JPH0367200A - 磁界型偏向器 - 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】 ［産業上の利用分野］ この発明は、主にシンクロトロンなどの荷電粒子加速器
や蓄積リングに使用される磁界型偏向器に関し、磁界型
偏向器を構成する磁性材料を非飽和領域から飽和領域ま
で連続して使用できるようにした磁界型偏向器に関する
。

［従来の技術］ 第４図は従来のシンクロトロンなどの加速器で使用され
ている磁界型偏向器〈以ｆ＆偏向電磁石という）の−例
を示す斜視図である。第４図において、１．２は磁極面
、３．４は磁極、５は磁路を形成するためのリターンヨ
ーク部、６，７は起磁力を発生するための電気捲線（以
後コイルという）である。また、８は荷電粒子（以後代
表例として電子とする）が通過する磁極面１．２から構
成される空隙部である。磁極３．４およびリターンヨー
ク部５は通常高透磁率の磁性材料（主に鉄系統の部材が
使用されることが多く以後鉄心という〉が使用される。

磁極面１，２は空隙部８に均一な偏向磁場を発生するた
め、鏡面対称の関係にあることが多い。この対称面を以
後単に対称面く第４図においては図示していない〉とい
う。また、コイル６．７も同一の対称面に対して鏡面対
称をなす配置および形状を有する】一対ないし複数個の
対で構成されるのが一般的である。また、点鎖線９は電
子の進行方向に沿った運動の軌跡であり、−点Ｍ線９の
矢印方向に示すように電子が上記対称面を紙面左から偏
向電磁石の空隙部８を通過して紙面右に向かう。以後こ
の電子の軌跡を電子軌道Ｓという。

第５図（ａ）は、第４図の偏向電磁石の磁極面１．２の
形状と、磁極３．４に捲線されたコイル６．７の形状と
を上記対称面上に投影し、それに電子弊道Ｓを重畳した
平面図である。１０は磁極面１．２の投影であって磁極
を示す。また、１１はコイル６．７の投影であってコイ
ルを示す。以後説明を簡便にするため、第５図（ａ）で
示すように電子軌道Ｓに沿う磁極１０の長さ（点ａ、　
ｂ間）を磁極長く以後鉄心長という〉βＩｒｏｎ、その
直交方向の磁極の長さを磁極幅という。また、便宜上、
磁極端部である点ａを偏向電磁石の入口、点りを偏向電
磁石の出口という。同様に、コイル１１についても電子
軌道Ｓに沿う長さ（点ｃ、　ｄ問）をコイル長々。。０
、その直交方向のコイルの長さをコイル幅という。この
第５図（ａ）において磁場Ｂの方向は対称面（紙面〉に
対して垂直となっている。

まず、第５図（ａ）　、　（ｂ）を参照して偏向磁場と
電子軌道Ｓとの関係について概述する。

はじめに、空隙部８の偏向磁場は矩形状偏向磁場である
と仮定する。この矩形状偏向磁場とは、磁極の領域１０
の内部においては電子軌道Ｓに沿った偏向磁場強度Ｂは
一定（Ｂ＝Ｂｏ　）であり、領域１０の外部では偏向磁
場は存在しない（Ｂ＝Ｏ）磁場分布を示す磁場を指す。

この磁場分布を第５図（ｂ）に示づ。横軸が電子軌道Ｓ
、縦軸は電子軌道に沿った磁場の強度Ｂを示す。第５図
（ａ）　、　（ｂ）において１点ａおよび点すは対応す
る位置関係にある。このとき、第５図（ａ）に示すよう
に、点Ａから飛来する電子は点ａまでは直線で進み、磁
極１０の領域内部では偏向磁場の影響で原点をＯとする
一定の曲率半径ρなる偏向を受けて点すに至り、この点
すから直線的に点Ｂに向かう。磁極１０の領域内部での
電子の偏向軌跡の曲率半径ρは次のようになる。すなわ
ち、磁場分布は一定（Ｂ　ｏ（Ｔ）　）と仮定している
ので、電子のエネルギーをＥ０４ｅＶ）とすると、ρ（
ｍ）は一定で、（１）式に示す関係にある。

ｐ　＝　１０Ｅ　／　（３Ｂ　ｏ）　　　　　　　　　
　　（１）また、磁場中を電子が運動するときに描く弧
長！；ｌ　（ｍ）　　と偏向角度θとは、（２１式に示
すような関係にある。

