JP3184678B2 - 強度可変均一平行磁場発生装置 - Google Patents

Description

【発明の詳細な説明】

【０００１】

【産業上の利用分野】本発明は均一平行磁場発生装置に
関する。より詳しくは、第２種超電導体と電磁石や永久
磁石などの磁場発生源とを具備した均一平行磁場発生装
置に関する。例えば、核磁気共鳴断層映像診断装置（Ｍ
ＲＩ）などでの、均一平行磁場が必要とされる用途に用
いられる磁場発生装置に関するものである。

【０００２】

【従来の技術】高均一磁場を利用する、例えば、核磁気
共鳴断層映像診断装置（ＭＲＩ）などの装置では、その
磁場発生方法としては、電磁石や永久磁石が用いられて
いる。前者には、超電導線を用いた超電導マグネットと
銅線やアルミニウム線を巻線としたコイルを用いた常電
導マグネットがある。０．３Ｔ（テスラ）以下では永久
磁石を用いたものが経済的なシステムとなるが、それ以
上の磁場を発生させ得るのは超電導磁石だけであり、し
かも、均一度、安定度の点で優れており、現在ＭＲＩ磁
石においては主流となっている。したがって、時間的に
安定な均一強磁場（〜数Ｔ）を得られるのは超電導マグ
ネットのみといえる。

【０００３】超電導マグネットあるいは常電導マグネッ
トでは、磁場の高均一度を得るために、その巻き線部の
構造は、ソレノイド型、ダブルヘルムホルツ型などにな
っており、均一度を高める特殊な形状にするという工夫
がなされている。超電導マグネットによる従来の均一平
行磁場発生装置の一例を図１１に示す。図１１において
ドーナッツ型極低温槽（以下、クライオスタット）１の
内部軸方向両端に超電導コイル２が配置される。超電導
コイルから発生する磁場は円筒軸４の中心部近傍におい
て円周外方向外側に向く様な成分が含まれる。円筒軸中
心部４近傍においてこの磁場を円筒軸方向に平行とする
ため、二つの超電導コイル２の間にさらに超電導コイル
３が設置されている。超電導コイル２と３によって、中
心軸上の一定領域において、円筒軸４方向にほぼ平行と
なるように超電導コイル２と３の配置、形状、及び電流
が調整される。図１２は図１１のコイルによる磁束Ｆの
分布を示す図である。

【０００４】一方、超電導体の完全反磁性を利用して、
均一平行磁場を発生しようという発想は古くからあり、
例えば、Ｗｉｌｌｉａｍｓら［Ｗ．Ｌ．Ｗｉｌｌｉａｍ
ｓｅｔ ａｌ．：Ｐｈｙｓ．Ｌｅｔｔ．９（１９６４）
１０２］が実験により実証している。さらに、この文献
の中で、私信としてＯｎｓａｇｅｒが超電導体をスパイ
ラルに巻いて均一磁場発生が可能であることを提案して
いる。これについては、独立にＨｅｃｈｔｆｉｓｈｅｒ
［Ｄ．Ｈｅｃｈｔｆｉｓｈｅｒ：Ｊ．Ｐｈｙｓ． Ｅ：
Ｓｃｉ．Ｉｎｓｔｒｕｍ．２０（１９８７）１４３］が
スイスロールのように、超電導体を巻くことで可能であ
ることを実証している。Ｗｉｌｌｉａｍｓらの方法で
は、均一かつ時間的に変動しない磁場の発生が可能であ
り、Ｏｎｓａｇｅｒの提案した方法、あるいはそれを実
証したＨｅｃｈｔｆｉｓｈｅｒの方法では、均一かつ可
変な磁場の発生が可能である。

【０００５】これらの方法は以下の原理によって均一磁
場の発生、もしくは、磁場の均一化を行うものである。
超電導体が完全反磁性であるとき、すなわち、第１種超
電導体ならば臨界磁場（Ｈ_C ）以下、第２種超電導体な
らば下部臨界磁場（Ｈ_C1）以下であるとき、超電導体は
マイスナー効果を示し、超電導体内部の磁束密度Ｂは０
である。このことは超電導体の透磁率μ＝０と記述でき
る。

【０００６】第１種超電導体は印加磁場が臨界磁場（Ｈ
_C ）以上となると、常電導状態へ遷移する。これに属す
る物質としては、Ｉｎ（Ｈ_c （０Ｋ）＝０．０３Ｔ）、
Ｓｎ（Ｈ_c （０Ｋ）＝０．０３Ｔ）、Ｐｂ（Ｈ_c （４．
２Ｋ）＝０．０８Ｔ）などがある。第２種超電導体は印
加磁場が下部臨界磁場（Ｈ_C1）以下では完全反磁性を示
すが、それ以上では量子化磁束となって磁場が超電導体
へ侵入した混合状態となり、超電導ではあるが完全反磁
性は失われる。印加磁場が上部臨界磁場（Ｈ_C2）に達す
ると常電導状態となる。この様な性質を示すものは、Ｎ
ｂ−Ｔｉ（Ｈ_c1（４．２Ｋ）〜０．０１Ｔ、Ｈ_c2（４．
２Ｋ）〜１０Ｔ）、Ｎｂ₃ Ｓｎや、高温酸化物超電導体
と呼ばれる、Ｙ−Ｂａ−Ｃｕ−Ｏ（Ｈ_c1（０Ｋ）〜０．
０４Ｔ、Ｈ_c2（０Ｋ）〜１００Ｔ）、Ｂｉ−Ｓｒ−Ｃａ
−Ｃｕ−Ｏなどがある。

