JP2002124409A - 超伝導磁石装置における超伝導シム・デバイスの寸法設計方法、及び超伝導磁石装置 - Google Patents
超伝導磁石装置における超伝導シム・デバイスの寸法設計方法、及び超伝導磁石装置Info
- Publication number
- JP2002124409A JP2002124409A JP2001255268A JP2001255268A JP2002124409A JP 2002124409 A JP2002124409 A JP 2002124409A JP 2001255268 A JP2001255268 A JP 2001255268A JP 2001255268 A JP2001255268 A JP 2001255268A JP 2002124409 A JP2002124409 A JP 2002124409A
- Authority
- JP
- Japan
- Prior art keywords
- magnetic field
- coil system
- magnet
- magnet coil
- superconducting
- Prior art date
- Legal status (The legal status is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the status listed.)
- Granted
Links
Classifications
-
- H—ELECTRICITY
- H01—ELECTRIC ELEMENTS
- H01F—MAGNETS; INDUCTANCES; TRANSFORMERS; SELECTION OF MATERIALS FOR THEIR MAGNETIC PROPERTIES
- H01F6/00—Superconducting magnets; Superconducting coils
-
- G—PHYSICS
- G01—MEASURING; TESTING
- G01R—MEASURING ELECTRIC VARIABLES; MEASURING MAGNETIC VARIABLES
- G01R33/00—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables
- G01R33/20—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance
- G01R33/28—Details of apparatus provided for in groups G01R33/44 - G01R33/64
- G01R33/38—Systems for generation, homogenisation or stabilisation of the main or gradient magnetic field
- G01R33/381—Systems for generation, homogenisation or stabilisation of the main or gradient magnetic field using electromagnets
- G01R33/3815—Systems for generation, homogenisation or stabilisation of the main or gradient magnetic field using electromagnets with superconducting coils, e.g. power supply therefor
-
- G—PHYSICS
- G01—MEASURING; TESTING
- G01R—MEASURING ELECTRIC VARIABLES; MEASURING MAGNETIC VARIABLES
- G01R33/00—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables
- G01R33/20—Arrangements or instruments for measuring magnetic variables involving magnetic resonance
- G01R33/28—Details of apparatus provided for in groups G01R33/44 - G01R33/64
- G01R33/38—Systems for generation, homogenisation or stabilisation of the main or gradient magnetic field
- G01R33/387—Compensation of inhomogeneities
- G01R33/3875—Compensation of inhomogeneities using correction coil assemblies, e.g. active shimming
Abstract
(57)【要約】 （修正有）
【課題】 シム・コイルの電流に関わりなく作業容積に
おける磁場への寄与がｚ＝０であるように、シム・デバ
イスを正しく寸法設計すること。 【解決手段】 電流が流れる少なくとも１つの超伝導磁
石コイルを含む磁石コイル系と、少なくとも１つの超伝
導シム・コイルを含むシム・デバイスと、オプションと
して１つ以上の付加的超伝導閉電流路を備え、ｚ軸方向
の磁場を発生する超伝導磁石装置であって、動作時に誘
導される電流によって該付加的電流路によりｚ軸方向に
発生される磁場が０．１テスラという大きさを超えず、
該シム・デバイスがｚ軸に沿って偶数のべきｋ＞０でｚ
のｋ乗で変化する磁場を発生する該超伝導磁石装置は、
シム・デバイスが、変数 が実質的にゼロであり、変数 がゼロより大、特にアンペア当たり０．２ミリテスラよ
り大であるように設計されることを特徴とする。
おける磁場への寄与がｚ＝０であるように、シム・デバ
イスを正しく寸法設計すること。 【解決手段】 電流が流れる少なくとも１つの超伝導磁
石コイルを含む磁石コイル系と、少なくとも１つの超伝
導シム・コイルを含むシム・デバイスと、オプションと
して１つ以上の付加的超伝導閉電流路を備え、ｚ軸方向
の磁場を発生する超伝導磁石装置であって、動作時に誘
導される電流によって該付加的電流路によりｚ軸方向に
発生される磁場が０．１テスラという大きさを超えず、
該シム・デバイスがｚ軸に沿って偶数のべきｋ＞０でｚ
のｋ乗で変化する磁場を発生する該超伝導磁石装置は、
シム・デバイスが、変数 が実質的にゼロであり、変数 がゼロより大、特にアンペア当たり０．２ミリテスラよ
り大であるように設計されることを特徴とする。
Description
【０００１】
【発明の属する技術分野】本発明は、少なくとも一つの
超伝導磁石コイルと、少なくとも一つの超伝導シム・コ
イルを有するシム・デバイスと、一つ以上の付加的超伝
導閉電流路を備え、ｚ軸上のｚ＝０を中心に配される作
業容積においてｚ軸方向に磁場を発生する超伝導磁石装
置に関し、詳しくは、動作中に該付加的電流路に誘導さ
れる電流によって生ずるｚ軸方向の磁場が該作業容積に
おいて０．１ テスラという大きさを超えず、該シム・
デバイスがｚ軸に沿って偶数のべきｋ＞０でｚのｋ乗で
変化する磁場を発生する超伝導磁石装置に関する。
超伝導磁石コイルと、少なくとも一つの超伝導シム・コ
イルを有するシム・デバイスと、一つ以上の付加的超伝
導閉電流路を備え、ｚ軸上のｚ＝０を中心に配される作
業容積においてｚ軸方向に磁場を発生する超伝導磁石装
置に関し、詳しくは、動作中に該付加的電流路に誘導さ
れる電流によって生ずるｚ軸方向の磁場が該作業容積に
おいて０．１ テスラという大きさを超えず、該シム・
デバイスがｚ軸に沿って偶数のべきｋ＞０でｚのｋ乗で
変化する磁場を発生する超伝導磁石装置に関する。
【０００２】
【従来の技術】このタイプのｚ2シム・デバイスを備え
た超伝導磁石装置は、例えば、ブルーカー・マグネティ
クス社によって販売されているＮＭＲ磁石システム600
SB UltraShield （登録商標）の一部になっている（199
9年5月15日付けの同社パンフレット）。
た超伝導磁石装置は、例えば、ブルーカー・マグネティ
クス社によって販売されているＮＭＲ磁石システム600
SB UltraShield （登録商標）の一部になっている（199
9年5月15日付けの同社パンフレット）。
【０００３】米国特許第5,329,266号は、ｚ2シム・デバ
イスを用いず、アクティブ・シールドされる磁石と付加
的超伝導電流路を備えた超伝導磁石装置を記述してい
る。
イスを用いず、アクティブ・シールドされる磁石と付加
的超伝導電流路を備えた超伝導磁石装置を記述してい
る。
【０００４】超伝導磁石が用いられる応用分野はいろい
ろであるが、特に磁気共鳴法に応用する場合には通常、
磁場の局所的均一性が重要になる。最も要求の厳しい応
用分野は高分解能核磁気共鳴分光学（ＮＭＲスペクトロ
スコピー）である。超伝導磁石の基本的な均一性は、磁
場を発生する磁石コイルの幾何的な配置によって最適化
される。要求が厳しい応用分野では、生産における許容
誤差によって設計からのずれが生じるために、磁石の基
本的な均一性は、通常、不十分である。磁石に残留する
不均一性を補償するために、磁石システムは、作業容積
において一定の幾何的対称性を有する磁場不均一性を補
償する自律的な超伝導コイル、いわゆるシム・デバイ
ス、を備える。このようなシム・デバイスの例は、磁石
の軸であるｚ軸に沿ってｚnのように変化する磁場を生
ずるいわゆるＺnシムである。本発明の主たる焦点は、
例えば、外部磁場の変動を補償するためにアクティブ浮
遊磁場シールドと付加的超伝導電流路を備えた磁石シス
テムにおける超伝導Ｚnシムの寸法設計方法にある。
ろであるが、特に磁気共鳴法に応用する場合には通常、
磁場の局所的均一性が重要になる。最も要求の厳しい応
用分野は高分解能核磁気共鳴分光学（ＮＭＲスペクトロ
スコピー）である。超伝導磁石の基本的な均一性は、磁
場を発生する磁石コイルの幾何的な配置によって最適化
される。要求が厳しい応用分野では、生産における許容
誤差によって設計からのずれが生じるために、磁石の基
本的な均一性は、通常、不十分である。磁石に残留する
不均一性を補償するために、磁石システムは、作業容積
において一定の幾何的対称性を有する磁場不均一性を補
償する自律的な超伝導コイル、いわゆるシム・デバイ
ス、を備える。このようなシム・デバイスの例は、磁石
の軸であるｚ軸に沿ってｚnのように変化する磁場を生
ずるいわゆるＺnシムである。本発明の主たる焦点は、
例えば、外部磁場の変動を補償するためにアクティブ浮
遊磁場シールドと付加的超伝導電流路を備えた磁石シス
テムにおける超伝導Ｚnシムの寸法設計方法にある。
【０００５】
【発明が解決しようとする課題】作業容積における超伝
導Ｚnシムの磁場への寄与は、シム・コイル自身の寄与
とシム・デバイスの充電時に超伝導磁石に誘導される電
流さらに超伝導閉電流路に誘導される電流による磁場変
化を考慮に入れて、シム・コイルの電流に関わりなく、
ｚ＝０で実質的にゼロでなければならない。従来の方法
によるＺnシムの寸法設計では、場合によっては、シム
・デバイス充電時に作業容積におけるｚ＝０での磁場強
度に望ましくないずれを生ずることがある。アクティブ
・シールド磁石の場合、この挙動は特にシム・コイルが
異なる半径に配分されるシム・デバイスで明らかであ
る。それは、従来の超伝導シム・デバイスの寸法設計方
法が超伝導体を非磁性物質として扱っているためであ
る。本発明は、例えば、超伝導シム・デバイスの充電時
に磁石体積で発生する可能性がある０．１テスラ未満の
磁場変動に対して、超伝導体は実質的に反磁性体の挙動
を示し、従ってその内部領域から小さな磁場変動を大部
分排除してしまうということを考慮に入れている。これ
は磁石装置の中で磁場変動の磁束の再分配を生じ、それ
はさらに、シム・デバイスの電流変化に対する超伝導磁
石の応答、さらに超伝導閉電流路の応答に影響する。こ
の応答は、超伝導閉ループを通る磁束の保存という原理
によって決定されるからである。
導Ｚnシムの磁場への寄与は、シム・コイル自身の寄与
とシム・デバイスの充電時に超伝導磁石に誘導される電
流さらに超伝導閉電流路に誘導される電流による磁場変
化を考慮に入れて、シム・コイルの電流に関わりなく、
ｚ＝０で実質的にゼロでなければならない。従来の方法
によるＺnシムの寸法設計では、場合によっては、シム
・デバイス充電時に作業容積におけるｚ＝０での磁場強
度に望ましくないずれを生ずることがある。アクティブ
・シールド磁石の場合、この挙動は特にシム・コイルが
異なる半径に配分されるシム・デバイスで明らかであ
る。それは、従来の超伝導シム・デバイスの寸法設計方
法が超伝導体を非磁性物質として扱っているためであ
る。本発明は、例えば、超伝導シム・デバイスの充電時
に磁石体積で発生する可能性がある０．１テスラ未満の
磁場変動に対して、超伝導体は実質的に反磁性体の挙動
を示し、従ってその内部領域から小さな磁場変動を大部
分排除してしまうということを考慮に入れている。これ
は磁石装置の中で磁場変動の磁束の再分配を生じ、それ
はさらに、シム・デバイスの電流変化に対する超伝導磁
石の応答、さらに超伝導閉電流路の応答に影響する。こ
の応答は、超伝導閉ループを通る磁束の保存という原理
によって決定されるからである。
【０００６】これに対し、本発明の根底にある目的は、
上記タイプの磁石装置における超伝導Ｚnシムをできる
だけシンプルな仕方で変更し、特に、シム・コイルの電
流に関わりなく作業容積における磁場への寄与がｚ＝０
で実質的にゼロであるように、超伝導体の反磁性を考慮
に入れながらシム・デバイスを正しく寸法設計すること
である。
上記タイプの磁石装置における超伝導Ｚnシムをできる
だけシンプルな仕方で変更し、特に、シム・コイルの電
流に関わりなく作業容積における磁場への寄与がｚ＝０
で実質的にゼロであるように、超伝導体の反磁性を考慮
に入れながらシム・デバイスを正しく寸法設計すること
である。
【０００７】
【課題を解決するための手段】上記の目的は、本発明に
従って、変数（数式Ａ）が、α＝０のときに得られる変
数（数式Ｂ）がゼロより大、特にアンペア当たり０．２
ミリテスラより大である場合かつその場合に限り、実質
的にゼロであるようにシム・デバイスを設計することに
