JPH049795A - 核融合炉の制御方法 - Google Patents

Abstract

(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるた
め要約のデータは記録されません。

Description

【発明の詳細な説明】

［発明の目的〕 （産業上の利用分野） この発明は、核融合炉の炉心プラズマを生成加熱する手
段の制御方法に関し、例えば、中性粒子ビーム入射（Ｎ
ＢＩ）を用いた加熱・電流駆動装置の制御方法に関する
。 （従来の技術） トカマク型核融合炉に於いて、炉心にプラズマが安定に
保持されるためには、プラズマへの入力パワーとプラズ
マからのパワーロスとがバランスしていると同時に、プ
ラズマ中を流れている電流とプラズマの圧力とがプラズ
マ中のあらゆる場所で力学的な平衡を満たしている必要
がある。 例えば、第１の例として、プラズマが安定であるために
は、プラズマの圧力と磁場の圧力との比（β値）が限界
値（β。）以下である必要がある。 一定磁気圧ではβはプラズマの圧力に比例し、限界値β
。はプラズマ電流に比例している。 核融合炉運転初期に、中性粒子入射（ＮＢＩ）電流駆動
法によりプラズマ電流を上げる場合、最初からパワーを
大きくすると、高エネルギのビーム入射でプラズマの密
度と温度とが急速に上昇する。プラズマ圧力の急速な増
加によりβ〉β。となり、プラズマが不安定になってし
まう（圧力は密度と温度との積）。第１図（ｃ）に示す
ように、βがβＣに沿って変化するようにビームパワー
を上げていくのが一番効率が良い。即ち、この場合、β
を制御する際の目標値はβ。であり、制御パラメータは
ビームパワーである。 次に、第２の例として、プラズマ電流密度の安定性につ
いて説明する。第２図及び第３図で、（ａ）は、ビーム
駆動電流密度（ｊｂ）（ＮＢＩにより駆動される電流）
で、（ｂ）は、それによって生じるプラズマ電流密度（
ｊ、）の−例を示す。トカマクが安定に動作できるプラ
ズマ電流密度の分布形状の領域は限られている。例えば
、第２図（ｂ）のような分布では概して安定であるが、
第３図（ｂ）のような外上りの分布では、不安定の場合
もある。 不安定になると、プラズマ内に擾乱が生じ、熱エネルギ
が急速に失われ、ひどいときには、プラズマが破壊する
。ここで、安定性の指標となる量は、安全係数ｑで、 Ｂ；磁場 により表され、ｑはプラズマ電流密度分布に依存する。 ｑが１以上で外上りのときは安定である（第２図（Ｃ）
）。 プラズマ電流密度分布は、ビーム駆動の電流分布（間接
的にビームパワー分布）に大きく依存する。従って、プ
ラズマ電流密度分布の制御の目標値は、安定領域にある
プラズマ電流密度分布であり、制御パラメータは、ビー
ムパワー分布である。 尚、このプラズマに発生する不安定性の要因は多くあり
、目標値もいろいろに設定されている。 従って、従来、中性粒子ビーム入射装置を使った加熱・
電流駆動の場合には、ある時点でのプラズマの温度分布
、密度分布、電流分布（プラズマパラメータ）を計測し
た後、これらの分布が希望する状態（即ち、目標値）に
なるように、中性粒子ビーを入Ｊ）を装置のビームパワ
ー　ビームパワー分布（即ち、制御パラメータ値）を決
定している。 （発明が解決しようとする課題） しかしながら、この制御パラメータ値を求める過程は非
常に長い計算時間を要するため、その間に、プラズマの
状態が変化してしまうことが考えられる。特に、電流立