【０００７】透磁率μが異なる物質の界面において、磁
束密度Ｂの界面法線成分は連続でなければならず、超電
導体の表面が、例えば真空と接しているとき、超電導体
内部でＢ＝０ゆえに、真空中では超電導体表面に平行な
磁場（すなわち磁束密度）のみが存在し得る。図１８は
従来技術の均一化の原理を説明する図である。ここでは
超電導体５と真空６が接している。（ａ）のような場合
が存在するとすると、界面（すなわち超電導体表面）の
法線成分の磁束密度Ｂは界面において連続である必要性
から超電導体内部にも矢印の磁束密度が存在しなければ
ならず、これはＢ＝０に反する。つまり、Ｂ＝０と界面
での法線成分の連続性を同時に満たし得るのは（ｂ）の
ように界面に平行なＢのみとなる。このような境界条件
を系に持ち込むことによって、系全体の磁束の流れを矯
正し、均一磁場を得ようというものである。このような
境界条件は、超電導体が完全反磁性であるときのみ成立
する。

【０００８】このことを利用し、超電導体の円筒２１を
軸方向の磁場下で冷却し超電導状態とすることで円筒内
部に磁束をトラップさせるか（図１３，図１４）、スパ
イラル円筒２２（図１５（ａ）、（ｂ））、スイスロー
ル円筒２３（図１６、図１７）を、軸に平行な磁場Ｈ中
（ソレノイドコイル１１や永久磁石（図示せず）等によ
って発生させる）に置くことによって、円筒内部に均一
平行磁場を発生させることが可能となるのである。

【０００９】すなわち、図１３は超電導体からなる完全
な中空円筒２１の斜視図で中空部のベクトルＢはトラッ
プされた磁束を示している。図１４はこれによる円筒の
軸を含む断面における磁束Ｆの分布を示しており、円筒
内部で磁場が均一になっている。図１５（ａ）は超電導
体をスパイラルに巻いて円筒２２とし、円筒の軸方向に
平行に磁場を印加して超電導体円筒内部の磁場を均一化
する方法を示している（図１５（ｂ））。また図１６は
超電導体をスイスロール状に巻いて円筒２３とし、円筒
の軸方向に平行に磁場を印加して、超電導体円筒内部の
磁場を均一化する方法を示す斜視図である。図１７はこ
の円筒２３の軸方向に平行に磁場を印加するため、ソレ
ノイドコイル１１を外側に配置した状態を示す円筒の軸
を含む断面図である。

【００１０】これらの方法のうち中空円筒２１に磁場を
トラップさせた場合、超電導体中の閉曲線（たとえば、
円筒の軸に垂直な円）と鎖交する磁束は時間的に不変で
あるので、円筒内部の磁場は高い時間安定性を有してい
る（以下、この方法をＷｉｌｌｉａｍｓ法と呼ぶ）。こ
れに対し、スパイラル、または、スイスロールの場合、
超電導体中に円筒２２または２３の軸に垂直になる閉ル
ープは存在せず、したがって、例えば外側のマグネット
に流す電流を変えることで、円筒内部の磁場を変化させ
ることが可能となる（以下、この方法をＯｎｓａｇｅｒ
法と呼ぶ）。

【００１１】

【発明が解決しようとする課題】均一磁場の発生方法と
しては、以上述べた方法が存在しているが、いくつか、
技術的、経済的な、あるいは、本質的な問題点がある。
超電導マグネットの場合、超電導線への要求が高度であ
る。例えば、長尺線ゆえ長手方向の臨界電流密度（Ｊ
_C ）に高い均一性や、線形公差が小さいこと等が求めら
れる。さらに、巻き線部分の構造が非常に複雑であるた
め、極めて高度な巻き線技術が要求される。また、冷却
によるわずかな歪も問題となるため、その歪による磁場
の補正やソレノイドの形状では打ち消すことができない
磁場の補正に、複雑な機構や数値計算などの手続きが必
要となる。また、ＭＲＩ磁石においては、現在、中心磁
場１．５Ｔの機器の普及が求められているが、設置上、
重量や漏洩磁場の課題を克服するため、アクティブシー
ルド方式がとられており、必要な超電導線の量が多くな
ってしまっている。これらは、機器のコスト上昇の要因
であり、機器の普及を妨げるものである。

【００１２】また、超電導マグネットによっては、従来
技術として図１１について説明したような方法で均一平
行磁場を得ているわけであるが、この方法では、そのコ
イルの配置・形状や電流値を調整しても、図１２のよう
に、円筒軸方向に対して長い範囲で均一平行磁場を得る
ことが難しい。このため、有効利用範囲は、円筒軸方向
に配置した長さの約１／４以下であり、半径方向ではコ
イル直径の約１／２以下の範囲であり、装置が大型化し
ている。