よって達成される。
従って、変数（数式Ａ）が、α＝０のときに得られる変
数（数式Ｂ）がゼロより大、特にアンペア当たり０．２
ミリテスラより大である場合かつその場合に限り、実質
的にゼロであるようにシム・デバイスを設計することに
よって達成される。
【０００８】上記の変数は以下のように定義される。 （数式Ｅ）：作業容積内のｚ＝０における磁場へのシム
・デバイスの電流１アンペア当たりの磁場寄与分であっ
て、その際シム・コイル自身の磁場寄与分、及びシム・
デバイスの充電時の超伝導磁石コイル系と超伝導短絡電
流路とに誘導される電流による磁場変化の寄与分も考慮
に入れた磁場寄与分、 −α ：大きさ０．１Ｔを超えない磁場変動に関する磁
石コイル系の体積での平均磁化率（０＜α≦１）、 ｇT＝（ｇM，ｇp1，…，ｇpj，…，ｇpn）、 ｇpj ：電流路Ｐｊの１アンペア当たりの作業容積にお
ける磁場であって、ｉ≠ｊの電流路Ｐｉ及び磁石コイル
系の磁場寄与分を含まず、シム・デバイスの磁場寄与分
を含まない磁場、 ｇM ：磁石コイル系の１アンペア当たりの作業容積に
おける磁場であって、付加的電流路の磁場寄与分を含ま
ず、シム・デバイスの磁場寄与分を含まない磁場、 ｇS ：シム・デバイスの１アンペア当たりの作業容積に
おける磁場であって、付加的電流路の及び磁石コイル系
の磁場寄与分を含まない磁場、 Ｌcl：磁石コイル系と付加的電流路の間及び付加的電流
路間の誘導結合の行列、 Ｌcor ：インダクタンス行列Ｌclの補正であって、これ
は磁石コイル系の体積からの擾乱磁場の完全な反磁性的
排除によって生ずる補正、 （数式Ｃ）：シム・デバイスと磁石コイル系及び付加的
電流路との誘導的結合のベクトル、 （数式Ｄ）：結合ベクトル（数式Ｃ）の補正であって、
これは磁石コイル系の体積からの擾乱磁場の完全な反磁
性的排除によって生ずる補正。
・デバイスの電流１アンペア当たりの磁場寄与分であっ
て、その際シム・コイル自身の磁場寄与分、及びシム・
デバイスの充電時の超伝導磁石コイル系と超伝導短絡電
流路とに誘導される電流による磁場変化の寄与分も考慮
に入れた磁場寄与分、 −α ：大きさ０．１Ｔを超えない磁場変動に関する磁
石コイル系の体積での平均磁化率（０＜α≦１）、 ｇT＝（ｇM，ｇp1，…，ｇpj，…，ｇpn）、 ｇpj ：電流路Ｐｊの１アンペア当たりの作業容積にお
ける磁場であって、ｉ≠ｊの電流路Ｐｉ及び磁石コイル
系の磁場寄与分を含まず、シム・デバイスの磁場寄与分
を含まない磁場、 ｇM ：磁石コイル系の１アンペア当たりの作業容積に
おける磁場であって、付加的電流路の磁場寄与分を含ま
ず、シム・デバイスの磁場寄与分を含まない磁場、 ｇS ：シム・デバイスの１アンペア当たりの作業容積に
おける磁場であって、付加的電流路の及び磁石コイル系
の磁場寄与分を含まない磁場、 Ｌcl：磁石コイル系と付加的電流路の間及び付加的電流
路間の誘導結合の行列、 Ｌcor ：インダクタンス行列Ｌclの補正であって、これ
は磁石コイル系の体積からの擾乱磁場の完全な反磁性的
排除によって生ずる補正、 （数式Ｃ）：シム・デバイスと磁石コイル系及び付加的
電流路との誘導的結合のベクトル、 （数式Ｄ）：結合ベクトル（数式Ｃ）の補正であって、
これは磁石コイル系の体積からの擾乱磁場の完全な反磁
性的排除によって生ずる補正。
【０００９】従来の方法では、Ｚnシムの正しい寸法設
計には、シム・デバイス、付加的超伝導電流路、及び磁
石の（他の成分のそれぞれの反応は考慮に入れない）磁
場効率ｇS、ｇp1、…、ｇpn、及びｇM、及びシム・デバ
イス、付加的電流路、及び磁石の間の相互誘導結合、な
らびに自己インダクタンス、の正しい計算を必要とし、
シム・デバイスは、変数（数式Ｂ）が実質的にゼロとな
るように設計される。本発明による装置のシム・デバイ
スの寸法設計は、上記のコイル性質の他に磁石コイル系
の超伝導体積部分の磁気遮蔽挙動も考慮に入れる。この
ため、シム・デバイスは、変数
計には、シム・デバイス、付加的超伝導電流路、及び磁
石の（他の成分のそれぞれの反応は考慮に入れない）磁
場効率ｇS、ｇp1、…、ｇpn、及びｇM、及びシム・デバ
イス、付加的電流路、及び磁石の間の相互誘導結合、な
らびに自己インダクタンス、の正しい計算を必要とし、
シム・デバイスは、変数（数式Ｂ）が実質的にゼロとな
るように設計される。本発明による装置のシム・デバイ
スの寸法設計は、上記のコイル性質の他に磁石コイル系
の超伝導体積部分の磁気遮蔽挙動も考慮に入れる。この
ため、シム・デバイスは、変数
【００１０】
【数１５】
【００１１】（以下、「数式Ｎ」と略称する）ではなく
変数（数式Ａ）が実質的にゼロとなるように寸法設計さ
れる。超伝導体の上記の磁気遮蔽挙動は全ての超伝導磁
石装置で存在するが、いくつかの場合にしか変数（数式
Ｅ）に顕著な影響を及ぼさない。本発明は、そのような
磁石装置でも、（数式Ｅ）が実質的にゼロであるという
シム・デバイスに関する条件が満たされるという点で有
利である。
変数（数式Ａ）が実質的にゼロとなるように寸法設計さ
れる。超伝導体の上記の磁気遮蔽挙動は全ての超伝導磁
石装置で存在するが、いくつかの場合にしか変数（数式
Ｅ）に顕著な影響を及ぼさない。本発明は、そのような
磁石装置でも、（数式Ｅ）が実質的にゼロであるという
シム・デバイスに関する条件が満たされるという点で有
利である。
【００１２】本発明の上記の利点は、主に作業容積にお
ける磁場の局所的均一性が特に重要であるシステムにお
いて顕著になる。したがって、ある好ましい実施形態で
は、本発明の磁石装置は高分解能磁気共鳴分光学のため
の装置、例えばＮＭＲ、ＩＣＲ、又はＭＲＩの分野にお
ける装置の一部になる。
ける磁場の局所的均一性が特に重要であるシステムにお
いて顕著になる。したがって、ある好ましい実施形態で
は、本発明の磁石装置は高分解能磁気共鳴分光学のため
の装置、例えばＮＭＲ、ＩＣＲ、又はＭＲＩの分野にお
ける装置の一部になる。
【００１３】この実施形態のさらに有利な発展例では、
磁気共鳴装置は作業容積に発生される磁場を磁場ロック
する手段を備える。
磁気共鳴装置は作業容積に発生される磁場を磁場ロック
する手段を備える。
【００１４】さらに改良された発展例では、該磁石装置
はまた磁場変調コイルも備える。
はまた磁場変調コイルも備える。
【００１５】本発明の磁石装置の特に好ましいある実施
形態では、超伝導磁石コイル系は電気的に直列に結合さ
れた半径方向内側及び半径方向外側の二つの同軸コイル
系を備え、これら二つのコイル系がそれぞれ、作業容積
内に向きが反対のｚ軸方向の磁場を発生する。このよう
な装置では、超伝導体の反磁性的遮蔽挙動が、普通、磁
石コイル系におけるいくつかのシム・デバイスの作業容
積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に特に強い影響を及ぼ
す。
形態では、超伝導磁石コイル系は電気的に直列に結合さ
れた半径方向内側及び半径方向外側の二つの同軸コイル
系を備え、これら二つのコイル系がそれぞれ、作業容積
内に向きが反対のｚ軸方向の磁場を発生する。このよう
な装置では、超伝導体の反磁性的遮蔽挙動が、普通、磁
石コイル系におけるいくつかのシム・デバイスの作業容
積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に特に強い影響を及ぼ
す。
【００１６】この実施形態のさらに別の発展例では、半
径方向内側のコイル系及び半径方向外側のコイル系がほ
ぼ等しい大きさで反対方向の双極子モーメントを有す
る。これは磁石コイル系の浮遊磁場を最適に抑制するた
めの条件である。アクティブ・シールド磁石は技術的に
非常に重要であるから、磁石コイル系における超伝導体
の上記磁場遮蔽挙動がシム・デバイスの作業容積におけ
る実効磁場強度（数式Ｅ）に顕著な影響を及ぼす場合、
それらの磁石におけるシム・デバイスの正しい寸法設計
は相当に重要である。
径方向内側のコイル系及び半径方向外側のコイル系がほ
ぼ等しい大きさで反対方向の双極子モーメントを有す
る。これは磁石コイル系の浮遊磁場を最適に抑制するた
めの条件である。アクティブ・シールド磁石は技術的に
非常に重要であるから、磁石コイル系における超伝導体
の上記磁場遮蔽挙動がシム・デバイスの作業容積におけ
る実効磁場強度（数式Ｅ）に顕著な影響を及ぼす場合、
それらの磁石におけるシム・デバイスの正しい寸法設計
は相当に重要である。
【００１７】上記のある実施形態のさらに有利な発展例
では、磁石コイル系が動作時に超伝導的に短絡される第
１の電流路を形成し、磁石コイル系とは電気的に結合さ
れていない擾乱補償コイルが磁石コイル系と同軸的に配
置されて動作時に超伝導的に短絡される別の電流路を形
成する。擾乱補償コイルの存在は、外部磁場変動の影響
下における作業容積内の磁場の時間的な安定性を改善す
る。本発明の磁石装置のこの発展例は、シム・デバイス
の作業容積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に対する擾乱補
正コイルの影響を考慮に入れている。
では、磁石コイル系が動作時に超伝導的に短絡される第
１の電流路を形成し、磁石コイル系とは電気的に結合さ
れていない擾乱補償コイルが磁石コイル系と同軸的に配
置されて動作時に超伝導的に短絡される別の電流路を形
成する。擾乱補償コイルの存在は、外部磁場変動の影響
下における作業容積内の磁場の時間的な安定性を改善す
る。本発明の磁石装置のこの発展例は、シム・デバイス
の作業容積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に対する擾乱補
正コイルの影響を考慮に入れている。
【００１８】別の有利な発展例では、少なくとも一つの
付加的電流路は、超伝導スイッチで橋絡される磁石コイ
ル系の一部である。この装置は、外部磁場変動の影響下
における作業容積内の磁場の時間的な安定性を改善す
る。本発明の磁石装置のこの別の発展例は、磁石コイル
系の一部を超伝導スイッチで橋絡することがシム・デバ
イスの作業容積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に及ぼす影
響を考慮に入れている。
付加的電流路は、超伝導スイッチで橋絡される磁石コイ
ル系の一部である。この装置は、外部磁場変動の影響下
における作業容積内の磁場の時間的な安定性を改善す
る。本発明の磁石装置のこの別の発展例は、磁石コイル
系の一部を超伝導スイッチで橋絡することがシム・デバ
イスの作業容積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に及ぼす影
響を考慮に入れている。
【００１９】本発明の磁石装置の別の有利な発展例で
は、少なくとも一つの付加的電流路は、磁石コイル系の
ドリフトを補償するシステムの一部である。この装置
は、作業容積内の磁場の時間的な安定性を改善する。本
発明の磁石装置のこの別の発展例は、ドリフト補償がシ
ム・デバイスの作業容積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に
及ぼす影響を考慮に入れている。
は、少なくとも一つの付加的電流路は、磁石コイル系の
ドリフトを補償するシステムの一部である。この装置
は、作業容積内の磁場の時間的な安定性を改善する。本
発明の磁石装置のこの別の発展例は、ドリフト補償がシ
ム・デバイスの作業容積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に
及ぼす影響を考慮に入れている。
【００２０】別のある有利な発展例では、少なくとも一
つの付加的電流路は別の超伝導シム・デバイスである。
この装置は、いろいろな対称性を有する磁場不均一性を
補償する。本発明の磁石装置のこの別の発展例は、付加
的な超伝導シム・デバイスが第１のシム・デバイスの作
業容積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に及ぼす影響を考慮
に入れている。
つの付加的電流路は別の超伝導シム・デバイスである。
この装置は、いろいろな対称性を有する磁場不均一性を
補償する。本発明の磁石装置のこの別の発展例は、付加
的な超伝導シム・デバイスが第１のシム・デバイスの作
業容積内の実効磁場強度（数式Ｅ）に及ぼす影響を考慮
に入れている。
【００２１】本発明の磁石装置の特に好ましいある実施
形態は、超伝導シム・デバイスが作業容積内にｚ軸に沿
ってｚ2依存性を有する磁場を生ずることを特徴とす
る。超伝導磁石コイル系は、しばしば、作業容積内でｚ
軸に沿ってｚ2依存性を有する磁場不均一性を示すの
で、このようなシム・デバイスは特に重要である。
形態は、超伝導シム・デバイスが作業容積内にｚ軸に沿
ってｚ2依存性を有する磁場を生ずることを特徴とす
る。超伝導磁石コイル系は、しばしば、作業容積内でｚ
軸に沿ってｚ2依存性を有する磁場不均一性を示すの
で、このようなシム・デバイスは特に重要である。
【００２２】この磁石装置の特に有利な別の発展例で
は、この超伝導シム・デバイスはシム・デバイスのコン
パクトな構成を可能にするように異なる半径で巻かれた
部分コイルを備える。このような装置の磁石コイル系に
おける超伝導体の磁場遮蔽挙動は、普通、シム・デバイ
スの作業容積における実効磁場強度（数式Ｅ）に特に強
い影響を及ぼす。
は、この超伝導シム・デバイスはシム・デバイスのコン
パクトな構成を可能にするように異なる半径で巻かれた
部分コイルを備える。このような装置の磁石コイル系に
おける超伝導体の磁場遮蔽挙動は、普通、シム・デバイ
スの作業容積における実効磁場強度（数式Ｅ）に特に強
い影響を及ぼす。
【００２３】本発明の磁石装置の別の有利な発展例は、
超伝導磁石コイル系の充電時又はクエンチ時にシム・デ
バイスに高電流が誘導されることを防ぐために、超伝導
シム・デバイスが超伝導磁石コイル系から誘導的に分離
されていることを特徴とする。
超伝導磁石コイル系の充電時又はクエンチ時にシム・デ
バイスに高電流が誘導されることを防ぐために、超伝導
シム・デバイスが超伝導磁石コイル系から誘導的に分離
されていることを特徴とする。
【００２４】この実施形態のさらに有利な発展例は、半
径方向内側及び半径方向外側コイル系の異なる極性を利
用して磁石コイル系とシム・デバイスを誘導的に分離す
るものであり、超伝導磁石コイル系は電気的に直列に結
合された半径方向内側及び半径方向外側の同軸コイル系