ち上げ時には、プラズマの状態は時間とともにかなり変
化するため、電流駆動によって実際に制御を行う時点で
は、計測時とプラズマの温度分布、密度分布、電流分布
が変わってしまっていて、最初に決めた制御パラメータ
値（ビームパワー　ビームパワー分布）を試行錯誤で変
えて、平衡のとれる制御パラメータ値を探さねばならな
かった。 そこで、通常の１次元プラズマ輸送シミュレーションに
よって、ある時点（例えば、電流立ち上げ初期）のプラ
ズマパラメータ値（即ち、温度分布など）から、所定時
間後の時点のプラズマパラメータ値を求め（予１ｆｌｌ
ｌＬ）、その結果、このプラズマパラメータ値と、予め
求められたその時点での目標値とを比較し、差が生じた
場合にはそれを修正するように中性粒子ビーム入射装置
の制御パラメータ値を決定する方法が提案されている。 しかしながら、従来、１次元プラズマ輸送シミュレーシ
ョンの場合には、長大な計算時間を必要としていたため
、上記方法の実現は困難であった。 この発明の目的は、１次元プラズマ輸送シミュレーショ
ンの計算時間を短縮化し、その結果、制御パラメータ値
の決定に必要な時間を短縮化し、これにより、プラズマ
の安定維持の向上を図る核融合炉の制御方法を提供する
ことにある。 ［発明の構成コ （課題を解決するための手段） この発明に係る、核融合炉のプラズマを生成加熱する手
段を制御する方法は、 ある時点（ｔ）でのプラズマパラメータ】のプラズマパ
ラメータ値をＬ＋　　（ｔ、ｒ）と仮定し、輸送方程式
を偏微分方程式 により表す工程（但し、ｒはプラズマの小半径）と、 を時点でのプラズマの小半径方向にＮ個の代表点ｒ　ｙ
、　　（Ｋ　−１、２、−−Ｎ　、　Ｎ≧１）を決め、
前記輸送方程式を常微分方程式 により表す工程と、 を時点における代表点ｒＫ各点でのプラズマパラメータ
値Ｌ＋　　（ｔ、ｒｘ）を計測する工程と、このプラズ
マパラメータ値Ｌ＋（ｔ、ｒＫ）がＭ個の未知係数α＋
　　（ｊ−１，２・・・・・・Ｍ、Ｍ≦Ｎ）を含んだ多
項式の近似式で表現されると仮定し、を時点において計
測したプラズマパラメータ値Ｌ１　（ｔ、ｒＫ）に基づ
いて、Ｍ個の未知係数α、の値を決定する工程と、 この未知係数α、が定まった近似式を常微分方程式の輸
送方程式に代入し、を時点のΔを時間後の（ｔ＋Δｔ）
時点における常微分方程式の輸送方程式 を得る工程と、 この（ｔ＋Δｔ）時点における常微分方程式の輸送方程
式を数値計算により解き、（を十Δｔ）時点における代
表点ｒに各点でのプラズマパラメータ値Ｌ＋　　（を十
Δｔ、ｒ）（）を求める工程と、このプラズマパラメー
タ値Ｌ１　（ｔ＋Δｔ。 ｒｘ）と、予め求められた目標値とを比較し、その結果
、差が生じた場合にはそれを修正するようにプラズマ生
成加熱手段の制御パラメータ値を決定する工程とを具備
している。 （作用） 従来、偏微分方程式の輸送方程式を解く場合、差分法に
より計算されているが、この方法であると著しく長時間
を要した。 これに対して、この発明では、プラズマの小半径方向に
代表点を決め、輸送方程式を常微分方程式により表し、
代表点各点でのパラメータ値を近似式で仮定して、輸送
方程式を数値解析している。 そのため、（ｔ＋Δｔ）時点におけるプラズマパラメー
タ値を高速度で求めることができる。例えば、代表点５
点の計算で、１００点差分点をとって差分法で計算した
場合と同程度の誤差精度で解を得ることができる。 このように、（ｔ＋Δｔ）時点におけるプラズマパラメ