θ＝、１／ρ　　　　　　　　　　　　　（２）このよ
うに規定すると、このとき描かれる弧長々と偏向電磁石
の鉄心長４１ｒｏａとは同一長であり、（３）式に示す
ようになる。

、ｆｆ＝、ｆｆ、、。、（３） しかし、実際の偏向電磁石の作る偏向磁場は第５図（ｂ
）に例示するように、矩形状磁場分布１２ではなく、磁
石端部においてフリンジ磁場と呼ばれる偏向磁場の染み
だしがあり、電子軌道Ｓに沿って測定した磁場強度は１
３に例示するように磁極端の外側まで拡がった分布を示
す。したがって、運動する電子は磁極端のａ点に達する
以前に偏向作用を受は始め、この偏向作用は磁極端のｂ
点を過ぎてもしばらくは続くことになる。このため、コ
イルの励磁量が一定ならば実際の電子の偏向角度は（′
２式に示す偏向角θより通常大きくなる。これは、曲率
半径ρを一定とすると、ｔ２式のβは鉄心長１　ｉｒｏ
＋ｅｌ：り長くなっていることを示し、この長さを偏向
磁場有効長という。この偏向磁場有効長をらとし、偏向
磁場有効長しによる偏向角度をｅとして（２１式を書き
直すと（４）式のようになる。

ｅ＝Ｌ／ρ　　　　　　　　　　　　　　（４）このと
き、偏向磁場有効長しは実際の磁場分布から（９式のよ
うにして求めることができる。

Ｌ、＝　（ｆ　ｓ　Ｂ　（Ｓ）ｄＳ　／　ｆ　ａ’Ｂｃ
）ｄｓ　）・！２ｉｒ。、（５） ただし、（ジスにおいて、ｆ５は偏向電磁石がら光分離
れた点Ａおよび点Ｂ間の全電子軌道Ｓに沿った積分を意
味し、ハ５は鉄心長々、ｒｏ。に相当する第５図（ａ）
の点ａから点すまでの電子軌道Ｓに沿った積分を意味す
る。また、Ｂｏは（１）式における偏向電磁石中央の磁
場強度を示す、したがって、（５１式に従えば、フリン
ジ磁場を加味した磁場分布は、電子軌道Ｓに沿う磁場の
長さがし、磁場強度がＢＯである矩形状磁場として等価
的に定義される。

このように等価的に定義された矩形状磁場の様子を第５
図（ｂ）の破線１４に例示する。すなわち、点ａ、ｂ間
は鉄心長であり、点ａ’　、ｂ’間は磁場有効長くここ
ではＬ　１ｒｏａと記す）である。

これに対応した電子軌道を第５図（ａ）に例示する。す
なわち、点Ａ′から飛来する電子は点ａまでは直線に進
み、点ａ′から原点をＯとする一定の曲率半径ρとなる
偏向を受は点ｂ′に至り、点ｂ′から直線的に点Ｂ′に
向かう電子軌道を等価的に考えることができる。このと
きの偏向角度がＯとなる。従来のシンクロトロンや蓄積
リングでは、偏向角度０を適切な偏向角度となるように
偏向電磁石における鉄心長や磁極面形状などを選定して
使用している。また、鉄心は飽和を起こさないように非
飽和領域である磁場強度１〜１．５（Ｔ）以下の範囲内
で使用され、コイルは制作の可能な範囲で磁極にできる
だけ沿うように巻かれるのが普通である。

［発明が解決しようとする課題］ しかし、近年半導体装置や各種分析装置、医療への応用
などの工業化目的にそって荷電粒子の加速器や蓄積リン
グの小形化が検討され、さらに、システム全体としての
経済化を図るために蓄積機能を持たせた円形加速器など
の制作が指向されている。このような工業用の小形の加
速またはＭ積すングでは、入射電子エネルギーはできる
だけ低くシく例えば１５（ＭｅＶ）　）　、加速終了時
には１　（ＧｅＶ）程度の電子エネルギーを１台の装置
で得ることが望まれる。これを実現させるには、入射時
の偏向磁場強度は１００（Ｇ）程度から加速終了時の偏
向磁場強度は３〜５（Ｔ〉程度まで変化させることが要
求される。これは、通常の加速器で考えられている■〜
１．．５（Ｔ）以下という磁場の使用範囲、すなわち、
鉄磁極の非飽和領域内での使用範囲を超えた偏向磁場強
度であり、従来このような非飽和領域を超えて使用する
加速器偏向電磁石は実現されていなかった。

