JP2003302453A

JP2003302453A - 核磁気共鳴装置におけるｚ軸方向の均一静磁場に影響を与える方法、及び核磁気共鳴共振器

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Publication number: JP2003302453A
Application number: JP2003020539A
Authority: JP
Inventors: Daniel Marek; マーレックダニエル
Original assignee: Bruker Biospin SAS
Current assignee: Bruker Biospin SAS
Priority date: 2002-01-29
Filing date: 2003-01-29
Publication date: 2003-10-24
Anticipated expiration: 2023-01-29
Also published as: EP1331489A2; EP1331489B1; JP4363856B2; EP1331489A3; US20030141871A1; US6747455B2; DE10203279C1

Abstract

(57)【要約】（修正有）【課題】ＮＭＲ装置において超伝導ＲＦコイルによっ
て引き起こされる静磁場を不均一にする擾乱を補正する
方法、及び核磁気共鳴共振器を提供する。【解決手段】ＲＦコイルの超伝導成分が原因となって
擾乱が生ずるＮＭＲ装置において静磁場Ｂ₀のＺ軸方向
に影響を与える方法であって、ＲＦコイルの超伝導成分
はｚ方向でサンプルのＲＦ活性領域を超えて延伸して、
静磁場Ｂ₀に影響を与える方法である。ＲＦコイルの超
伝導成分は十分な強度の付加的磁場にさらされ、サンプ
ルのＲＦ活性領域の近傍に配置されたＲＦコイルの超伝
導成分の全ての超伝導構造が最大に磁化され、ｚ軸に沿
ってＢ₀に対して直角方向のそれらの磁化が実質的に一
定でゼロと等しくない値をとることを特徴とする。また
ＮＭＲ共振器の超伝導導体構造は測定サンプルからある
半径方向間隔に配置され、該超伝導体構造がｚ方向で測
定サンプルのＲＦ活性部分を超えて延伸するＮＭＲ共振
器を採用する。

Description

【発明の詳細な説明】

【０００１】

【発明の属する技術分野】本発明は、核磁気共鳴（ＮＭ
Ｒ）装置の測定容積内のサンプルからＮＭＲ信号を受信
する無線周波数（ＲＦ）コイルの超伝導成分によって生
ずる擾乱がある核磁気共鳴（ＮＭＲ）装置において、該
ＲＦコイルの超伝導成分がｚ方向にサンプルのＲＦ活性
領域を超えて突出し、該擾乱がサンプルのＲＦ活性領域
における均一静磁場Ｂ₀のｚ成分に影響する、ｚ軸方向
の均一静磁場Ｂ₀に影響を与える方法に関する。本発明
はまた、ＮＭＲ装置の研究容積における測定サンプルへ
の、及び／又は、からの１つ以上の所望の共鳴周波数で
ＲＦ信号を放出する、及び／又は、受信する少なくとも
１つのＲＦ（ラジオ周波数）コイルが座標原点（ｘ、
ｙ、ｚ＝０）を中心に配置され、ｚ軸方向に均一磁場Ｂ
₀を生成する手段を有するＮＭＲ（核磁気共鳴）共振器
であって、該ＮＭＲ共振器の超伝導導体構造が該測定サ
ンプルから半径方向（ｘ,ｙ）に隔離され、該超伝導導
体構造がｚ方向に測定サンプルのＲＦ活性部分を超えて
突出しているＮＭＲ共振器に関する。

【０００２】

【従来の技術】該当するデバイスは西独国特許出願公開
第１０１５０１３１．５−３３号明細書（引用参照
文献［６］）に開示されているが、これは本発明に関す
る従来技術を構成しない。

【０００３】ＮＭＲは非常に卓越した分析方法である
が、その感度はあまり高くない。従来技術によると、冷
却された、特に超伝導のラジオ周波数コイルを使用する
ことによってＳ／Ｎ（信号対雑音）比をかなり改善する
ことが可能である（参考文献［１］参照）。ＮＭＲ受信
システム（ＲＦ受信コイル）における超伝導体の使用に
関わる主な問題は、その静的磁化である。もしもコント
ロールされない場合、それは、線幅を不都合なほど大き
くする強度の磁場擾乱をサンプル内部に生ずる可能性が
ある。この望ましくない磁化を最小に抑える方法がいく
つか発表されている（参考文献［２］,［３］,
［４］）。しかし、記載された方法は複雑であり、さら
に以下に述べるような欠点がある。特に、参考文献
［１］によるコイルでは、その後の横方向磁場に応答し
て相当大きな擾乱磁場が生ずる。

【０００４】他の利点に加えて、このような擾乱に影響
されないコイル配置には２つのクラスがあり（参考文献
［５］と［６］に記載されている）、それらは参考文献
［２］，［３］の方法を用いる場合も、上述の参考文献
［１］のコイル・タイプよりも優れている。

【０００５】それらの利点にも関わらず、参考文献
［５］又は［６］のコイルは、一様に磁化されない場合
にはその好ましい性質を失ってしまう。

【０００６】参考文献［２］で詳しく示されているよう
に、タイプIIの超伝導体の巨視的な磁化は超伝導体の内
部の閉じた路を流れる誘導電流によって生ずる。これは
その超伝導体の過去の履歴によって決まるものであり、
外部条件が変わらない限り、超伝導体の抵抗がゼロであ
るため実際上限りない時間にわたって一定にとどまる。
この電流が超伝導体の外側に磁場を発生させ、それはサ
ンプル体積内に望ましくない強い磁場擾乱を生ずる可能
性がある。

【０００７】超伝導ＲＦコイルが生ずる静磁場の不均一
性によるスペクトルの擾乱は、従来次のような戦略によ
って最小に抑えられてきた。

【０００８】Ａ．従来技術によるスペクトルの擾乱の
最小化Ａ１．発生し得る最大な磁化の大きさを最小にする
（コイルを十分狭いストリップに細分することによる
（参考文献［１］，［５］）。

【０００９】Ａ２．発生し得る残留磁化の発生を阻止
すること。従来の全ての方法では、超伝導体は、タイプ
IIの種超伝導体の超伝導転移の際に乱れのない磁力線が
その中に常に凍結されるように磁場中で冷却される。こ
れにより、元の均一なＢ₀磁場のパターンと異なる磁力
線の生成が最小に抑えられ、したがって、磁場の均一性
の擾乱も最小になる。特許参考文献［４］は、さらに、
この冷却プロセスをできるだけゆっくり行って、Ｂ₀磁
場ができるだけ一様に且つ擾乱なしに凍結されるように
することを推奨している。

【００１０】Ａ３．「消磁」のための一連の減少横方
向磁場による超伝導コイルの後処理（参考文献［２］,
［３］）（逆方向電流領域が密接に隣接し、個々の磁場
寄与分の合計が良い近似で打ち消し合うような電流構
造）。

【００１１】全ての従来の方法は、実効的な透磁率を最
小にし又は完全にゼロにし、したがって超伝導コイル
（単数又は複数）の磁化、及びそれによって生ずる外部
磁場を、最小にするか又は完全にゼロにしてサンプル内
に発生する磁場を最小にするという共通の努力に基づい
ている。