ータ値を決定する過程を高速化することにより、プラズ
マ生成加熱手段（例えば、電流駆動装置）の制御パラメ
ータ値を高速度で決定することができる。 （実施例） この発明の骨子は、１次元プラズマ輸送シミュレーショ
ンの輸送方程式を数値計算により高速度で解析する点に
あるが、先ず、このシミュレーションのモデルから説明
する。 シミュレーションモデル ここで考えているプラズマのモデルはプラズマ中での拡
散熱伝導を考慮したモデルであるが、Ｏ次元の場合に考
慮されていたスケーリング則に基づくエネルギ閉じ込め
時間による実験とのマツチングは含んでいない。拡散係
数、熱伝導係数は、実験では、各物理量の空間分布の測
定値から推定することが有効な手段となっているが、そ
の方法によって得られた値から、拡散及び電子のエネル
ギバランスに（新）古典理論では説明できない異當現象
があると指摘されている。また、これらの輸送係数は、
装置によっても変わるので半経験的な値を使うことが多
い。今回の計算では、電子とイオンの熱伝導は新古典論
的であると仮定している。 プラズマの粒子バランス、エネルギバランスの式は、次
のように表される。 　ｎ　１１ ９ｔ　　　　　ｒ −（ｒｒ’、）＋Ｓ。 ａ「 ａ　−Ｄ、　　Ｔ、　　α、に ここで、ｎ、は粒子ａの密度、Ｓ、は粒子発生項、ｒ、
は粒子フラックス、Ｔ、は粒子ｊの温度、ｑ、はエネル
ギフラックス、Ｑ、は加熱エネルギ又はロスエネルギで
ある。Ｄ、Ｔは水素同位体で、αは熱化されたα粒子、
ｋは不純物、ｅは電子、ｉはイオンでり、Ｔ、　　α、
にの和を表す。電子密度は、ｎ、−Σｎ　＊　Ｚ　ａで
表され、Ｚ、は粒子のａ、ｍＤ、Ｔ、　　α、　Ｋ 平均荷電状態である。 粒子フラックス、エネルギスラックスは、Ｄ７：−Ｄｉ
’＋ニー　（Ｃ＋・ｑ２λ、　Ａ：”＞／＜　ＢブＴ：
２）ａ　−３，４ｂ　−１，２ ＩＧ：＝　（Ｃ＋λ１−ｑ２−μ：’ｂ２）／　（Ｂｚ
　Ｔ：２）　　ａ−３，４Ｄ隈ニーＣ，Ｏ−６，、）・
（Ｃ，λ＋　ｑ２）／　［Ｂブ（Ｔ、／μ、、）ｌ　’
２　］対角要素の熱拡散率は、 で与えられる。ここで、対角要素の粒子輸送に関する拡
散係数は、Ｄ−１，Ｔ−２，α−３，ｋ→４と表記して
、 ｂ−１，２ υ−３，４ ０，５５２−ｕ 十１．１３＋０．５　Ｚ−ｔｔ　＋　　　　　　　１０
．５９＋　Ｚ　−ｔ　ｔ Ｌ　　−Ｌ　　　＋Ｘ ｔ Ｘ、　　−旧・ε　　・　−・　（０，８６＋１．８８
ε　　−１５４ε）τ ×（ｔ＋−ε２） ここで、Ｘ、ｃａｎｄはＣｈａｎｇ及び１ＩＩｎＴｏｎ
によって与えられたイオンの熱伝導率、Ｘ１″ｒａｎｔ
は粒子の拡散係数に依存する部分である。上式で係数は
ε−ｒ／ＲＳＣＥ　−Ｃ＋＋−８・　（２７ｒｍ＊　）
”’（ｅ−ｃ）”２／　３、Ｃｐ＋−Ｃ（２Ａｕ）ｍｐ
　”２／ｅ。 Σ　　Ａ　ｍ　ｎ　−／Σ　　ｎ　ａ、ＣＩ−ＣＨ”（
ｍｅ／ｍＰ）　”’ａ＝１．２　　　　　ａ−１，２ 八　Ｅ−［Ｚ　　ａｌｌ　　２（８７＋　Ｚ　　、ｈ）
］／　［３，４（ｔ，１３＋Ｚ　　、ｔｔ　　）コ、μ
、ｂ−Ａ、　Ａｂ　／　（Ａ、　＋Ａｂ　）　、Ａ、、
、　Ａｂは粒子ａ、ｂの質量数、Ｃ１は装置固有のファ
クターである。 サーマル・コンベクション係数は、 （ｑは安全係数） 誉　　　　　Ｘ λ２．λ、はクーロン対数、シ、、シ１は電子とイオン
の平均衝突数である。ここで扱っている準古典論的な輸
送で拡散係数の非対角な部分は、粒子と密度勾配の相互
作用、イオン温度勾配による粒子フラックスのピンチ、
熱拡散等を表す。密度勾配の寄与を表す拡散係数の非対