このような加速器偏向電磁石が実現できない最大の理由
は、鉄磁極の磁場の非飽和時と飽和時とでは磁場有効長
が大きく変動することによる。すなわち、一般に鉄磁極
付き偏向電磁石を非飽和の範囲で使用している時は鉄磁
極面の形状などによって定まる磁場分布を示すが、その
磁性材料の飽和限度を超えるとコイルの形状によって定
まる空芯コイルとしての磁場を重畳した磁場分布となり
、さらに起磁力を高めると、空芯コイルのみとしての磁
場分布の形状が支配的となる。したがって、このような
磁場有効長の変動が偏向角度を変化させるので、加速中
に電子軌道を安定して維持することは困難であった。

次に、空芯コイルによる磁場分布の概要を述べる。空芯
の偏向器の磁場分布は、基本的にはビオサバールの式か
ら求めることができ、その磁場分布形状はコイルの形状
２位置関係で一義的に定まる。すなわち、励磁電流値の
変化に対しては磁場強度は比例的に変化するだけである
。

第５図（ａ）の１１に示すコイル（空芯と仮定する）の
作る電子軌道Ｓ軸に沿った磁場分布の一例を第５図（ｃ
）の１５に示す。ここで、第５図（ａ）　、　（Ｃ）に
おいて、点Ｃおよび点ｄは対応する位置間係にある。磁
場分布はコイル長、コイル幅、およびコイル端部の形状
などにより種々の分布を示すが、１５に励磁するように
空芯コイルも矩形状磁場でなく、フリンジ磁場を有する
のが普通である。このようなフリンジ磁場を有する偏向
磁場は第５図（ｂ）で示したと同様に矩形磁場分布に等
価的に置き換えることができる。（９式において、鉄心
長β１ｒｏａをコイル長々。。目に置き換えると（６１
式に示すような磁場有効長しが求められる。

Ｌ＝　（Ｊ″ｓ　Ｂ　（Ｓ）ｄＳ　／　ｆ　、ｂＢ（、
ｄｓ　）・々。。ｉｔ　　　ｆ６１ ここでも、ｆｓは磁石から光分離れた点Ａ、Ｂ間の全電
子軌道Ｓに沿った積分を示し、ｆ、ｂはコイル長に相当
する第５図（ａ）の点Ｃから点ｄまでの電子軌道に沿っ
た積分を意味する。また、Ｂ、はコイル中心の偏向磁場
の値である。これによる矩形磁場分布を１６に示す。こ
こで、ｃ’　、ｄ’間距離がコイル］−１の作る磁場有
効長Ｌｃｏｌｌである。このとき、曲率半径をρとする
と、偏向角はＬｃｏ目／ρ となる。

磁極面１０の形状により定まる非飽和時の磁場有効長Ｌ
　ｌｒｏｍと、飽和時にコイル】−１の形状により定ま
る磁場有効長Ｌｅｏｌｌとは一般に一致せず、第５図（
ａ）に示すように磁極に沿ってコイルが巻かれる場合は
、 Ｌ　Ｉｒｏｍ＞　Ｌｃｏｌｌ となるのが普通である。このため、同一の偏向角Ｏ１同
一の曲率半径ρとなることを設計の基本にする加速器の
偏向電磁石においては飽和領域まで偏向磁場強度を強め
て使用することはできなかった。

そこで、この発明の目的は、上述した従来の課題を解決
するために、鉄磁極を非飽和から飽和にまたがって動作
させても磁場有効長が一定となる特性を有する偏向電磁
石を提供することにある。

すなわち、従来の偏向電磁石では、前述のように非飽和
の範囲内での使用を想定したもので、主に磁極面形状や
鉄心長に配意されて製作されており、起磁力を与えるコ
イルの位置、形状は主として製作上などの理由により定
められ、通常鉄磁極にできるだけ沿うように巻かれるの
が一般的である。

