部へ不純物が移行し集積する このことにより堆積層は厚くなり 凹凸を持つ表面形状になったと考えられる 紫外 可視光領域における光反射率劣化は表面の微細な凹凸により説明ができるが 赤外領域では単純に表面粗さだけでは説明ができない そこでさらなる原因を追究するため 堆積層の内部構造や結晶構造について詳細に TEM による分析を行った 図 3 に堆積層内の内部写真を示す 最表面領域の層における結晶粒は数 nm~2nm と大小さまざまなものが確認された 回折図形と暗視野像から Fe(Cr) の酸化物の超微細結晶粒の集合体である可能性が高いことがわかった また層内部には高密度のバブルも確認されポーラス構造を形成していた とくにこの領域が反射率に影響を及ぼしていると考えられ 反射率劣化には表面の凹凸 ( 斜め入射 スパッタリング ) だけではなく 酸化物の形成 ( 中心部の顕著な酸素の集積 ) やポーラス構造 ( プラズマ粒子の飛来 ) が寄与している可能性が考えられる 反射率劣化を防ぐためにはこのような不純物やプラズマ粒子の影響を抑える必要があり 現在この結果をもとに反射率劣化の少ないミラーの開発を進めている

74 3aB36P LHD ボロニゼーションによるボロン膜中の高エネルギー水素同位体化学的挙動に関する研究 Study on the chemical behavior of energetic hydrogen isotopes in boron films by LHD boronization 稲垣祐治 1 楊愚 2 吉河朗 1 菊池洋平 1 芦川直子 3 相良明男 3 野田信明 3 大矢恭久 1 1 奥野健二静岡大 理 放射研 1 等離子体物理研究所 2 3 核融合科学研究所 Yuji INAGAKI 1, Yu YANG 2, Akira YOSHIKAWA 1, Yohei KIKUCHI 1, Naoko ASHIKAWA 3, Akio SAGARA 3, Nobuaki NODA 3, Yasuhisa OYA 1, Kenji OKUNO 1 Radiochem. Res. Lab., Fac. of Sci., Shizuoka Univ. 1, ASIPP, China 2, NIFS 3 [ 緒言 ] D-T 核融合炉内において プラズマへの不純物混入抑制を目的とした壁コンディショニングとしてボロニゼーションが検討されている その際 ボロン膜には種々の濃度の酸素や炭素等の不純物が含有されることが予想される また 核融合炉運転時に 高エネルギーの重水素やトリチウムがボロン膜に照射されるため 核融合炉安全性評価の観点から膜中におけるトリチウムの化学的挙動を解明することは重要である そこで本研究では 実機環境としての大型ヘリカル装置 (LHD) によるボロニゼーションにより成膜された LHD ボロン膜中の酸素および炭素含有による重水素の化学的挙動への影響を X 線光電子分光法 (XPS) および昇温脱離法 (TDS) を用いて明らかにした また 静岡大のプラズマ化学気相蒸着 (P-CVD) 装置で成膜した高純度ボロン膜 酸素含有ボロン膜および炭素含有ボロン膜における重水素挙動と比較することにより検討した [ 実験 ] 本実験では 昨年度行われた第 1 サイクル実験により成膜された LHD 膜を用いた この試料は第一壁から 2 cm の位置に置かれ はじめに基板表面洗浄を目的とした He グロー放電が行われた その後 基板温度を 373 K 原料ガスとしてジボラン (B 2 H 6 ) ガスを用いてボロニゼーションを行った また 静岡大の P-CVD 装置で デカボラン (B 1 H 14 ) ガスを用いて高純度ボロン膜 酸素含有ボロン膜および炭素含有ボロン膜を成膜した 各試料に対して不純物除去を目的とした加熱処理を行い イオンエネルギー 1. kev イオンフラックス D + m -2 s -1 イオンフルエンス D + m -2 + として室温にて D 2 照射をした その後 XPS 測定を行い 次いで昇温速度を.5 K s -1 昇温領域を室温から酸素含有ボロン膜においては 993 K 高純度ボロン膜および LHD ボロン膜においては 11 K 炭素含有ボロン膜においては 12 K とした TDS 測定を行った [ 結果 考察 ] 種々のボロン膜に関して XPS 測定による組成分析を行った結果 高純度ボロン膜は不純物濃度が 3% 以下で 酸素含有ボロン膜は酸素濃度が 13% 炭素含有ボロン膜は炭素濃度が 2% であることがわかった 同様に LHD ボロン膜では酸素濃度および炭素濃度がそれぞれ 9% と 13% であった これまでの研究により高純度ボロン膜において重水素は格子間サイト B-D-B 結合および B-D 結合として捕捉されることがわかっている [1] また 酸素含有ボロン膜において重水素は B-D-B 結合 B-D 結合および B-O-D 結合として [2] 一方 炭素含有ボロン膜においては B-D-B 結合 B-D 結合および B-C-D 結合として捕捉されることを明らかにしてきた 図に高純度ボロ + ン膜 13% 酸素含有ボロン膜 2% 炭素含有ボロン膜および LHD ボロン膜へ D 2 照射を行った際の各捕捉サイトにおける重水素滞留量を示す 図より 酸素および炭素含有ボロン膜において重水素全滞留量の減少が見られた 同様に B-D 結合として捕捉された重水素の滞留量が大きな減少を示していることから ボロン膜における重水素 全滞留量は B-D 結合によって捕捉された重水素の滞留量に大きく影響されることが示唆された また LHD ボロン膜において 13% 酸素含有ボロン膜では見られなかった B-O-D 結合に起因すると思われる重水素の滞留が観測された このことは 両試料における B-1s XPS スペクトルの比較より LHD ボロン膜ではホウ素酸化物が形成されたが 13% 酸素含有ボロン膜では形成されなかったことと一致している これより B-O-D 結合はホウ素酸化物の存在により形成されることが明らかとなった 以上より 実機環境においてトリチウムは主に B-T あるいは B-O-T 結合として捕捉されると考えられるが 特に放出温度の高い B-O-T 結合により捕捉されたトリチウムは核融合炉安全性評価の観点から重要な問題であることが示唆された 尚 本研究は NIFS 共同研究および日中拠点大学交流事業 (CUP) のもとに実施された [1] Y. Oya et al., J. Nucl. Mater , (24). [2] A. Yoshikawa et al., J. Nucl. Mater , (27). D retention / 1 21 m All bond B-D bond B-D-B bond B-O-D bond B-C-D bond. Pure 13% oxygen 2% carbon LHD Sample condition 図様々な試料に対する重水素全滞留量および 各捕捉サイトにおける重水素滞留量

75 3aB37P バナジウム中のトリチウム分布に及ぼす機械的表面加工の影響 Influence of mechanical treatments on tritium distribution in vanadium 波多野雄治嶋田圭純松山政夫富山大水素研 Yuji HATANO, Kasumi SHIMADA, Masao MATSUYAMA University of Toyama 1. 緒言材料中のトリチウム挙動に及ぼす欠陥や歪の影響を調べる基礎研究として 超硬合金圧子およびビッカース圧子による押し込み加工を行った純バナジウム試料中にトリチウムを溶解させ その分布をイメージングプレート法により測定した 加工により生じた欠陥や歪により顕著なトリチウムの再分布が観察された 2. 実験冷間加工あるいは再結晶焼鈍された厚さ.5mm の純バナジウム板材の表面を研磨して鏡面に仕上げたのち 超硬合金 (WC) 圧子およびビッカース圧子の押込み加工を行った この試料を真空装置内に導入し 4 において重水素 - トリチウム混合ガス (T/D =.56) を全水素同位体濃度 2 mol ppm ( トリチウム濃度 1.1 mol ppm) となるよう導入した 真空装置内から試料を取り出し 再び超硬合金圧子押込み加工を行ったのち トリチウムの分布をイメージングプレート法により測定した 3. 結果および考察図 1 に冷間加工材のイメージングプレート像を典型例として示す 超硬合金圧子による押込み加工を行った領域では 圧痕およびその周辺においてトリチウム濃度が増大した 一方 ビッカース圧子による加工部では 同じ押し込み加工であるにも拘らず 圧痕およびその周辺においてトリチウム濃度の低下が見られる場合があった 試料を室温で長期間 (5 日程度 ) 保持しても トリチウム分布に顕著な変化は見られなかった 金属格子中に圧縮応力が生じると水素同位体の溶解度は低下し 逆に引張応力が生じると増大する また 空孔や転位などの欠陥は水素同位体に対しトラップサイトとして働く ビッカース圧子の押込みによるトリチウム濃度の低下は 圧痕周辺に残留した圧縮応力に帰することができる 一方 より大きな圧痕が形成された超硬合金圧子の押込みでトリチウム濃度の増大が見られたのは 圧痕周辺に転位等の欠陥が多量に導入され そのトラップ効果が残留圧縮応力の効果を上回ったためと考えられる 本研究の一部は科学研究費補助金特定領域研究 476 核融合トリチウム の補助を受けて実施された ビッカース圧子の押込み超硬合金圧子の押込み トリチウム濃度低高 図 1 押込み加工を施したバナジウム冷間加工材表面近傍におけるトリチウム濃度分布 ( イメージングプレート像 )

76 3aB38P 高周波誘導熱プラズマを用いた炭素損耗 ダスト生成実験 1 Experiments on Erosion and Dust Formation of Graphite Materials using ICTP1 上杉喜彦 1 竹口雄治 1 中嶋真観 1 田中康規 1 増崎貴 金沢大学自然研 1 2 核融合研 Y. Uesugi 1, Y. Takeguchi 1, M. Nakajima 1, Y. Tanaka 1, S. Masuzaki 2 Kanazawa Univ. 1, NIFS 2 2 μ μ 28 粒子温度 ( ) 2 粒子速度 (m/s) 粒子速度 (m/s) 粒径 (microm) 粒径 (µm) μ