【００１２】

【特許文献１】米国特許第５６１９１４０号明細書

【特許文献２】国際公開第９９／２４８４５号パンフレ
ット

【特許文献３】国際公開第９９／２４８２１号パンフレ
ット

【特許文献４】米国特許第５５７２１２７号明細書

【特許文献５】西独国特許出願公開第１９７３３５
７４号明細書

【特許文献６】西独国特許出願公開第１０１５０１
３１．５−３３号明細書（未公開）

【００１３】

【発明が解決しようとする課題】個々で論じられる全て
の方法及びデバイスの最終目標は、実際には超伝導（Ｓ
Ｃ）コイルによって生ずるスペクトルのＮＭＲ擾乱をゼ
ロにすることである。これは、必ずしも実効的透磁率を
最小化若しくはゼロにするか、又はＳＣコイルが生ずる
付加的磁場を最小化／ゼロにすることと等価ではない。
目標に関するこの微妙な、しかし非常に実質的な違い
は、従来技術の参考文献［２］,［３］,［４］において
完全に無視され、したがって、以前の全てのアプローチ
はＳＣコイルによって生ずる付加的磁場をゼロにするか
又は減少させることに集中されてきた。この違いを精密
に分析するならば、中心的な目的の全く異なる解決方法
が可能になる。すなわち、スペクトルにおけるＮＭＲ擾
乱をゼロにするか又は顕著に減少させることである。

【００１４】したがって、本発明の目的は、均一な横方
向飽和磁化の無線周波数コイル、すなわち、参考文献
［５］によるコイル及び参考文献［６］によるコイルの
部分集合を何らかの磁化状態からＮＭＲ関連磁場擾乱が
本質的にゼロにされた状態に移すことができる核磁気共
鳴装置におけるｚ軸方向の均一静磁場に影響を与える方
法、及び核磁気共鳴共振器を提供することにある。

【００１５】

【課題を解決するための手段】この目的は、本発明の方
法に従って、ＲＦコイルの超伝導成分を十分に強い付加
的磁場にさらし、この付加的磁場の印加の間、サンプル
のＲＦ活性領域の近傍に配置されたＲＦコイルの超伝導
成分の全ての超伝導構造が可能な最大限度まで磁化さ
れ、ｚ軸方向及びＢ₀に対して横方向の磁化が実質的に
一定であってゼロと異なる値をとるようにするという驚
くほど単純かつ効果的な仕方で達成される。

【００１６】この目的はまた、本発明に従って、付加的
磁場を印加した後にＢ₀方向に対して横方向に全ての超
伝導導体構造の最大磁化で磁化し、ｚ軸方向の磁化がゼ
ロと異なる実質的に一定の値を有する超伝導導体構造を
もつデバイスにおいて達成される。

【００１７】ＲＦ領域を超えて十分に延伸する超伝導体
を有するコイルの多くは（参考文献［５］,［６］）、
本発明によって単純かつ迅速な仕方で磁場擾乱から解放
される。

【００１８】従来の方法（参考文献［２］,［３］,
［４］）と異なり、本発明は、超伝導体の磁化を最大化
し、それに伴ってサンプル内の擾乱磁場を最大化するこ
とによって最も単純な形で、ＮＭＲ擾乱を均一化によっ
てゼロにする。これは一見したところ、完全に矛盾して
おり、公知の方法とは両立しないように思われる。しか
し、以下で説明するように、これは、論じられているコ
イルの部類で所望の成功を収める。さらに、本発明の方
法は従来の方法に比べて非常に単純である。ハードウエ
アは簡単なものであるか又は追加が不要であり、非常に
堅牢で再現性の高い結果が得られる。

【００１９】本発明の本質的な点を以下で説明する。

【００２０】Ｂ．本発明の方法Ｂ１．臨界電流が等方的である超伝導体を有する参考
文献［６］の実施の形態３又は４における参考文献
［６］のコイル、又は（参考文献［５］の図１）などの
配置による鳥篭型コイルをここでは「ＣＨＴＳＭ」（Co
ils with Homogeneous Transverse Saturation Magneti
zation；均一横方向飽和磁化コイル）と呼ぶ。このよう
なコイル配置が図２にサンプル・チューブ７と合わせて
示されている。

【００２１】参考文献［６］で示されているように、シ
ム調整において、ＳＣコイルが発生するサンプル内の付
加的磁場ｄＢの全ての磁場成分が小さくなるようにする
ことは本質的なことではない。最小に又は少なくとも均
一にしなければならないのはＢｚ成分だけである。参考
文献［６］に記載されたコイルはこの所見に基づいてい
る。それらのコイルは、外部横方向磁場に応答してＢ₀
方向に一様な横方向磁化密度を生ずる。これは、横方向
磁化の大きさに関わりなく、サンプル位置における無視
できるほどのＢｚ成分をもたらす。その際、横方向磁化
密度がｚに対して一定であることが重要である。

【００２２】Ｂ２．本発明に従って、横方向磁化に要
求されるｚ−均一性はＣＨＴＳＭコイルの場合Ａ２又は
Ａ３の方法を用いないで達成される。ｚについて一定の
磁化が重要なのであってその磁化の絶対的な大きさが重
要なのでないということを認識することが重要である。
一定の依存性が得られれば、目標は達成される。これ
は、ＣＨＴＳＭコイルの場合、本発明に従って、最大
（飽和）磁化の（ｚについて）一定な性質を利用して得
られる。これはこのクラスのコイルに内在する性質であ
る。

【００２３】Ｂ３．全ての部分構造を最小限にではな
く、均一に、特に最大に磁化することで、いかなる磁化
状態の後でも（一般に、ｚについて非一様な磁化図１
（ａ）参照）ｚについて均一な横方向磁化を生成するこ
とが可能である。これはまた、サンプルの位置での擾乱
磁場を最大にする。これは一般に均一ではなく（ｘ−ｙ
平面における大きな非均一性）、図１（ｂ）に示すよう
に非常に大きくなる。

【００２４】Ｂ４．このＳＣの最大磁化は、個々のエ
レメントの幾何形状（幅、厚さ）及びエレメントの最も
長い寸法の方向での超伝導体の臨界電流密度によって得
られる。

【００２５】Ｂ５．該当する設計のコイル（ＣＨＴＳ
Ｍコイル：上記Ｂ１）の場合、これは大きな（最大強
度）、しかし非常に精密に定められるｚ方向で一様な横
方向磁化Ｍ_Tを生ずる（図３）。

【００２６】Ｂ６．これは、参考文献［６］によって
ＮＭＲに関連する擾乱をゼロにする（図１（ｂ）参
照）。

【００２７】Ｂ７．この擾乱の欠如は、過度に強い不
均一横方向磁場が印加されない限り、参考文献［６］に
よってそれ以後ずっと続く。

【００２８】上述したように、１回の非常に強い単一磁
気パルス又は強い横方向磁場の印加だけでＣＨＴＳＭコ
イルが関連ＮＭＲ擾乱をゼロにするのに十分である。こ
れは参考文献［２］,［３］の従来の方法に比べて次の
ような利点がある。