［課題を解決するための手段］ これに対し、この発明は鉄磁極（磁性材料）を飽和状態
でも使用することを想定したもので、このときの偏向磁
場は空芯の偏向コイルによる偏向器と同様の磁場分布を
示すようになるため、コイルの位置、形状についても考
慮した点が従来のものと異なる。

すなれち、この発明による磁界型偏向器は、磁性材料が
非飽和時における荷電粒子進行方向の偏向磁場有効長と
電気捲線のみによる空芯時を仮定した場合の荷電粒子進
行方向の偏向磁界有効長とを等しくしたものである。

また、この発明の磁界型偏向器は、上述の磁界型偏向器
において、荷電粒子の進行方向に沿った磁界型偏向器の
入口および出口の磁性材料端部の磁極面形状を等磁位面
を得るように近似させたものである。

［作用］ この発明の磁界型偏向器は、磁性材料の非飽和時に定ま
る偏向電磁石の磁場有効長と、飽和時の磁場有効長とを
一致させることにより、磁界型偏向器を構成する磁性材
料を非飽和領域から飽和領域まで連続して使用できるた
め、同一の磁界型偏向器で電子などの荷電粒子を高エネ
ルギーまで加速することができる。

［実施例］ 次に、この発明について図面を参照して説明する。

第１図（ａ）　、　（ｂ）はこの発明の磁界型偏向器（
偏向電磁石〉の一実施例を示す図である。第１図（ａ）
は第５図Ｃａ）と同様に対称面上に磁極およびコイルを
投影したものであり、これに電子軌道Ｓを重畳したもの
である。（７は磁極の投影であって磁極を示す、また、
１８はコイルの投影であってコイルを示す。第１図（ｂ
）は磁場分布強度を示す。１９は非飽和時の鉄磁極の磁
場分布、２０は起磁力を与えるコイルが空芯であると仮
定したときの磁場分布を示す。ただし、第１図（ｂ）で
は偏向電磁石中央部での磁場強度を便宜上同一値Ｂｏと
して示した。点ａ、ｂは電子軌道上に投影した鉄磁極端
を示し、同様に点ｃ、ｄはコイル端部を示す。第１図（
ｂ）が示す特徴は、１９と２０をそれぞれ（四穴、（６
）式で矩形磁場分布近似を行ったとき、同一の磁場有効
長（点ｅ、ｆ間）を有する矩形状の磁場分布２１となる
よう（・こしたことにある、すなわち、 Ｌ　Ｉ　ｒｏｗ　＝Ｌ　ｃｏ　ｌ　ｌ　　　　　　　　
　　　　Ｉ″７）としたものである。

第工図（ａ）　、　（ｂ）において点ｅ、ｆは対応する
位置関係にある。このような偏向磁場有効長を一致する
ようにした鉄磁極とコイル形状の関係を有する磁石構造
をしているため、鉄磁極の非飽和。

飽和を問わず同一の偏向角Ｏを有する偏向電磁石となり
、点Ａから飛来する電子は点ｅまでは直線で進み、点ｅ
から原点０とし曲率半径ρが一定となる偏向を受は点ｆ
に至り、点ｆから点Ｂに向かう電子軌道Ｓとなり、この
軌道は常に一定なものとすることができる。このため、
この種の配慮が払われた偏向電磁石は、広範囲の偏向磁
場で使用することができる。ただ実際には、前述のよう
にフリンジ磁場でも電子は偏向作用を受けるため、偏向
角０は同一でも電子の軌道はフリンジ磁場の形状で差異
が生じ、軌道長が若干変化することがある。しかし、こ
の発明による偏向電磁石は、その量を極めて小さく仰え
ることができるものである。具体的な偏向電磁石の設計
では、非飽和時の鉄磁極の形状は３次元の磁場解析によ
り、また空芯コイルの形状はビオサバールの式により計
算される。

次に、電子の通過する空隙部８を作る磁極面１．２の形
状について若干言及する。

第２図は第４図、第５図で説明した磁極形状を電子軌道
Ｓを含む対称面に垂直な磁極の断面図の一部（ここでは
偏向電磁石出口近傍）を示す。ここで、１．２は磁極面
、３．４は磁極であり、磁極端部２２，２３と磁極面１
．２とがなす角度が直角である場合を例示した。また、
２４．２５は磁極３がら空隙部８を通り磁極４に抜ける
定性的な磁力線の２つの例である。通常、２５に示す磁
力線がフリンジ磁場を作るが、このような磁力線の存在
を許す磁極形状では鉄磁極内の磁束密度分布が一様でな
く、したがって、空隙部８の特にフリンジ部を形成する
磁場分布が磁場の強さにより変化し、鉄磁極が非飽和内
の使用であっても磁場有効長は変動するのが普通である
。これを避はフリンジ部を含む空隙部の磁場分布を一様
にするためには鉄磁極内の磁場分布を一様にする必要が
ある。このためには破線２６．２７で例示するように磁
極端部の切り欠きを行うことが普通である。