77 3aB39P The experiment of erosion and dust formation of grahaite material using ICTP 1, 1, 1, 1, Y.Takeguchi 1, M.Nakajima 1, Y.Uesugi 1, Y.Tanaka 1, S.Masuzaki 2 Kanazawa Univ. 1, NIFS 2 ITER CFC ) 3 kw H 2 CH 4 Ar ) torr Ar Ar+H 2 Ar Ar Ar+H 2 Ar+CH 4 5 mm CH C 2 C 2 Ar+H 2 Ar:H 2 =6 slpm:6 slpm SEM µm Additional Gas Sheath Gas Quartz tube 8 mm ICTP RF Coil 155 mm 8 turns Water Circulation 33 mm 35 mm Carbon target 47.5 mm 分光観測位置 165 mm 8 Ar+CH 4.] C C ụ 2 2 Ar I a [ H 6 CH 2 y i t CH H(β) Ar+H 2 s n e t 4 H(γ) i n n i o t 2 i a Ar d a R Wavelength [nm] 5 mm Ar+H 2

78 3aB4P プラズマ壁相互作用模擬実験のためのヘリコン波プラズマ源の特性 Characteristics of helicon wave plasmas for simulation of plasma-wall interaction 坂本瑞樹 1 宮崎俊昌 2, 庄司多津男 3, 芦川直子 4, 徳永和俊 1, 増崎貴 4, 大宅薫 5, 相良明男 4 1, 佐藤浩之助九大応力研 1 九大総理工 2 名大工 3 核融合研 4 徳島大ソシオテクノサイエンス 5 Mizuki SAKAMOTO 1, Toshimasa MIYAZAKI 2, Tatsuo SHOJI 3, Naoko ASHIKAWA 4, Kazutoshi TOKUNAGA 1, Suguru MASUZAKI 4, Kaoru OHYA 5, Akio SAGARA 4, Kohnosuke Sato 1 RAIM Kyushu Univ. 1, IGSES Kyushu Univ. 2, Nagoya Univ. 3, NIFS 4, Tokushima Univ. 5 プラズマ 壁相互作用の理解は 定常プラズマ維持のための必須の課題である プラズマ対向壁表面はプラズマ放電中に損耗 再堆積や照射損傷を受け 時々刻々とその状態を変えていく このような壁表面改質を実時間で評価することは長時間定常放電時のプラズマ 壁相互作用の理解のために重要である 本研究では ヘリコン波プラズマ源を用いたプラズマ壁相互作用模擬実験を通して 長時間放電中のプラズマ対向壁表面改質の実時間計測法の開発と壁表面改質の基礎過程の研究を行うことを目的としている これまでに 図 1に示すような実験装置を製作し ヘリウムプラズマ 水素プラズマの生成に成功している 真空容器の直径は約 28mm 高さ約 31mm である 真空容器上部に直径 5mm のパイレックスガラス管とヘリカルアンテナが設置されている 13.56MHz の高周波 (<5kW) によりヘリコン波 (m=+1 モード ) を励起し 高密度プラズマを生成する また 2 個の磁場コイルにより 真空容器中心部で約 5 ガウスの磁場を生成可能である 図 2にラングミュアプローブにて計測したプラズマ中心部でのイオン飽和電流の RF パワー依存性を示す プラズマ中心部での磁場は約 25G 水素ガス圧力は約 14mTorr である RF パワーが 2.3kW 付近でイオン飽和電流がジャンプしており 誘導電場による放電からヘリコン波が支配的となるモードへ移行したことが示唆される 上記の放電条件で RF パワーが約 3.6kW でのプラズマ中心部の電子温度は約 6.4eV 電子密度は約 2.6 x 1 18 m -3 であった また イオン飽和電流から評価したプローブへのイオン粒子束は 約 3.5 x 1 22 s -1 m -2 であり 今後の効率的な材料照射試験が可能であると考えられる B ~ 25 G P ~ 14 mtorr Isi (ma) 図 1 プラズマ壁相互作用実験装置 Prf (kw) 図 2 プラズマ中心部におけるイオン飽和電流の RF パワー依存性

79 3aB41P 四重極形質量分析計を用いた呼気ガス測定技術の開発 Development of breath gas analysis technology using quadrupole mass spectrometer 平塚一, 秦野歳久, 長谷川浩一, 阿部哲也日本原子力研究開発機構 Hajime HIRATSUKA,Toshihisa HATANO,Koichi HASEGAWA,Tetsuya ABE JAEA 大気圧ガスのすべての成分と組成を短時間で測定できることは新たな技術開発シーズを提供する 例えば 生産の品質管理 呼気分析による医療診断 環境ガスや農水産物の高度安全管理 セキュリティー技術の先進化などさまざまな分野への適用が期待される 質量分析計は 試料ガスを高真空のもとで適当な方法でイオン化し これを電磁気的に分離して検出する装置である 大気圧ガスを高感度や高精度で測定するには 高速排気技術を用いて高真空を短時間で作りだし さらに繰り返しガスを注入しても安定して高真空を維持することが必要である 通常の質量分析計では 高速度のターボ分子ポンプを備えても高感度や高精度の分析には多量の試料ガスが必要となり微量なガスを測定できないという欠点がある 今回 開発したガス測定装置 ( 以下 ブレスマス ) は 質量分析計本体に加え試料ガスを導入する真空容器に流量調整のため差動排気装置とバルブによる微調整機構を付加した これにより微量のガスでも測定することが可能となった 装置の構成は 四重極形質量分析計 (QMS) 真空容器 真空排気ポンプ(TMP DP) 電離真空計及びベーキングヒータ等からなり 図 1にブレスマスの模式図を示す 試料ガスは 試料ガス導入ポートより真空排気されている真空容器に導かれてQMSで測定される 配管類は残留ガスを低減するため一定温度に常時加熱維持する 通常 パルス測定の場合 1 回の測定では.1ml 程度のガスを使用し ガス注入後 Paまで上昇するが 1 分程度で Pa 以下の高真空状態を維持することが可能である 本発表ではブレスマスの適用例としてヒトの呼気分析について紹介する 一般に呼気分析のためには 1ppm 程度の測定精度が必要であると言われている ブレスマスでは空気中のアルゴン (Ar) ガスを.1ppm 以下で測定できることを確認した 呼気分析では 一度サンプルバッグに呼気を捕集してから注射器により呼気ガスを吸引し ブレスマスに導入する ブレスマスで得られた結果は アルゴンを基準として規格化する 測定結果の一例として前夜飲酒した男性のジョギング前後の測定結果を図 2に示す 呼気ガス成分を空気成分と比較すると 体外へ排出される酸素量が少なく 二酸化炭素が多いことが明らかで アルコール成分なども検出された 今回は 呼気ガス測定技術開発のために製作したブレスマス及びそれにより測定された呼気ガス成分等につ いて報告する 1E+2 ベーキング真空容器ヒータ QMS 試料ガス導入ポート TMP DP イオン化電流比 ( イオン化電流 / アルゴン電流 ) 1E+1 1E+ 1E-1 1E-2 1E-3 45 歳男性シ ョキ ンク 前酸素 45 歳男性シ ョキ ンク 後二酸化炭素 (O 2) (CO 2) 窒素炭素 (N 2) (C) 基準 (Ar) アルコール (C 2H 5OH) 1E 質量電荷比 (m/e) 図 1 ブレスマスの模式図 図 2 ジョギング前後の呼気の測定結果

80 3aC1P 負イオン源内における電子エネルギー分布の解析 Analysis of Electron Energy Distribution in Negative Ion Sources 藤野郁朗 1, 畑山明聖 1, 高戸直之 1 2, 井上多加志慶應義塾大学大学院理工学研究科 1 2 日本原子力開発機構 Ikuro FUJINO 1, Akiyoshi HATAYAMA, Naoyuki TAKADO, Takashi INOUE Keio Univ. 1, JAEA 2 負イオン生成量を最適化するためには 負イオン源内部における電子エネルギー分布の解析が重要となる 本研究では アーク放電型水素負イオン源をモデリングの対象とし 負イオン源内部における電子エネルギー分布を求めることが可能となるモンテカルロ シミュレーションコードの開発を行った このコードの特徴は 2 点ある (1) 実形状と実磁場配位を考慮した点及び (2) 電子同士のクーロン衝突を取り入れた点である 電子エネルギー分布を求めるために 電子の 3 次元の運動方程式を JAEA 1 アンペア負イオン源内部において解いた 負イオン源の実形状及び実磁場配位を忠実に模擬してモデルを構築した さらに 負イオン源内部の様々なパラメーターを Table 1 に示すように設定した また 負イオン源の壁において シース ポテンシャルを 3 V とおいた まず アーク電流に基づき重み付けを行ったテスト電子群を 1-8 s ごとにフィラメントから放出し シース電圧により壁に向かって 6 ev にまで加速された状態から電子の運動を解析した タイムステップ Δt = 1-1 s ごとに各電子の位置を更新した さらに クーロン衝突を Δt Coulomb = 1-8 s ごとに計算し 非弾性衝突を Δt Inelastic = 1-8 s ごとに計算した クーロン衝突の取り扱いは Takizuka s model に拠った [1] 非弾性衝突の取り扱いは null-collision method に拠った [2] 考慮した非弾性衝突の種類としては イオン化 解離 電子励起 振動励起 再結合など 負イオン源で重要と考えられる 9 種類の反応を考慮した イオン化により放出された二次電子も解析対象に含めた 電子生成 ( 熱電子や二次電子 ) と電子消滅 ( 再結合や壁損失 ) が釣り合う事で電子密度が一定になるまで 以上の手順を繰り返した 図 1 に示すように 定常状態における電子のエネルギー分布は 低エネルギー及び高エネルギーの 2 種類のエネルギー成分を含むことがわかる 各エネルギー成分の傾きより 各々の温度は Te low 2.53 ev と Te High 17.2 ev であることがわかる このような 2 種類のエネルギー成分を持つという傾向は 実験結果の傾向と一致する [3] Table 1 Parameters of Simulation P arc 1 kw V plasma 3 V V arc 6 V Δt 1-1 s p.3 Pa Δt Coulomb 1-8 s T H2 3 K Δt Inelastic 1-8 s n H /n H2.1 [1] T. Takizuka and H. Abe, J. Comput. Phys. 25, 25 (1977). [2] K. Nanbu, IEEE Transactions on Plasma Sci. 28, 971 (2). [3] N. Takado et al., AIP Conf. Proc. 925, 38 (27). Fig. 1 Existence of Two Energy Components