【００１３】超電導体の完全反磁性を利用したＷｉｌｌ
ｉａｍｓ法、または、Ｏｎｓａｇｅｒ法は、これに比
べ、非常に簡便であり、均一磁場の有効利用範囲も拡大
可能であり（コイル部分の大きさを減少できることと同
意）、コスト低減も可能であるが、これまでせいぜい５
０ｍＴまでしか発生することができず、均一“強磁場”
発生方法としては利用不可能であった。これは第１種超
電導体であるＰｂを用いた結果であるが、Ｐｂは工業的
に実用的な液体ヘリウム温度４．２Ｋにおいて、完全反
磁性を保つ上限であるＨ_C が比較的高く、約０．０８Ｔ
である。よく知られている、４．２Ｋで超電導を示す第
２種超電導体について、それが完全反磁性である上限Ｈ
_C1（４．２Ｋ）は、ＰｂのＨ_C ほど大きくはない。ま
た、さらに実用的な温度、液体窒素温度７７．３Ｋにお
いても超電導である高温酸化物超電導体も第２種であ
り、７７．３ＫでのＨ_C1は４．２ＫでのＰｂのＨ_C より
小さい。これは、Ｈ_C 、あるいは、Ｈ_C1という物質固有
の物性値によっての制限であり、本質的な問題であると
同時に、これを加えて、反磁場によって超電導体が実際
に感じる実効磁場が印加磁場よりも高くなってしまい、
低い磁場下においてもＨ_Cに到達してしまい完全反磁性
を失うこともあり、Ｐｂの例のように、実際にはそれら
の値よりも低い磁場までしか効果がないと考えられてい
た。［前出のＷｉｌｌｉａｍｓらの論文、およびＨｅｃ
ｈｔｆｉｓｈｅｒの論文と一般的な超電導の教科書。た
とえば、超電導現象：Ｍ．ティンカム著、小林俊一訳、
産業図書（株）、１９８９（Ｉｎｔｒｏｄｕｃｔｉｏｎ
ｔｏ Ｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｙ：Ｍｉｃ
ｈａｅｌ Ｔｉｎｋｈａｍ、（ＭｃＧｒａｗ−ｈｉｌ
ｌ、１９７５））］。

【００１４】本発明者らは、以上述べた課題について鋭
意検討し、その結果、必要な空間に所定の強度の均一平
行磁場を容易かつ安価に発生させ得る強度可変均一平行
磁場発生装置を提供する本発明に至った。

【００１５】

【課題を解決するための手段】本発明は、前記課題を解
決するものであって、磁場を発生するコイルおよび／ま
たは永久磁石と、軸方向に平行にスリットの入った超電
導体からなる円筒とを具備し、前記コイルおよび／また
は永久磁石の軸と前記超電導体からなる円筒の軸とが平
行になるように組み合わせて、前記超電導体からなる円
筒内部に円筒軸方向に強度可変の均一平行磁場を発生す
る強度可変均一平行磁場発生装置であって、前記超電導
体が第２種超電導体であり、かつ該超電導体がその下部
臨界磁場以上の磁場で０でない臨界電流密度を有するこ
とを特徴とする強度可変均一平行磁場発生装置である。

【００１６】また、上記超電導体からなる円筒は、スパ
イラルにおよび／またはスイスロール状に超電導体の板
を複数回巻いたものであることを特徴とする。また上記
超電導体からなる円筒は、複数枚の超電導体の板を貼り
合わせて円筒形状としたものであることも特徴とする。
さらに、上記強度可変均一平行磁場発生装置において、
超電導体からなる円筒は、超電導体の厚さが、円筒表面
の磁場の最大値が中心到達磁場となる厚さ以上であるこ
とも特徴とする。

【００１７】また超電導体からなる円筒は、コイルと重
なる軸方向位置において、コイルの内側に配置されてい
るか、または、コイルの外側に配置されていることを特
徴とする。また超電導体からなる円筒は、同軸に配置さ
れた２つ以上のコイルの間または永久磁石の間に配置さ
れていることを特徴とする。また超電導体からなる円筒
は、同軸に配置された永久磁石のＮ極側および／または
Ｓ極側に配置されていることを特徴とする。

【００１８】またこれらの超電導体は、均一化しようと
する磁場での磁場侵入深さの４倍以上の厚さを有するも
のであり、かつ、該超電導体からなる円筒の半径が該磁
場侵入深さの１００倍以上であることも特徴とする。

【００１９】

【作用】本発明においては、軸方向に平行にスリットの
入った超電導体からなる円筒を用い、これの軸とコイル
および／または永久磁石の軸とが平行になるよう配置す
る。ここにおいて超電導体は第２種超電導体であり、下
部臨界磁場（Ｈ_C1）以上の磁場で０でない臨界電流密度
（Ｊ_C ）を有する。超電導体の円筒の軸方向に平行にス
リットを入れることにより円筒の軸に垂直の閉ループの
電流径路は無くなるので外側のマグネットの磁場の強さ
を変えることにより円筒内部の磁場を変化させることが
でき、本発明の目的とする強度可変の均一平行磁場を発
生させることができる。また同じ目的は、スパイラル
状、スイスロール状、またはこれらを組み合わせた形状
で超電導体を複数回巻いても達成される。