上記目的で行う磁極端部の切り欠きの形状には一般には
ロゴスキー曲線が使用されることが多い。ロゴスキー曲
線とは鉄磁極の透磁率が非常に大きいと仮定したとき、
空隙部８の磁力線が磁極面では垂直になる形状を与える
もので、したがって電界場で定義されたのと同様に、こ
の磁極面形状は等磁位面を形成する形状ということがで
きる。この等磁位面を形成するという意味でのロゴスキ
ー曲線を与える式はいくつか提起されているが、その−
例を文献（ＨＩＲＯＯＫＵＭＡＧＡＩ、Ｏｎ　ａ　Ｄｅ
ｓｉｇｎ　ｏｆ　Ｗｉｄｅ　Ｒａｎｇｅ　Ｍａｇｎｅｔ
　ｆｏｒ　Ｃｙｃｌｏｔｒｏｎ、　Ｎｌ１４　ｖ。

＋６２１３−２１６（１９６０））より引用し第３図に
示す。第３図も第２図と同様に電子軌道Ｓを含む対称面
に垂直な磁極断面を示す。１．２はロゴスキー曲線を採
らない平行な磁極面、２８．２９はロゴスキー曲線に従
う磁極面である。また、３０は平行な磁極面を通る磁力
線、３１はロゴスキー曲線を通る磁力線を励磁したもの
である。いま、第３図に示すように平行な磁極面１．２
と、ロゴスキー曲線を採る磁極面２８．２９との境界で
空隙の中心に原点Ｏをとり、それより電子軌道上にＳ軸
をとり、また、Ｓ軸に垂直にＺ軸をとると、上記文献に
よればロゴスキー曲線２８．２９は、（８）式で与えら
れる３ ｄ　　　　　　　　ｄ ここで、ｄは平行な磁極１．２間の垂直距離の半分を示
す。この（２）式に従う磁極面２８．２９を通る磁力線
は３１で示すように鉄磁極内では平行な磁極面を通る磁
力線３０と平行である。このため、磁極内磁束密度分布
は一様となり、磁力線３１は空隙部の境界において全て
の磁極面で垂直となる。この関係が磁場の強さには関係
なく維持されるため、フリンジ磁場を含む電子軌道上に
作る偏向磁場分布の形状が一定となり、この結果、磁場
有効長も一定となる。

磁極端部はこのような曲線に近似して磁極の切り欠きが
行われる。しかし、（８）式での曲線は無限に続くため
、実際の鉄磁極には３２．３３で例示するような磁極端
が存在する。その位置をどうするかについては、製作上
の都合や得たい磁場有効長の安定性などで定められる。

また、ロゴスキー曲線による切り欠き部も実際の磁極で
は第３図の３４．３５で示すように階段状で近似させる
のが普通であり、偏向電磁石の電子軌道に沿う入口およ
び出口の両方に同様の磁極の切り欠きを設ける。

以上述べたように、磁極面に等磁位面が得られるように
磁極端部を切り欠くことにより、鉄磁極の非飽和時の磁
場有効長を一定にできる。これに起磁力を与えるコイル
を空芯コイルとしたときの磁場有効長を非飽和時の鉄磁
極の磁場有効長に合わせた形状とすることによってさら
に安定した電子軌道が確保できる偏向電磁石を得ること
ができる。

なお、加速器用偏向電磁石では、３〜５（Ｔ）という強
い偏向磁場は、コイルに大電流を流す必要があり、常伝
導コイルは冷却や維持費などが問題となる場合、超伝導
コイルを使用するのがより現実的である。