81 3aC2P 水素負イオン源における表面生成負イオン輸送過程の解析 Analysis of transport processes of surface produced H - ion in a negative ion source, 松下大介高戸直之畑山明聖井上多加志慶大理工 1 2 原子力機構 MATSUSHITA Daisuke, TAKADO Naoyuki, HATAYAMA Akiyoshi, INOUE Takashi Keio Univ. 1, JAEA. 2 Cs 添加時の水素負イオン源において 負イオンを効率よく引き出すためには 表面生成負イオンの輸送過程を理解することが重要となる. 従来 我々は JAEA1 アンペア負イオン源における表面生成負イオンの輸送過程を 3 次元モンテカルロシミュレーションによって解析してきた. そこでは表面生成負イオンの引き出しには磁気フィルター (Magnetic Filter : MF) による旋回運動の影響が支配的であると考えられてきた [1]. しかし 実験 [2] においては磁気フィルターの有り無しに関わらず高強度の負イオンビーム (~2 A/m 2 ) が観測されている. 以上の背景をふまえ 本研究では表面生成負イオンの引き出し機構について理解することを目的とした. 今回 負イオンの引き出し要因として磁気フィルターの効果 及び背景中性粒子 (H 原子 H 2 分子 ) との衝突の効果を考慮した. その際 磁気フィルターの有無による背景プラズマの変化 ( 電子温度 電子密度 ) も考慮した. シミュレーションでは プラズマグリッド (PG) 表面において生成した負イオンが 初期エネルギー 4.5 ev ( 生成エネルギー 1.5 ev, シース加速 3 ev) を持つと仮定し その引き出し 消滅までを追跡した. シミュレーションにより得られた負イオンの引き出し確率と PG 表面に入射する H 原子流束を考慮した単位時間当たりの負イオン生成量を見積もり 掛け合わせることで引き出し電流値を計算した. 負イオン生成量の見積もりには Rasser[4] Seidl[5] らによるモデルをそれぞれ用いた. その結果を Fig.1 に示す. シミュレーション結果が縦方向に幅を持っているのは 負イオン生成量に用いたモデルの違いに起因する. 概して シミュレーションで得られた値は実験で得られた値よりも小さかった. 磁気フィルターが存在する場合に関しては 中性粒子との衝突よりも磁場による旋回運動の方が負イオン引き出しに対して支配的であるという結果となった. 磁気フィルターがない場合は磁場による旋回運動が起こらないため 負イオンは衝突のみの影響で引き出される. そのため磁気フィルターの有り無しで引き出し電流値が大きく変わってきている. しかし 実験においては前述の通り 磁気フィルターの有り無しでほぼ変わらない電流値が得られているため 矛盾が残る. 以上から 負イオン引き出し機構の理解のためには負イオン輸送モデルの改善が必要となる. 今回負イオン源内部はポテンシャルが一様であるとして電場の影響は無視していた. しかし 今後は PG 付近の電位構造を詳細に解析し 電場の影響を考慮すべきであると考えられる. [1] 花谷純次他 : プラズマ 核融合学会第 22 回年会 (25). [2] M. Hanada et al., Rev. Sci. Instrm., 77, 3A515(26). [3] B. Rasser, J. N. M. Van Wunnik, and J. Los, Surf. Sci. 118, 697, (1982). [4] M. Seidl et al., Appl. Phys. 79, 2896 (1996). Fig. 1. Comparison of the extracted H - ion beam intensity between the simulation and the experiment

82 Spatial structure of electric potential near the extraction region in hydrogen negative ion sorces Azusa FUKANO 1, Jyunji HANATANI 2 TMCIT 1, Keio Univ. 2 PG PG PG PG PG (1) 2 d φ ne eφ Sq Mπ L S q Mπ L = exp dxi x x h x dxi x x h x 2 (, ') ( ') + (, ') ( ') dx ε kt ε 2kT ε 2kT e i 12 / 12 / i (1) φ h(x), h (x) S, S x I(x, x ), I - (x, x ) / qφ( x ) qφ( x) qφ( x ) qφ( x) exp erfc kt i kti Ixx (, ') = qφ( x ) qφ( x) exp, qφ ( x ) < qφ ( x ) kti 12, qφ( x ) > qφ( x) (2) / qφ( x ) + qφ( x) qφ( x ) + qφ( x) exp erfc kt i kti I ( x, x') = qφ( x ) + qφ( x) exp, qφ ( x ) > qφ ( x ) kti 12, qφ( x ) < qφ( x) PG PG [1] D. Riz and J. Pamela, Rev. Sci. Instrum. 69, 914 (1998). [2] M. Hanada and T. Seki, Rev. Sci. Instrum, 77, 3A515 (26). (3)

83 3aC4P グリッドバイアス法を用いた RF 負イオン源の特性 Characteristics of the RF negative ion source with using the grid bias method 岡田純一中尾勇一田内康福政修山口大院理工 Junichi OKADA, Yuichi NAKAO, Yasushi TAUCHI, Osamu FUKUMASA Graduate School of Science and Engineering, Yamaguchi University NBI 用負イオン源の長寿命化を目指して RF 負イオン源の開発研究を行っている 引出し電極近傍での負イオン体積生成の高効率化が負イオン源の必要条件であり そのようにプラズマパラメータを最適化する必要がある [1][2] 特に T e 制御に関しては DC 放電プラズマでは磁気フィルター法が有効であるが RF 放電プラズマに対してはそれほどの効果がない そこで本研究では 静 電的なメッシュグリッドバイアス法 [3] による RF 放電プラズマのパラメータ制御を検討する これまで DC プラズマを対象にグリッドバイアス法の有効性を検討してきた [4] 今回は RF 負イオン源の開発を目標として プラズマパラメータ制御および負イオン生成に関して グリッドバイアス法と従来の磁気フィルター法との比較検討を実験的に行った結果 [5] を報告する 図 1 に実験装置を示す イオン源容器はメッシュグリッドで 2 領域に分割され 左側 ( 上流 ) がソース ( プラズマ ) 領域で右側 ( 下流 ) が引出し ( プラズマ ) 領域となる メッシュに印加する電圧 V g を変化させて下流側のプラズマパラメータを制御し 負イオン生成の高効率化を狙う 比較のための磁気フィルター法を用いた実験の場合には 図 1 のメッシュグリッドのフランジを 4 本のロッドで構成する磁気フィルターフランジに変換する 直径 12cm で円板状のステンレス製アンテナから 13.56MHz の高周波を印加することで 容量結合により RF プラズマを生成している プラズマパラメータはラングミュアプローブによって求め 負イオン測定はプラズマグリッドに設けた単孔 (1φ) から負電流を引出し 磁場偏向型イオン分析器により行う RF 放電プラズマの制御法としてグリッドバイアスが有効かどうか確認するため プラズマパラメータの軸方向分布の測定を行った 図 2 に 3 種類のメッシュサイズ (7mesh/inch 3mesh/inch 5mesh/inch) を用いた場合の結果 ( 電子密度 n e 電子温度 T e ) と比較のため磁気フィルターを用いた場合 (B MF = 6 G, 1 G) の結果とを 合わせて示す 磁気フィルター法を用いた場合 下流側の T e 低下はわずかである しかしグリッドバイアス法を用いた場合 下流側の T e は低下して 1eV 程度となっている また n e は下流側でグリッドバイアス法の方が高くなっている 以上のことから グリッドバイアス法を用いることで 負イオン生成にとって適したプラズマ状態に制御できたことがわかる 引出し負イオン電流もグリッドバイアス法を用いた方が非常に大きくなっており グリッドバイアス法による負イオン生成の高効率化を確認した [5] さらに詳細なグリッドバイアス法による RF 放電プラズマの制御性 それに対応した負イオン生成の結果 等は講演にて述べる [1] O. Fukumasa and S. Mori : Nucl. Fusion 46(26)S287. [2] O. Fukumasa and R. Nishida : Nucl. Fusion 46(26)S275 [3] S. Iizuka et al.: Jpn. J. Appl.Phys. 36 (1997) [4] Y. Jyobira et al.: 12th. Inter. Conf. ICIS (August 26-31, 27) [5] J. Okada et al.: 12th. Inter. Conf. ICIS (August 26-31, 27) Matching n e ( x 1 9 cm -3 ) T e (ev) Ionization Probe Z Vg 図 1 実験装置 (a) MG MF Mesh Grid Extraction region Z (cm) (b) MG MF Z (cm) 図 2 プラズマパラメータの軸方向分布実験条件 : P = 2 W, p(h 2 ) = 3 mtorr, V g = -5 V, z end = -1.5 cm ( メッシュグリッドの位置を z = cm とする ) 7mesh/inch, 3mesh/inch, 5mesh/inch B MF = 6 G, B MF = 1 G