を有し、この二つのコイル系はそれぞれ、作業容積内に
ｚ軸に沿って反対方向の一つの磁場を発生する。異なる
極性の半径方向内側及び半径方向外側コイル系を用いる
ことによって、上記実施形態に係わる磁石装置の設計が
容易になる。
径方向内側及び半径方向外側コイル系の異なる極性を利
用して磁石コイル系とシム・デバイスを誘導的に分離す
るものであり、超伝導磁石コイル系は電気的に直列に結
合された半径方向内側及び半径方向外側の同軸コイル系
を有し、この二つのコイル系はそれぞれ、作業容積内に
ｚ軸に沿って反対方向の一つの磁場を発生する。異なる
極性の半径方向内側及び半径方向外側コイル系を用いる
ことによって、上記実施形態に係わる磁石装置の設計が
容易になる。
【００２５】本発明はまた、シム・デバイスの寸法設計
の方法であって、シム・デバイスの電流１アンペア当た
りの作業容積におけるｚ＝０での磁場変化に対応する変
数（数式Ｅ）が磁石装置の他の部分に誘導される電流に
よる磁場を考慮に入れて次のように計算されることを特
徴とする方法を含む、すなわち、
の方法であって、シム・デバイスの電流１アンペア当た
りの作業容積におけるｚ＝０での磁場変化に対応する変
数（数式Ｅ）が磁石装置の他の部分に誘導される電流に
よる磁場を考慮に入れて次のように計算されることを特
徴とする方法を含む、すなわち、
【００２６】
【数１６】
【００２７】ここで、これらの変数は上記の定義を有す
る。シム・デバイスの寸法設計のためのこの方法は、磁
石コイル系における超伝導体の磁気遮蔽挙動を有利に考
慮に入れている。この方法は、シム・デバイスの充電時
の磁石システムの挙動を計算し、それにより磁石コイル
系及び付加的電流路に誘導される電流変化を考慮に入れ
て、本発明の全ての実施形態の寸法設計を可能にする。
この方法は、付加的電流路の間の、磁石コイル系との、
及びシム・デバイスとの誘導的結合並びに全ての自己誘
導に関する、対応する量に重み因子αによって影響を及
ぼす補正項の計算に基づいている。従来の方法に比べ
て、この方法は、シム・デバイスの作業容積における磁
場強度（数式Ｅ）の計算値と測定値の間の対応を改善す
る。特に、（数式Ｅ）は実質的にゼロにすることができ
る。
る。シム・デバイスの寸法設計のためのこの方法は、磁
石コイル系における超伝導体の磁気遮蔽挙動を有利に考
慮に入れている。この方法は、シム・デバイスの充電時
の磁石システムの挙動を計算し、それにより磁石コイル
系及び付加的電流路に誘導される電流変化を考慮に入れ
て、本発明の全ての実施形態の寸法設計を可能にする。
この方法は、付加的電流路の間の、磁石コイル系との、
及びシム・デバイスとの誘導的結合並びに全ての自己誘
導に関する、対応する量に重み因子αによって影響を及
ぼす補正項の計算に基づいている。従来の方法に比べ
て、この方法は、シム・デバイスの作業容積における磁
場強度（数式Ｅ）の計算値と測定値の間の対応を改善す
る。特に、（数式Ｅ）は実質的にゼロにすることができ
る。
【００２８】本発明の方法のある簡単な変形例では、パ
ラメータαは磁石コイル系のコイル容積に対する超伝導
体物質の体積比率に対応する。パラメータαを決定する
この方法は、超伝導体が磁場変動に関して（−１）とい
う磁化率を有するという（理想的反磁性）仮説に基づ
く。
ラメータαは磁石コイル系のコイル容積に対する超伝導
体物質の体積比率に対応する。パラメータαを決定する
この方法は、超伝導体が磁場変動に関して（−１）とい
う磁化率を有するという（理想的反磁性）仮説に基づ
く。
【００２９】このような仕方で決定されたαの値は、た
いていのタイプの磁石で実験的に確認することができな
い。したがって、特に好ましい別の方法は、磁石コイル
系のパラメータαが、磁石コイル系の体積内に実質的に
均一な擾乱磁場を発生する擾乱コイルに応答する付加的
電流路が存在しないときの磁石コイル系の変数（数式
Ｇ）を測定し、変数βexpを式
いていのタイプの磁石で実験的に確認することができな
い。したがって、特に好ましい別の方法は、磁石コイル
系のパラメータαが、磁石コイル系の体積内に実質的に
均一な擾乱磁場を発生する擾乱コイルに応答する付加的
電流路が存在しないときの磁石コイル系の変数（数式
Ｇ）を測定し、変数βexpを式
【００３０】
【数１７】
【００３１】に代入することによって実験的に決定され
ることを特徴とする。ここで、 （数式Ｈ）：擾乱コイルの電流１アンペア当たりの磁石
装置の作業容積で測定される磁場変化、
ることを特徴とする。ここで、 （数式Ｈ）：擾乱コイルの電流１アンペア当たりの磁石
装置の作業容積で測定される磁場変化、
【００３２】
【数１８】
【００３３】ｇM：磁石コイル系の１アンペア当たりの
作業容積における磁場、 ｇD：磁石コイル系の磁場寄与分がないときの擾乱コイ
ルの１アンペア当たりの作業容積における磁場、 （数式Ｊ）：磁石コイル系のインダクタンス、 （数式Ｋ）：擾乱コイルと磁石コイル系との誘導的結
合、 （数式Ｌ）：磁気インダクタンス（数式Ｉ）の補正であ
って、これにより磁石コイル系の体積から擾乱磁場が完
全反磁性的に排除される補正、 （数式Ｍ）：擾乱コイルと磁石コイル系との誘導的結合
の補正であって、これにより磁石コイル系の体積から擾
乱磁場が完全反磁性的に排除される補正、 最後に、本発明の方法の特に好ましい変形例では、
作業容積における磁場、 ｇD：磁石コイル系の磁場寄与分がないときの擾乱コイ
ルの１アンペア当たりの作業容積における磁場、 （数式Ｊ）：磁石コイル系のインダクタンス、 （数式Ｋ）：擾乱コイルと磁石コイル系との誘導的結
合、 （数式Ｌ）：磁気インダクタンス（数式Ｉ）の補正であ
って、これにより磁石コイル系の体積から擾乱磁場が完
全反磁性的に排除される補正、 （数式Ｍ）：擾乱コイルと磁石コイル系との誘導的結合
の補正であって、これにより磁石コイル系の体積から擾
乱磁場が完全反磁性的に排除される補正、 最後に、本発明の方法の特に好ましい変形例では、
【００３４】
【数１９】
【００３５】（以下、「数式Ｏ」と略称する）は次のよ
うに計算される。
うに計算される。
【００３６】
【数２０】
【００３７】ここで、 Ｒａ1：磁石コイル系の外径（アクティブ・シールド磁
石コイル系の場合、メイン・コイルの外径）、 Ｒｉ1：磁石コイル系の内径、 Ｒ2 ： アクティブ・シールド磁石コイル系の場合、シ
ールディングの平均半径、それ以外の場合無限大、 Ｒpj：付加的コイルＰｊの平均半径、
石コイル系の場合、メイン・コイルの外径）、 Ｒｉ1：磁石コイル系の内径、 Ｒ2 ： アクティブ・シールド磁石コイル系の場合、シ
ールディングの平均半径、それ以外の場合無限大、 Ｒpj：付加的コイルＰｊの平均半径、
【００３８】
【数２１】
【００３９】（以下、「数式Ｐ」と略称する）であり、
指標１は、アクティブ・シールド磁石コイル系のメイン
・コイル、それ以外の場合は磁石コイル系、を表し、指
標２は、アクティブ・シールド磁石コイル系のシールデ
ィングを表し、それ以外の場合は指標２は省かれ、指標
（Ｘ、ｒｅｄ、Ｒ）は、コイルＸの全ての巻き線が半径
Ｒにある仮想コイルを表す。
指標１は、アクティブ・シールド磁石コイル系のメイン
・コイル、それ以外の場合は磁石コイル系、を表し、指
標２は、アクティブ・シールド磁石コイル系のシールデ
ィングを表し、それ以外の場合は指標２は省かれ、指標
（Ｘ、ｒｅｄ、Ｒ）は、コイルＸの全ての巻き線が半径
Ｒにある仮想コイルを表す。
【００４０】補正（数式Ｏ）を計算するためのこの方法
の利点は、特に、補正がコイルの誘導的結合及び自己イ
ンダクタンスから導出され、関連するコイルの幾何的配
置を考慮に入れていることにある。
の利点は、特に、補正がコイルの誘導的結合及び自己イ
ンダクタンスから導出され、関連するコイルの幾何的配
置を考慮に入れていることにある。
【００４１】本発明のその他の利点は、以下の記述及び
図面から明らかになる。上記の及び以下で述べる特徴
は、本発明に従って、個別的にも、又は任意の組み合わ
せで集団的にも利用できる。図示され記述される実施形
態は、全てを列挙するというものではなく、本発明を説
明するための例示的な性格のものと理解すべきである。
図面から明らかになる。上記の及び以下で述べる特徴
は、本発明に従って、個別的にも、又は任意の組み合わ
せで集団的にも利用できる。図示され記述される実施形
態は、全てを列挙するというものではなく、本発明を説
明するための例示的な性格のものと理解すべきである。
【００４２】
【発明の実施の形態】以下、本発明の実施の形態に係る
超伝導磁石装置ついて図面を参照しながら詳細に説明す
る。
超伝導磁石装置ついて図面を参照しながら詳細に説明す
る。
【００４３】図１は、本発明の実施の形態に係る超伝導
磁石装置の片側を示す縦断面図である。
磁石装置の片側を示す縦断面図である。
【００４４】図１において、超伝導磁石装置の超伝導磁
石コイル系Ｍ、シム・デバイスＳ、及び付加的超伝導閉
電流路Ｐ１は、それぞれ、いくつかの部分コイルを有し
てもよく、それらは半径の異なる円周上に分布してもよ
い。このような部分コイルは、異なる極性を有してもよ
い。全ての部分コイルは、作業容積ＡＶのまわりでｚ軸
に関しｚ＝０の近くで同軸的に配置されている。
石コイル系Ｍ、シム・デバイスＳ、及び付加的超伝導閉
電流路Ｐ１は、それぞれ、いくつかの部分コイルを有し
てもよく、それらは半径の異なる円周上に分布してもよ
い。このような部分コイルは、異なる極性を有してもよ
い。全ての部分コイルは、作業容積ＡＶのまわりでｚ軸
に関しｚ＝０の近くで同軸的に配置されている。
【００４５】シム・デバイスＳ及び付加的超伝導閉電流
路Ｐ１のコイル断面は小さいので、シム・デバイスＳ及
び付加的超伝導閉電流路Ｐ１は弱い磁場しか発生しな
い。一方、超伝導磁石コイル系Ｍの断面はシム・デバイ
スＳ及び付加的超伝導閉電流路Ｐ１のコイル断面よりも
遥かに大きく、これによってメインの磁場が生じる。
路Ｐ１のコイル断面は小さいので、シム・デバイスＳ及
び付加的超伝導閉電流路Ｐ１は弱い磁場しか発生しな
い。一方、超伝導磁石コイル系Ｍの断面はシム・デバイ
スＳ及び付加的超伝導閉電流路Ｐ１のコイル断面よりも
遥かに大きく、これによってメインの磁場が生じる。
【００４６】図２から４までは、シム・デバイスの一つ
の部分コイルに関する関数ｇeff,clとｇeffとを、部分
コイルの半径への依存性によって示す図である。図２
は、付加的超伝導閉電流路なしのアクティブ・シールド
超伝導磁石コイル系におけるシム・デバイスの部分コイ
ルに関して既存の方法で計算された電流１アンペア当た
りの実効磁場強度ｇeff,clを、その部分コイルの還元半
径ρ（超伝導磁石コイル系のメイン・コイルの外径で規
格化された半径）の関数として示す図である。図３は、
付加的電流路なしのアクティブ・シールド超伝導磁石コ
イル系におけるシム・デバイスのある個別部分コイルに
関して本発明の方法で計算された電流１アンペア当たり
の実効磁場強度ｇeffを、その部分コイルの還元半径ρ
（超伝導磁石コイル系のメイン・コイルの外径で規格化
された半径）の関数として示す図である。図４は、図２
及び図３の変数ｇeff,clとｇeffとの差を、その部分コ
イルの還元半径ρ（超伝導磁石コイル系のメイン・コイ
ルの外径で規格化された半径）の関数として示す図であ
る。
の部分コイルに関する関数ｇeff,clとｇeffとを、部分
コイルの半径への依存性によって示す図である。図２
は、付加的超伝導閉電流路なしのアクティブ・シールド
超伝導磁石コイル系におけるシム・デバイスの部分コイ
ルに関して既存の方法で計算された電流１アンペア当た
りの実効磁場強度ｇeff,clを、その部分コイルの還元半
径ρ（超伝導磁石コイル系のメイン・コイルの外径で規
格化された半径）の関数として示す図である。図３は、
付加的電流路なしのアクティブ・シールド超伝導磁石コ
イル系におけるシム・デバイスのある個別部分コイルに
関して本発明の方法で計算された電流１アンペア当たり
の実効磁場強度ｇeffを、その部分コイルの還元半径ρ
（超伝導磁石コイル系のメイン・コイルの外径で規格化
された半径）の関数として示す図である。図４は、図２
及び図３の変数ｇeff,clとｇeffとの差を、その部分コ
イルの還元半径ρ（超伝導磁石コイル系のメイン・コイ
ルの外径で規格化された半径）の関数として示す図であ
る。
【００４７】使用した部分コイルは、軸方向の長さが２
００ｍｍであり、各４００本の巻線を有する二つの層か
ら成っている。その中心面は、作業容積内のｚ＝０の高
さにある。変数ｇeff,clとｇeff とは、部分コイルの電
流１アンペア当たりの作業容積内のｚ＝０における磁場
寄与分に対応し、その際、部分コイル自身の磁場寄与分
も、その部分コイルの充電時に超伝導磁石システムＭに
誘導される電流による磁場変化の磁場寄与分も考慮に入
れられる。ここで、ｇeff,clは従来技術の方法で計算さ
れ、ｇeff は本発明の方法によって計算されたものであ
る。これらの計算は、付加的超伝導電流路を含まないア
クティブ・シールド超伝導磁石コイル系Ｍを有し、アク
ティブ・シールディングの半径が超伝導磁石システムＭ
のメイン・コイルの外径の２倍である超伝導磁石装置に
ついて行われた。メイン・コイルとシールディング・コ
イルとの双極子モーメントは、大きさが等しく、向きが
反対である。α＝０．３３という重みを付した本発明の
方法による補正項は、従来の方法と比べて、シム・デバ
イスの部分コイルの大きな半径でのアンペア当たり実効
磁場強度にほぼ４０パーセントのずれを生ずる。変数α
＝０．３３は、磁石コイル系のコイル体積の超伝導体含
有量にほぼ相当する。
００ｍｍであり、各４００本の巻線を有する二つの層か
ら成っている。その中心面は、作業容積内のｚ＝０の高
さにある。変数ｇeff,clとｇeff とは、部分コイルの電
流１アンペア当たりの作業容積内のｚ＝０における磁場
寄与分に対応し、その際、部分コイル自身の磁場寄与分
も、その部分コイルの充電時に超伝導磁石システムＭに
誘導される電流による磁場変化の磁場寄与分も考慮に入
れられる。ここで、ｇeff,clは従来技術の方法で計算さ
れ、ｇeff は本発明の方法によって計算されたものであ
る。これらの計算は、付加的超伝導電流路を含まないア
クティブ・シールド超伝導磁石コイル系Ｍを有し、アク
ティブ・シールディングの半径が超伝導磁石システムＭ
のメイン・コイルの外径の２倍である超伝導磁石装置に
ついて行われた。メイン・コイルとシールディング・コ
イルとの双極子モーメントは、大きさが等しく、向きが