【００２９】Ｃ．利点Ｃ１．１回の単一パルスで十分である。複雑なパルス
波形やシーケンスは必要ない。

【００３０】Ｃ２．パルスの強さは十分大きくなけれ
ばならない。用いるＳＣ材料との精密な調整は必要な
い。

【００３１】Ｃ３．［２，３］におけるような減少す
るシーケンスは必要とされないので、この飽和は非常に
速やかに行うことができる。

【００３２】Ｃ４．精密な装置は何も必要でない。

【００３３】Ｃ５．上記により、磁気処理はパルス・
シーケンスの前、パルス・シーケンス中、又はパルス・
シーケンス間に行うことができる。

【００３４】Ｃ６．最も簡単な場合、この方法のため
に何も追加の装置は必要ない。

【００３５】ある簡単な実施の形態では、この方法は横
方向磁場コイルを２１を用いて実施できる。図５は、磁
化磁場Ｂ_Tを表す。変化ｄＢ_Tが十分大きいことが重要で
ある。これはいろいろな仕方で実行でき、最も簡単な場
合は、前にスイッチオンされた電流をスイッチオフする
方法による（図５（ｂ）及び５（ｃ））。初期磁化（図
５（ｄ）の実線又は破線）に関わりなく、横方向磁化Ｍ
_Tは、好ましく定められた最大の値Ｍ_{T MAX}に近づき、そ
れはｚ方向に一定である。したがって、サンプル７に生
ずる磁場ＢＭも最大値に近づき、それはｚ方向に一定で
ある。

【００３６】Ｃ１，Ｃ２，Ｃ４を見ると、実施は非常に
容易に超伝導コイル配置を機械的に傾けることによって
可能である。１回の単一運動又は１回の単一往復運動で
当接又はストップを含むもので十分である。図６に最も
単純な形で示されているように、振幅のコントロールは
必要ない（最小の振幅が得られるようにしなければなら
ない）。結果は初期磁化状態と無関係である（図６
（ｄ）の異なる破線、全てＭ_{T MAX}になる）。

【００３７】上記Ｂ５におけると同様な議論によって、
何も特別な装置を必要としないという意味でこの方法の
非常に簡単な実施が可能になる。プローブ・ヘッドを低
温状態で（超伝導（ＳＣ）コイルが臨界温度Ｔｃより低
い温度）磁石から（十分な程度に）引き出し、次に再挿
入する。その結果、半径方向Ｂ₀成分（これは磁力線の
外向き曲率のために磁石の均一領域（「プラトー」）の
外側に存在する（図１８参照））が自動的にＳＣコイル
を非常に強い横方向磁場変化ｄＢ_Teffにさらし（図１
９）、これは挿入の間単調に増大する。（又は、参考文
献［４］と異なり、プローブ・ヘッドを磁石の外側だけ
Ｔｃより低温に冷却し、低温状態で挿入する）。

【００３８】図１９は、磁石への挿入の間のＳＣコイル
の運動に対するＭ_T（ｚ）の依存性を示している。この
方法はｚ軸のまわりの回転対称性によって有利である。
すなわち、平面構造が１つの方位（例えばｘと平行なも
の）で飽和するだけでなく、直角な方位（ｙと平行なも
の）でも、又は他のどんな方位でも飽和するからであ
る。上で説明したように、この方法は超伝導ＮＭＲコイ
ルを処理してＮＭＲスペクトルに何も擾乱を生じないよ
うにする完全に新しく、非常に効果的で堅牢で、費用が
かからないやり方である。これらの方法とデバイスは、
ＣＨＴＳＭコイルと合わせて、ＮＭＲ受信コイルにおけ
るＳＣテクノロジーの広い応用のための重要な成分とな
る。

【００３９】本発明の方法のある好ましい変形例は、付
加的磁場の印加後も超伝導構造が最大に磁化した状態に
とどまり、それによって生ずるサンプル領域の磁場を最
大にするように付加的磁場の時間的経過が選ばれること
を特徴とする。ＲＦコイルのこの最終状態は、特に１回
の単一磁気パルスで生成することが特に容易である。

【００４０】この方法の特に好ましいある変形例では、
付加的磁場は静磁場Ｂ₀に対して横方向に印加される。
超伝導構造で本発明の横方向磁化を得るためにはこれが
最も単純な幾何形状であり、この場合付加的磁場全体が
横方向磁化に寄与する。

【００４１】上記の方法変形例は、超伝導体に作用する
効果的な横方向付加的磁場を超伝導コイル又はコイル装
置をＢ₀方向と平行でない軸のまわりで傾けることによ
って生成するという特に簡単な仕方で実現することがで
きる。これは磁化のために静磁場Ｂ₀を利用して追加の
磁場発生構造を不要にするものである。

【００４２】ある方法変形例では、付加的磁場を磁場コ
イルによって発生させる。これにより、付加的磁場を精
密に定められた仕方で、例えば一連の磁気パルスとして
導入することを可能にする。

【００４３】別の好ましい方法変形例では、付加的磁場
は次々に活性化される２つ以上の磁場コイルによって発
生されて、サンプルのＲＦ活性領域の近くに配置された
超伝導受信コイルの全てのコンポーネントが処理の間に
少なくとも１回最大に磁化されるようになる。これによ
り、超伝導構造が空間的に分布して整列している場合で
も、超伝導構造の均一な磁化が保証される。

【００４４】別の好ましい方法変形例は、超伝導体に作
用する実効的な横方向付加的磁場が、超伝導受信コイル
又は受信コイル装置をＢ₀方向と平行でない２つの軸の
まわりに順次傾けることによって発生されることを特徴
とする。これによっても、超伝導構造が空間的に分布し
て整列している場合に超伝導構造の均一な磁化を保証す
る。この変形例は、特に、磁場を生成するのに追加の構
造を必要としない。

【００４５】ある特に好ましい方法変形例では、横方向
付加的磁場は静磁場Ｂ₀を生ずる磁石に超伝導コイルを
初めて又は反復して導入することによって発生される。
これは特に簡単でありかつ安上がりである。

【００４６】別の方法変形例では、付加的な横方向磁場
の変化は、超伝導構造の望ましくない消磁を行わずに済
むように符号の変更によって行われる。

【００４７】ある好ましい方法変形例では、付加的な横
方向磁場は１回の単一パルスであり、その振幅は超伝導
成分の最終磁化がゼロでないように設計される。

【００４８】１回の単一パルスの導入は、磁化の方法と
してはデバイスという観点から見てほとんど努力を要し
ない方法である。

【００４９】別の方法変形例では、横方向の付加的磁場
は二重又は多重のパルスであり、その最後のパルスの振
幅と符号は超伝導成分の最終磁化がゼロと異なるような
ものである。この変形例は、ある横方向磁化をゼロと異
なるように調整し、同時にパルスの印加から生ずる擾乱
を最小にするために用いることができる。

【００５０】さらに別の方法変形例では、横方向付加的
磁場は二重パルスであり、第２のパルスは第１のパルス
と符号が反対であり、２つのパルスの振幅はほぼ等し
い。それにより、第1のパルスで生ずる磁化は第２のパ
ルスによって反転される。二重パルスは隣接する構造に
誘導される渦電流が最小になるという好ましい性質があ
る。