84 3aC5P 重水素負イオン生成の高効率化 Enhancement of D - volume production in pure deuterium plasmas 1 森成史 1 田内康 1 福政修山口大院理工 1, 核融合研 2 津守克嘉 2 2 竹入康彦 Shigefumi MORI 1, Yasushi TAUCHI 1, Osamu FUKUMASA 1, Katsuyoshi TSUMORI 2, Yasuhiko TAKEIRI 2 Graduate School of Science and Engineering Yamaguchi Univ. 1, NIFS 2 NBI 用の負イオン源を目標として 重水素 (D 2 ) および軽水素 (H 2 ) 放電プラズマ中での負イオン生成過程 ( 体積生 成 セシウム添加効果を含む ) の実験比較を系統的に行い 負イオン生成機構の統一的な理解を目指している Cs 添加 モードの基礎となる純粋な放電プラズマ中での負イオン体積生成を明確にしておくことが重要であると認識し 本研究 では プラズマパラメータ ( 特に電子温度 T e 電子密度 n e ) と負イオン密度の空間分布の関係 引出し負イオン電流と の対応を中心に検討した [1,2] 本稿では振動励起分子生成に関連した真空紫外(VUV) 放射光の測定を複数個所で行 い プラズマパラメータの変化等の実験結果とあわせて引出し領域での負イオン生成を議論した [3] 負イオン源実験装置は断面積 25 25cm 2 奥行き 19cm の矩形放電容器であり 外部磁気フィルター プラズマグリッ ド (PG) が設置されている 容器外周にラインカスプ磁場を形成してプラズマの閉込めを行っている 負イオン源内の プラズマは 数 mtorr の H 2 あるいは D 2 ガスを導入し 直流アーク放電により生成され プラズマパラメ- タ (n e T e ) は磁気フィルター磁場強度の値 B MF (5G~15G 程度 ) によ ってその空間分布が大きく変化する 負イオン密度測定には (a) 5 5 (b) レーザ光脱離法を用いた VUV 放射光をソース領域内 ( フ 4 4 ィラメント直下 ) と磁気フィルター領域内の2 箇所で 波長 11nm~17nm での積分発光強度として評価した 負イオン電流の測定には 磁場偏向型イオン分析器を用いた 図 1に引出し領域 (z = -1.5cm) でのイオン源内の負イオン密度のガス圧依存性を示す 図 2にそれに対応する引出し負 p (mtorr) p (mtorr) イオン電流のガス圧依存性を示す H 2 放電 D 2 放電プラズ図 1 引出し電極近傍の負イオン密度のガス圧依存性マともに引出し領域の負イオン密度は B MF に強く依存して (a) 水素プラズマ, (b) 重水素プラズマいる 図 1から負イオン密度が最大となる B MF は H 2 放電お B MF = 5G, 8G, 12G, 15G よび D 2 放電ともに5 G とB MF が低くなるほど負イオン密度 は高くなる D 生成高効率化には H 生成の場合とほぼ同様 の磁気フィルター依存性であることがわかった しかし 最 (a).5.5 (b) 適なガス圧 p opt は異なり B MF を弱くするとともに p opt は高圧側に移る結果となった (p opt (D 2 ) =3-6 mtorr p opt (H 2 ) = 2-4 mtorr ) 図 2の引出し電流の特徴は 概略図 1に示すイオン源内負イオン密度に対応している しかし 最適なガス圧は全体的に低ガス圧側にシフトしている これは 負イオンの中性粒子 ( 原子 分子 ) との衝突破壊が影響しているもの p (mtorr) p (mtorr) と予測される 特に重水素プラズマにおけるイオン源内負イ図 2 引出し負イオン電流のガス圧依存性オン密度と引出し負イオン電流とのずれが大きい (a) 水素プラズマ, (b) 重水素プラズマ [1] O. Fukumasa et al.: Contrib. Plasma Phys. 44 (24) 516. B MF = 5G, 8G, 12G, 15G [2] O. Fukumasa and S. Mori: Nucl. Fusion 46 (26) S287. [3] S. Mori and O. Fukumasa: ICIS 27. Photodetached signal I (ma) Extracted H currents (ma) Photodetached signal I (ma) Extracted D currents (ma)

85 3aC6P JT-6 負イオン源からの放出電子量の評価 Estimation of electrons leaked from JT-6 negative ion source 花田磨砂也 1, 池田佳孝 1, JT-6NBI グループ 1 日本原子力研究開発機構 1 Masaya HANADA 1, Yoshitaka IKEDA 1, JT-6 NBI Group 1. はじめに JT-6 負イオン NBI 装置の長パルス化の課題の1つとして ビームライン機器への熱負荷の評価と除熱がある これまでの研究で 負イオン源加速部内で発生した電子の一部が電極孔を通ってイオン源から放出され 負イオン源近傍の保護板に衝突することを明らにした [1] 今回 負イオン源から放出する電子の熱負荷分布を明らかにするとともに放出する電子の量やエネルギー分布を評価するため 負イオン源と中性化セルの間の電子の軌道上に 厚さが 1mm の薄いステンレス製の測定板を設置し 高感度 (.6 ) 赤外線カメラで測定板の温度分布を測定した 2. 実験体系及び結果 Fig.1 に実験体系を示す 2 台の負イオン源の内 タンクの上部に取り Fig.1 Experimental setup 付けてある負イオン源の中央セグメント ( 幅 45cm x 高さ 18cm) 上の 216 個の孔から 29kV, 3.5A の重水素負イオンビームを約.6 秒間生成し そ Electron dump 67 o C 3 o C の際に放出された電子を保護板で熱的に測定した 電子軌道を決定する残 X axis 留磁場はプラズマ電極 (PG) に通電する電流 (3.8kA) によって発生する この.7 m 残留磁場の向きは Fig.1 中のビームライン図の X 方向 (Bx) であり 強度は PG の近傍で 45 ガウスであり 距離とともに単調に減少し イオン源タンク中心でほぼゼロに減衰する Z axis 1.5 m Fig.2 に典型的な電子ダンプ上の温度分布を示す 加速電極の幅方向 (X 方向 ) の温度分布はビームライン中心より約 ±2cm の狭い範囲で急峻に増大した その範囲は電極幅 (45cm) より狭い ビーム軸 (Z 軸 ) に沿って Fig.2 A typical temperature distribution on the electron dump は 高い温度領域が電極の高さ (18cm) の約 1 倍程度の広い範囲に観測された Z 方向の電子の衝突位置は 電子のエネルギーの関数であることから この Z 方向の広い温度分布は イオン源から放出される電子のエネルギーが広範囲に分布することを示している 温度上昇から評価した熱流束の最大値は約 1W/cm2 であった また 熱流束を面積積分した全熱量のイオン源ガス圧依存性を Fig.3 に示す ここで 全熱量は重水素負イオン (D - ) ビームパワーで規格されている イオン源の運転ガス圧力 (.3 Pa) での全熱量は D - イオンビームパワーの 2.4% であり この値は JT-6U の目標であ る 3 秒入射においても慣性冷却できるレベルである また以上の結果から JT-6 の超伝導化改修装置である JT-6SA に要求されている 1 秒入射に対しても 水冷式の保護板を用いることによって十分に除熱することが可 Fig.3 Power loading on the electron dump as a function of source pressure. 能である [1] N.Umeda et.al., Rev.Sci.Instrum. 77, pp.a529-a531 (26).

86 3aC7P JT-6U 多孔負イオン源におけるビームレット相互作用の抑制 Suppression of beamlet-beamlet interaction in JT-6U multi aperture negative ion source 鎌田正輝 1, 花田磨砂也 1, 小林薫 1, 池田佳隆 1, L. Grisham 2, 江偉華 3, 原子力機構 1 プリンストン大学 2 長岡技大 3 Masaki KAMADA 1, Masaya HANADA 1, Kaoru KOBAYASHI 1, Yoshitaka IKEDA 1, Larry GRISHAM 2, Weihua JIANG3 JAEA1, PPPL 2, Nagaoka Univ. of Tech. 3 はじめに JT-6U 負イオン中性粒子ビーム入射 (NNBI) 装置においては 3 段静電負イオン加速器によって22A(13mA/cm 2 ) のD-ビームを 5keV まで加速することが設計されている 大電流ビームの生成のために 45mm 11mm の領域に 18 個 (9 孔 24 孔 5セグメント ) の電極孔を有する多孔電極を用いている 多孔電極を用いた場合の課題の一つは 各ビームレットの空間電荷によって ビームレット間に斥力が働き 電極周辺部のビームレットが外側に偏向し 電極に直接衝突することである この対策として JT-6U 負イオン源では 引出電極に高さ 2.mm の電界補正板 (FSP) を電極孔から11.mm 離して装着し 電極周辺部のビームレットの偏向を抑制している しかしながら この FSP の最適化が不十分のため 周辺ビームレットが 9.6mrad と大きく内側に偏向され ビームレットの一部が加速電極に直接衝突している そこで ビームレットの偏向角度をFSP の形状を変えて測定するとともにビーム軌道計算と比較検討し FSP の最適化を行った 実験方法及び結果 実験に用いたFSP の概念図をFig.1 に示す FSP は電極周辺部のビームレットを電極中心部へ向かって偏向するためのものであり 最外電極孔近傍に収束電界を生成する 実験では 高さ 1.5mm の FSPを用い 最外電極孔と FSPの距離を変えて エネルギーが 22keV のビームレットの偏向角度を測定した 周辺ビームレットの偏向角度を電極孔 -FSP 間距離の関数としてFig.2 に示す 偏向角度は電極孔 -FSP 間距離とともにほぼ線形に減少した 各距離における偏向角度の実測値は ビームレット相互作用 電子抑制磁場 電極孔シフトを考慮したビーム軌道計算と良い一致を示した このことから ビーム偏向角度をビーム軌道計算によって定量評価できることが分かった そこで JT-6 での長パルス NB 入射実験 ( 目標 3 秒 ) で予定している加速電圧 35kVに対する電極孔 -FSP 間距離をビーム軌道計算によって最適化した Fig.3 に周辺ビームレットの偏向角度を電極孔 -FSP 間距離の関数として示す 偏向角度の目標値は ビームレットが電極孔を通過するとともに JT-6NBI ポート位置で十分な集束を得られる条件から 5.mrad である 従来の偏向角度は9.6mrad であり 目標値より2 倍大きいが 高さ 1.5mm のFSPを最外電極孔から 14mm 離れた位置に装着することによって 目標の5.mrad にすることが可能となる 現在 この計算に基づき FSP の設計 装着を行っており 今秋からの運転再開後に その性能を検証する予定である Fig.1 Field shaping plate and deflection of outermost beamlet in this experiment Fig.2 Deflection angle of outermost beamlets as a function of aperture-fsp distance. Fig.3 Calculation result for designing the FSP

87 3aC8P Modification of magnetic field configuration of the RF-driven negative ion source for low-pressure operation and spatial uniformity Hiroyuki TOBARI 1, Mieko KASHIWAGI 1, Yuuichiro TAKESHIMA 2, Masaki TANIGUCHI 1, et al. JAEA, Ibaraki Univ. 2 ITER NBI.3 Pa 1 %(4 A)( 1 12 cm -3 ) ITER NBI(RF) ITER [1] (3-4 ev)rf [2] / RF RFRF1 48 mm24 mm2 mm18 mm5 RF2(P s )2 MHzRF(P net ) (a)4-5 Pa(b)(~7 G) 1 PaRF [1] 2329aC12p. [2] H. TOBARI, et al., Plasma and Fusion Research, 2, 22(27). (a) RF φ18 mm 48 mm (b) 24 mm loop antenna 1 RF 2 (a) (b) RF f = 2 MHz.