角要素は、の粒子拡散に依存する部分は、 Ｄ：：−”　（Ｃ＋・λＩｑ２μａｂ２）／Ｂｚ　Ｔ：
”）、　　ａ、ｌ　ｂ−３，４電子に対する拡散係数の
非対角要素は、Ｄａｍ−１，５Ｄｌｌ　　　　　　　　
　　　　　ａ　−１，２，３，４とそれぞれ与えられる
。 次に、この発明の実施例に係る輸送方程式の数値解法に
ついて説明する。 数値計算法 式（ｔ−１）、式（］、　−２）の６個の連立偏微分方
程式を解く方法としては、従来、差分法があるが、著し
い高速化を図った数値解法について述べる。 式（ｔ−１）、式（ｔ−２）の偏微分方程式は、Ｌ、　
　（φ１．φ２．・・・φ６．φ１．φ；、・・・φ都
φ］、φ２．・・・φ。、ｒ）　−０ｎ　−１，２，・
・・６　　　　　（２−１）ここてプライムは空間微分
、ドツトは時間微分を表す。 φ１−ｎｏ（ｔ−ｒ）、　　φ２−ｎＴ（ｔ・ｒ）、　
　φ２−ｎ、（ｔ、ｒ）φ４−ｎ、＜（ｔ、ｒ）、　　
φｓ　＝Ｔ、（ｔ、ｒ）、　　φ６−Ｔ＋（ｔ、ｒ）時
刻ｔにおけるφ１の空間分布が「の多項式で表せると仮
定し、基底関数として、 φ＋　＝（ｔ、ｒ）−Σａ　＋１（＋）−ｒ　’　、　
　　　　ｊ　＝１．２．−６　　　　（２−２）を導入
する。φ、は境界条件 φ叫ｒ”ａ”” を満たす関数である。このφ 人する。 を（２−１）に代 り、　　（φ、ψ ム φ、ｒ）−０ ここで φ−φ】、φ２．・・・、φ６） ψ−φ　−（φ１．φ；・・・φ′６）φ′１−Σｊα
目（＋）・ｒＩ−１ である。式（２−３）は、空間微分を含まない常微分方
程式となる。ここで、代表点ｒ−ｒｋ　（ｋ−１，２，
・・・・・・、Ｎ）を選ぶ。 Ｌ、　　（φ、ψ、φ、ｒ−ｒｘ）−０これをルンゲ・
フッタ・ジル法で解き、を十Δｔでのφの値を求める。 φＫＩＩｗＩφ（ｔ＋Δｔ、ｒ、） この時刻ｔ＋Δ

【での各空間代表点にてのφの値φ、か
らφ−φ（を十Δｔ、ｒ）を決定する。 （２−４）を基底関数（２−２）によりまた、別に差分
法でも近似解を求め、それらと解析解との比較を行った
。（３−１）で拡散係数りか定数の場合、方程式は変数
分離型で、境界条件と初期条件 Ｊ＝１ とすると、（２−５）は未知数がαＩ（Ｊ−１゜２、・
・・・・・、Ｍ）のＭ個、方程式Ｎ個の連立方程式とな
り、多項式の次数、代表点の数をＭ−Ｎととると、α」
は（Ｎ　ｘ　Ｎ）の大きさのマトリクスを解くことによ
り求められ、時刻ｔ＋Δｔてのφが得られる。以上のよ
うにして、φの時間発展を追っていく。 近似解法による誤差評価 上述した数値解法の精度を確認するために、拡散方程式 ％式％ にＮ−６の多項式法を適用して近似解を求めた。 θ　（Ｘ、　　ｔ　）　　＋＋Ｏ”’　　ｆ　　、ｘ＋
を与えると、解は、 と得られる。ｆ　（Ｘ）　−ｆ　（０）　　ｆ】−−（
ｘ／ａ）　２）とすると（３−２）は、 となる。解析解（３−３）と数値計算で得られた解を第
４図に示す。１−１．．１−１２のときの各メツシュ点
での解析解からの誤差の平均は、Ｎ−６の多項式法で１
．４３０％、１．４２８％、空間メツシュ１０点の差分
法で３．５７１％、３．３８５％、空間メツシュ１００
点の差分法で１．４２７％、１．４３１％となり、Ｎ−
６の多項式法と１００分割の差分法が同程度であった。 次にこの多項式法で輸送方程式を解くときに、６次多項
式で解を近似した場合と１２２次多式で近似したときの
誤差を調べた結果を第５図、第６図に示す。ここでの誤
差はｎ６　（Ｎ＝６）とｎ１２（Ｎ〜１２）のパラメー