以上鉄磁極付き偏向電磁石について述べたが、加速器用
偏向電磁石の中には偏向作用以外にも四極レンズ作用な
どを持たせた磁極面構造をなすものがあるが、その内の
偏向磁場成分について鉄磁極の作る偏向磁場有効長と、
起磁力を与えるコイルを空芯コイルと仮定したときのコ
イルが作る偏向磁場有効長を等しくする場合にはこの発
明に含まれるのは当然である。また、偏向角度について
も、上記概念で作成されていれば、４５°や９０゜偏向
に留まらす■８０°偏向など任意の変降格を持つ偏向器
がこの発明に含まれる。また、コイル形状についても第
１図、第４図、および第５図で例示したようなコイル端
部が矩形状で、また対としてのコイルが平行というよう
な場合だけでなく、コイル端部が円弧状でもよく、その
端部が適当な角度で対称面に対して鏡面対称になるよう
に曲げられてもよい。また、鏡面対称で対を構成するコ
イル同士で曲率半径方向にみて内側と外側のコイル同士
の距離間隔が異なっていても偏向磁場成分について上記
概念に我ってすればこの発明に含まれるのは当然である
。

［発明の効果］ 以上説明したように、この発明の磁界型偏向器は、磁性
材料の非飽和時の偏向磁場有効長と、磁界型偏向器に起
磁力を与えるコイルを空芯コイルと過程したときのコイ
ルの作る偏向磁場有効長を等しくしたものである。

このため、この発明の磁界型偏向器を加速器に使用した
場合、まず低エネルギー電子の入射時には電子ビームそ
のものが拡がっているうえ、大きなベータトロン振動を
伴っており、広範囲−様な偏向磁場空間を必要とするが
、磁性材料を有するため、容易に目標を遠戚することが
できる利点がある。

なお、同様の広範囲−様の偏向磁場空間を空芯コイルの
みで得ようとすると、コイル間隔が非常に大きくなり、
小型の要求に合致しないばかりか、所望の磁場均一空間
が得られない可能性もある。

また、この発明によれば、磁性材料の飽和限界を超えた
空芯コイルによる磁場分布が主流となるような偏向磁場
強度においても電子の軌道方向に沿って測った偏向磁場
有効長が磁性材料の非飽和時の偏向磁場有効長と変わら
ない。このため、同一の磁界型偏向器で電子を高エネル
ギーまで加速することができるという利点がある。

なお、この高磁場での磁界型偏向器は空芯コイルとして
の性質を示すため、偏向磁場均一空間は磁性材料の非飽
和時に比較して狭くなるが、加速にともない電子ビーム
の広がりやベータトロン振動も小さくなるという特性が
あり問題はない。

したがって、この発明による磁界型偏向器は工業用の経
済的かつ小型にして高エネルギーを得る加速器などに適
している。

【図面の簡単な説明】

第１図（ａ）はこの発明の磁界型偏向器の一実施例にお
ける磁極形状、コイル形状、および電子軌道の関係を示
す平面図、第１図（ｂ）は同実施例における磁場分布を
示す特性図、第２図、第３図は同実施例における磁極の
垂直断面図、第４図は従来の磁界型偏向器の一例を示す
斜視図、第５図（ａ）は同側における磁極形状、コイル
形状、および電子軌道の関係を示す平面図、第５図（ｂ
）は同例における磁場分布を示す特性図、第５図（ｅ）
は同例においてコイルを空芯と仮定した場合の磁場分布
を示す特性図である。 １７・・・磁極、１８・−・コイル、１９〜２１・・・
磁場分布、２２．２３・・・磁極端部、２４．２５・・
・磁力線、２６．２７・・・切り欠き、２８．２９・・
・磁極面、３０．３１・・・磁力線、３２．３３・・・
磁極端部、３４．３５・・・階段状磁極面。

Claims (2)

【特許請求の範囲】
1. （１）荷電粒子が通過し得る空隙を有する磁性材料に電
   気捲線を施して構成される荷電粒子の磁界型偏向器にお
   いて、 磁性材料が非飽和時における荷電粒子進行方向の偏向磁
   場有効長と電気捲線のみによる空芯時を仮定した場合の
   荷電粒子進行方向の偏向磁界有効長とを等しくしたこと
   を特徴とする磁界型偏向器。
2. （２）請求項１において、荷電粒子の進行方向に沿った
   上記磁界型偏向器の入口および出口の磁性材料端部の磁
   極面形状を等磁位面を得るように近似させたことを特徴
   とする磁界型偏向器。