88 3aC9P ITER 用 1MeV 大電流負イオンビーム加速と先進加速器開発 1MeV high current negative ion beam acceleration for ITER NBI and advanced accelerator development 梅田尚孝 谷口正樹 井上多加志 渡辺和弘 柏木美恵子 坂本慶司日本原子力研究開発機構 Naotaka UMEDA, Masaki TANIGUCHI, Takashi INOUE, Kazuhiro WATANABE, Mieko KASHIWAGI, Keishi SAKAMOTO Japan Atomic Energy Agency ITER NBI 用負イオン加速器の実現に向けて 原子力機構では 5 段の多孔多段電極 (MAMuG) をもつ静電加速器で 1 MeV 2 A/m 2 レベルの負イオンビーム加速を目指した試験を実施している これまでに 836 kev 146 A/m 2 の負イオンビーム加速に成功しているが このような高エネルギー 高電流密度のビーム加速直後にビーム電流が急減少する問題に悩まされてきた 試験後に負イオン源を分解調査した結果 逆流正イオンビームが負イオン源頂部にある計測用ポートに衝突して過大な熱負荷を与えたために O リングが劣化して空気リークが生じていたことが判明した 加速器出口及び下流で負イオンが残留ガスと衝突し ビームプラズマが生じる 逆流正イオンビームは ビームプラズマ中の正イオンが加速器出口からが引き出され 加速器内を負イオンと逆方向に加速されるものである ( 図 1) 正イオンの生成と損失バランスを考慮して正イオン密度を見積もったところ 8 kev, 14 A/m 2 の負イオン加速時の逆流正イオンによる熱負荷は 36 W/cm 2 であった そこで 計測ポートを保護する水冷式の逆流正イオンダンプをチャンバー内部に設置した ( 図 1) 逆流正イオンダンプを設置し さらにビーム引き出し孔を 9 個 (3 x 3) から 15 個 (5 x 3) に増加することで 796 kev 32 ma ( 電流密度 14 A/m 2 ) の水素負イオンビームを加速した このとき負イオンとともに加速される電子を含めた電流は電源容量の 5 ma に近い 421 ma に達している 一連の大電流負イオンビーム加速試験中 約 5g のセシウム ( 蒸気圧曲線とセシウムオーブンのガスコンダクタンスからの推定値 ) を負イオン源に導入したが 加速器の耐電圧性能低下はほとんど見られなかった そこで負イオン源から加速器に漏れ出すセシウム量の定量的評価を試みた 負イオン源に最も近い第一加速電極の表面に付着しているセシウムを超音波洗浄器で水に溶かし セシウム濃度を ICP 発光分析法で測定した その結果 第一加速電極に付着していたセシウム量は.26 mg と非常に少ないことが判明した 原子力機構の MAMuG 加速器に対し EU は構造を単純化して 1MV を単ギャップで絶縁する単孔単段電極 (SINGAP) 加速器を提案している ITER NBI 実機の建設前に加速器の方式選択を行う予定であるが EU からは 電源容量が一桁高い原子力機構の試験施設での性能比較試験を強く要請されており 現在 SINGAP 加速器の大電流 高エネルギー負イオン加速器試験を実施している KAMABOKO ion source -1MV -8kV -6kV -4kV -2kV A A A A A Back stream H+ 逆流正イオンダンプ 図 1 MeV 級加速器と逆流正イオンダンプ

89 1 Cs + 46 emission (1 19 photon/m 3 s) Arc power 1kW 12kW 135kW 154kW E beam =148keV P gas =.32Pa Δ(Cs + 46) beam extra. arc discharge back streaming effect Time (s) 2Cs

90 K. Tsumori, S. Asano, K. Nagaoka, et al, Rev. Sci. Instrum, 75, 1847 (24). K. Tsumori, Y. Takeiri, K. Nagaoka, et al, J. Plasma Sci. and Tech., 8, 24 (26).

91 スロット孔接地電極を有する負イオン源の ビーム偏向特性シミュレーション Beamlet deflection characteristics simulation of a negative hydrogen ion source with a slot grounded grid 浅野史朗 1 渡辺順子 1 奥山利久 1 市橋公嗣 1 鈴木靖生 1 津守克嘉 2 永岡賢一 2 長壁正樹 2 池田勝則 2 岡良秀 2 竹入康彦 2 金子修 2 1 株式会社東芝, 2 核融合科学研究所 Shiro Asano 1, Junko Watanabe 1, Toshihisa Okuyama 1, Koji Ichihashi 1, Yasuo Suzuki 1, Katsuyoshi Tsumori 2, Kenichi Nagaoka 2, Masaki Osakabe 2, Katsunori Ikeda 2, Yoshihide Oka 2, Yasuhiko Takeiri 2, Osamu Kaneko 2 Toshiba Corp. 1, NIFS 2 マルチスロット孔接地電極 (MSGG) を有する負水素イオン源では 従来のマルチホール孔接地電極 (MHGG) を有する ものと比較して所定のビームパワーを発生させるまでに必要なコンディショニング期間が短い 接地電極の透過率が高いため電子衝突などに起因する熱負荷が小さいなど 優れた特徴が実験的に実証されてきている [1] 本講演ではプラズマ電極 (PG)- 引き出し電極 (EG)- ステアリング電極 (SG)- 接地電極 (GG) の4 枚の加速電極構成に対し GG がスロット孔と円孔の双方についてビームレットの 3 次元軌道シミュレーションを行い 電極の孔軸ずれによってビームレットの軌道偏向を行う際の偏向特性を求めた Fig.1 はシミュレーション体系を模式的に表した図である 各電極電位を図中に示す値に設定し PG 孔近傍から複数のイオンを放出して加速された各イオンが GG を通過した領域での偏向角を求め ビームレット全体の平均的な軌道偏向角を算出した スロット孔 GG と円孔 GG を有する電極構成に対して SG 孔のみをx 方向及びy 方向に軸ずれさせ 軸ずれ量と軌道偏向角との関係を計算した結果を Fig.2 に示す スロット孔の場合 スロットの長手方向を x 方向 短手方向を y 方向とした x 方向でスロット孔 GG の軌道偏向量が円孔 GG よりも小さいのは 円孔 GG の場合のように GG の発散レンズ作用による偏向が加わらないためと考えられる これに対して y 方向は双方の偏 Source 向量にそれほど大きな差異は見られない 講演では GG を孔軸ずれさせた場 Plasma 合 及び EG に内蔵された電子偏向磁石や放電容器のフィルター磁石の影響 PG EG SG y GG z x Beamlet -19kV -18.5kV -18.5kV kv Deflection angle ωx(mrad.) を加味した偏向特性についても述べる Slot Circle Displacement δx(mm ) (a) Displacement δy(mm) (b) Fig. 1 Grid configuration of the simulation Fig.2 Dependence of deflection angle on the aperture displacement of SG for x-direction (a), and y-direction (b) [1] Tsumori. K., et al, Improvement of Negative Ion Source with Multi-Slot Grids for LHD-NBI, 2th IAEA Fusion Energy Conference Proceedings, 1-6 November 24, Vilamoura, Portugal, FT/1-2Rb. Deflection angle ωy(mrad.) Slot Circle

92 3aC13P UTSTNBI Ion beam evaluation of Low-cost pulsed NBI system for UTST high-beta ST Experiment Hirotaka KAJIYA 1), Noboru YAMAGUCHI 1), Naoki TAKAHASHI 1), Tomohiko ASAI 1), Tsutomu TAKAHASHI 1), Heizo IMANAKA 2), Masakatsu MINAMI 3), Yasushi ONO 2), Yuichi Takase 2), Konosuke SATO 4) College of Science and Technology,Nihon Univ. 1), Graduate School of Frontier Science,Univ.of Tokyo 2), UTST Neutral Beam Injection:NBI NBI Fig.1 NBI Scool of Engineering,Univ.of Tokyo 3), Kyushu Univ. 4) ()*+,-./123,45678 Fig.1 NBI Fig.2 Fig.2!"#$" %& &" '" $" " :"" 9"" $""" $'"" $!""

93 3aC14P [1] K. Shinto et al., Proceedings of EPAC 26, Edinburgh, Scotland, 1726 [2] M. Sasao et al., nuclear Fusion 35 (1995) 1619 CCD half width 1/e [mm] Parc = 8.2 kw Vacc = 25.5 kv Iacc = 2.79 A Z [mm] 1

94 3aC15P Beam transport of the test bench for alpha particle diagnostics,,,,,,, Masahiro KIKUCHI, Nozomi TANAKA, Takayuki NAGAMURA, Masashi KISAKI, Takashi KOBUCHI, Atsushi OKAMOTO, Sumio KITAJIMA, Mamiko SASAO Tohoku Univ. DT [1] ( 4 He He 4 He + 3 He ++ ) He + He [2] Li He Li He + He 1 He + Li He He + He Li 1 He nl(li ) m 2 nl = m 2 ( m 2 ) He + He m 2 SIMION 3 % 1 % 1Li He + He [1] M. Sasao, A. Taniike, I. Nomura, M. Wada, Nuclear Fusion 35, 1619 (1995) [2] N. Tanaka et al., Plasma Fusion Res. 2 S115 (27)