【００５１】本発明のＮＭＲ共振器のある好ましい実施
の形態では、超伝導導体構造が実質的にＢ₀方向と平行
でサンプルのＢｚ成分を最大限に除去するようになって
いる。

【００５２】本発明のＮＭＲ共振器のある実施の形態
は、超伝導導体の材料が付加的な磁場の印加後最大に磁
化した状態にとどまり、それによって生ずるサンプル領
域の磁場を最大にするように選ばれる。このようにし
て、磁化状態は付加的な磁場の印加後も一意的に定まっ
た状態にとどまる。

【００５３】本発明のデバイスのある特に好ましい実施
の形態では、超伝導導体構造のＢ₀の方向に対して横方
向の最大磁化は実質的にｚについて均一であるというこ
とを特徴とする。これはｚ軸に沿って一定であり且つゼ
ロと異なる横方向磁化の特に容易な設定を可能にする。

【００５４】本発明のその他の利点は詳しい説明と図面
から明らかにできる。上述した特徴及び以下で述べる特
徴は本発明に従って単独でも任意の組み合わせによって
も利用できる。図示され説明される実施の形態は全てを
列挙したものと理解すべきものではなく、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。

【００５５】

【発明の実施の形態】以下、本発明を図面で示し、実施
形態によって詳しく説明する。

【００５６】本発明の方法は全ての超伝導コイルに適用
できる訳ではなく、「ＣＨＴＳＭ」というコイル部類
（Coils with Homogeneous Transverse Saturation Mag
netization）に属するコイルにしか適用できない。これ
は、その超伝導構造が静磁場Ｂ ₀（これはｚ軸と平行で
あると仮定される）と平行に向いているということで特
徴づけられる。さらに、各巨視的な実在の又は概念上の
ストリップ１１（図２（ａ））内の実効的な磁場Ｂ_Teff
の印加から生ずる発生し得る最大（飽和）磁化Ｍ _Tはｚ
について均一である（この状況は図３（ａ）に示されて
いる）。さらに、これらのコイル・タイプは、ｚ方向で
コイルのＲＦ領域（「ＲＦ」）を超えて十分に延伸して
いる超伝導構造しか有しない（図１）。

【００５７】このようなコイル装置８の２つの例が図２
に、ＮＭＲサンプルを収容するサンプル・チューブ７と
一緒に示されている。図２（ａ）は、参考文献［６］に
よるコイルを示し、その超伝導構造８はＲＦ領域を超え
て（「ＳＣ」で表される全長まで）延伸している。

【００５８】図２（ｂ）は、参考文献［５］によるハイ
ブリッド鳥篭型コイルを示す。これもＲＦ領域よりも長
いストリップ状超伝導エレメント１０（「ＳＣ」）の全
長を含む。このコイル・タイプでは、ＲＦ領域は共振器
の完全な一部を成す常伝導エレメント９によって限定さ
れている。

【００５９】本発明の方法を適用できるためには、コイ
ルはその横方向飽和磁化がｚ方向に伸びる各概念上のス
トリップ状領域１１に沿って巨視的に一定であるように
設計されなければならない。図２（ｂ）のコイルでは、
これは通常自動的に成り立っているが、参考文献［６］
に記載されている図２（ａ）のコイルではその一部でし
か成り立たない。

【００６０】図３に示されているように、磁化は外部磁
場の変化に対する超伝導ＮＭＲ受信コイル装置の表面エ
レメントの磁気的な応答として生成される。

【００６１】図３（ａ）に示されている細長いエレメン
ト１１は必ずしもコイル全体に対応せず、ｚ方向のスト
リップとして延伸する想像上で切り出された各巨視的部
分に対応している。この部分の横方向磁化を内部構造に
関わりなく検討する。ストリップの形のエレメントは小
さなエレメント１２に、（図２（ａ）のコイルにおける
ように）現実に、又は（図２（ｂ）のコイルにおけるよ
うに）単に概念上分割される。

【００６２】タイプIIの超伝導体では、磁化は超伝導体
を流れる一連の電流ループと解釈される。これらの電流
Ｉは、一般に、外部磁場変化への応答として生ずる。超
伝導体は磁束を維持しようとするので、外部から印加さ
れた実効的な磁場変化ｄＢ_Te _ffに応答して遮蔽電流Ｉ
_INDが発生し、それがさらに外部磁場の変化ｄＢ_Tと反対
向きの磁化Ｍ_Tを生ずる。

【００６３】超伝導体に流れる電流の強さは最大臨界電
流密度によって制限されるので、磁化の強さも制限され
る。図３（ｂ）は、外部磁場Ｂ_Tと磁化Ｍ_Tの単純化した
関係を−Ｍ_{T MAX}≦Ｍ_T≦＋Ｍ_{T MAX}で示している。磁化
されていない状態からスタートして、負で増加するＢ_T
が磁化を最大値＋Ｍ_{T MAX}まで増加させる。さらにＢ_Tを
減少させても、磁化はその最大値にとどまる（太線）。
カーブは履歴的である。Ｂ_Tの変化を逆転させると、全
体電流Ｉ_INDは小さくなり、符号を変え、最後に最大値
で−Ｍ_{T MAX}という磁化になる。この依存性の詳細は参
考文献［６］、参考文献［２］、及び参考文献［３］に
詳しく示されている。これに関連して、電流ループＩ
_INDは原理的にストリップエレメント１１における位置
に依存し、Ｉ_I _ND（ｚ）は一般に強度が変化することが
できるということが重要である。このように、Ｍ_Tもｚ
に依存する。したがって、全体の関数Ｍ_T（ｚ）を常に
観測しなければならない。図３（ｂ）に示された方法の
核心は、適当な磁場変化ｄＢ_Tを印加することによっ
て、全てのＭ_T（ｚ）が同じ値をとる、ここでは＋Ｍ
_{T MAX}という値をとる、すなわち、Ｍ_T（ｚ）＝＋Ｍ
_{T MAX}となるということである。

【００６４】超伝導コンポーネント８又は１０の横方向
磁化は、ＮＭＲサンプル７における静磁場Ｂ₀の磁場依
存性にどのような影響を及ぼすかについては、図１
（ａ）と１（ｂ）に示されている。２つの図は（左
側）、受信コイルの左手側にある超伝導エレメント（こ
こでは８と記されている）をその横方向磁化Ｍ_T（ｚ）
と共に示し、その依存性がｚの関数として示されてい
る。磁化は２つの最大値＋Ｍ_{T MA} _Xと−Ｍ_{T MAX}の間にな
ければならないということに注意すべきである。

【００６５】図の中央部分は、磁化から生ずる擾乱磁場
Ｂ_Mの磁力線の空間依存性を示す。ＮＭＲの均一性にと
って重要なのは、サンプル内にあり同時に活性ＲＦ領域
内にあるＢｚ成分だけである（参考文献［６］で導出さ
れる）。これは「ＲＦ」で表されている。右手側はサン
プルの中心（ｚ軸）に沿ったＢｚ成分をｚの関数として
示している。