反対である。α＝０．３３という重みを付した本発明の
方法による補正項は、従来の方法と比べて、シム・デバ
イスの部分コイルの大きな半径でのアンペア当たり実効
磁場強度にほぼ４０パーセントのずれを生ずる。変数α
＝０．３３は、磁石コイル系のコイル体積の超伝導体含
有量にほぼ相当する。
【００４８】以下の議論を分かり易くするために次の用
語を導入する： ・ アクティブ・シールド超伝導磁石コイル系Ｍは、以
下でメイン・コイルと呼ぶ半径方向内側コイル系Ｃ１
と、以下でシールディング・コイルと呼ぶ半径方向外側
コイル系Ｃ２を備える。これらのコイルは、ｚ軸の周り
で軸対称に配置され、ｚ＝０を中心に配された容積−以
下で磁石の作業容積と呼ぶ−内に反対向きの磁場を発生
する。シールドされない超伝導磁石コイル系Ｍは、外側
コイル系Ｃ２が無視できるほどである特別なケースと見
なされる。
語を導入する： ・ アクティブ・シールド超伝導磁石コイル系Ｍは、以
下でメイン・コイルと呼ぶ半径方向内側コイル系Ｃ１
と、以下でシールディング・コイルと呼ぶ半径方向外側
コイル系Ｃ２を備える。これらのコイルは、ｚ軸の周り
で軸対称に配置され、ｚ＝０を中心に配された容積−以
下で磁石の作業容積と呼ぶ−内に反対向きの磁場を発生
する。シールドされない超伝導磁石コイル系Ｍは、外側
コイル系Ｃ２が無視できるほどである特別なケースと見
なされる。
【００４９】・ 擾乱磁場とは、超伝導磁石装置の外部
で発生される電磁的擾乱か、又は磁石コイル系Ｍに属さ
ない付加的コイル（例えば、付加的磁場発生コイル系の
コイル）が生ずる磁場で、磁場寄与分が０．１Ｔを超え
ないものである。
で発生される電磁的擾乱か、又は磁石コイル系Ｍに属さ
ない付加的コイル（例えば、付加的磁場発生コイル系の
コイル）が生ずる磁場で、磁場寄与分が０．１Ｔを超え
ないものである。
【００５０】・ できるだけコンパクトで明瞭な式を得
るために、以下の指標が実施形態において用いられる。
るために、以下の指標が実施形態において用いられる。
【００５１】１ メイン・コイル ２ シールディング・コイル Ｍ 磁石コイル系Ｃ１，Ｃ２ Ｓ シム・デバイス Ｄ 擾乱 Ｐ 付加的超伝導電流路 ｃｌ 従来の方法で計算された変数 ｃｏｒ 本発明による補正項 指標Ｐ１，Ｐ２は付加的超伝導電流路に用いられる。
【００５２】シム・デバイスの電流１アンペア当たりの
実効磁場強度ｇeffを計算するときは、シム・コイル自
身の磁場寄与分と、シム・デバイスの充電時に超伝導磁
石コイル系及び別の超伝導的に閉じた電流路に誘導され
る電流による磁場変化の寄与分も考慮に入れなければな
らない。従来のモデル（以下では古典的モデルと呼ぶ）
によって超伝導磁石コイル系の誘導的応答を計算すると
き、超伝導磁石コイル系の超伝導体は電気抵抗のない物
質としてモデル化される。本発明の基礎となるモデル
は、超伝導体の別の磁気的性質も考慮に入れる。全ての
超伝導磁石コイル系がこの性質を有するが、アクティブ
・シールド超伝導磁石において、磁石装置の付加的コイ
ル系（例えば、シム・デバイス）の実効磁場強度に関し
てその影響が大きく、特にその付加的コイル系が異なる
半径に分布する部分コイルを備えている場合、それが生
ずる影響は最大になる。このような磁石装置では、付加
的コイル系の（例えば、シム・デバイスの）実効磁場強
度の測定値は、しばしば古典的に計算されたモデルに対
応しない。その結果、古典的モデルによる方法を用いて
寸法設計されたシム・デバイスは作業容積内で望ましく
ない磁場寄与分が生ずる。
実効磁場強度ｇeffを計算するときは、シム・コイル自
身の磁場寄与分と、シム・デバイスの充電時に超伝導磁
石コイル系及び別の超伝導的に閉じた電流路に誘導され
る電流による磁場変化の寄与分も考慮に入れなければな
らない。従来のモデル（以下では古典的モデルと呼ぶ）
によって超伝導磁石コイル系の誘導的応答を計算すると
き、超伝導磁石コイル系の超伝導体は電気抵抗のない物
質としてモデル化される。本発明の基礎となるモデル
は、超伝導体の別の磁気的性質も考慮に入れる。全ての
超伝導磁石コイル系がこの性質を有するが、アクティブ
・シールド超伝導磁石において、磁石装置の付加的コイ
ル系（例えば、シム・デバイス）の実効磁場強度に関し
てその影響が大きく、特にその付加的コイル系が異なる
半径に分布する部分コイルを備えている場合、それが生
ずる影響は最大になる。このような磁石装置では、付加
的コイル系の（例えば、シム・デバイスの）実効磁場強
度の測定値は、しばしば古典的に計算されたモデルに対
応しない。その結果、古典的モデルによる方法を用いて
寸法設計されたシム・デバイスは作業容積内で望ましく
ない磁場寄与分が生ずる。
【００５３】作業容積における超伝導磁石コイル系の磁
場は付加的コイル系（例えば、シム・デバイス）の磁場
より何桁も大きいので、付加的コイル系の磁場のうち磁
石コイル系の磁場と平行な成分（本明細書でｚ成分と呼
ぶ）だけが全磁場の大きさに影響がある。このため、以
下ではＢｚ場だけに注目する。
場は付加的コイル系（例えば、シム・デバイス）の磁場
より何桁も大きいので、付加的コイル系の磁場のうち磁
石コイル系の磁場と平行な成分（本明細書でｚ成分と呼
ぶ）だけが全磁場の大きさに影響がある。このため、以
下ではＢｚ場だけに注目する。
【００５４】擾乱コイルＤが超伝導磁石コイル系Ｍの場
所に擾乱磁場を発生すると（例えば、シム・デバイスの
充電時）、ただちに超伝導的に短絡された磁石コイル系
にレンツの法則にしたがって電流が誘導され、それが擾
乱磁場に反対の補償磁場を生ずる。作業容積に生ずる磁
場変化ΔＢz,totalは、擾乱磁場ΔＢz,Dと補償磁場ΔＢ
z,Mの重ね合わせ、すなわち、ΔＢz,total＝ΔＢz,D＋
ΔＢz,Mである。擾乱コイルＤの電流ΔＩD は磁石コイ
ル系に電流
所に擾乱磁場を発生すると（例えば、シム・デバイスの
充電時）、ただちに超伝導的に短絡された磁石コイル系
にレンツの法則にしたがって電流が誘導され、それが擾
乱磁場に反対の補償磁場を生ずる。作業容積に生ずる磁
場変化ΔＢz,totalは、擾乱磁場ΔＢz,Dと補償磁場ΔＢ
z,Mの重ね合わせ、すなわち、ΔＢz,total＝ΔＢz,D＋
ΔＢz,Mである。擾乱コイルＤの電流ΔＩD は磁石コイ
ル系に電流
【００５５】
【数２２】
【００５６】を誘導する、ここで（数式Ｊ）は磁石コイ
ル系の（古典的な）自己インダクタンスであり、（数式
Ｋ）は磁石コイル系と擾乱コイルとの間の（古典的な）
誘導的結合である。擾乱コイルＤの電流１アンペア当た
りの作業容積内の実効磁場強度
ル系の（古典的な）自己インダクタンスであり、（数式
Ｋ）は磁石コイル系と擾乱コイルとの間の（古典的な）
誘導的結合である。擾乱コイルＤの電流１アンペア当た
りの作業容積内の実効磁場強度
【００５７】
【数２３】
【００５８】は、その電流コイル自身の１アンペア当た
りの磁場寄与分
りの磁場寄与分
【００５９】
【数２４】
【００６０】プラス擾乱電流１アンペア当たり超伝導磁
石コイル系Ｍに誘導される電流による磁場変化との重ね
合わせ、すなわち、
石コイル系Ｍに誘導される電流による磁場変化との重ね
合わせ、すなわち、
【００６１】
【数２５】
【００６２】である。ここで、ｇM は磁石コイル系Ｍの
１アンペア当たりの作業容積内の磁場である。
１アンペア当たりの作業容積内の磁場である。
【００６３】磁石装置に、磁石コイル系Ｍ及び擾乱コイ
ルＤの他に、さらに超伝導的に短絡される電流路Ｐ
１，．．，Ｐｎが存在する場合（例えば、シム・デバイ
ス）、上記の式は次のように一般化される：
ルＤの他に、さらに超伝導的に短絡される電流路Ｐ
１，．．，Ｐｎが存在する場合（例えば、シム・デバイ
ス）、上記の式は次のように一般化される：
【００６４】
【数２６】
【００６５】（以下、「数式Ｑ」と略称する）ここで、
ｇT＝（ｇM，ｇP1，．．，ｇPj，．．，ｇPn）である。
ここで、 ｇM：付加的電流路Ｐ１，．．．，Ｐｎに誘導される電
流の磁場寄与分がない場合の磁石コイル系Ｍの電流１ア
ンペア当たりの作業容積内の磁場 ｇPj：電流路Ｐｊの電流１アンペア当たりの作業容積内
の磁場であって、他の付加的電流路Ｐ１，．．．Ｐｎ及
び磁石コイル系Ｍに誘導される電流の磁場寄与分がない
場合の磁場
ｇT＝（ｇM，ｇP1，．．，ｇPj，．．，ｇPn）である。
ここで、 ｇM：付加的電流路Ｐ１，．．．，Ｐｎに誘導される電
流の磁場寄与分がない場合の磁石コイル系Ｍの電流１ア
ンペア当たりの作業容積内の磁場 ｇPj：電流路Ｐｊの電流１アンペア当たりの作業容積内
の磁場であって、他の付加的電流路Ｐ１，．．．Ｐｎ及
び磁石コイル系Ｍに誘導される電流の磁場寄与分がない
場合の磁場
【００６６】
【数２７】
【００６７】は、磁石コイル系Ｍと電流路Ｐ
１，．．．，Ｐｎの間、及び電流路Ｐ１，．．，Ｐｎの
間の（古典的な）誘導的結合であり、（Ｌcl）-1は、行
列Ｌclの逆である。すなわち、
１，．．．，Ｐｎの間、及び電流路Ｐ１，．．，Ｐｎの
間の（古典的な）誘導的結合であり、（Ｌcl）-1は、行
列Ｌclの逆である。すなわち、
【００６８】
【数２８】
【００６９】である。ここで、
【００７０】
【数２９】
【００７１】は、電流路ＰｊとコイルＤとの（古典的
な）誘導的結合であり、（数式Ｋ）は、磁石コイル系Ｍ
とコイルＤとの（古典的な）誘導的結合である。
な）誘導的結合であり、（数式Ｋ）は、磁石コイル系Ｍ
とコイルＤとの（古典的な）誘導的結合である。
【００７２】超伝導シム・デバイスＳの磁場効率（数式
Ｎ）を計算するために、擾乱コイルＤに対して上で導出
した式
Ｎ）を計算するために、擾乱コイルＤに対して上で導出
した式
【００７３】
【数３０】
【００７４】（以下、「数式Ｒ」と略称する）を用いる
ことができる、ここでシム・デバイスＳと磁石コイル系
Ｍ及び付加的超伝導電流路Ｐ１，．．，Ｐｎとの誘導的
結合が擾乱コイルＤとの結合に取って代わる。
ことができる、ここでシム・デバイスＳと磁石コイル系
Ｍ及び付加的超伝導電流路Ｐ１，．．，Ｐｎとの誘導的
結合が擾乱コイルＤとの結合に取って代わる。
【００７５】超伝導体の上記の特別な磁気的性質を考慮
に入れることにより、古典的な誘導的結合及び自己イン
ダクタンスは付加的な寄与によって補われる。このた
め、磁石コイル系Ｍ及び付加的超伝導電流路Ｐ
１，．．，Ｐｎに誘導される電流は、一般に古典的に計
算される値と異なる値をとる。これらの補正を、以下で
磁石コイル系における超伝導体に磁気的挙動のあるモデ
ルに基づいて計算する。
に入れることにより、古典的な誘導的結合及び自己イン
ダクタンスは付加的な寄与によって補われる。このた
め、磁石コイル系Ｍ及び付加的超伝導電流路Ｐ
１，．．，Ｐｎに誘導される電流は、一般に古典的に計
算される値と異なる値をとる。これらの補正を、以下で
磁石コイル系における超伝導体に磁気的挙動のあるモデ
ルに基づいて計算する。
【００７６】タイプＩ超伝導体はその内部から磁束を完
全に排除することが知られている（マイスナー効果）。
これは下方臨界磁場Ｈｃ１より上ではタイプII超伝導体
に当てはまらない。Ｂｅａｎ モデル（C. P. Bean, Ph
ys. Rev. Lett. 8, 250 (1962), C. P. Bean. Rev. Mo
d. Phys. 36, 31 (1964)）によると、磁力線はいわゆる
「ピン止め中心(pinning centers)」に固着する。小さ
な磁束変化は超伝導体の表面で「ピン止め中心」にトラ
ップされて超伝導体の内部に達せず、超伝導体の体積内
部からの擾乱磁場の部分的排除が起こる。タイプII超伝
導体は小さな磁場変動には反磁性的に応答するが、大き
な磁場変化は実質的に超伝導体物質内部に入り込む。
全に排除することが知られている（マイスナー効果）。
これは下方臨界磁場Ｈｃ１より上ではタイプII超伝導体
に当てはまらない。Ｂｅａｎ モデル（C. P. Bean, Ph
ys. Rev. Lett. 8, 250 (1962), C. P. Bean. Rev. Mo
d. Phys. 36, 31 (1964)）によると、磁力線はいわゆる
「ピン止め中心(pinning centers)」に固着する。小さ
な磁束変化は超伝導体の表面で「ピン止め中心」にトラ
ップされて超伝導体の内部に達せず、超伝導体の体積内
部からの擾乱磁場の部分的排除が起こる。タイプII超伝
導体は小さな磁場変動には反磁性的に応答するが、大き
な磁場変化は実質的に超伝導体物質内部に入り込む。
【００７７】超伝導体体積内部からの小さな擾乱磁場の
排除というこの効果を計算するために我々はいろいろな
仮定をおく。第１に、磁石装置の超伝導体全体積の大部
分はメイン・コイルに集中し、シールディング・コイル
及びその他の超伝導コイル系の超伝導体体積は無視する
ことができる、と仮定する。
排除というこの効果を計算するために我々はいろいろな
仮定をおく。第１に、磁石装置の超伝導体全体積の大部
分はメイン・コイルに集中し、シールディング・コイル
及びその他の超伝導コイル系の超伝導体体積は無視する
ことができる、と仮定する。
【００７８】さらに我々は、メイン・コイルの体積内で
の全ての磁場変動は超伝導体の反磁性的遮蔽効果がなか
った場合の値に比べて、一定因子（１−α）、０＜α＜
１、だけ小さくなると仮定する。メイン・コイルの自由
な内側ボア（半径Ｒi1）では超伝導体の反磁性による擾
乱磁場の減少は何もないと仮定する。メイン・コイルか
ら排除された磁力線は、メイン・コイルの外径Ｒａ1の
外側に累積してこの領域に過剰な擾乱磁場を生ずる。我
々は、Ｒａ1の外側のこの過剰擾乱磁場の強度は、磁石
の軸からの間隔ｒの増加と共にＲａ1での最大値から
（１／ｒ3）のように減少する（双極子挙動）と仮定す
る。Ｒａ1における最大値は、Ｒａ1の外側の擾乱磁束の
増加がメイン・コイルの超伝導体体積内の擾乱磁束の減
少を正確に補償するように規格化される（磁束の保
存）。
の全ての磁場変動は超伝導体の反磁性的遮蔽効果がなか
った場合の値に比べて、一定因子（１−α）、０＜α＜
１、だけ小さくなると仮定する。メイン・コイルの自由
な内側ボア（半径Ｒi1）では超伝導体の反磁性による擾
乱磁場の減少は何もないと仮定する。メイン・コイルか
ら排除された磁力線は、メイン・コイルの外径Ｒａ1の
外側に累積してこの領域に過剰な擾乱磁場を生ずる。我
々は、Ｒａ1の外側のこの過剰擾乱磁場の強度は、磁石
の軸からの間隔ｒの増加と共にＲａ1での最大値から
（１／ｒ3）のように減少する（双極子挙動）と仮定す