95 3aC16P 小型 ECR イオン源による試料の元素分析 Element Analysis by Compact ECR Ion Source 1 坂本陽平 1 粕谷俊郎 2 前野修一 1 和田元 Yohei SAKAMOTO 1 Toshiro KASUYA 1 Syuichi MAENO 2 and Motoi WADA 1 1 Graduate School of Engineering, Doshisha University 2 Novelion Systems Co, Ltd 1. 研究目的イオン源は半導体製造機器や分析機器といった分野で幅広く使用されている. 小型イオン源の1つの用途として, 試料をプラズマ化させ材料分析に使用するといった応用が考えられる. 本研究では, 小型で利便性に優れた ECR イオン源の設計を行い, 設計した小型 ECR イオン源の基礎特性を調査する. そして, 設計したイオン源を使用し, 分光測定や微量質量分離等を用いることで微量試料の組成分析や元素分析を行うことを目指している. 2. 実験詳細設計した小型イオン源の装置図を Fig.1 に示す. 小型イオン源は全長 3 mm で,ICF7 フランジに接続されている. プラズマ生成部はφ16 mm, 長さ 59 mm の耐熱ガラス管を使用している. イオンや電子を引き出すため,ICF7 フランジに溶接された feed-through に電圧を印加してプラズマに電位を与えることができる. 引き出し電極間の距離は 3 mm で,Mo 電極の引き出し穴径は 2 mm である.ECR 条件を満たす磁場を形成するため, プラズマ生成部の円周上にφ5 mm, 長さ 25 mm の円柱型 Sm-Co 磁石が 16 本配置している.2.45 GHz のマイクロ波は ICF34 フランジに接続された N 型コネクタにより導入する. マイクロ波を導入する中心導体にはφ 2 mm の Mo を使用し,GND 部と Mo 導入部を絶縁した同軸構造になっている. 導入するガスはマイクロ波が伝播するアンテナ内部で放電が起こらないように同軸線路の外側を流れる. Extraction electrodes Vacuum flange H.V. terminal Sm-Co magnets Coolant tubes Fig. 1. Main components of the compact microwave ion source. ECR イオン源の基礎特性設計した ECR イオン源の基礎特性を調査するために, 真空装置にイオン源を接続し, イオン源の特性を測定した. 基礎特性を測定した装置図を Fig.2 に示す. 設計したイオン源のビーム電流を調査するために, 引き出し電極から 2 mm 離れた位置に可動式ファラデーカップを設置した. Microwave power supply Extraction power supply Ion gauge To pump Pirani gauge ECR ion source Linear motion Faraday cup Fig.2. Schematic diagram of experimental apparatus. ファラデーカップの電流捕集部には幅 2 mm のスリットがあり, ビーム広がり等を測定できる.Ar をイオン源内に導入し, 高密度プラズマを生成する. 導入ガスの圧力変化によりファラデーカップに捕集されるイオン電流と電子電流を測定した.Fig.3 に実験結果を示す. 実験はマイクロ波電力 1 W, 引き出し電圧 2 V の条件で行った. e [n ] Ion curr nt A Ion current Electron current Plessure [Torr] Fig.3. Pressure dependence of ion and electron currents as functions of pressure. イオン電流と電子電流の最高電流値はそれぞれ 6 na,25 na であった. イオン電流の最大値は電子電流の最大値が得られる圧力と比較して多少大きな圧力で得られた. 今後は更なるイオン源の特性と設計したイオン源を元素分析装置に応用するために, 装置の改良と分光測定や質量分離を行える装置系を設計, 製作を予定している electron current [na]

96 3aC17P E B Development of an EB beam deflector for heavy ion mass separation Tomonori HASHINO, Kenichi AKAMATU, Fumitake HIRATA, Toshiro KASUYA and Motoi WADA Graduate School of Engineering, Doshisha University 1. Wien Filter line-of- site E B 3 2. Fig.1 EB 7 mm 14 mm 122 mm, 132 mm 3 mm 8 SUS34.,. 6 mm 7 mm8 He, Ne, Ar, Kr, Xe Pa, Pa, 15 ma, 6. A 1, 2, 3 kv,, 1, 2, 3 V, 5.4 kg, Fig.2 Fig.2 Digital electrometer Atomic mass Deflector voltage Ionization gauge Discharge voltage Deflector voltage Lens voltage Fig. 1. Schematic illustration of the experimental setup. Faraday cup PC.1 E= V E=1 V E=2 V E=3 V Vacuum pump Filament current Heater voltage Thermo couple Extraction voltage E B mass spectrometer Magnetic flux density [G] Fig.2. A characteristic of magnetic flux density and atomic mass with He, Ne, Ar, Kr and Xe gas. ( Extraction voltage = 3 kv )

97 3aC18P レーザープロトン加速におけるプレプラズマの影響 Effect of preplasma on laser proton acceleration 中村龍史 長友英夫 三間圀興阪大レーザー研 Tatsufumi NAKAMURA, Hideo NAGATOMO, Kunioki MIMA ILE, Osaka University 超高強度レーザーを固体に照射することで 高エネルギー電子 イオン等を発生させることができる 特に レーザーイオン加速の研究は その医療応用を目指し 活発に研究が進められている レーザーイオン加速において効率的な加速機構の一つはターゲット裏面のシース場によるものである ターゲット裏面のシース場強度はレーザー照射面において発生する高エネルギー電子の特性温度とその密度に依存する 高エネルギー電子の発生過程は プラズマの密度分布に非常に強く依存するため その正確な評価が必要となる 本研究では 2 次元粒子コードによるレーザープロトン加速の解析において そのプレプラズマの影響について考察する これまでの粒子コードによるイオン加速の計算では プラズマの初期条件としてプレプラズマのスケール長を仮定してきた しかし プレプラズマのスケール長はレーザープラズマ相互作用において最も支配的なパラメターの中の一つであり その値次第で電子の温度 発生方向 変換効率等は大きく変わる そのため 本研究ではプレパルスの条件から 2 次元流体コードによりプレプラズマの密度分布を計算し その結果を粒子コードの初期条件として用いることで どの程度イオン加速に影響を与えるかを調べた その一例を図 1 に示す 図 1 にはプレパルスの強度の違いによるレーザーパルス伝播への影響について比較したものである プレパルス強度が強い場合は スケール長が十ミクロン以上にもなるプレプラズマが生成され その結果 メインパルスの伝播中に強く変調され 吸収される その結果 臨界密度面が非一様になり発生電子の角度広がりが非常に大きくなる この結果 吸収率には大きな違いがあるもののプロトンエネルギーには大きな違いが見られなかった プレパルスの強度 パルス幅によりプロトン加速がどのように影響するか 詳細について議論する 図 1. プレパルス強度が 1 111W/cm2( 左図 ) と 5 112W/cm2 の場合 ( パルス長は共に 1ns) のメインパルスの伝播の様子 プレパルス強度が小さい場合は 臨界密度面においてレーザーがほぼ均一に照射している 強度が強い場合は 臨界密度面が非一様な分布となっている

98 3aC19P ` キャピラリー放電プラズマ導波路による 高強度レーザーの長尺伝搬 Long-distance propagation of an intense laser pulse by use of a capillary discharge-produced plasma 東口武史 1, 疋田真史 1, 寺内宏満 1, 李昆 1 1, 湯上登 1 宇都宮大学工学研究科 Takeshi HIGASHIGUCHI 1, Masafumi HIKIDA 1, Mitsuhiro TERAUCHI 1, Kun LI 1, and Noboru YUGAMI 1 Utsunomiya Univ. 1 超短パルス高強度レーザー生成プラズマを用いた放射光源の高出力化には, レーザーと媒質の相互作用長の長尺化が有力な手段である. この長尺化の実現により,X 線レーザー, 真空紫外レーザー, 高次高調波, 逆コンプトン散乱などによるコヒーレント光源の高出力化だけでなく, チェレンコフ航跡によるテラヘルツ波の高出力化も可能であると考えている. 空間的にガウス分布を持つレーザー光を集光すると, 高強度で伝搬できる距離はレイリー長程度である. レーザー光を高強度化するために集光径を小さくするとレイリー長は短くなるため, 相互作用長は長くならない. そのため, フェムト秒レーザーの導波のためのキャピラリー放電導波路を開発している. キャピラリー内部にプラズマチャネルを形成し, レーザーを入射した. キャピラリーはアルミナ製のブロックに内径 3 μm, 長さ 1 cm の貫通穴がある. また, 上部からガスを注入できる. 本実験ではヘリウムガスを用いた. この穴の両端に電極を装着し, 最大電圧 3 kv, 最大電流 5 A, 繰り返し周波数 1 Hz のパルス電圧を印加することにより, キャピラリー内部にプラズマチャネルを形成した. このキャピラリーを真空容器中央に設置した. 図 1 は放電持続時間の各時刻におけるレーザー光のプラズマ導波路透過後のビームプロファイルである. ピンチから 15 ns 後にレーザービームの中心強度が最大となった. レーザー光の導波に適したプラズマチャネルが形成されていると考えている. レーザーガイドに最適なレーザー入射時刻 15 ns において, 超短パルスレーザーを入射し, 電子加速の実験を行なった. このとき, レーザー強度は (1 3) 1 16 W/cm 2, パルス幅 1-12 fs (FWHM) であった. 図 2 は静磁場を用いた電子スペクトロメータとイメージングプレートにより観測された加速電子のエネルギースペクトルである. 最確エネルギー 1.2 MeV, 最大エネルギー 1.6 MeV が観測された. 現在, キャピラリー放電プラズマのプラズマ診断実験を中心に行っている. 図 1: 各放電時刻におけるレーザー光のビームパターン 図 2: 加速された電子のエネルギースペクトル

99 3aC2P Efficiency improvement in long-distance transmission of high-power millimeter waves by propagating mode analysis in corrugated waveguides 1, 2, M.Shapiro 3, R.J.Temkin 3, MIT 3 4 Takashi SHIMOZUMA 1, Hiroshi IDEI 2, M.Shapiro 3, R.J.Temkin 4, et al. NIFS 1, Kyushu Univ. 2, MIT 3, Fukui Univ. 4 (ECH) LHD 1 2 [1] LHD ECH 82.7GHz 88.9mm 1m 8 1 (a) 4mm L= HE 11 1 (b).14.3 [1] H. Idei et al., IRMMW-THz27, Cardiff UK, MonA3-3 1: (a) (b)1