【００６６】この方法の効果に関して言うと、図１
（ａ）は、横方向磁化Ｍ_T（ｚ）の一般的な依存性１
３’は磁化によって発生する擾乱磁場Ｂ_Mならびにその
ｚ成分Ｂ_MZの強く乱れた依存性を生じ、したがって、Ｂ
ｚの乱れた依存性を、したがって、ＮＭＲスペクトルの
線の形に擾乱を生ずることを示している。

【００６７】図１（ｂ）では本発明の方法が適用されて
いる。それは、超伝導体の磁化そのものを最小にせず、
むしろここで示された最も単純なケースではそれを最大
にする。したがって、サンプルにおける擾乱磁場Ｂ_Mは
最大になる。ｚに沿った磁化１３”はほぼ一定なので、
参考文献［６］によってＢｚ成分の磁場分布は超伝導構
造（そのｚ方向の延長が「ＳＣ」で表される）の端では
強い擾乱を生ずるが、もっと小さいＲＦ領域（「Ｒ
Ｆ」）内ではＢｚの依存性は実際上ゼロになる。このよ
うに、最大磁化によって、Ｂｚ成分のみによって生ずる
実際のＮＭＲ擾乱（参考文献［６］における詳しい議論
参照）が実際上ゼロになる。

【００６８】これまで、所望の効果が得られる磁場Ｂ_T
の最も簡単な依存性だけを論じてきた。しかし、さらに
いくつかの可能且つ妥当な依存性があるし、可能ないろ
いろな初期条件がある。これらについて以下でさらに詳
しく述べる。

【００６９】図４（ａ）は時間の関数としての外部磁場
Ｂ_Tの変化を仮定している。図４（ｂ）は関連した超伝
導表面エレメントの応答Ｍ_Tをやはり時間の関数として
示している。図４（ｃ）はＢ_TとＭ_Tの関係を示す。磁場
Ｂ_Tの全体的変化がｄＢ_Tである。磁化はそれによって正
になり、初期状態に関わりなく最大値＋Ｍ_{T MAX}に近づ
く。磁場の変化が最小限必要な値ｄＢ_{T MIN}（実質的に
材料によって決まる）を超えると、全ての表面エレメン
トは最大になり、該当する幾何形状の場合、最初の磁化
に関わりなく一様に磁化される。

【００７０】これがこの方法の基礎である。原理的に
は、それによって所望の均一な磁化が得られる。図４
（ｂ）及び図４（ｃ）は、全ての可能な磁化状態の全体
グループ１４（時間の関数としての磁化の依存性が１
４’と記され、磁場Ｂ_Tの関数としての依存性が１４”
と記され、極値は太線で、中間値は破線で記されてい
る）が一意的に定まる最大磁化＋Ｍ_{T MAX}の状態に移さ
れる。そのための前提条件は、該当するＲＦコイルの幾
何形状と横方向磁場変化、｜ｄＢ_T｜≧ｄＢ_{T MIN}、の印
加だけである。ここで、ｄＢ_{T MIN}は超伝導エレメント
を完全に再磁化するのに必要な磁場変化である。これ
は、極端な場合、（臨界）電流の逆数又は磁化の変化２
・Ｍ_{T MAX}に対応する。

【００７１】最も簡単な仕方としては、この方法は磁場
コイルによって実施される。図５（ａ）は、ＲＦコイル
８又はその１セクションを示す。磁場コイル２１はその
近くに配置され、それを流れる電流Ｉの変化ｄＩによっ
て横方向磁場の変化ｄＢ_Tを発生できる。図５（ｂ）は
電流Ｉの時間的変化ｄＩを示している。それは横方向外
部磁場をｄＢ_Tだけ変化させ（図５（ｃ））、それは初
期状態及び依存性１４’に関わりなくセクション全体の
内部の完全な横方向磁化Ｍ_Tを生ずる（図５（ｄ））。
この方法が完了したとき、全体の横方向磁化はＭ_T＝Ｍ
_{T MAX}となる。

【００７２】横方向磁場Ｂ_Tは必ずしも磁場コイルで生
成する必要はない。この方法を実施するもう１つの非常
に効果的な仕方は容易に実行できる。そこでは横方向成
分は外部磁場によって直接生成されず、コイル又は個々
のエレメント８を傾けること（図６（ｂ））によって、
好ましくは外部磁場Ｂ₀と直角に向いた（図６（ａ））
軸１９のまわりで角度ｄαだけ傾けることによって生成
される。これは、超伝導体の座標系で、実効的な磁場変
化ｄＢ_Teffを生ずる（図６（ｃ））。これは上で述べた
成分Ｂ_Tと同じ効果を超伝導体に生ずる（図６
（ｄ））。

【００７３】横方向成分Ｂ_Tが生成される仕方に関わり
なくＭ_Tへの効果を検討する。Ｂ_Tの絶対的な大きさでは
なく、その変化ｄＢ_Tだけが関わってくる。図７（ａ）
に示されたＢ_Tの全ての依存性（実線又は破線のカー
ブ）が、磁化に関しては同じ依存性を生ずる（図７
（ｂ））。横方向磁場成分の精密な値に関して何も特別
な必要条件がないという点でこれは重要である。

【００７４】一様な磁化という目標は、全てのエレメン
トがｚに沿って同じ磁化を有するときに達成される。こ
の磁化が正であるか負であるかは重要でない。図８
（ａ）のＢ_T（ｔ）の３つの依存性は全て同じ最終磁化
−Ｍ_TMAXを生ずる（図８（ｂ））。

【００７５】実際の適用では、印加される実効的な磁場
変化全体又は個々のコイル・エレメントの間の変化の符
号は関係ないということを強調しておかなければならな
い。

【００７６】技術的な理由により、この方法の初期状態
と最終状態が同一であるということが有利であり、又は
場合によって、ほとんど絶対に必要である（再現性）。
これまで、Ｂ_Tについて階段関数だけを論じてきた。こ
れは絶対に必要という訳ではない。（正及び負の側の）
パルス印加も可能である。唯一の条件は振幅ｄＢ_Teffが
十分に大きいことである（図９（ａ））。図９（ｂ）に
はっきりと示されているように、最初に可能な全ての磁
化状態が単一の磁化状態Ｍ_TMAXに移される。

【００７７】技術的な実行には符号は無関係である。負
のパルス（図１０（ａ））は負の、しかしやはり一様な
磁化を生ずる（図１０（ｂ））。

【００７８】この方法はさらに一般化することができ
る。それは任意の相対強度の二重パルスでも機能する。
ｄＢ_Teffは十分に大きくなければならない（図１１）。

【００７９】図１２の例は、同じ符号の２つのパルスの
場合、やはりｄＢ_Teffが十分に大きいという前提条件の
下で、この方法の限りない有効性を示している（図１２
（ａ））。どんな初期磁化のエレメントも同じ最終磁化
を有する（図１２（ｂ））。

【００８０】ここまで、パルス列の例は全て磁場変化ｄ
Ｂ_T（｜ｄＢ_T｜≧ｄＢ_TMIN）で終わるものが示された。
これは「飽和パルス」であって、その役目は全てのエレ
メントの磁化を最大にすることである（「飽和」）。以
下では、この磁場変化を別に「ｄＢ_TSAT」と呼ぶことに
する。これを磁場シーケンスの最後に置くことが最も単
純かつ堅固なケースになる。しかし、これは必要ではな
い。このパターンなしでやはり所望の目標を生み出す他
のシーケンスがある。