る。Ｒａ1における最大値は、Ｒａ1の外側の擾乱磁束の
増加がメイン・コイルの超伝導体体積内の擾乱磁束の減
少を正確に補償するように規格化される（磁束の保
存）。
【００７９】小さな磁場変動に応答する超伝導体体積の
反磁性挙動によって生ずる磁束の再配分は、超伝導体体
積の領域におけるコイルの誘導的結合及び自己インダク
タンスを変化させる。超伝導体の反磁性の影響を考慮し
て、擾乱コイルＤ（例えば、シム・デバイスの部分コイ
ル）の実効磁場強度を計算する古典的モデルを拡張する
ためには、式（数式Ｑ）の各結合項又は自己インダクタ
ンス項に対する正しい補正項を決定すれば十分である。
これらの補正項を、以下で全ての結合及び自己インダク
タンスに対して導出する。
反磁性挙動によって生ずる磁束の再配分は、超伝導体体
積の領域におけるコイルの誘導的結合及び自己インダク
タンスを変化させる。超伝導体の反磁性の影響を考慮し
て、擾乱コイルＤ（例えば、シム・デバイスの部分コイ
ル）の実効磁場強度を計算する古典的モデルを拡張する
ためには、式（数式Ｑ）の各結合項又は自己インダクタ
ンス項に対する正しい補正項を決定すれば十分である。
これらの補正項を、以下で全ての結合及び自己インダク
タンスに対して導出する。
【００８０】補正項を計算する原理は、全ての場合で同
じである、すなわち、別の（又は同じ）コイルにおける
小さな電流変化によってあるコイルに生ずる磁束に、磁
石コイル系のメイン・コイルに反磁性的に応答する超伝
導体物質が存在することによって現れる減少を決定する
こと、である。第１及び第２のコイルの間の結合（又は
自己インダクタンス）がそれに応じて減少する。補正項
の大きさは、誘導的に応答するコイル内部でメイン・コ
イルの超伝導体物質で満たされている体積がそのコイル
で囲まれる全体積の中で占める割合に依存する。コイル
間の相対位置も相互誘導的結合の補正項に影響する。
じである、すなわち、別の（又は同じ）コイルにおける
小さな電流変化によってあるコイルに生ずる磁束に、磁
石コイル系のメイン・コイルに反磁性的に応答する超伝
導体物質が存在することによって現れる減少を決定する
こと、である。第１及び第２のコイルの間の結合（又は
自己インダクタンス）がそれに応じて減少する。補正項
の大きさは、誘導的に応答するコイル内部でメイン・コ
イルの超伝導体物質で満たされている体積がそのコイル
で囲まれる全体積の中で占める割合に依存する。コイル
間の相対位置も相互誘導的結合の補正項に影響する。
【００８１】「還元コイル」を用いることが補正項の計
算に有益であることが分かった。半径Ｒに還元されたコ
イルＸとは、もしもコイルＸの全ての巻き線が半径Ｒに
あるとした場合に得られる仮想的なコイルである。指標
“X,red,R”がこのコイルに対して用いられる。あるコ
イルを通る磁束が変化する場合、還元コイルは、このコ
イルの部分面積を通る磁束変化の全磁束変化に対する寄
与分を計算することを可能にする。
算に有益であることが分かった。半径Ｒに還元されたコ
イルＸとは、もしもコイルＸの全ての巻き線が半径Ｒに
あるとした場合に得られる仮想的なコイルである。指標
“X,red,R”がこのコイルに対して用いられる。あるコ
イルを通る磁束が変化する場合、還元コイルは、このコ
イルの部分面積を通る磁束変化の全磁束変化に対する寄
与分を計算することを可能にする。
【００８２】まず、ある擾乱コイルＤと磁石コイル系
（遮蔽される又はされない）のメイン・コイルＣ１との
結合の補正項を計算する。
（遮蔽される又はされない）のメイン・コイルＣ１との
結合の補正項を計算する。
【００８３】メイン・コイルＣ１の体積内の擾乱磁場Δ
Ｂz,Dは、平均して量αΔＢz,Dだけ減少する、ここで０
＜α＜１はある未知パラメータである。したがって、メ
イン・コイルの内側ボアの擾乱磁場が因子（１−α）だ
け減少すると扱われるならば、メイン・コイルを通る擾
乱磁束、またその結果としてメイン・コイルと擾乱源と
の結合Ｌ1←Dは、古典的な値
Ｂz,Dは、平均して量αΔＢz,Dだけ減少する、ここで０
＜α＜１はある未知パラメータである。したがって、メ
イン・コイルの内側ボアの擾乱磁場が因子（１−α）だ
け減少すると扱われるならば、メイン・コイルを通る擾
乱磁束、またその結果としてメイン・コイルと擾乱源と
の結合Ｌ1←Dは、古典的な値
【００８４】
【数３１】
【００８５】（以下、「数式Ｓ」と略称する）に対して
因子（１−α）だけ減少する。我々は、擾乱磁束は磁石
の内側ボアから排除されないと仮定する。このため、擾
乱コイルとメイン・コイルの間の結合は、内側ボアから
間違って差し引かれた分だけ補わなければならない。
「還元コイル」の定義に従って、この量は
因子（１−α）だけ減少する。我々は、擾乱磁束は磁石
の内側ボアから排除されないと仮定する。このため、擾
乱コイルとメイン・コイルの間の結合は、内側ボアから
間違って差し引かれた分だけ補わなければならない。
「還元コイル」の定義に従って、この量は
【００８６】
【数３２】
【００８７】であり、ここで
【００８８】
【数３３】
【００８９】は内径Ｒｉ1に還元されたメイン・コイル
Ｃ１と擾乱の結合である。メイン・コイルと擾乱源との
間の誘導的結合Ｌ1←D は、
Ｃ１と擾乱の結合である。メイン・コイルと擾乱源との
間の誘導的結合Ｌ1←D は、
【００９０】
【数３４】
【００９１】となる。ここではメイン・コイルの超伝導
体体積からの擾乱磁場の排除を考慮に入れている。
体体積からの擾乱磁場の排除を考慮に入れている。
【００９２】排除された磁束は、メイン・コイルの外径
Ｒａ1の半径方向外側に再び現れる。排除された磁場が
双極子挙動（（１／ｒ3）で減少）を示すと仮定する
と、メイン・コイルの外側で古典的な擾乱磁場の他に次
の量：
Ｒａ1の半径方向外側に再び現れる。排除された磁場が
双極子挙動（（１／ｒ3）で減少）を示すと仮定する
と、メイン・コイルの外側で古典的な擾乱磁場の他に次
の量：
【００９３】
【数３５】
【００９４】が得られる。この関数は、半径Ｒの大きな
ループを通る全擾乱磁束がＲ→∞でゼロになるように規
格化される。擾乱磁場ΔＢz,Dは円柱対称であると仮定
された。
ループを通る全擾乱磁束がＲ→∞でゼロになるように規
格化される。擾乱磁場ΔＢz,Dは円柱対称であると仮定
された。
【００９５】アクティブ・シールド磁石コイル系では、
シールディング・コイルＣ２を通る擾乱磁束も、メイン
・コイルＣ１による擾乱磁束の排除によって減少する。
さらに詳しく言うと、半径Ｒ2及び軸方向高さｚ0の巻き
線を通る擾乱磁束は古典的な場合に対して次の量だけ減
少する（領域ｒ＞Ｒ2にわたる（４式）の積分）：
シールディング・コイルＣ２を通る擾乱磁束も、メイン
・コイルＣ１による擾乱磁束の排除によって減少する。
さらに詳しく言うと、半径Ｒ2及び軸方向高さｚ0の巻き
線を通る擾乱磁束は古典的な場合に対して次の量だけ減
少する（領域ｒ＞Ｒ2にわたる（４式）の積分）：
【００９６】
【数３６】
【００９７】ここで、
【００９８】
【数３７】
【００９９】は半径Ｒ2（Ｒｉ1のアナログ）の観測され
るループと同じ軸方向高さｚ０にある半径Ｒａ1のルー
プを通る古典的な擾乱磁束を表す。シールディング・コ
イルの全ての巻き線（それらは全てほぼ同じ半径Ｒ2に
ある）にわたって加え合わせて、次のような擾乱コイル
とシールディング・コイルの間の相互結合が得られる。
るループと同じ軸方向高さｚ０にある半径Ｒａ1のルー
プを通る古典的な擾乱磁束を表す。シールディング・コ
イルの全ての巻き線（それらは全てほぼ同じ半径Ｒ2に
ある）にわたって加え合わせて、次のような擾乱コイル
とシールディング・コイルの間の相互結合が得られる。
【０１００】
【数３８】
【０１０１】ここで、
【０１０２】
【数３９】
【０１０３】は、擾乱コイルと半径Ｒa1（Ｒｉ1のアナ
ログ）に「還元された」シールディングとの古典的な結
合を表す。乗数因子Ｒａ1／Ｒ2と合わせて、この「還
元」は結合Ｌ2←Dの古典的な値
ログ）に「還元された」シールディングとの古典的な結
合を表す。乗数因子Ｒａ1／Ｒ2と合わせて、この「還
元」は結合Ｌ2←Dの古典的な値
【０１０４】
【数４０】
【０１０５】に対する減少を、Ｌ1←Dの（数式Ｓ）に対
する減少に比べてずっと小さくしている。メイン・コイ
ルとシールディング・コイルは電気的に直列に結合して
いるので、擾乱に対する磁石コイル系の全体的な応答の
中でシールディング・コイルの誘導的応答はメイン・コ
イルのそれより大きくなる。
する減少に比べてずっと小さくしている。メイン・コイ
ルとシールディング・コイルは電気的に直列に結合して
いるので、擾乱に対する磁石コイル系の全体的な応答の
中でシールディング・コイルの誘導的応答はメイン・コ
イルのそれより大きくなる。
【０１０６】全体として、擾乱Ｄと磁石コイル系Ｍとの
新しい結合は次の式で与えられる
新しい結合は次の式で与えられる
【０１０７】
【数４１】
【０１０８】ここで、
【０１０９】
【数４２】
【０１１０】メイン・コイルと同様に、擾乱磁束はシー
ルディングの超伝導体体積からも排除される。普通、こ
の体積はメイン・コイルの超伝導体体積と比べて小さい
ので、この影響は無視することができる。
ルディングの超伝導体体積からも排除される。普通、こ
の体積はメイン・コイルの超伝導体体積と比べて小さい
ので、この影響は無視することができる。
【０１１１】擾乱磁場が磁石装置の内部又は外側の擾乱
コイルによって発生されるか、磁石コイル系自身の小さ
な電流変化によって発生されるか、は磁束排除のメカニ
ズムにとって重要ではない。したがって、磁石コイル系
の自己インダクタンスも古典的な場合に比べて変化す
る。詳しくは、
コイルによって発生されるか、磁石コイル系自身の小さ
な電流変化によって発生されるか、は磁束排除のメカニ
ズムにとって重要ではない。したがって、磁石コイル系
の自己インダクタンスも古典的な場合に比べて変化す
る。詳しくは、
【０１１２】
【数４３】
【０１１３】他のインダクタンスは次のように変化す
る。
る。
【０１１４】
【数４４】
【０１１５】磁石コイル系の新しいインダクタンスは次
のようになる。
のようになる。
【０１１６】
【数４５】
【０１１７】ここで、
【０１１８】
【数４６】
【０１１９】擾乱源Ｄの実効磁場効率に対し、古典的な
誘導的結合（数式Ｋ）の代わりに（５式）にしたがって
磁石と擾乱コイルの間の補正された結合ＬM←Dを代入
し、古典的な自己インダクタンス（数式Ｊ）の代わりに
（６式）にしたがって補正された自己インダクタンスＬ
Mを代入すると次の式が導かれる。
誘導的結合（数式Ｋ）の代わりに（５式）にしたがって
磁石と擾乱コイルの間の補正された結合ＬM←Dを代入
し、古典的な自己インダクタンス（数式Ｊ）の代わりに
（６式）にしたがって補正された自己インダクタンスＬ
Mを代入すると次の式が導かれる。
【０１２０】
【数４７】
【０１２１】上記の式はさらに付加的電流路Ｐ
１，．．，Ｐｎがある場合には以下のように一般化され
る。
１，．．，Ｐｎがある場合には以下のように一般化され
る。
【０１２２】方向Ｍ←Ｐｊ（Ｐｊにおける電流変化がＭ
に電流を誘導する）に関しては、磁石コイル系と付加的
電流路（ｊ＝１，．．，ｎ）の間の結合は、磁石コイル
系と擾乱コイルの間の対応する結合と同程度に減少す
る。
に電流を誘導する）に関しては、磁石コイル系と付加的
電流路（ｊ＝１，．．，ｎ）の間の結合は、磁石コイル
系と擾乱コイルの間の対応する結合と同程度に減少す
る。
【０１２３】
【数４８】
【０１２４】ここで、
【０１２５】
【数４９】
【０１２６】新たな結合ＬPjM（Ｍにおける電流変化が
Ｐｊに電流を誘導する）は次のように計算される。
Ｐｊに電流を誘導する）は次のように計算される。
【０１２７】
【数５０】
【０１２８】ここで、
【０１２９】
【数５１】
【０１３０】ＲPj＞Ｒａ1では、Ｒａ1に「還元された」
コイルＰｊとは、再び、全ての巻き線がより小さな半径
Ｒａ1に縮小したものと定義される（Ｒｉ1のアナロ
グ）。しかし、もしもＲｉ1＜ＲPj＜Ｒａ1 ならば、Ｒ
ａ1に「還元された」コイルはコイルＰｊと同定される
（巻き線はＲａ1に拡大されない）。 ＲPj＜ Ｒｉ1で
は、Ｒｉ1に「還元された」コイルはやはりコイルＰｊ
と同定される、すなわち、この場合、古典理論に対する
補正は何もない。
コイルＰｊとは、再び、全ての巻き線がより小さな半径
Ｒａ1に縮小したものと定義される（Ｒｉ1のアナロ
グ）。しかし、もしもＲｉ1＜ＲPj＜Ｒａ1 ならば、Ｒ
ａ1に「還元された」コイルはコイルＰｊと同定される
（巻き線はＲａ1に拡大されない）。 ＲPj＜ Ｒｉ1で
は、Ｒｉ1に「還元された」コイルはやはりコイルＰｊ
と同定される、すなわち、この場合、古典理論に対する
補正は何もない。
【０１３１】ＲPj＞Ｒａ1では、定数ｆPjは、範囲ｒ＞
ＲPjで（４）を積分して計算される。ＲPj≦Ｒａ1で
は、ｆPj＝１である：
ＲPjで（４）を積分して計算される。ＲPj≦Ｒａ1で
は、ｆPj＝１である：
【０１３２】
【数５２】
【０１３３】したがって、超伝導体の性質による補正は
非対称なインダクタンス行列を生ずる（ＬMPj≠Ｌ
PjM！）。
非対称なインダクタンス行列を生ずる（ＬMPj≠Ｌ
PjM！）。
【０１３４】付加的超伝導電流路Ｐｊと擾乱コイルＤと
の結合ＬPjDも、メイン・コイルの超伝導体物質からの
コイルＤの擾乱磁場の磁束の排除によって多少とも影響
される。
の結合ＬPjDも、メイン・コイルの超伝導体物質からの
コイルＤの擾乱磁場の磁束の排除によって多少とも影響
される。
【０１３５】
【数５３】
【０１３６】ここで、
【０１３７】
【数５４】
【０１３８】付加的超伝導電流路の間の結合も、同じ原
理によって多少とも減少する（指標の順序に注意）。
理によって多少とも減少する（指標の順序に注意）。
【０１３９】
【数５５】
【０１４０】ここで、
【０１４１】
【数５６】
【０１４２】特に、付加的超伝導電流路の自己インダク
タンス（ｊ＝ｋ）も影響される。
タンス（ｊ＝ｋ）も影響される。
【０１４３】擾乱コイルＤの電流１アンペア当たりの作
業容積内の実際の磁場寄与分
業容積内の実際の磁場寄与分
【０１４４】
【数５７】
【０１４５】（以下、「数式Ｔ」と略称する）は、擾乱
コイルＤの古典的な磁場効率（数式Ｒ）に関する（２
式）によって計算され、ここで結合ＬMD、ＬMPj、
ＬPjM、ＬPjD、及びＬPjPkに関する補正された値が（５
式）、（８式）、（９式）、（１０式）、及び（１１