【００２０】ここで永久磁石の軸とは、永久磁石を等価
表面電流で置き換えて考えるときの、その表面電流の流
れている部分（通常、円、楕円、多角形等を底面とする
筒形）の軸である。また、スリットは円筒の上部から下
部までを貫き、かつ、スリットの幅は小さいほどよく、
例えば、非超電導的に接している状態が最適である。ま
た上記超電導体からなる円筒は、その底面は円が望まし
いが、楕円、多角形を底面とする筒型でもよい。

【００２１】Ｗｉｌｌｉａｍｓ法や、Ｏｎｓａｇｅｒ法
では、前述したように超電導体の完全反磁性を利用する
ため、超電導体固有の物性値であるＨ_C 、あるいは、Ｈ
_C1という物質固有の物性値と、反磁場による実効磁場の
高まりという避けられない現象によって発生可能な磁場
に制限があると考えられていた。

【００２２】ここで、用いる超電導体を第２種超電導体
とすると、以下の様なこととなる。図１９は種々のＪ_c
Ｄの値に対するＭ−Ｈ曲線を示す従来知見のグラフであ
るが、第２種超電導体の磁化曲線、特に初期磁化曲線は
この図のように、Ｊ_c が大きくなるにつれて、完全反磁
性を示す直線により近付くことが知られていた［たとえ
ばＮａｉｔｏ，Ｍ．ｅｔ ａｌ．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｂ
４１（１９９０）４８２３．］。しかし、それもＨ_C1の
数倍の磁場までであり、（たとえば、４．２Ｋ、Ｎｂ−
Ｔｉで０．０１Ｔの数倍）、Ｗｉｌｌｉａｍｓ法や、Ｏ
ｎｓａｇｅｒ法とこの知見を単に組み合せただけでは実
用的に有用な磁場強度、たとえばＭＲＩで必要な０．
２、０．３Ｔ〜数Ｔの均一磁場は得られることは予測さ
れない。

【００２３】しかしながら、我々はこの現象を注意深く
考察し、また、いくつかの他の実験を行いその結果を慎
重に解析することによって、実施例にもあるように、
４．２Ｋにおいて０．５Ｔ（Ｎｂ−ＴｉのＨ_C1の約５０
倍）といった強磁場を均一化することを可能としたので
ある。

【００２４】超電導体円筒の軸に平行に磁場を印加した
ときを考える。このときの侵入領域はほぼ円筒状であ
り、その侵入の程度、すなわち、その厚さは第１近似と
しては印加磁場Ｈ／Ｊ_C に比例すると考えてよい。つま
りＨ_C1以上でもＪ_C を有するならば、Ｊ_C が大きいほ
ど、あるいは、より低い磁場へおかれたとき、超電導体
内部への磁場の侵入は小さい。後述する実施例１で用い
ている。

【００２５】Ｎｂ−Ｔｉ／Ｎｂ／Ｃｕ多層板からなる両
端開口円筒の軸に平行に磁場（Ｈ）を４．２Ｋで印加し
たとき、円筒内部の軸上中心、軸方向の磁束密度Ｂがど
う変化するかをみたのが、図２０である。この円筒は厚
さ０．７５ｍｍのＮｂ−Ｔｉ／Ｎｂ／Ｃｕ多層板を深絞
りおよび切断加工によって、内径２１ｍｍ、高さ２１ｍ
ｍの両端開口円筒としたものである。図中の直線は、両
端開口部からの漏れ磁場の侵入の程度を超電導体円筒が
完全反磁性と仮定した理論値である。［Ｔｈｏｍａｓｓ
ｏｎ，Ｊ．Ｗ．ｅｔ ａｌ．，Ｒｅｖ．Ｓｃｉ．Ｉｎｓ
ｔｒｕｍ．４７（１９７６）３８７．］。Ｎｂ−Ｔｉの
Ｈ_C1の数十倍までほぼ完全反磁性であるかのように見え
る。また、図から明らかなようにＪ_C が大きくなるにつ
れ、完全反磁性であるかのようにみえる磁場の上限値
（Ｈ₁ ｍａｘ）は大きくなる。同じ様なＪ_C の超電導体
を用いたにもかかわらず、磁化曲線でこれまで知られて
いた事実および予測とは大きく異なる。

【００２６】図２１、図２２はこの超電導体円筒に磁場
を印加した状態を説明する図で、図２１（ａ）は実験の
様子を模式的に描いたもので２１は超電導体の円筒、図
２１（ｂ）は典型的な実験結果、図２１（ｃ）は円筒の
断面における磁束密度分布を図２１（ｂ）に対応して示
したもの、図２２は図２１（ｂ）の点線で囲まれた部分
のＢ軸のスケールを拡大したものである。また図２２は
図２０などを模式的に示してもいる。図２２において、
Ｊ_C が０のものから、Ｊ_C が０でないものの効果をこれ
までの知見から予測した場合と比較して、実際の実験結
果ではほぼ完全反磁性であるかのように見える磁場の範
囲が広いことがわかる。