タ値の差をｎ６のパラメータ値の中心値で割ったもので
ある。結果はプラズマ端で誤差が大きくなっている。 計算結果 大半径４．９ｍ、小半径１，３ｍ、楕円度１．６のプラ
ズマにビーム断面積０．６ｍＸ１　、　２　ｍ　ｓ　ビ
ームパワー２０ＭＷ、ビームエネルギ５００ｋｅＶの中
性粒子ビームをプラズマに入射した場合のシミュレーシ
ョン例を第７図に示す。ｔ　−０（ｓｅｅ）が初期プラ
ズマを表す。１−１、０　（ｓｅｃ）では温度は上昇し
ているが、密度が割合低いので電流駆動効率は高いが、
ｔ−２０（ｓｅｅ＞　、ｔ　＝　３０　（ｓｅｅ）と時
間が進むにつれて温度は低くなり、密度は高くなるので
、電流駆動効率が低く、ビーム駆動電流が小さくなる。 ここでは、イオンのエネルギの輸送係数にｅｈａｎｇ−
１１ｊｎｔＯｎによって与えられた係数を用いるが、そ
れにさらに異常輸送分のファクターが掛っているので、
エネルギの閉じ込めが悪く、密度の増加により電子に移
るエネルギも増えるので、イオン温度が早く減少してい
る。 次に、第８図に示されたフローチャートを参照して、輸
送方程式の数値解法のフローを説明する。 ステップ１０１において、ある時点（ｔ）でのプラズマ
パラメータｉ　（温度分布、密度分布、電流分布）のプ
ラズマパラメータ値（温度分布、密度分布などの値）を
Ｌ＋　　（ｔ、ｒ）と仮定し、輸送方程式を偏微分方程
式 により表す。 ここで、Ｌｌ−Ｌｌ　　（ｒ）を代入する。即ち、を時
点でのプラズマの小半径方向にＮ個の代表点ｒに　（Ｋ
−１，，２，・・・・・・Ｎ、Ｎ２２）を決める。 これにより、ステップ１０２において、前記輸送方程式
を常微分方程式 により表すことができる。 次に、プラズマパラメータ値し＋　　（ｔ、ｒｘ）がＭ
個の未知係数α＋　　（ｊ−１，２・・・・・・Ｍ、Ｍ
≦Ｎ）を含んだ多項式の近似式で表現されると仮定する
。このとき、初期値として、を時点において計測したプ
ラズマパラメータ値Ｌ１　（ｔ、ｒＫ）が入力されてい
る。この計ｎ］されたプラズマパラメータ値ＬＩ　（ｔ
、ｒＫ）に基づいて、Ｍ個の未知係数α、の値を決定す
る。未知係数α、が定まった近似式を常微分方程式の輸
送方程式に代入する。 その結果、ステップ１０３において、を時点のΔを時間
後の（ｔ＋Δｔ）時点における常微分方程式の輸送方程
式 を得ることができる。 次に、ステップ１０４において、この（ｔ十Δｔ）時点
における常微分方程式の輸送方程式を数値計算により解
き、（ｔ＋Δｔ）時点における代表点「に各点でのプラ
ズマパラメータ値しくｔ＋Δｊ＋’ｘ）を求める。この
とき、輸送方程式に現れるプラズマの加熱・吸収パワー
　ロスパワーなどは各時点の温度分布、密度分布、電流
分布から決められる。 次に、このプラズマパラメータ値Ｌ＋　　（ｒｘ）と、
予め求められた目標値とを比較し、その結果、差が生じ
た場合にはそれを修正するようにプラズマ電流駆動装置
の制御パラメータ値を決定する。 このように、プラズマの小半径方向に代表点を決め、輸
送方程式を常微分方程式により表し、代表点各点でのパ
ラメータ値を近似式で仮定して、輸送方程式を数値解析
している。そのため、（ｔ＋Δｔ）時間後におけるプラ
ズマパラメータ値を高速度で求めることができる。従っ
て、プラズマ電流駆動装置の制御パラメータ値を高速度
で決定することができる。 第９図は、このような数値解法により、初期（を時点）
のプラズマの温度分布、密度分布から、一定時間後（を
十Δを時点）の温度分布、密度分布を求めた例を示して