式）にしたがって代入される。
コイルＤの古典的な磁場効率（数式Ｒ）に関する（２
式）によって計算され、ここで結合ＬMD、ＬMPj、
ＬPjM、ＬPjD、及びＬPjPkに関する補正された値が（５
式）、（８式）、（９式）、（１０式）、及び（１１
式）にしたがって代入される。
【０１４６】
【数５８】
【０１４７】ここで、 （数式Ｔ）：擾乱コイルＤの電流１アンペア当たりの作
業容積内のｚ＝０における磁場寄与分であって、その
際、擾乱コイル自身の磁場寄与分、及び超伝導磁石コイ
ル系Ｍと超伝導的に閉じた電流路Ｐ１，．．，Ｐｎに擾
乱コイルの充電時に誘導される電流とによる磁場変化の
磁場寄与分を考慮に入れた磁場寄与分 −α： 大きさ０．１Ｔを超えない磁場変動に関する磁
石コイル系Ｍの体積での平均磁化率。ここで、０＜α≦
１ ｇT＝（ｇM，ｇp1，…，ｇpj，…，ｇpn） ｇpj：電流路Ｐｊの電流１アンペア当たりの作業容積に
おける磁場であって、ｉ≠ｊの電流路Ｐｉ及び磁石コイ
ル系Ｍの磁場寄与分を含まず、擾乱コイルＤの磁場寄与
分を含まない磁場 ｇM ：磁石コイル系Ｍの電流１アンペア当たりの作業容
積における磁場であって、付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐ
ｎの磁場寄与分を含まず、擾乱コイルＤの磁場寄与分を
含まない磁場 ｇD ：擾乱コイルＤの電流１アンペア当たりの作業容積
における磁場であって、付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐｎ
の磁場寄与分を含まず、かつ磁石コイル系Ｍの磁場寄与
分を含まない磁場 Ｌcl： 磁石コイル系Ｍと付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐ
ｎの間及び付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐｎ間の誘導結合
の行列 Ｌcor：インダクタンス行列Ｌcl の補正であって、これ
は磁石コイル系Ｍの体積からの擾乱磁場の完全反磁性的
排除によってもたらされる補正
業容積内のｚ＝０における磁場寄与分であって、その
際、擾乱コイル自身の磁場寄与分、及び超伝導磁石コイ
ル系Ｍと超伝導的に閉じた電流路Ｐ１，．．，Ｐｎに擾
乱コイルの充電時に誘導される電流とによる磁場変化の
磁場寄与分を考慮に入れた磁場寄与分 −α： 大きさ０．１Ｔを超えない磁場変動に関する磁
石コイル系Ｍの体積での平均磁化率。ここで、０＜α≦
１ ｇT＝（ｇM，ｇp1，…，ｇpj，…，ｇpn） ｇpj：電流路Ｐｊの電流１アンペア当たりの作業容積に
おける磁場であって、ｉ≠ｊの電流路Ｐｉ及び磁石コイ
ル系Ｍの磁場寄与分を含まず、擾乱コイルＤの磁場寄与
分を含まない磁場 ｇM ：磁石コイル系Ｍの電流１アンペア当たりの作業容
積における磁場であって、付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐ
ｎの磁場寄与分を含まず、擾乱コイルＤの磁場寄与分を
含まない磁場 ｇD ：擾乱コイルＤの電流１アンペア当たりの作業容積
における磁場であって、付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐｎ
の磁場寄与分を含まず、かつ磁石コイル系Ｍの磁場寄与
分を含まない磁場 Ｌcl： 磁石コイル系Ｍと付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐ
ｎの間及び付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐｎ間の誘導結合
の行列 Ｌcor：インダクタンス行列Ｌcl の補正であって、これ
は磁石コイル系Ｍの体積からの擾乱磁場の完全反磁性的
排除によってもたらされる補正
【０１４８】
【数５９】
【０１４９】（以下、「数式Ｕ」と略称する）：擾乱コ
イルＤと磁石コイル系Ｍ及び電流路Ｐ１，．．，Ｐｎと
の誘導的結合のベクトル
イルＤと磁石コイル系Ｍ及び電流路Ｐ１，．．，Ｐｎと
の誘導的結合のベクトル
【０１５０】
【数６０】
【０１５１】（以下、「数式Ｖ」と略称する）：結合ベ
クトル（数式Ｕ）の補正であって、これは磁石コイル系
Ｍの体積からの擾乱磁場の完全反磁性的排除によっても
たらされる補正電流路Ｐｊが異なる半径の部分コイルを
備える場合、Ｐｊに属する補正項Ｌco r及び（数式Ｖ）
の行列要素は、各部分コイルを最初は個別電流路として
扱い、その後全ての部分コイルの補正項を加えるという
仕方で計算しなければならない。この和が電流路Ｐｊの
行列要素である。
クトル（数式Ｕ）の補正であって、これは磁石コイル系
Ｍの体積からの擾乱磁場の完全反磁性的排除によっても
たらされる補正電流路Ｐｊが異なる半径の部分コイルを
備える場合、Ｐｊに属する補正項Ｌco r及び（数式Ｖ）
の行列要素は、各部分コイルを最初は個別電流路として
扱い、その後全ての部分コイルの補正項を加えるという
仕方で計算しなければならない。この和が電流路Ｐｊの
行列要素である。
【０１５２】超伝導シム・デバイスＳの磁場効率（数式
Ｅ）を計算するには、（数式Ｔ）に関して上で導出した
式を用いることができるが、そこでシム・デバイスＳと
の結合で、磁石コイル系Ｍ及び付加的超伝導電流路Ｐ
１，．．，Ｐｎと擾乱コイルＤとの結合を置き換えなけ
ればならない。
Ｅ）を計算するには、（数式Ｔ）に関して上で導出した
式を用いることができるが、そこでシム・デバイスＳと
の結合で、磁石コイル系Ｍ及び付加的超伝導電流路Ｐ
１，．．，Ｐｎと擾乱コイルＤとの結合を置き換えなけ
ればならない。
【０１５３】超伝導シム・デバイスＳの磁場効率（数式
Ｅ）は、普通、実質的にゼロでなければならない。シム
・デバイスによって作業容積内に磁場が生ずることはシ
ム動作で問題を生じ、シム電流の導入後磁石コイル系の
電流を再調整して作業容積内の磁場が再び所望の値にな
るようにする必要があるかもしれない。
Ｅ）は、普通、実質的にゼロでなければならない。シム
・デバイスによって作業容積内に磁場が生ずることはシ
ム動作で問題を生じ、シム電流の導入後磁石コイル系の
電流を再調整して作業容積内の磁場が再び所望の値にな
るようにする必要があるかもしれない。
【０１５４】磁石コイル系Ｍ、シム・デバイスＳ、及び
超伝導的に閉じた付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐｎを備え
る多くの超伝導磁石装置Ｍ、Ｓ、Ｐ１，．．，Ｐｎにお
いては、古典的に計算された磁場効率（数式Ｎ）と本発
明の方法に従って計算された磁場効率（数式Ｅ）の間に
大きな差はない。メイン・コイルＣ１，シールディング
・コイルＣ２，及び部分コイルが二つの異なる半径に分
配されているＺ2シム・デバイスを備えたアクティブ・
シールド磁石コイル系は、超伝導体物質の磁気遮蔽挙動
が小さな磁場変化に関するシム・デバイスの磁場効率
（数式Ｅ）に相当な影響を及ぼす磁石装置である。Ｚ2
シム・デバイスの半径方向内側部分コイルは、主に磁石
の軸ｚ方向にｚ2依存性を有する磁場を生ずる。半径方
向外側部分コイルは実質的にｚ軸に沿って一定な磁場を
生ずる。この磁場寄与分は、半径方向内側部分コイルの
一定磁場寄与分を補償して、作業容積におけるシム・デ
バイスの全磁場効率（数式Ｅ）がゼロになるようにす
る。このシム・デバイスの半径方向内側部分コイルは普
通アクティブ・シールド磁石コイル系のメイン・コイル
Ｃ１の領域にあり、半径方向外側部分コイルはシールデ
ィングＣ２の領域にある。このようなシム・デバイスに
は、部分コイルが単一半径上にある装置と比べてよりコ
ンパクトであり、その結果、磁石コイル系のためにより
多くのスペースを提供できるという利点がある。
超伝導的に閉じた付加的電流路Ｐ１，．．，Ｐｎを備え
る多くの超伝導磁石装置Ｍ、Ｓ、Ｐ１，．．，Ｐｎにお
いては、古典的に計算された磁場効率（数式Ｎ）と本発
明の方法に従って計算された磁場効率（数式Ｅ）の間に
大きな差はない。メイン・コイルＣ１，シールディング
・コイルＣ２，及び部分コイルが二つの異なる半径に分
配されているＺ2シム・デバイスを備えたアクティブ・
シールド磁石コイル系は、超伝導体物質の磁気遮蔽挙動
が小さな磁場変化に関するシム・デバイスの磁場効率
（数式Ｅ）に相当な影響を及ぼす磁石装置である。Ｚ2
シム・デバイスの半径方向内側部分コイルは、主に磁石
の軸ｚ方向にｚ2依存性を有する磁場を生ずる。半径方
向外側部分コイルは実質的にｚ軸に沿って一定な磁場を
生ずる。この磁場寄与分は、半径方向内側部分コイルの
一定磁場寄与分を補償して、作業容積におけるシム・デ
バイスの全磁場効率（数式Ｅ）がゼロになるようにす
る。このシム・デバイスの半径方向内側部分コイルは普
通アクティブ・シールド磁石コイル系のメイン・コイル
Ｃ１の領域にあり、半径方向外側部分コイルはシールデ
ィングＣ２の領域にある。このようなシム・デバイスに
は、部分コイルが単一半径上にある装置と比べてよりコ
ンパクトであり、その結果、磁石コイル系のためにより
多くのスペースを提供できるという利点がある。
【０１５５】図２から図４までに見られるように、シム
・デバイスの部分コイルはアクティブ・シールド磁石コ
イル系のメイン・コイルＣ１の領域にある限り古典的な
挙動を示す。しかし、それが半径方向でさらに外側に位
置する場合、その実効磁場効率は磁石コイル系の超伝導
物質の磁気遮蔽挙動によって増強される。それは、Ｚ 2
シム・デバイスが二つの半径に配分されている場合、半
径方向外側部分コイルの実効磁場効率は古典的モデルに
よって予期されるよりも大きいということを意味する。
このようなシム・デバイスを古典的モデルにしたがって
寸法設計すると（すなわち、（数式Ｎ）＝０）、実際の
実効磁場効率（数式Ｅ）はゼロと相当に異なることにな
る。
・デバイスの部分コイルはアクティブ・シールド磁石コ
イル系のメイン・コイルＣ１の領域にある限り古典的な
挙動を示す。しかし、それが半径方向でさらに外側に位
置する場合、その実効磁場効率は磁石コイル系の超伝導
物質の磁気遮蔽挙動によって増強される。それは、Ｚ 2
シム・デバイスが二つの半径に配分されている場合、半
径方向外側部分コイルの実効磁場効率は古典的モデルに
よって予期されるよりも大きいということを意味する。
このようなシム・デバイスを古典的モデルにしたがって
寸法設計すると（すなわち、（数式Ｎ）＝０）、実際の
実効磁場効率（数式Ｅ）はゼロと相当に異なることにな
る。
【０１５６】第１近似では、パラメータαはメイン・コ
イルＣ１の体積の超伝導体部分である。パラメータαを
決定する最も正確な仕方は、付加的超伝導電流路Ｓ、Ｐ
１，．．，Ｐｎなしの磁石コイル系Ｍの擾乱実験に基づ
くものである。大きな半径を有する擾乱コイルが特に適
当である。次の手順が勧められる。
イルＣ１の体積の超伝導体部分である。パラメータαを
決定する最も正確な仕方は、付加的超伝導電流路Ｓ、Ｐ
１，．．，Ｐｎなしの磁石コイル系Ｍの擾乱実験に基づ
くものである。大きな半径を有する擾乱コイルが特に適
当である。次の手順が勧められる。
【０１５７】１．磁石コイル系において実質的に均一で
ある擾乱（例えば、大きな半径の擾乱コイルによるも
の）に関する磁石コイル系の変数（数式Ｇ）の実験的決
定。ここで、 （数式Ｈ）：擾乱コイルＤの電流１アンペア当たり磁石
装置の作業容積内で測定される磁場変化 ｇD ：磁石コイル系Ｍの磁場寄与分なしでの擾乱コイル
Ｄの電流１アンペア当たりの作業容積内の磁場 ２．同じ擾乱コイルに関する変数（数式Ｉ）の決定。こ
こで、 ｇM：磁石コイル系Ｍの電流１アンペア当たりの作業容
積内の磁場 （数式Ｊ）：磁石コイル系Ｍのインダクタンス （数式Ｋ）：擾乱コイルＤと磁石コイル系Ｍとの誘導的
結合 ３．次式からのパラメータαの決定。
ある擾乱（例えば、大きな半径の擾乱コイルによるも
の）に関する磁石コイル系の変数（数式Ｇ）の実験的決
定。ここで、 （数式Ｈ）：擾乱コイルＤの電流１アンペア当たり磁石
装置の作業容積内で測定される磁場変化 ｇD ：磁石コイル系Ｍの磁場寄与分なしでの擾乱コイル
Ｄの電流１アンペア当たりの作業容積内の磁場 ２．同じ擾乱コイルに関する変数（数式Ｉ）の決定。こ
こで、 ｇM：磁石コイル系Ｍの電流１アンペア当たりの作業容
積内の磁場 （数式Ｊ）：磁石コイル系Ｍのインダクタンス （数式Ｋ）：擾乱コイルＤと磁石コイル系Ｍとの誘導的
結合 ３．次式からのパラメータαの決定。
【０１５８】
【数６１】
【０１５９】ここで、 （数式Ｌ）：磁気インダクタンス（数式Ｊ）の補正であ
って、磁石コイル系Ｍの体積からの擾乱磁場の完全反磁
性的排除によって生ずる補正 （数式Ｍ）：擾乱コイルＤと磁石コイル系Ｍとの誘導的
結合（数式Ｋ）の補正であって、磁石コイル系Ｍの体積
からの擾乱磁場の完全反磁性的排除によって生ずる補正 以下、上記特許請求の範囲並びに詳細な説明で使用した
数式の略称をリストとして列記する。
って、磁石コイル系Ｍの体積からの擾乱磁場の完全反磁
性的排除によって生ずる補正 （数式Ｍ）：擾乱コイルＤと磁石コイル系Ｍとの誘導的
結合（数式Ｋ）の補正であって、磁石コイル系Ｍの体積
からの擾乱磁場の完全反磁性的排除によって生ずる補正 以下、上記特許請求の範囲並びに詳細な説明で使用した
数式の略称をリストとして列記する。
【０１６０】
【数６２】
【０１６１】
【発明の効果】シム・デバイスの寸法設計のための本発
明の方法は、磁石コイル系における超伝導体の磁気遮蔽
挙動を有利に考慮に入れている。この方法は、シム・デ
バイスの充電時の磁石システムの挙動を計算し、それに
より磁石コイル系及び付加的電流路に誘導される電流変
化を考慮に入れて、本発明の全ての実施形態の寸法設計
を可能にする。この方法は、付加的電流路の間の、磁石
コイル系との、及びシム・デバイスとの誘導的結合及び
全ての自己誘導に関する、対応する量に荷重因子αによ
って影響を及ぼす補正項の計算に基づいている。従来の
方法に比べて、この方法は、シム・デバイスの作業容積
における磁場強度（数式Ｅ）の計算値と測定値の間の対
応を改善する。特に、（数式Ｅ）は実質的にゼロにする
ことができる。
明の方法は、磁石コイル系における超伝導体の磁気遮蔽
挙動を有利に考慮に入れている。この方法は、シム・デ
バイスの充電時の磁石システムの挙動を計算し、それに
より磁石コイル系及び付加的電流路に誘導される電流変
化を考慮に入れて、本発明の全ての実施形態の寸法設計
を可能にする。この方法は、付加的電流路の間の、磁石