100 3aC21P H-L 遷移プラズマにおけるイオンサイクロトロン加熱用複素共役アンテナシステム ICRF Heating Conjugate-T Antenna for H-L Mode Plasma Transition 加藤明範 1) 熊沢隆平 2) 笠原寛史 2) 斉藤健二 2) 関哲夫 2) 武藤敬 2) 星野光保 1) 新保富士夫 2), 野村吾郎 2) 横田光弘 2) 加藤明己 2) 高橋千尋 2) Y.ZHAO 3) J.S.YOON 4) J.G.KWAK 4) KATO Akinori 1), KUMAZAWA Ryuhei 2), KASAHARA Hiroshi 2), SAITO Kenji 2), SEKI Tetsuo 2), MUTOH Takashi 2), HOSHINO Mitsuyasu 1), SHINPO Fujio 2), NOMURA Goro 2), YOKOTA Mitsuhiro 2), KATO Akemi 2), TAKAHASHI Chihiro 2), Y.ZHAO 3), J.S.YOON 4), J.G.KWAK 4) 1) 名古屋大学大学院エネルギー理工学専攻 2) 核融合科学研究所 3)Institute of Plasma Physics, Academia Sinica, Chine, 4)Korea Atomic Energy Research Institute H-L 遷移プラズマでのイオンサイクロトロン加熱においては, 加熱アンテナのプラズマ負荷抵抗の大きな変化によって 高周波電力反射の増大が起る. このような状況では有効な加熱が達成できないとともに, 出力管の保護のために加熱を中止することになる. そのために幾つかの提案がある. この報告では, 伝送同軸管から分岐して 2 系統のアンテナに給電し, アンテナのインピーダンスの虚数部の符号の異なる ( 複素共役 ) システムを構築する. この報告では, その複素共役アンテナシステムの高周波特性を議論する. 図 1 に複素共役アンテナシステムを示す. 複素共役アンテナは,T 分岐したあとの 2 系列同軸管とそれに連なるアンテナで構成されている.T 分岐から繋がる同軸管が一方は虚数部が正に, もう一方は虚数部が負になるように伝送同軸管の長さを調整している. 分布定数回路の観点からは, 虚数部正および虚数部負は, それぞれ半波長以下とそれ以上の同軸管長に対応している. 複素共役アンテナ接続部である T 分岐における電流, 電圧を I c および V c とする. またアンテナにおける抵抗を r 1, 電流を I r1, 電圧を V r1 とする. インピーダンス行列を用いてこれらを定義すると, 左側のアンテナから以下のようになる. Vc I c cos 2πAAC1 = j / Z sin 2πA jz 1 AC1 cos 2 V c,i c sin 2πA πa AC1 AC1 V I r1 r1 (1) 同様に右側のアンテナからのインピーダンス行列から,V c およびI c2 が計算されこれらを加算することでインピーダンスZ が求まる. 特性インピーダンスをZ とすると, Z AN CN + BN DN + j BN CN AN DN = Z 2 2 CN + DN AN = BN = CN = DN = ( ) = E + jf (2) ( R1 / Z )( R2 / Z ) tan 2πA AC1 tan 2πA AC 2 ( R1 / Z ) tan 2πA AC 2 + ( R2 / Z ) tan 2πA AC1 {( R1 / Z ) + ( R2 / Z )}( 1 tan 2πA AC1 tan 2πA AC 2 ) ( tan 2πA + tan 2πA )( { R / Z )( R / Z ) + 1} AC1 AC 2 となる. これより, 電力反射率 ( Γ ) は, ( E 1+ F ) + 4 {( 1+ E) } 2 + F 2 2 F Γ = (3) となる.(3) 式を用いて電力反射率を計算した結果を示す. 図 2から, インピーダンス整合の得られるR/Z の値から, R の変化に対して電力反射率が5% 以下の領域があることが確認できた. また R が大きいほど電力反射率が低く抑制できる範囲が広いことがわかる A AC1 A AC2 Γ[%] 15 1 V,I c2 r2,r 2 V c1,i r1,r 1 図 1: 複素共役アンテナシステム R/Z 図 2: 電力反射率特性

101 1: UHR ECR (R-cutoff) 2: ECE ()() 3: ECE ()()

102 3aC23P LHD 用 77GHz-1MW ジャイロトロンの開発 ( 試験 ) Development of 77GHz-1MW Gyrotron for LHD 假家強 1 南龍太郎 1 遠藤洋一 1 今井剛 1 久保伸 2 下妻隆 2 高橋裕己 2 伊藤哲 2 武藤敬 2 満仲義加 3 安武浩人 3 岡崎行男 3 坂本慶司 4 長照二 1 筑波大プラ研 1 核融合研 2 東芝電子管デバイス 3 原子力機構 4 Tsuyoshi KARIYA 1, Ryutaro MINAMI 1, Yoichi ENDO 1, Tsuyoshi IMAI 1, Shin KUBO 2, Takashi SHIMOZUMA 2, Hiromi TAKAHASHI 2, Satoshi ITO 2, Takashi MUTOH 2, Yoshika MITUNAKA 3, Hiroto YASUTAKE 3, Yukio OKAZAKI 3, Keishi SAKAMOTO 4, Teruji Cho 1 Univ. of Tukuba 1, NIFS 2, TETD 3, JAEA 4 核融合科学研究所 (NIFS) 日本原子力研究開発機構 (JAEA) 東芝電子管デバイス ( 株 )(TETD) 筑波大学 プラズマ研究センター (PRC)4 者の共同研究として NIFS の大型ヘリカル装置 (LHD) における電子サイクロ トロン共鳴加熱 (ECRH) 用高周波源である 周波数 77GHz のジャイロトロン E3988 の開発を行った E3988 の主な設計仕様を表 1 に示す 空胴の発振モードは TE18,6 を採用し 出力 1MW でパルス幅 5s 以上.3MW で連続運転を目標とした 空胴で発振した RF は モード変換器により準光学モードに変換 4 枚のミラーで 伝送し ダイヤモンド窓より出力する 出力 RF は 2 枚のミラーを内蔵した整合器 (MOU) により 形状 / 位 相整形を行い コルゲート導波管に HE11 モードとして結合する コレクタは 熱負荷を軽減する為 電位 降下型コレクタ (CPD) を採用し コレクタ コイルにより 電子ビームのスイープを行う ジャイロトロンの短パルスにおける性能試験を PRC の試験電源で実 施した 図 1 に示す出力窓におけるバーンパターンは RF 分布の設計結果 と良く一致し 出力 RF の周波数は 76.98GHz であり 空胴における TE18,6 モードの発振を確認した 図 2 に出力のビーム電流依存性 図 3 にビーム電流をパラメータとした 出力の主磁場コイル電流依存性を示す 最大出力 1.1MW 最大効率 3% を得た MOU の透過率は ダミーロー ドの測定精度内で ほぼ 1% に近い値で 出力 RF 分布も問題無い形状 であった 現在 NIFS の実機装置に装着し 短パルスにおける RF 特性を確認 後 長パルス化の為のエージングを行っている ガス放出は非常に少なく 65 時間のエージングで 46kW-5s 動作を達成し ~89kW で長パルス化 エージング中である 今後 出力アップ パルス幅伸長を行うとともに LHD のプラズマ実験に供される予 定である 77GHz ジャイロトロン E3988 周波数 77GHz 出力 1MW.3MW パルス幅 5s CW 効率 4% ビーム電圧 8kV ビーム電流 5A ヒータ電圧 3V 以下 ヒータ電流 8A 以下 電子銃 三極 空胴モード TE18,6 モード変換器 内蔵 出力窓 ダイヤモンド有効口径 φ85 RF 出力 (MOU) ガウシアン コレクタ CPD 内径 φ32 スイープ コイル 高さ 314mm 重さ 約 8kg 表 1 設計パラメータ

103 3aC24P GAMMA 1ECRH Design of the high performance reflecting mirror system for central ECRH in GAMMA 1 1 FIR 1 SAKAGOSHI Yusuke, TATEMATSU Yoshinori 1, IMAI Tsuyoshi, MACHIDA Norihito, KAITSUKA Tetsuya et al. Plasma Research Center,University of Tsukuba, 1 FIR,University of Fukui GAMMA 1 ECRHGAMMA 1 ECRH rcc2 75 rcc2 1.4 rcc2 GAMMA 1 r = 2 cm Z Z 1 2 r

104 3aC25P ECRH Development of maicrowave power measurement device for performance test of ECRH antenna systems 1) 2) FIR 1) 2) MARIA Nakamura, TSUYOSHI Imai, TSUYOSHI Kariya, YOSHINORI Tatematsu, et al. Plasma Research Center, Tsukuba Univ. FIR, Fukui Univ. 1) ECRH ECRH ( 2) RF x

105 GAMMA 1 ECRH Experiment of a Miter Bend Polarizer for ECRH on GAMMA 1 1, 1, 1, 1, 2, 3, 1, 3aC26P 1, 1, 1, 1, 1, 1 1, FIR 2, 3 Manabu HARIGAE 1, Ryutaro MINAMI 1, Tsuyoshi IMAI 1, Tsuyoshi KARIYA 1 et al. Plasma Research Center, University of Tsukuba 1 GAMMA 1 ECRH ECRH GAMMA 1 X-mode 7% ECRH 1/4 Twister 1/8 Circular Polarizer 2 α = β = 34 X-mode 1% 2 αβ X-mode % 1% Twister α Circular Polarizer β 2 45 αβ X-mode %14%5%1% 1 X-mode 2 3 X ECRH ECRH ECRH X X-mode X-mode X-mode GAMMA 1 αβ X-mode α β ±5 X-mode 99% 1% GAMMA 1 X-mode X