いる。ここでは、−例として、密度ｎ　（ｒ）　−ｎ　
（ｏ）　　［１−（ｒ／ａ）２コ０５ｎ（０）−％Ｘ１
．０”ｍ−’、温度Ｔ　（ｒ）　＝　Ｔ　（０）　　［
Ｉ−（ｒ／ａ）２コ”　　　Ｔ（０）＝３ｋｅＶ、の初
期分布をもったプラズマにビームパワー１０ＭＷ、ビー
ムエネルギ５００ｋｅＶの中性粒子ビームを入射する。 ここでｒはプラズマの小半径方向の距離、ａはプラズマ
の小半径である。第９図（ａ）は密度分布の時間変化、
第９図（ｂ）は温度分布の時間変化を示している。 ［発明の効果コ １次元プラズマ輸送シミュレーションの計算時間を短縮
化でき、その結果、制御パラメータ値の決定に必要な時
間を短縮化でき、これにより、フレキシブルな制御が可
能になり、プラズマの安定維持の向上を図ることができ
る。

【図面の簡単な説明】 第１図は、ビームパワー、全電流、βと、時間との関係
を表すグラフ、第２図及び第３図は、ビム駆動電流密度
、プラズマ電流密度、安全係数ｑと、プラズマ小半径距
離ｒとの関係を表すグラフ、第４図は、輸送方程式を各
解法で解いたときの解の時間変化を示すグラフ、第５図
は、イオン温度の径方向分布を示すグラフ、第６図は、
ｎ６とｎ１２の誤差の径方向分布を示すグラフ、第７図
は、各プラズマパラメータの径方向分布を示すグラフ、
第８図は、この発明に係る解法のフローを示すフローチ
ャート、第９図は、所定時間後の温度分布、密度分布を
示すグラフである。 出願人代理人　弁理士　鈴江武彦 未　８ （ａ） （ｂ） ８ぽラメータの＠ｂ句→ル 竿 図 畔埒多、方向イ立装置（ｍ） 拳径力同４立１（ｍ） （ａ） （ｂ） 第 図

Claims (1)

1. 【特許請求の範囲】 １、核融合炉のプラズマを生成加熱する手段を制御する
   方法であって、 ある時点（ｔ）でのプラズマパラメータｉのプラズマパ
   ラメータ値をＬ＿１（ｔ、ｒ）と仮定し、輸送方程式を
   偏微分方程式 ▲数式、化学式、表等があります▼ により表す工程（但し、ｒはプラズマの小半径）と、 ｔ時点でのプラズマの小半径方向にＮ個の代表点ｒ＿Ｋ
   （Ｋ＝１、２、・・・・・・Ｎ、Ｎ≧１）を決め、前記
   輸送方程式を常微分方程式 ▲数式、化学式、表等があります▼ により表す工程と、 ｔ時点における代表点ｒ＿Ｋ各点でのプラズマパラメー
   タ値Ｌ＿１（ｔ、ｒ＿Ｋ）を計測する工程と、このプラ
   ズマパラメータ値Ｌ＿１（ｔ、ｒ＿Ｋ）がＭ個の未知係
   数α＿ｊ（ｊ＝１、２・・・・・・Ｍ、Ｍ≦Ｎ）を含ん
   だ多項式の近似式で表現されると仮定し、ｔ時点におい
   て計測したプラズマパラメータ値Ｌ＿１（ｔ、ｒ＿Ｋ）
   に基づいて、Ｍ個の未知係数α＿ｊの値を決定する工程
   と、 この未知係数α＿ｊが定まった近似式を常微分方程式の
   輸送方程式に代入し、ｔ時点のΔｔ時間後の（ｔ＋Δｔ
   ）時点における常微分方程式の輸送方程式 ▲数式、化学式、表等があります▼ を得る工程と、 この（ｔ＋Δｔ）時点における常微分方程式の輸送方程
   式を数値計算により解き、（ｔ＋Δｔ）時点における代
   表点ｒ＿Ｋ各点でのプラズマパラメータ値Ｌ＿１（ｔ＋
   Δｔ、ｒ＿Ｋ）を求める工程と、このプラズマパラメー
   タ値Ｌ＿１（ｔ＋Δｔ、ｒ＿Ｋ）と、予め求められた目
   標値とを比較し、その結果、差が生じた場合にはそれを
   修正するようにプラズマ生成加熱手段の制御パラメータ
   値を決定する工程とを具備することを特徴とする核融合
   炉の制御方法。