【００８１】その一例が図１３（ａ）に示されている。
飽和磁場変化ｄＢ_TSATの後に別の磁場変化ｄＢ_TFINが続
く。それはｄＢ_TSATと反対の符号を有する（そうでなけ
れば、それらの作用は区別できず、このケースを考察す
ることは無駄である）。

【００８２】ｄＢ_TFINの印加は磁化を最大値から減少さ
せる（図１３（ｂ））。図１３（ｃ）は、Ｂ_T−Ｍ_T平面
での依存性を示す。しかし、減少した磁化も（対応する
超伝導コイル及びＢＴを生ずるデバイスの設計によっ
て）初期磁化に完全に関わりなく（ｚに沿って）一定に
（Ｍ_TMAXより下のＭ_TFIN）とどまる（Ｍ_Tの異なる初期
状態はその進展を含めて図１３（ｂ）に時間の関数（１
４’）として、図１３（ｃ）ではＢ_Tの関数（１４”）
として破線で示されている）。全てのエレメントのｚに
沿って一定の磁化という目標は依然として達成されてい
る。ｚに沿って配置された異なるエレメントの値が等し
いということだけが重要なのである。Ｍ_T＝０であるこ
とはこの方法の目的でも目標でもない。

【００８３】図１４による適用では、最後のパルスは十
分に大きく、Ｍ_Tの符号を飽和値Ｍ_T _MAXに対して逆転さ
せることも可能である（図１４の（ｂ）,（ｃ））。

【００８４】ここまで、この方法は印加される磁場に関
して抽象的にしか論じられなかった。以下では必要なハ
ードウエアについて簡単に述べる。図１５は、本発明の
方法を実行できる低温プローブ・ヘッドの概観を示して
いる。

【００８５】低温プローブ・ヘッド１５は超伝導受信コ
イル８を含む。これらは熱交換器１８及び冷却配管１６
によって冷却され、気体又は液体のＨｅはこれを通って
流れる。測定されるＮＭＲサンプルはプローブ・ヘッド
の開口に位置し、それは通常室温又はその近くにあり、
温度制御気体１７によって所望の温度に保たれる。Ｂ _T
成分はここに示されている２つの異なるデバイスによっ
て独立に生成される。すなわち、磁場コイル２１による
Ｂｘ磁場の直接の生成、又は超伝導コイル８を回転軸１
９のまわりで傾けることによって生成される。ここで、
傾斜運動はアクチュエータ２０によって行われる。

【００８６】ここまで、超伝導エレメントが１つの平面
に平行になっているコイルに関して得られる関係を論じ
てきた（図２（ａ）又は図１５）。もっと一般的なエレ
メント配置を有する装置（例えば、図１６のコイル８又
は図２（ｂ）のエレメント１０の配置）は、Ｂ_T磁場の
横方向成分が全ての既存平面と直角で十分な強度である
ことを必要とする。これは２つの異なる方向に実効的な
横方向磁場を印加することによって達成できる（図１
６）。これは、ｘ方向の軸１９'のまわり及びｙ方向の
軸１９"のまわりの回転を可能にする２つの独立なアク
チュエータ２０を用いて実施することができる。１
９’、１９”、及びｚはどれも互いに平行でない。それ
らは、通常互いに直角に配置されている。最も簡単な場
合、それらは最初一方の軸のまわりで傾けられ、次に
他方の軸のまわりで傾けられる。必要ならば、これらの
運動を結合することができ、それは１つの斜めの軸のま
わりで傾けることに対応する。

【００８７】異なる方向の２つの磁場の生成は、対応す
る磁場コイルの配置によって実施できる（図１７参
照）。２つのプローブ対２１’と２１”がプローブ・ヘ
ッド１５に設置され、ｘ又はｙ方向に磁場を生ずること
ができる。それらは、１つずつ又は一緒にコントロール
することができる。

【００８８】以下で説明するように、この方法はしばし
ば何もデバイスを追加せずに実行することができる。

【００８９】図１８は、液体ヘリウム６で冷却され、Ｈ
ｅ容器２の中に置かれた超伝導磁石１を示す。Ｈｅ容器
２は真空５によってジュワーびんの外壁３から熱的に絶
縁されている。室温のボア４がプローブ・ヘッド１５
（図１５及び図１７）を収容する。静磁場Ｂ₀の依存性
がここで重要である。それは通常回転対称なベクトル磁
場Ｂ₀（ｘ,ｙ,ｚ）を構成し、したがってＢ₀（ｚ,ｒ）
と記述することができる。この磁場の依存性は磁石の室
温ボア４の内側でも外側でも重要である。分光器の使用
時に用いられる極めて均一な磁場領域は磁石中心「Ｍ
Ｃ」のまわりの狭い領域にある。関連するＢｚ成分の依
存性Ｂ_z（ｚ）は別に線Ａ−Ａ'で定められるｚ軸に沿っ
て示されている。ｚ軸のまわりの回転対称性によって、
磁場はｚ軸全体に沿って正確にｚ方向に向いている。横
方向成分Ｂ_T（Ｂ_rの形又はＢｘ,Ｂｙの形）は何もな
い。磁石内部の均一領域、ならびに磁石の端への急激な
磁場の低下、及び磁石の外側での漸近的に減少する浮遊
磁場の低下が見てとれる。本発明の方法にとって重要な
のはｚ軸の外側における磁場の依存性である。ｚ軸から
の間隔ｒ₀にある線Ｂ−Ｂ'上でのＢｚ成分は（ここには
示されないが）ｚ軸上のものと同様である。ｚ軸の外で
ははっきりとした静磁場の横方向（すなわち、半径方
向）成分（Ｂ_r）がある。ｄｉｖＢ＝０であるから、ガ
ウスの定理によって、ｚ軸からの間隔ｒ₀でのｚ方向の
Ｂｚのどんな変化も必然的に磁場の半径方向成分Ｂ_rを
生ずることになる。良い近似で次の式が成り立つ。

【００９０】

【数１】

【００９１】１０Ｔという磁場を仮定し、この磁場の急
激な低下が２００ｍｍという距離での全磁場の減衰に対
応すると想定される場合、対称軸からｒ₀＝４ｍｍとい
う間隔でＢ_Tの最大半径方向磁場成分はＢ_r＝１０００Ｇ
となる。これは、一般に超伝導ＲＦコイルを構成するの
に現在用いられている超伝導体の完全な磁化を実現する
のに十分である。

【００９２】線Ｂ−Ｂ’に沿ったＢ_r成分が別に示され
ている。Ｂｚ磁場が最も急激に増加及び減少する両領域
で、Ｂ_r成分はそれぞれ比較的強い最大を示している。
これが、図１９に詳しく示されているように、本発明の
非常に簡単なしかし効果的な変形例に利用されている。
磁石ボア４の磁気的中心における低温プローブ・ヘッド
の作業位置が受信コイル・システムの超伝導エレメント
８と共に１５と記されている。これらはｚ軸から間隔ｒ
₀にある。Ｂ−Ｂ’はこの間隔でｚ軸と平行な線を表し
ている。半径方向磁場成分の概略依存性Ｂ_r（ｚ）が図
１８から取られて別に示されている。これは実質的に詳
しく説明した横方向磁場成分Ｂ_Tに対応する。