コイル系との、及びシム・デバイスとの誘導的結合及び
全ての自己誘導に関する、対応する量に荷重因子αによ
って影響を及ぼす補正項の計算に基づいている。従来の
方法に比べて、この方法は、シム・デバイスの作業容積
における磁場強度（数式Ｅ）の計算値と測定値の間の対
応を改善する。特に、（数式Ｅ）は実質的にゼロにする
ことができる。
【図１】本発明の実施の形態に係る超伝導磁石装置の縦
断面図である。
断面図である。
【図２】付加的超伝導閉電流路なしのアクティブ・シー
ルド超伝導磁石コイル系におけるシム・デバイスの部分
コイルに関して既存の方法で計算された電流１アンペア
当たりの実効磁場強度ｇeff,clを、その部分コイルの還
元半径ρ（磁石コイル系のメイン・コイルの外径で規格
化された半径）の関数として示す図である。
ルド超伝導磁石コイル系におけるシム・デバイスの部分
コイルに関して既存の方法で計算された電流１アンペア
当たりの実効磁場強度ｇeff,clを、その部分コイルの還
元半径ρ（磁石コイル系のメイン・コイルの外径で規格
化された半径）の関数として示す図である。
【図３】付加的電流路なしのアクティブ・シールド超伝
導磁石コイル系におけるシム・デバイスのある個別部分
コイルに関して本発明の方法で計算された電流１アンペ
ア当たりの実効磁場強度ｇeffを、その部分コイルの還
元半径ρ（磁石コイル系のメイン・コイルの外径で規格
化された半径）の関数として示す図である。
導磁石コイル系におけるシム・デバイスのある個別部分
コイルに関して本発明の方法で計算された電流１アンペ
ア当たりの実効磁場強度ｇeffを、その部分コイルの還
元半径ρ（磁石コイル系のメイン・コイルの外径で規格
化された半径）の関数として示す図である。
【図４】図２及び３の変数geff,clとｇeffの差を、その
部分コイルの還元半径ρ（磁石コイル系のメイン・コイ
ルの外径で規格化された半径）の関数として示す図であ
る。
部分コイルの還元半径ρ（磁石コイル系のメイン・コイ
ルの外径で規格化された半径）の関数として示す図であ
る。
Ｃ１，Ｃ２ 同軸コイル系 Ｍ 磁石コイル系 Ｐ１，．．，Ｐｎ 付加的超伝導閉電流路 Ｓ シム・デバイス α 平均磁化率 ｇpj，ｇM，ｇS 磁場 Ｌcl 誘導結合の行列 Ｌcor インダクタンス行列Ｌclの補正
フロントページの続き (72)発明者 アンドレアス アマン スイス国 チューリッヒ ツェーハー− 8008 ネベルバッハシュトラーセ ７ (72)発明者 ウェーナー ツチョツプ スイス国 フォルヒ ツェーハー−8127 エゲンベルグシュトラーセ 11
Claims (9)
- 【請求項１】 少なくとも１つの電流が流れる超伝導磁
石コイルを含む磁石コイル系（Ｍ）と、少なくとも１つ
の超伝導シム・コイルを含むシム・デバイス（Ｓ）と、
オプションとして１つ以上の付加的超伝導閉電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）を備え、ｚ＝０を中心に配置された作
業容積内にｚ軸方向の磁場を発生する超伝導磁石装置
（Ｍ、Ｓ、Ｐ１、．．、Ｐｎ）であって、動作時に誘導
される電流によって該付加的電流路（Ｐ１，．．，Ｐ
ｎ）により作業容積内に発生されるｚ軸方向の磁場が
０．１テスラという大きさを超えず、該シム・デバイス
（Ｓ）がｚ軸に沿って偶数のべきｋ＞０でｚのｋ乗で変
化する磁場を発生する該超伝導磁石装置において、シム
・デバイス（Ｓ）が、変数 【数１】 （以下、「数式Ａ」と略称する）が実質的にゼロであ
り、 【数２】 （以下、「数式Ｂ」と略称する）の絶対値がゼロより
大、特にアンペア当たり０．２ミリテスラより大である
ように設計され、これらの変数は以下の定義： −α：０．１Ｔという大きさを超えない磁場変動に関す
る磁石コイル系（Ｍ）の体積における平均磁化率（０＜
α≦１）、 ｇT＝（ｇM，ｇp1，…，ｇpj，…，ｇpn）、 ｇpj：電流路Ｐｊの電流１アンペア当たりの作業容積に
おける磁場であって、ｉ≠ｊの電流路Ｐｉの磁場寄与分
及び磁石コイル系（Ｍ）の磁場寄与分を含まず、シム・
デバイス（Ｓ）の磁場寄与分も含まない磁場、 ｇM ：磁石コイル系（Ｍ）の電流１アンペア当たりの作
業容積における磁場であって、付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）の磁場寄与分を含まず、 シム・デバイス（Ｓ）の磁場寄与分も含まない磁場、 ｇS ：シム・デバイス（Ｓ）の電流１アンペア当たりの
作業容積における磁場であって、付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）の磁場寄与分及び磁石コイル系（Ｍ）
の磁場寄与分を含まない磁場、 Ｌcl： 磁石コイル系（Ｍ）と付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）の間の及び付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）間の誘導結合の行列、 Ｌcor：インダクタンス行列Ｌclの補正であって、これ
は磁石コイル系（Ｍ）の体積からの擾乱磁場の完全反磁
性的排除によって生ずる補正、 【数３】 （以下、「数式Ｃ」と略称する）：シム・デバイス
（Ｓ）と磁石コイル系（Ｍ）及び付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）との誘導的結合のベクトル、 【数４】 （以下、「数式Ｄ」と略称する）：結合ベクトル（数式
Ｃ）の補正であって、これは磁石コイル系（Ｍ）の体積
からの擾乱磁場の完全反磁性的排除によって生ずる補
正、を有することを特徴とする超伝導磁石装置。 - 【請求項２】 該超伝導磁石コイル系（Ｍ）が、電気的
に直列に結合された半径方向内側及び半径方向外側の同
軸コイル系（Ｃ１，Ｃ２）を備え、これら二つのコイル
系がそれぞれ作業容積内にｚ軸方向に反対向きの１つの
磁場を発生することを特徴とする請求項１記載の磁石装
置。 - 【請求項３】 該磁石コイル系（Ｍ）が動作時に超伝導
的に短絡される第１の電流路を形成し、該磁石コイル系
（Ｍ）に電気的に結合されていない擾乱補償コイルが該
磁石コイル系（Ｍ）と同軸的に配置されて動作時に超伝
導的に短絡される別の電流路（Ｐ１）を形成することを
特徴とする請求項１又は２のいずれかに記載の磁石装
置。 - 【請求項４】 少なくとも１つの付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）は超伝導スイッチで橋絡される磁石コ
イル系（Ｍ）の一部であることを特徴とする請求項１乃
至３のいずれかに記載の磁石装置。 - 【請求項５】 該超伝導シム・デバイス（Ｓ）が作業容
積の領域でｚ軸上でｚ２依存性を有する磁場を発生する
ことを特徴とする請求項１乃至４のいずれかに記載の磁
石装置。 - 【請求項６】 該超伝導シム・デバイス（Ｓ）が異なる
半径に巻かれた部分コイルを含むことを特徴とする請求
項１乃至５のいずれかに記載の磁石装置。 - 【請求項７】 該超伝導シム・デバイス（Ｓ）が超伝導
磁石コイル系（Ｍ）から誘導的に分離されていることを
特徴とする請求項１乃至６のいずれかに記載の磁石装
置。 - 【請求項８】 請求項１乃至７項のいずれかに記載の磁
石装置における該超伝導シム・デバイス（Ｓ）の寸法を
設計する方法であって、シム・デバイス（Ｓ）の電流１
アンペア当たりの作業容積内のｚ＝０における磁場変化
に対応する変数 【数５】 （以下、「数式Ｅ」と略称する）が、残りの磁石装置
（Ｍ、Ｐ１、．．、Ｐｎ）に誘導される電流によって発
生される磁場を考慮に入れて： 【数６】 と計算され、ここで諸変数が以下の定義： −α：０．１Ｔという大きさを超えない磁場変動に関す
る磁石コイル系（Ｍ）の体積における平均磁化率（０＜
α≦１）、 ｇT＝（ｇM，ｇp1，…，ｇpj，…，ｇpn）、 ｇpj：電流路Ｐｊの電流１アンペア当たりの作業容積に
おける磁場であって、ｉ≠ｊの電流路Ｐｉの磁場寄与分
及び磁石コイル系（Ｍ）の磁場寄与分を含まず、シム・
デバイス（Ｓ）の磁場寄与分も含まない磁場、 ｇM ：磁石コイル系（Ｍ）の電流１アンペア当たりの作
業容積における磁場であって、付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）の磁場寄与分を含まず、 シム・デバイス（Ｓ）の磁場寄与分も含まない磁場、 ｇS ：シム・デバイス（Ｓ）の電流１アンペア当たりの
作業容積における磁場であって、付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）の磁場寄与分及び磁石コイル系（Ｍ）
の磁場寄与分を含まない磁場、 Ｌcl： 磁石コイル系（Ｍ）と付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）の間の、及び付加的電流路（Ｐ
１，．．，Ｐｎ）間の誘導結合の行列、 Ｌcor：インダクタンス行列Ｌclの補正であって、これ
は磁石コイル系（Ｍ）の体積からの擾乱磁場の完全反磁
性的排除によって生ずる補正、 （数式Ｃ）：シム・デバイス（Ｓ）と磁石コイル系
（Ｍ）及び付加的電流路（Ｐ１，．．，Ｐｎ）との誘導
的結合のベクトル、 （数式Ｄ）：結合ベクトル（数式Ｃ）の補正であって、
これは磁石コイル系（Ｍ）の体積からの擾乱磁場の完全
反磁性的排除によって生ずる補正、を有することを特徴
とする方法。 - 【請求項９】 パラメータαが、磁石コイル系（Ｍ）の
体積内に均一な擾乱磁場を生ずる擾乱コイル（Ｄ）に応
答する磁石コイル系（Ｍ）［電流路（Ｐ１，．．，Ｐ
ｎ）はなく、シム・デバイス（Ｓ）もない］の変数β
expの測定、及び次式、すなわち： 【数７】 （以下、「数式Ｆ」と略称する）ここで、 【数８】 （以下、「数式Ｇ」と略称する）ここで、 【数９】 （以下、「数式Ｈ」と略称する）：擾乱コイル（Ｄ）の
電流１アンペア当たり磁石装置の作業容積内で測定され
る磁場変化、 【数１０】 （以下、「数式Ｉ」と略称する）ここで、 ｇM：磁石コイル系Ｍの電流１アンペア当たりの作業容
積内の磁場、 ｇD：磁石コイル系（Ｍ）の磁場寄与分なしでの擾乱コ
イル（Ｄ）の電流１アンペア当たりの作業容積内の磁
場、 【数１１】 （以下、「数式Ｊ」と略称する）：磁石コイル系（Ｍ）
のインダクタンス、 【数１２】 （以下、「数式Ｋ」と略称する）：擾乱コイル（Ｄ）と
磁石コイル系（Ｍ）との誘導的結合、 【数１３】 （以下、「数式Ｌ」と略称する）：磁気インダクタンス
（数式Ｊ）の補正であって、磁石コイル系（Ｍ）の体積
からの擾乱磁場の完全反磁性的排除によって生ずる補
正、 【数１４】 （以下、「数式Ｍ」と略称する）：擾乱コイル（Ｄ）と
磁石コイル系（Ｍ）との誘導的結合（数式Ｊ）の補正で
あって、磁石コイル系Ｍの体積からの擾乱磁場の完全反
磁性的排除によって生ずる補正、（数式Ｆ）への該変数
βexpの代入によって実験的に決定されることを特徴と
する請求項８記載の方法。
Applications Claiming Priority (2)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| DE10041683.7 | 2000-08-24 | ||
| DE10041683A DE10041683C2 (de) | 2000-08-24 | 2000-08-24 | Supraleitende Shimvorrichtung in einer supraleitenden Magnetanordnung und Verfahren zu deren Dimensionierung |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JP2002124409A true JP2002124409A (ja) | 2002-04-26 |
| JP3689028B2 JP3689028B2 (ja) | 2005-08-31 |
Family
ID=7653700
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP2001255268A Expired - Fee Related JP3689028B2 (ja) | 2000-08-24 | 2001-08-24 | 超伝導磁石装置における超伝導シム・デバイスの寸法設計方法、及び超伝導磁石装置 |
Country Status (4)
| Country | Link |
|---|---|
| US (1) | US6496091B2 (ja) |
| EP (1) | EP1182464B1 (ja) |
| JP (1) | JP3689028B2 (ja) |
| DE (2) | DE10041683C2 (ja) |
Families Citing this family (9)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| US6489872B1 (en) * | 1999-05-06 | 2002-12-03 | New Mexico Resonance | Unilateral magnet having a remote uniform field region for nuclear magnetic resonance |
| DE10046182C2 (de) * | 2000-09-19 | 2002-08-01 | Bruker Ag Faellanden | Magnetanordnung mit einem supraleitenden Magnetspulensystem und einer magnetischen Feldform-Vorrichtung sowie Verfahren zur Dimensionierung |
| DE10060284C2 (de) * | 2000-12-05 | 2003-07-17 | Bruker Biospin Ag Faellanden | Magnetanordnung mit einem aktiv abgeschirmten supraleitenden Magnetspulensytem und einem zusätzlichen Strompfad zur Streufeldunterdrückung im Quenchfall |