【００２７】通常、磁化曲線は、振動試料型磁束計（Ｖ
ＳＭ）やＳＱＵＩＤ磁束計などを使用し、たとえば数ｍ
ｍ角、〜１ｍｍ厚さの超電導体片を測定対象として得ら
れている。したがって、超電導体円筒の実験と比較する
と、磁束侵入領域の大きさ（Ｈ／Ｊ_C にのみ比例し、試
料サイズに依存しない）と試料の大きさに対する比が明
らかに大きいと考えられる。

【００２８】つまり、Ｊ_C を有する第２種超電導体が完
全反磁性であるかのように見える磁場範囲は、Ｊ_C を大
きくすることだけでなく、磁束侵入領域と系全体の体積
比を小さくすることによっても拡大することができる、
という新事実を見知したことになる。超電導体円筒の軸
に平行に磁場を印加した場合で説明する。円筒の半径Ｄ
に対して磁束の侵入領域の厚さをｄとすると、その比に
よって完全反磁性であるかのように見える磁場の上限値
（Ｈ₁ ｍａｘ）は図２３のように変化するということに
なる。Ｄが無限大の極限（ｄ／Ｄが０の極限）では、図
２１（ｃ）で定義した中心到達磁場へ達する。

【００２９】この新知見と従来技術を組み合わせること
によって、本発明はなされた。すなわち、Ｈ_C1以上の十
分大きな磁場においても、完全反磁性であるかのように
超電導体表面に垂直な磁束密度成分が許されず、磁場分
布が矯正され、強度可変な均一平行磁場の発生が可能と
なったのである。実施例に見るように、これまで従来法
（Ｗｉｌｌｉａｍｓ法や、Ｏｎｓａｇｅｒ法）では５０
ｍＴが限界であったが、本発明により５００ｍＴといっ
た値も可能となった。高いＪ_C の材料を用いればさらに
強い均一平行磁場の発生が可能である。また、以上より
本発明は磁場の発生源の種類によらない。

【００３０】さらに、実用上最小限と考えられる完全反
磁性からのずれを１％とすると、均一化しようとする磁
場Ｂでの磁場侵入深さｄ≒Ｂ／μ₀ Ｊ_C とスリット入り
円筒の超電導体の厚さｔ、およびスリット入り円筒の半
径Ｒと磁場侵入深さｄには、それぞれ以下のような関係
がある。図２４のように、円筒の半径と磁束との関係に
おいて完全反磁性からのずれをΔＢ／ΔＢ₀ で表現する
と、図２５のΔＢ／ΔＢ₀ とｄ／ｔとの関係を示すグラ
フにあるとおり、ｄ≦１／４ｔが好ましく、また、図２
６のΔＢ／ΔＢ₀ とｄ／Ｒとの関係を示すグラフに見ら
れるようにｄ≦１／１００Ｒが好ましい（詳細は実施例
７の項で記述）。

【００３１】

【実施例】実施例１ 図１は、軸方向に平行にスリット３１の入った超電導体
からなる円筒２４を配置したときの本発明の実施例の一
つを示す図で、外側のソレノイドコイル１１を半分除去
して示している。図２の（ａ）図はこれの断面図で
（ｂ）図はソレノイドコイルに電流を流して磁場を発生
させたときのｚ軸（すなわち円筒の軸）上のｚ軸方向成
分の磁場の分布でソレノイドコイルのみのときの図２
（ａ）原点でのｚ軸方向成分の値を１００として規格化
してある。両端矢印付き太線は図２（ａ）と対応する。

【００３２】ここで用いた超電導体は、Ｎｂ−Ｔｉ／Ｎ
ｂ／Ｃｕ多層板であり、クラッド圧延により作製したも
ので、図３のようなＪ_c −Ｂ特性を有している。Ｎｂ−
Ｔｉ部分の総厚は０．３７ｍｍであり、幅１２８ｍｍ、
厚さ１．２ｍｍの板を図１のように、端を絶縁してつき
あわせて、そこをスリット３１とし、内径３０ｍｍ、高
さ１２８ｍｍのスリット入り円筒２４としたものであ
る。

【００３３】ソレノイドコイル１１はＮｂ−Ｔｉ超電導
線を用いたもので、内径４０ｍｍ、外径４４ｍｍ、高さ
９６ｍｍであり、１００Ａで中心磁場０．７６４Ｔを発
生する。クライオスタット中のソレノイドコイル１１お
よびスリット入り超電導円筒２４を液体Ｈｅに浸漬した
後、外部電源によりソレノイドコイル１１を励磁した。
磁束密度の測定はホール素子を用いて行った。

【００３４】図４の（ｂ）は（ａ）図に示す円筒の１／
２高さにおける円筒軸に垂直な面で、半径方向の磁場の
分布をみたグラフである。すなわち図１においてソレノ
イドコイルに電流を流して磁場を発生させたときのｒ軸
上の磁場のｚ軸方向成分の分布であり、規格化の方法は
図２（ｂ）と同様で両端矢印付き太線は図４（ａ）のそ
れと対応する。図２および図４からわかるように、本発
明を実施した場合、均一平行磁場空間が、実施していな
い場合よりも大幅に拡大されていることが明らかであ
る。以上の効果は、ソレノイドコイル１１のみを冷却後
励磁し、スリット入り円筒２４をその後挿入しても、変
わらなかった。図２（ｂ）の効果は、図２７に見られる
ように、超電導体からなるスリット入り円筒２４を完全
反磁性とみなした予測の磁束密度分布とほとんど一致し
ている（実測値Ｏに対し予測値は実線）。