【００９３】ここに示された本発明の方法の変形例で
は、既に低温になっている超伝導コイル系が磁石に挿入
される。これは、例えば、プローブ・ヘッド全体を作業
位置１５の外側のある位置１５’から挿入することによ
って可能である。やがて明らかになるように、挿入され
る最後のピースが重要なのであって、その過去は重要で
ない。特に、作業位置１５にある既に冷却されたプロー
ブ・ヘッドを作業位置１５から位置１５’に移動し、次
に作業位置１５に戻すこともできる。

【００９４】次に、超伝導コイル・エレメントが位置
８’にあると仮定する。それらは初期には任意の磁化１
３’Ｍ_T（ｚ）を有すると仮定する。

【００９５】作業位置１５への導入に関連した磁化依存
性がプロットＭ_T（ｚ）の右手側に示されている。横方
向磁場Ｂ_r（ｚ）の依存性に対応して、磁化がたどる図
４又は図９と類似な軌跡１４”’が挿入の際に生ずる。
初期磁化１３’は、初期状態に関わりなく、全てのエレ
メントで同一の負の最大磁化−Ｍ_TMAXに移される。変化
ｄＢ_Teffが十分に大きく（≧ｄＢ_TMIN、図４参照）、超
伝導コイルが十分に遠い引き抜かれた位置から導入され
るならば、これは常に起こる。

【００９６】この方法は、図１（ａ）から図１（ｂ）へ
の移行によって、所望の横方向磁化の均一化とＮＭＲ擾
乱の除去を非常に単純な、きわめて効果的で堅牢な仕方
で達成する。この方法はまた、特に、図１６のコイル８
又は図２（ｂ）のエレメント１０の配置で示されている
ように複数の非平行平面に配置された超伝導体を有する
コイルを処理するのに適している。超伝導エレメントを
含む全ての平面は実質的に半径ベクトルｒ₀に直角であ
り、全てが同時にかつ効果的に磁化される。

【図面の簡単な説明】

【図１】（ａ）は、本発明の方法を適用する前のＮＭＲ
受信コイル装置のエレメントの超伝導成分によって生ず
る擾乱磁場Ｂ_MZを示す図であり、（ｂ）は、本発明の方
法を適用した後のＮＭＲ受信コイル装置のエレメントの
超伝導成分によって生ずる擾乱磁場Ｂ_MZを示す図であ
る。

【図２】（ａ）は、本発明の方法が関わる参照文献
［６］によるＮＭＲ受信コイル装置を示す図であり、
（ｂ）は、本発明の方法が関わる参照文献［５］による
ＮＭＲ受信コイル装置を示す図である。

【図３】（ａ）は、本発明によって磁化されたＲＦコイ
ルのストリップ状部分ピースの磁化状態を示す概略図で
あり、（ｂ）は、外部磁場変化に対する超伝導ＮＭＲ受
信コイル装置の表面エレメントの磁気的応答の関連概略
分析を示す図である。

【図４】（ａ）は、単純な階段状横方向磁場の時間依存
性をＢ−ｔプロットで示す図であり、（ｂ）は、関連し
たコイル磁化の時間依存性をＭ−ｔプロットで示す図で
あり、（ｃ）は、外部磁場と超伝導エレメントの磁化の
関係の関連概略分析を示す図である。

【図５】（ａ）は、本発明に従って磁場コイルで磁化さ
れたＲＦコイルのストリップ状部分ピースの磁化状態を
示す概略図であり、（ｂ）は、関連した磁場コイル電流
の時間依存性をＩ−ｔプロットで示す図であり、（ｃ）
は、関連した横方向磁場の時間依存性をＢ−ｔプロット
で示す図であり、（ｄ）は、関連したコイル磁化の時間
依存性をＭ−ｔプロットで示す図である。

【図６】（ａ）は、本発明に従って静磁場Ｂ₀の中で受
信コイル・エレメントを傾けることによって生成される
ＲＦコイルのストリップ状部分ピースの磁化状態を示す
概略図であり、（ｂ）は、関連した傾きの時間依存性を
α−ｔプロットで示す図であり、（ｃ）は、関連した実
効横方向磁場の時間依存性をＢ−ｔプロットで示す図で
あり、（ｄ）は、関連したコイル磁化の時間依存性をＭ
−ｔプロットで示す図である。

【図７】（ａ）は、いろいろな単純な階段状外部磁場変
化の時間依存性をＢ−ｔプロットで示す図であり、
（ｂ）は、関連したコイル磁化の時間依存性をＭ−ｔプ
ロットで示す図である。

【図８】（ａ）は、いろいろな単純な階段状外部磁場変
化の時間依存性をＢ−ｔプロットで示す図であって、磁
場変化の符号は図７ａに対して反転されている図であ
り、（ｂ）は、関連したコイル磁化の時間依存性をＭ−
ｔプロットで示す図である。

【図９】（ａ）は、パルス外部磁場変化の時間依存性を
Ｂ−ｔプロットで示す図であり、（ｂ）は、関連したコ
イル磁化の時間依存性をＭ−ｔプロットで示す図であ
る。

【図１０】（ａ）は、パルス型の外部磁場変化の時間依
存性をＢ−ｔプロットで示す図であって、磁場変化の符
号は図９（ａ）に対して反転されている図であり、
（ｂ）は、関連したコイル磁化の時間依存性をＭ−ｔプ
ロットで示す図である。

【図１１】（ａ）は、二重パルス型の外部磁場変化の時
間依存性をＢ−ｔプロットで示す図であって、２つのパ
ルスは異なる符号を有する図であり、（ｂ）は、関連し
たコイル磁化の時間依存性をＭ−ｔプロットで示す図で
ある。

【図１２】（ａ）は、二重パルス型の外部磁場変化の時
間依存性をＢ−ｔプロットで示す図であって、２つのパ
ルスは同じ符号を有する図であり、（ｂ）は、関連した
コイル磁化の時間依存性をＭ−ｔプロットで示す図であ
る。

【図１３】（ａ）は、階段状外部磁場変化の時間依存性
をＢ−ｔプロットで示す図であって、飽和パルスの後で
さらに別の小さな反対方向の磁場変化が起こっている図
であり、（ｂ）は、関連したコイル磁化の時間依存性を
Ｍ−ｔプロットで示す図であり、（ｃ）は、外部磁場と
超伝導エレメントの磁化の関係の関連概略分析を示す図
である。

【図１４】（ａ）は、階段状外部磁場変化の時間依存性
をＢ−ｔプロットで示す図であって、飽和パルスの後で
磁化を逆転させるためにさらに別の反対方向の磁場変化
が印加されている図であり、（ｂ）は、関連したコイル
磁化の時間依存性をＭ−ｔプロットで示す図であり、
（ｃ）は、外部磁場と超伝導エレメントの磁化の関係の
関連概略分析を示す図である。