106 MW MW

107 3aC28P JT-6SA 電子サイクロトロン加熱電流駆動装置アンテナ及び伝送系の設計検討 Design Study of Antenna and Transmission Line for ECRF System in JT-6SA 小林貴之, 森山伸一, 横倉賢治, 長谷川浩一, 鈴木貞明, 平内慎一, 佐藤文明, 鈴木高志, 藤井常幸 日本原子力研究開発機構 Takayuki KOBAYASHI, Shinichi MORIYAMA, Kenji YOKOKURA, Tsuneyuki FUJII et al. JAEA JT-6SA では 7MW/1 秒の電子サイクロトロン波加熱電 流駆動 (ECH/ECCD) 入力を計画しており アンテナ 伝送系の 改造及び新規構築が必要である 高出力で 1 秒の発振に 対応するため 各部の冷却機構が重要となる JT-6U で使用されている 4 系統の 11GHz 伝送系 (φ31.75mm 円形コルゲート導波管 ) を 排気 冷却能力を増強 して JT-6SA に再利用する これらの 4 系統は トカマク斜め 上ポート P-1U(2 系統 ) 及び P-4U(2 系統 ) に接続する さらに新 設する 5 系統の 14GHz 伝送系には φ63.5mm の円形コルゲ ート導波管を使用し 同様にトカマク斜め上ポート P-11U(2 系 統 ) 及び P-8U(3 系統 ) に接続する これら 4 つのポートにはポロ イダル トロイダルに入射角度を制御可能なアンテナを設置し 加熱 電流 駆動効率と入射位置を制御する 現在アンテナ方式について 従来方式 の回転ミラーアンテナ ( カーボンシート等の熱伝導体による冷却又は ITER 水平アンテナ設計で採用されているスパイラル管による水冷 ) 及び 冷却 機構が単純な直線駆動型アンテナ [1] が提案され 構造の検討及び性能 評価を行っている 図 1 は 曲面鏡として曲率 R=7mm の円筒面鏡を用 いた直線駆動型アンテナの設計例である 直線駆動型では曲面鏡の曲率 により実現可能なポロイダル入射角度とビーム幅が変化することが予測さ れるため 今回電磁界コード [2] を用いて共鳴層におけるビームプロファイ ルを計算し 電力伝送効率のポロイダル入射角度依存性と プラズマ中心 におけるビーム径を 複数の曲面鏡曲率に対して評価した その結果を図 2 及び図 3 に示している この計算により JT-6SA で想定されるポロイダル 入射角度 (port 角度基準 ) の全領域 (-27 ~ 58 ) を直線駆動方式で制御す るには R=7mm 程度以下が要求されることが分かった また 入射角度 ~ 58 とした場合 R=1mm であっても入射可能であることが分かった 曲率が小さいとき ポロイダル方向にビームが広がる特性がみられることか ら 今後ビーム径も含めた最適化を行い 直線駆動アンテナの適用可能な 領域を明らかにする予定である 1/e half width of beam power (mm) W poloidal W toroidal R (mm) 図 3 プラズマ中心におけるビーム径の曲面鏡曲率依存性 [1] Design study of a new antenna system for steering microwave beam in electron cyclotron heating/current drive system, S. Moriyama et al., to be printed in Fusion Eng. Design (27) [2] Design of Reflecting Mirrors for Electron Cyclotron Wave Launching System in GAMMA 1, Y. Tatematsu et al., Jpn. J. Appl. Phys., Vol. 44, No. 9A, pp (25) x (mm) Waveguide End (WG) Transmission Efficiency Linearly Movable Flat Mirror (M1) Fixed Cylindrical Mirror (M2) z (mm) R 6mm.9 R 7mm R 8mm R 9mm R1mm Incident Angle (deg) 図 2 伝送効率の入射角度依存性の曲面鏡曲率による変化 2 Plasma 4 y (mm) 図 1 直線駆動アンテナの設計例 (R=7mm) 導波管 ( 赤 ) 曲面鏡 ( 緑 ) 入射角 ( 青 ) 及び 3 ( 紫 ) の時の平面鏡の配置と光線

108 RF3aC29P 誘電体を利用した透過型大電力用ミリ波電力測定装置の開発 Development of Power Measuring Device of Transmission Type with Dielectric for High Power Millimeter Wave 横倉賢治 森山伸一 小林貴之 長谷川浩一 鈴木貞明 平内慎一 佐藤文明 鈴木高志 藤井常幸日本原子力研究開発機構 Kenji YOKOKURA, Shinichi MORIYAMA, Takayuki KOBAYASHI,,Koichi HASEGAWA, Sadaaki SUZUKI, Shinichi HIRANAI, Takashi SUZUKI and Tsuneyuki FUJII 1. 概要 JT-6U 電子サイクロトロン高周波加熱装置では 発振管の調整制御に必要であり またプラズマへの加熱入力を評価する上でも欠かせない電力計測手法の開発を進めている 本電力測定装置は 主伝送路の導波管内を伝搬する高周波を導波管に挿入した誘電体に透過させ 誘電体で損失する高周波エネルギーから透過電力を求めようとするものである ジャイロトロンで発振したミリ波は 整合器で HE 11 モードに変換され導波管を伝送する そのため挿入した誘電体は導波管中心部が最も高温になる発熱分布となることから 局所加熱にも強い誘電体であること そしてその測定する電力の大小や時間に対して 高周波損失と発熱が最適 (S/N 比 ) である誘電体検出素子を選択して用いることが重要になる 本講演では 装置の基本構造 ( 図.1) と計測手法を示すとともに 大電力ミリ波計測用検出素子として誘電体 6 種 ( 高純度 CVD ダイヤモンド グレードの異なるダイヤモンド シリコン サファイア 単結晶炭化珪素 窒化珪素 ) について発熱分布と耐電力性能を計算によって評価し 用途に応じた最適な検出素子材料の選択を試みた また 高抵抗シリコンを用いた低電力測定と JT-6 ジャイロトロン (.3MW~1.5MW) を発振源とした大電力ミリ波による発熱測定と透過性の評価について報告する 2. 電力検出素子の発熱分布高純度 CVD ダイヤモンドを電力検出素子に使用した場合の円型ディスクの温度分布計算例を図.2 に示す 11GHz ガウスモードのミリ波を 4 秒間 1MW で その後 4 秒間.4MW で伝送した場合を仮定している ディスクを引き出した状態で基準計器 ( 熱計量法 ) によって測定した電力 と 挿入した状態でのディスク側面温度 の相関を事前に調べておくことで 側面温度の変化率または飽和温度から伝送電力を見積もることができる 計算は検出ディスクに対してサーマルアンカーの熱容量を 1/5 とした例であり サーマルアンカー容量をできるだけ小さく 又はサーマルアンカーを除いてディスクを直接熱絶縁する構造でさらに電力変化に即応した測定ができる可能性がある 駆動機構 8 冷却水管 検出素子駆動軸 ヒーター電流導入端子 7 Center temperature 熱電対導入端子 冷却リング 6 フィルムヒーター熱電対真空排気ポート 熱絶縁体 RFシールド RF 吸収体サーマルアンカー Temperature ( ) SP3 Diamond Wave guide:φ63.5mm Disk:φ1mm Edge temperature 温度観測用真空窓 コルゲート導波管 コルゲート導波管 2 1 MW.4 MW 誘電体検出素子 導波管サポート持具 Time (sec) 図.1 透過型大電力用ミリ波電力測定装置の基本構造 図.2 高純度 CVD ダイヤモンドの発熱分布

109 Demonstration of high efficiency, high power transmission of 17GHz millimeter-waves for ITER K. TAKAHASHI, K. KAJIWARA, N. KOBAYASHI, A. KASUGAI and K. SAKAMOTO Naka Fusion Institute, Japan Atomic Energy Agency ITER17GHz ITER 2MW 24 1MW 9% 7~1m 5 ITER HE 11 / / 11GHz MW 85%ITER ITER 63.5mm 6 4m 96%/~.7MW/3 ITER 91~94%ITER 2.5%HE 11 HE 1n (n=2, 3, 4,.) 1.5% 2 /.5MW/1 13ITER 1MW 1m T42C (7~1m) ITER EC H&CD.5MW/4min

110 3aC31P TST-2 における高次高調速波によるパラメトリック崩壊不安定性 Parametric decay instability during HHFW heating on TST-2 大迫琢也 1, 高瀬雄一 1, 江尻晶 1, 足立裕樹 1, 海永壮一朗 2, 渡邉理 3, 佐々木真 2, 東條寛 1, 増田鉄也 1, 杉山純一 1 東大新領域 1, 東大理 2, 東大高プラ 3 Takuya OOSAKO, Yuichi TAKASE, Akira EJIRI, Yuuki ADACHI, Souichiro KAINAGA, Osamu WATANABE, Makoto SASAKI, Hiroshi TOJO, Tetsuya MASUDA, Junichi SUGIYAMA Graduate School of Frontier Sciences 1, The University of Tokyo Graduate School of Science 2, The University of Tokyo High Temperature Plasma Center 3, The University of Tokyo 東京大学球状トカマク装置 TST-2 では高次高調速波 (High Harmonic Fast Wave) による電子加熱実験を行っている トムソン散乱による電子温度計測により HHFW による加熱が確認されている またピックアッププローブ 反射計 可視光の高速測定によるプラズマ中の HHFW 計測ではパラメトリック崩壊不安定性が観測された その中でもイオンサイクロトロン崩壊モードは周辺部の電子密度に依存することが静電プローブによるイオン飽和電流により分かっている ( 図 1) 電子密度が高いほどイオンサイクロトロン崩壊モードはより強く励起する 数値計算との比較を行うため分散関係によりパラメトリック崩壊不安定性の成長率を求めた 分散関係は と書ける [1] ここで qは電荷 mは質量 Ωはサイクロトロン周波数 Eはポンプ電場 kは波数 ωはポンプ周波数を表す この結果により密度依存性は定性的に一致することが分かった 図 2に成長率周波数依存性を示す 図 1: ポンプ波崩壊波比のイオン飽和電流依存性図 2: 成長率の周波数依存性 [1] J.R. Wilson, CP787, Radio Frequency Power in Plasmas :16th Topical Conference on Radio Frequency Power in Plasmas.

111 3aC32P QUEST Development of Launcher System for Electron Bernstein Wace Heating and Current Drive in QUEST , CPD/QUEST Hiroshi IDEI 1, M. Sakaguchi 2,Y. Tanaka 2, M. Kawaguchi 2, et al. RIAM, Kyushu Univ. 1, Broad Wireless Corporation 2, NIFS 3 QUEST QUEST EBWH/CD) X O X/O 8.2 GHz QUEST EBWH/CD TRIAM 8.2GHz OMTOMT OMT HFSS HFSS OMT 1.1 ANSYS HFSS HFSS PWI 1:

QOBU1011_40.pdf

QOBU1011_40.pdf 印字データ名 QOBU1 0 1 1 (1165) コメント 研究紹介 片山 作成日時 07.10.04 19:33 図 2 (a )センサー素子の外観 (b )センサー基板 色の濃い部分が Pt 形電極 幅 50μm, 間隔 50μm (c ),(d )単層ナノ チューブ薄膜の SEM 像 (c )Al O 基板上, (d )Pt 電極との境 界 熱 CVD 条件 触媒金属 Fe(0.5nm)/Al(5nm)

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