【００３５】実施例２ 厚さ０．１９ｍｍ、幅１２８ｍｍなる、実施例１で用い
たものとほぼ同じＪｃ−Ｂ特性を有しているＮｂ−Ｔｉ
／Ｎｂ／Ｃｕ多層板を、６回、間を絶縁して巻いて、内
径３０ｍｍ、外径３３ｍｍ、高さ１２８ｍｍの円筒とし
たもの２３（以下、スイスロールと略称）を、図５のよ
うに、実施例１と同じソレノイドコイル１１のボア中に
配置した。なお図５は見やすくするため外側のソレノイ
ドコイルは半分のみを、スイスロールの巻数を２回とし
て、示した。クライオスタット中のソレノイドコイル１
１およびスイスロール２３を液体Ｈｅに浸漬した後、外
部電源によりソレノイドコイル１１を励磁した。実施例
１同様、磁束密度の測定はホール素子を用いて行った。

【００３６】その結果、図２および図４とほぼ同等の磁
場分布となり、本発明を実施した場合、均一平行磁場空
間が、実施していない場合よりも大幅に拡大されている
ことがわかった。以上の効果は、ソレノイドコイル１１
のみを冷却後励磁し、スイスロール２３をその後挿入し
ても、変わらなかった。

【００３７】実施例３ 実施例１と同じ軸方向に平行にスリットの入った超電導
体からなる円筒２４を、実施例１と同じソレノイドコイ
ル１１の軸方向外側に６ｍｍ離して図６（ａ）のように
配置した場合の磁場分布を図６（ｂ）に示す。その他の
実験の方法および手順は実施例１、２と同様である。両
端白抜き矢印付き線はスリット入り円筒２４の位置を示
しており、図６（ｂ）より、本発明によって均一平行磁
場空間が拡大されていることがわかった。

【００３８】実施例４ 同軸に４０ｍｍ離して配置された二つの、内径４０ｍ
ｍ、外径４４ｍｍ、高さ３０ｍｍの超電導ソレノイドコ
イル１１Ａ、１１Ｂの間に、実施例１と同様な、軸方向
に平行にスリットの入った超電導体からなる円筒で、そ
の高さが３０ｍｍの円筒２４を図７（ａ）のように配置
した。二つのソレノイドコイル１１Ａ、１１Ｂは直列に
つながれている。その他の方法および手順は実施例１と
同様である。円筒の軸上での磁場分布は図７（ｂ）のよ
うになり、均一平行磁場空間が拡大されていた。図７
（ｂ）において片端白抜き矢印付き線は図７（ａ）に示
したスリット入り円筒２４での位置を示している。図８
は図７におけるソレノイドコイルを永久磁石１２Ａ、１
２Ｂで置き換えた場合で、同様のことがこの配置で生じ
ることは当然である。

【００３９】実施例５ 実施例１と同様な、軸方向に平行にスリットの入った超
電導体からなる円筒でその高さが６４ｍｍの円筒２４
を、径４０ｍｍ、厚さ１５ｍｍＳｍＣｏ永久磁石１２の
Ｎ極側に、１０ｍｍ離して、図９（ａ）のように配置し
た。両端白抜き矢印付き線はスリット入り円筒２４の位
置を示しており、図９（ｂ）のように均一平行磁場空間
が拡大していた。

【００４０】実施例６ 図２８は実施例１の超電導体をＹ−Ｂａ−Ｃｕ−Ｏと
し、液体窒素温度７７．３Ｋにおいて測定したときの、
軸上での磁場分布である（測定位置としては、図２
（ａ）の太い両端矢印付きの線で示した部分に相当す
る）。

【００４１】ここで用いた超電導体は、ＹＢａ₂ Ｃｕ₃
Ｏ_7-y である。Ｙ₂ Ｏ₃ 、ＢａＯ₂、ＢａＣｕＯ₂ 、Ｃ
ｕＯの粉末をＹＢａ₂ Ｃｕ₃ Ｏ_7-y という組成末なるよ
うにそれぞれ秤量し、ボールミルで約２時間混練したの
ち、９３０℃、８時間、１気圧酸素雰囲気中で仮焼した
のち、めのう乳鉢にて粉砕し平均粒径１００μｍの粉末
としたものである。この粉末を０．４ｍｍ厚さ、内径３
０ｍｍ、高さ１２８ｍｍの円筒となるように、非磁性ス
テンレスパイプを２重にした隙間に充填し、プレスを用
いて２００ｋｇ／ｃｍ² の一軸圧力を１０分間かけ圧縮
したものである。

【００４２】ソレノイドコイルはＣｕ線を用いたもの
で、内径４０ｍｍ、外径４４ｍｍ、高さ９６ｍｍであ
り、１０Ａで中心磁場０．０７６Ｔを発生する（実施例
１とほぼ同じコイル定数を有している）。クライオスタ
ット中のソレノイドコイルおよびスリット入り超電導円
筒を液体Ｎ₂ に浸漬した後、外部電源によりソレノイド
コイルを励磁した。磁束密度の測定はＨａｌｌ素子を用
いて行なった。