【図１５】本発明の方法を実行するのに使用でき、ｘ方
向にＢ_T成分を発生するデバイスが設けられているＮＭ
Ｒプローブ・ヘッドを示す図である。

【図１６】２つの方向で実効的な横方向磁場を印加する
のに適した本発明の受信コイル装置の傾斜デバイスの詳
細構造を示す図である。

【図１７】本発明に従って２つの方向で横方向磁場を印
加するのに適した２つの磁場コイル対の概略配置を示す
図である。

【図１８】超伝導磁石の静磁場Ｂ₀の磁力線を示す概略
図である。

【図１９】超伝導状態にあるコイル要素を含むプローブ
・ヘッドの磁石への挿入又は再挿入の際の横方向静磁場
の依存性を利用する本発明の方法を示す概略図である。

【符号の説明】

１超伝導磁石２Ｈｅ容器３磁石ジュワー（外殻）４ＲＴボア５磁石真空６磁石冷却用液体Ｈｅ７サンプル８超伝導ＲＦ受信コイル８’作業位置の外側の超伝導ＲＦ受信コイル９ハイブリッド鳥篭型コイルの常伝導シールド１０ハイブリッド鳥篭型コイルの超伝導エレメント１１ＳＣコイルの概念的部分としてのｚストリップ１２ＲＦコイルの超伝導エレメント１３一般の横方向磁化１３’無秩序な横方向磁化１３”横方向飽和磁化１４磁化の軌跡一般１４’ｔの関数としての磁化の軌跡１４”Ｂ_Tの関数としての磁化の軌跡１４”’ｚの関数としての磁化の軌跡１５低温プローブ・ヘッド１５’作業位置外側の低温プローブ・ヘッド１６冷却配管１７Ｎ２ＶＴガス１８受信コイル用冷却熱交換器１９回転軸一般１９’ｘ軸のまわりの回転の軸１９”ｙ軸のまわりの回転の軸２０アクチュエータ２１磁化用磁場コイル一般２１’ｘ方向の磁化用磁場コイル２１”ｙ方向の磁化用磁場コイル

Claims

【特許請求の範囲】

【請求項１】核磁気共鳴（ＮＭＲ）装置における測定
容積内のサンプルからのＮＭＲ信号を受信するための無
線周波数（ＲＦ）コイルの超伝導成分が原因となって擾
乱が発生し、該ＲＦコイルの超伝導成分がｚ方向でサン
プルのＲＦ活性領域を超えて延伸し、該擾乱がサンプル
のＲＦ活性領域のＢ₀磁場のｚ成分に関わっている、核
磁気共鳴（ＮＭＲ）装置におけるｚ軸方向の均一静磁場
Ｂ₀に影響を与える方法において、該ＲＦコイルの超伝導成分が十分な強度の付加的磁場に
さらされ、この付加的磁場の印加の過程で、サンプルの
ＲＦ活性領域の近傍に配置されたＲＦコイルの超伝導成
分の全ての超伝導構造が最大に磁化され、したがってｚ
軸に沿ってＢ₀に対して横方向のそれらの磁化が実質的
に一定であると共にゼロと等しくない値をとることを特
徴とする方法。
【請求項２】該超伝導構造が該付加的磁場の印加後も
最大に磁化された状態にとどまり、それによって生ずる
サンプル領域における磁場を最大にするように該付加的
磁場の時間的依存性が選択されることを特徴とする請求
項１記載の方法。
【請求項３】該付加的磁場が静磁場Ｂ₀に対して横方
向に印加されることを特徴とする請求項１又は２記載の
方法。
【請求項４】超伝導体に作用する実効的横方向付加的
磁場がＢ₀の方向と平行でない軸のまわりに該超伝導コ
イル又はコイル装置を傾けることによって発生されるこ
とを特徴とする請求項３記載の方法。
【請求項５】該付加的磁場が磁場コイルによって発生
されることを特徴とする請求項１乃至４のいずれか１項
に記載の方法。
【請求項６】該付加的磁場が、次々に活性化される２
つ以上の磁場コイルによって発生され、活性化の間に、
サンプルのＲＦ活性領域の近傍に配置された超伝導受信
コイル装置の全ての成分が少なくとも一度最大に磁化さ
れるように発生されることを特徴とする請求項１乃至４
のいずれか１項に記載の方法。
【請求項７】超伝導体に作用する実効的横方向付加的
磁場が、Ｂ₀の方向と平行でない２つの軸のまわりに該
超伝導コイル又はコイル装置を順次傾けることによって
発生されることを特徴とする請求項３記載の方法。
【請求項８】該横方向付加的磁場が、静磁場Ｂ₀を発
生する磁石に超伝導状態にあるコイルを最初に又は繰り
返し導入することによって発生されることを特徴とする
請求項１、２、又は４のいずれか１項に記載の方法。
【請求項９】該横方向付加的磁場変化がただ１つの符
号を有することを特徴とする請求項３乃至８のいずれか
１項に記載の方法。
【請求項１０】該横方向付加的磁場が、超伝導成分の
最終磁化がゼロでないような振幅の１つの単一パルスで
あることを特徴とする請求項３乃至９のいずれか１項に
記載の方法。
【請求項１１】該横方向付加的磁場が二重又は多重パ
ルスであり、最後のパルスは超伝導成分の最終磁化がゼ
ロでないような振幅と符号を有することを特徴とする請
求項３乃至９のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１２】該横方向付加的磁場が二重パルスであ
り、第２のパルスは第１のパルスと反対の符号を有し、
両方のパルスの振幅がほぼ等しいことを特徴とする請求
項３乃至９又は１１のいずれか１項に記載の方法。
【請求項１３】ｚ軸の方向に均一な磁場Ｂ₀を発生す
る手段を有する核磁気共鳴（ＮＭＲ）装置の座標原点
（ｘ,ｙ,ｚ＝０）を中心に配された研究対象容積内の測
定サンプルへ、及び／又は、から１つ以上の所望の共鳴
周波数でＲＦ（無線周波数）信号を放出する、及び／又
は、受信するための少なくとも１つのＲＦ（無線周波
数）コイルを備えた核磁気共鳴（ＮＭＲ）共振器であっ
て、該ＮＭＲ共振器の超伝導導体構造は該測定サンプル
からある半径方向（ｘ,ｙ）間隔に配置され、該超伝導
導体構造がｚ方向で該測定サンプルのＲＦ活性部分を超
えて延伸している核磁気共鳴共振器において、ある付加的磁場の印加後、全ての超伝導導体構造は、Ｂ
₀の方向に対して最大の横方向磁化を有し、ｚ軸に沿っ
て実質的に一定であり且つゼロに等しくない値を有する
横方向磁化を生ずることを特徴とする核磁気共鳴共振
器。
【請求項１４】該超伝導導体構造が実質的にＢ₀方向
と平行に向いていることを特徴とする請求項１３に記載
の共振器。
【請求項１５】該超伝導導体構造の材料が、付加的磁
場の印加後もその最大磁化を保ち、それによって生ずる
サンプル領域における磁場を最大にするように選ばれる
ことを特徴とする請求項１３又は１４記載の共振器。
【請求項１６】Ｂ₀の方向に対して横方向の該超伝導
導体構造の最大磁化が実質的にｚについて均一であるこ
とを特徴とする請求項１３乃至１５のいずれか１項に記
載の共振器。