| DE10227877B4 (de) * | 2002-06-22 | 2006-11-09 | Bruker Biospin Ag | Aktiv abgeschirmte, supraleitende Magnetanordnung mit einer Vorrichtung zur zusätzlichen Streufeldoptimierung |
| US6977571B1 (en) | 2004-11-08 | 2005-12-20 | General Electric Company | Secondary coil circuit for use with a multi-section protected superconductive magnet coil circuit |
| KR100635885B1 (ko) * | 2004-12-14 | 2006-10-18 | 한국기초과학지원연구원 | 고균등 고자장 발생용 초전도 자석의 설계방법 |
| US7570141B2 (en) * | 2005-12-05 | 2009-08-04 | General Electric Company | Method of designing a shim coil to reduce field settling time |
| DE102007021463B4 (de) * | 2007-05-08 | 2012-05-16 | Bruker Biospin Ag | Supraleitende Magnetanordnung mit hysteresenfreier Feldspule |
| AU2010327289B2 (en) * | 2009-12-02 | 2015-05-28 | Nanalysis Corp. | Method and apparatus for producing homogeneous magnetic fields |
Family Cites Families (2)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| GB9016184D0 (en) * | 1990-07-24 | 1990-09-05 | Oxford Magnet Tech | Magnet assembly |
| US5701075A (en) * | 1996-01-04 | 1997-12-23 | General Electric Company | Magnetic resonance imaging shimming by superconducting gradient shield |
-
2000
- 2000-08-24 DE DE10041683A patent/DE10041683C2/de not_active Expired - Lifetime
-
2001
- 2001-07-09 EP EP01115746A patent/EP1182464B1/de not_active Expired - Lifetime
- 2001-07-09 DE DE50107554T patent/DE50107554D1/de not_active Expired - Lifetime
- 2001-08-17 US US09/930,955 patent/US6496091B2/en not_active Expired - Lifetime
- 2001-08-24 JP JP2001255268A patent/JP3689028B2/ja not_active Expired - Fee Related
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| US6496091B2 (en) | 2002-12-17 |
| EP1182464A2 (de) | 2002-02-27 |
| EP1182464B1 (de) | 2005-09-28 |
| US20020047763A1 (en) | 2002-04-25 |
| DE50107554D1 (de) | 2005-11-03 |
| DE10041683A1 (de) | 2002-03-21 |
| EP1182464A3 (de) | 2003-08-20 |
| JP3689028B2 (ja) | 2005-08-31 |
| DE10041683C2 (de) | 2002-07-11 |
Similar Documents
| Publication | Publication Date | Title |
|---|---|---|
| Gabrielse et al. | Self‐shielding superconducting solenoid systems | |
| US7098663B1 (en) | Systems, methods and apparatus of an actively shielded superconducting magnet drift compensation coil | |
| JPH1094532A (ja) | 磁場発生用コイルユニットおよびコイル巻装方法 | |
| US5426366A (en) | Magnetic resonance apparatus comprising a superconducting magnet | |
| AU658348B2 (en) | Screened electromagnetic coil of restricted length having optimized field and method | |
| US4974113A (en) | Shielding superconducting solenoids | |
| JP3761802B2 (ja) | 超伝導磁石装置の擾乱挙動を最適化する付加的電流路の寸法設定方法 | |
| JP2002124409A (ja) | 超伝導磁石装置における超伝導シム・デバイスの寸法設計方法、及び超伝導磁石装置 | |
| JP2001060510A (ja) | 磁場擾乱に対する補償が改善されたアクティブ・シールド超伝導磁石装置及び超伝導磁石装置の設計と最適化のための方法 | |
| US20100079144A1 (en) | Magnets for use in magnetic resonance imaging | |
| US6777938B2 (en) | NMR magnet coil system with separate superconducting short-circuited regions for drift compensation as well as method for operation thereof | |
| JP2002158108A (ja) | 付加的通電コイル系を有する磁石装置及びその寸法設計方法 | |
| US20050110494A1 (en) | Additional fringe field shield for a superconducting magnet coil system | |
| EP1546751A1 (en) | Magnet assembly | |
| Noguchi et al. | Optimal design method for MRI superconducting magnets with ferromagnetic shield | |
| US6670878B2 (en) | Magnet arrangement comprising a superconducting magnet coil system and a magnetic field forming device and a dimensioning method | |
| EP1286173B1 (en) | Extended Maxwell pair gradient coils | |
| US6972652B2 (en) | Method for homogenizing a super-conducting NMR magnet | |
| Zhou et al. | Magnetic coupling enhancement using a flux transformer | |
| Weth et al. | A hybrid method using BEM and FDM for the calculation of 2-D magnetic fields including materials with field-dependent permeability | |
| Eregin et al. | Formation of homogeneous field in a shielded superconducting solenoid for an MRI | |
| JPH0461103A (ja) | 永久電流超電導マグネット装置 | |
| Jin et al. | Design and Test Results of an Actively Shielded Superconducting Magnet for Magnetic Resonance Imaging |
Legal Events
| Date | Code | Title | Description |
|---|---|---|---|
| A131 | Notification of reasons for refusal |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: A131 Effective date: 20041109 |
|
| A521 | Written amendment |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: A523 Effective date: 20050209 |
|
| TRDD | Decision of grant or rejection written | ||
| A01 | Written decision to grant a patent or to grant a registration (utility model) |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: A01 Effective date: 20050517 |
|
| A61 | First payment of annual fees (during grant procedure) |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: A61 Effective date: 20050609 |
|
| R150 | Certificate of patent or registration of utility model |
Ref document number: 3689028 Country of ref document: JP Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R150 Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R150 |
|
| FPAY | Renewal fee payment (event date is renewal date of database) |
Free format text: PAYMENT UNTIL: 20080617 Year of fee payment: 3 |
|
| FPAY | Renewal fee payment (event date is renewal date of database) |
Free format text: PAYMENT UNTIL: 20090617 Year of fee payment: 4 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| FPAY | Renewal fee payment (event date is renewal date of database) |
Free format text: PAYMENT UNTIL: 20090617 Year of fee payment: 4 |
|
| FPAY | Renewal fee payment (event date is renewal date of database) |
Free format text: PAYMENT UNTIL: 20100617 Year of fee payment: 5 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| FPAY | Renewal fee payment (event date is renewal date of database) |
Free format text: PAYMENT UNTIL: 20110617 Year of fee payment: 6 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| FPAY | Renewal fee payment (event date is renewal date of database) |
Free format text: PAYMENT UNTIL: 20120617 Year of fee payment: 7 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| FPAY | Renewal fee payment (event date is renewal date of database) |
Free format text: PAYMENT UNTIL: 20130617 Year of fee payment: 8 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| R250 | Receipt of annual fees |
Free format text: JAPANESE INTERMEDIATE CODE: R250 |
|
| LAPS | Cancellation because of no payment of annual fees |