【００４３】図２８からわかるように、実施例１とほと
んど同様の均一化効果があり、均一平行磁場空間が、実
施していない場合よりも大幅に拡大されていることが明
らかである。以上の効果は、ソレノイドコイルのみを冷
却後励磁し、スリット入り円筒をその後挿入しても変わ
らなかった。

【００４４】実施例７ 実施例１で用いたＮｂ−Ｔｉ／Ｎｂ／Ｃｕ多層板からな
るスリット入り円筒にさまざまな熱処理を施すことによ
って０．３Ｔの磁場での磁場浸入深さｄ（≒Ｂ／μ₀ Ｊ
_C ）を制御し、図２４で定義したΔＢ／ΔＢ₀ をｄ／ｔ
に対してプロットした（図２５）。図から明らかなよう
に、ｄ≦１／４ｔが好ましい。

【００４５】さらに実施例２で用いたＮｂ−Ｔｉ／Ｎｂ
／Ｃｕ多層板の巻回数を変化させることによって磁場浸
入深さｄとスイスロール状円筒の半径Ｒとの比ｄ／Ｒを
変え、ΔＢ／ΔＢ₀ をｄ／Ｒに対してプロットした（図
２６）。図から明らかなように、ｄ≦１／１００Ｒが好
ましい。

【００４６】なお、本発明は上記実施例に限定されたも
のではない。すなわち、上記実施例ではスリット入り超
電導体円筒をＮｂ−Ｔｉ／Ｎｂ／Ｃｕ多層板によって構
成しているが、第２種超電導体であり、かつ超電導体が
その下部臨界磁場以上の磁場で０でない臨界電流密度を
有するという条件を満たせば本発明の実施は可能であ
る。

【００４７】また、磁場的不安定性を取り除く上で、超
電導体は銅や銀などの良導体と板厚方向に積層された構
造であることが望ましい。さらには、虫食い状に穴を開
けた板を、穴の開いた部分を極力重ねないようにスイス
ロール状に巻くことも、容易に着想される安定化の方法
である。

【００４８】また、軸方向に平行にスリットの入った超
電導体からなる円筒などは、スパイラルにおよび／また
はスイスロール状に超電導体の板を複数回巻いたもので
もよい。スリットは、必ずしも軸に平行でなくともよ
く、例えば、スパイラルに入ったものや、階段状に入れ
たものでもよい。このような形状を、図１０に示すよう
に複数枚の超電導体の板２５を貼り合わせて作製しても
よい。円筒は、その底面は円が望ましいが、楕円、多角
形を底面とする筒型でもよい。また、軸方向に平行にス
リットの入った超電導体からなる円筒などに、均一磁場
を乱さない程度に穴を開け、均一磁場空間とのアクセス
に用いてもよい。

【００４９】本発明の効果は、軸方向に平行にスリット
の入った超電導体からなる円筒を超電導状態へ冷却する
作業と磁場を発生させる作業との順序に依存しない。磁
場発生源も、上記実施例では、超電導ソレノイドコイル
と永久磁石のみとなっているが、これに限定されるもの
ではない。スリット入り超電導体円筒とコイルの軸を平
行にした例のみを示したが、次善の方法ではあるが、両
者の軸を必ずしも平行にしなくとも、本発明の実施が可
能である場合もある。

【００５０】

【発明の効果】上述したように、本発明によれば、従来
方式に比べ極めて均一で円筒軸方向に変動のない磁場を
得ることが可能となる。また、超電導体からなるコイル
を多数配置する必要がなく、より少ない個数のコイル、
または、より小さいコイルによって従来より軸方向、半
径方向に対して広い範囲で均一磁場を得ることができ
る。このため、例えば核磁気共鳴断層映像診断装置の主
マグネットを小型で経済的に製作することができる。つ
まり、必要な空間に所定の強度の均一平行磁場を容易か
つ安価に発生させ得る、極めて工業的効果の大きい、強
度可変均一平行磁場発生装置が提供される。

【図面の簡単な説明】

【図１】本発明の実施例を示す斜視図

【図２】図１の装置の（ａ）測定場所を示す断面図と、
これによる（ｂ）磁場の分布の測定結果のグラフ

【図３】本発明で用いた超電導体のＪ_c −Ｂ特性を示す
グラフ

【図４】図１の装置の（ａ）測定場所を示す断面図と、
これによる（ｂ）磁場の分布の測定結果のグラフ

【図５】本発明の実施例を示す斜視図

【図６】本発明の実施例を示す図であって、（ａ）測定
場所もあわせて示す断面図と、これによる（ｂ）磁場の
分布の測定結果のグラフ

【図７】本発明の実施例を示す図であって、（ａ）測定
場所もあわせて示す断面図と、これによる（ｂ）磁場の
分布の測定結果のグラフ

【図８】本発明の実施例を示す断面図

【図９】本発明の実施例を示す図であって、（ａ）測定
場所もあわせて示す断面図と、これによる（ｂ）磁場の
分布の測定結果のグラフ

【図１０】本発明の実施例を示す斜視図

【図１１】従来の装置を示す断面図

【図１２】図１１の装置による磁束の分布を示す図

【図１３】超電導体円筒の形状を説明する斜視図

【図１４】図１３の超電導体円筒による磁束の分布を示
す図

【図１５】超電導体円筒の形状を説明する（ａ）斜視図
と（ｂ）磁場を均一化する方法を示す図

【図１６】超電導体円筒の形状を説明する斜視図

【図１７】図１６の超電導体円筒とコイルとの配置を示
す図

【図１８】従来技術の均一化の原理を説明する図で
（ａ）は仮説の状態、（ｂ）は実際の状態

【図１９】種々のＪ_C Ｄの値に対するＭ−Ｈ曲線を示す
従来知見のグラフ

【図２０】超電導体円筒内の磁場と磁束密度の関係の実
験結果を示すグラフ

【図２１】今回の知見の実証実験方法を説明する図で
（ａ）は実験方法の模式図、（ｂ）は典型的な実験結
果、（ｃ）は円筒の断面における磁束密度分布の模式図

【図２２】図２１（ｂ）の点線で囲まれた部分を拡大し
た図

【図２３】今回の知見を説明する図

【図２４】第２種超電導体による完全反磁性からのずれ
ΔＢ／ΔＢ₀ を定義するグラフ

【図２５】ΔＢ／ΔＢ₀ をｄ／ｔに対してプロットした
グラフ

【図２６】ΔＢ／ΔＢ₀ をｄ／Ｒに対してプロットした
グラフ

【図２７】超電導体からなるスリット入り円筒２４を完
全反磁性とみなした予測の磁束密度分布と実験結果との
比較を示すグラフ

【図２８】磁場の分布の測定結果のグラフ

【符号の説明】 １１、１１Ａ、１１Ｂ 超電導ソレノイドコイル １２、１２Ａ、１２Ｂ 永久磁石 ２３ スイスロール状の超電導体からなる円筒 ２４ 軸方向に平行にスリットが入った超電導体からな
る円筒 ２５ 超電導体からなる板 ３１ スリット

Claims (8)

(57)【特許請求の範囲】
1. 【請求項１】 磁場を発生するコイルおよび／または永
   久磁石と、軸方向に平行にスリットの入った超電導体か
   らなる円筒とを具備し、前記コイルおよび／または永久
   磁石の軸と前記超電導体からなる円筒の軸とが平行にな
   るように組み合わせて、前記超電導体からなる円筒内部
   に円筒軸方向に強度可変の均一平行磁場を発生する強度
   可変均一平行磁場発生装置であって、前記超電導体が第
   ２種超電導体であり、かつ該超電導体がその下部臨界磁
   場以上の磁場で０でない臨界電流密度を有することを特
   徴とする強度可変均一平行磁場発生装置。
2. 【請求項２】 磁場を発生するコイル／または永久磁石
   と、スパイラルにおよび／またはスイルロール状に超電
   導体の板を複数回巻いて形成した超電導体からなる円筒
   とを具備し、前記コイルおよび／または永久磁石の軸と
   前記超電導体からなる円筒の軸とが平行になるように組
   み合わせて、前記超電導体からなる円筒内部に円筒軸方
   向に強度可変の均一平行磁場を発生する強度可変均一平
   行磁場発生装置であって、前記超電導体が第２種超電導
   体であり、かつ該超電導体がその下部臨界磁場以上の磁
   場で０でない臨界電流密度を有することを特徴とする強
   度可変均一平行磁場発生装置。
3. 【請求項３】 超電導体からなる円筒は、複数枚の超電
   導体の板を貼り合わせて円筒形状としたものであること
   を特徴とする請求項１または２記載の強度可変均一平行
   磁場発生装置。
4. 【請求項４】 超電導体からなる円筒は、超電導体の厚
   さが、円筒表面の磁場の最大値が中心到達磁場となる厚
   さ以上であることを特徴とする請求項１ないし３記載の
   強度可変均一平行磁場発生装置。
5. 【請求項５】 超電導体からなる円筒は、コイルと重な
   る軸方向位置においてコイルの内側に配置されている
   か、またはコイルの外側に配置されていることを特徴と
   する請求項１ないし４記載の強度可変均一平行磁場発生
   装置。
6. 【請求項６】 超電導体からなる円筒は、同軸に配置さ
   れた２つ以上のコイルの間または永久磁石の間に配置さ
   れていることを特徴とする請求項１ないし４記載の強度
   可変均一平行磁場発生装置。
7. 【請求項７】 超電導体からなる円筒は、同軸に配置さ
   れた永久磁石のＮ極側および／またはＳ極側に配置され
   ていることを特徴とする請求項１ないし４記載の強度可
   変均一平行磁場発生装置。
8. 【請求項８】 超電導体は、均一化しようとする磁場で
   の磁場侵入深さの４倍以上の厚さを有するものであり、
   かつ、該超電導体からなる円筒の半径が該磁場侵入深さ
   の１００倍以上であることを特徴とする請求項１ないし
   ７記載の強度可変均一平行磁場発生装置。