WO2004055837A1

WO2004055837A1 - 超電導マグネットおよびその製造方法と着磁方法

Info

Publication number: WO2004055837A1
Application number: PCT/JP2003/015989
Authority: WO
Inventors: Ikuo Itoh; Hiroaki Otsuka; Mitsuru Sawamura
Original assignee: Nippon Steel Corporation
Priority date: 2002-12-13
Filing date: 2003-12-12
Publication date: 2004-07-01
Also published as: US20050083058A1; EP1571678A1; JP3872751B2; JP2004193481A

Abstract

第２種超電導材のバルク体またはシート体からなる超電導マグネットにおいて、上記バルク体またはシート体の表面直上における、表面に垂直な磁束密度成分の分布が、（ａ）該バルク体またはシート体の中央部にて最大値を有し、かつ、その辺縁部にてほぼゼロであり、さらに、（ｂ）上記中央部と辺縁部の間に、極小点を少なくとも１個有する超電導マグネット。超電導体を、磁界発生装置の近傍にて、常電導状態で磁界Ｈex1［Ａ／ｍ］を印加しながら臨界温度以下に冷却し、次いで、印加磁界をゼロに減磁した後、さらに、印加磁界が捕捉磁束と反対向きの−Ｈex2［Ａ／ｍ］になるまで磁界を印加して捕捉磁束密度をＢin0［Ｔ］とし、次いで、再び、印加磁界をゼロにする。ただし、Ｈex1＞０，Ｈex2＞０。

Description

超電導マグネットおよびその製造方法と着磁方法

〔技術分野〕

本発明は、第 2種超電導材料の磁束捕捉特性を利用し、第 2種超電導材料を永久マグネットとして利用する利用方法において、所定明

形状の第 2種超電導材料を積層して超電導マグネットを製造する製造方法、磁束クリープ現象という時間経過による捕捉磁束密度の低下を抑制して、時間的により安定な磁書束密度が発生するように超電導マグネットを着磁する着磁方法、および、時間的により安定な磁束密度を発生する超電導マグネットに関するものである。

〔背景技術〕

第 2種超電導材は、これまでほとんど、超電導線材としてコイル' 状に巻かれ、超電導マグネットの形で、その超電導永久電流を利用する永久マグネットとして、応用研究、開発がなされてきた。

現在までに実用化された用途、または、開発中の用途としては、核磁気共鳴現象を利用した医療用画像診断装置（以下、 M R I ということがある）、磁気浮上列車、粒子加速器、核融合炉、物性測定用装置等が挙げられる。

バルク状の第 2種超電導体は、自己ィンダクタンスが小さいため、捕捉した磁束密度の経時変化が大きい。この現象は、磁束タリープ現象と呼ばれている。

磁束クリープ現象は、ピン止め点に固定された量子磁束が熱揺動によって移動することによって起こる。これを回避しないと、磁束の流れ（磁束フロー）が生じ、抵抗が発生して発熱し、条件によつては超電導状態が破壊する。

第 2種超電導体の静磁界を利用する場合、要求される発生磁界の時間的な安定度は、かなり厳しいものである。中でも、 M R I において、診断領域となる超電導マグネット中心部では、空間的にも時間的にも非常に均一で、かつ、安定な磁界が要求される。

例えば、 3 0 cm球空間で数 ppm以下、 0 . 1 ppm/ h r以下とレ、う厳しい磁界が要求される。 M R I のように、均一でかつ安定な磁界が要求される応用において、発生する磁界が経時的に変化しては、全く用を為さない。

このような、超電導コイルの磁束クリープを防止するために、酸化物超電導コイルを浸した液体窒素を減圧して、該超電導コイルを通常の液体窒素温度 7 7 Kよりも低温に冷却して使用する方法が、特開平 4— 3 5 0 9 0 6号公報に開示されている。

また、同じく、酸化物超電導体の磁束クリープを抑制する方法として、励磁および減磁の速度を大きくして材料温度をいつたん上昇させておき、減磁後、温度が再び低下した状態で、捕捉した磁束密度を安定化させる方法が、特開平 6— 2 0 8 3 7号公報に開示されている。

これらの方法は、いずれも、冷媒または材料の温度をコントロールして、磁束捕捉後の超電導電流を J c (臨界電流密度）以下に保つ方法である。

しかし、このような方法では、通常の着磁機構のほかに、ヒータ一を含む温度制御装置が必要になる。また、ヒータ一等を超電導体に接触させる必要があるが、着磁後、ヒータ一等の装置を取り外すことが、極めて困難である。 ■

さらに、同心状に複数積層した筒形状体において、ヒータ一で部分的に温度制御して常電導状態にして直流磁束を貫通させ、その後に、交流磁界を印加する方法が、特開平 8 _ 2 7 9 4 1 1号.公報に開示されている。しかし、この方法では、通常の着碎機構のほかに、ヒーターと温度制御装置が必要な上に、交流磁界印加装置も必要である。

また、この方法では、同心状に複数（N個）積層した筒型超電導体のうち、最内側から 1個以上（N— 1 ) 個までを常電導状態に保ちつつ、その外側の筒型超電導体を超電導状態にする必要がある。

したがって、この方法においては、常電導状態と超電導状態との境界において断熱機構が必要になるとともに、温度制御が複雑となるので、超電導マグネットの作製コストが上昇する。

このような問題を解決するため、通常の着磁機構により着磁を実現する方法として、ゼロ磁界中で超電導状態にして励磁する際、バルク体またはシート体の中心部、または、筒形状体の内壁部の磁束密度が捕捉最大磁束密度 B i nmaxに達する以前の印加磁界 H exlで励磁を止め、単調にゼロまで減磁して着磁を完了し、捕捉磁束密度分布の高い部分、いわゆる該分布の山側に磁束密度の屈曲点を設けて磁束密度を安定化させる方法が、特開平 8 — 2 7 3 9 2 1号公報に開示されている。

しかし、この方法は、上記山側に極大となる磁束密度の屈曲点があるので、. 磁束が捕捉磁束密度の傾斜に従い磁束密度の低い方へ移動するのを抑制することができず、磁束クリープを抑制する能力には限界がある。

〔発明の開示〕

本発明は、低コス卜で簡便な着磁装置によって超電導体を着磁し、磁束クリープの抑制能力に優れ、かつ、前記従来技術における各種課題を克服し得る超電導マグネットを提供するものである。本発明者は、捕捉磁束密度分布における傾斜部の裾野近傍に屈曲点を設けると、該磁束密度分布の山側から低い方に移動してずり落ちてくる磁束を裾野近傍で止めることができ、その結果、磁束クリ —プの発生を著しく抑制できることを見出した。

本発明は、この知見に基づいてなされたものであり、その要旨は次の通りである。

( 1 ) 第 2種超電導材のバルク体またはシート体からなる超電導マグネットにおいて、上記バルク体またはシート体の表面直上における、表面に垂直な磁束密度成分の分布が、

( a ) 該バルク体またはシート体の中央部にて最大値を有し、かつ、その辺縁部にてほぼゼロであり、さらに、

( b ) 上記中央部と辺縁部の間に、極小点を少なくとも 1個有することを特徴とする超電導マグネット。

( 2 ) 前記磁束密度成分の分布が、前記辺縁部に最も近い極小点と前記辺縁部との間に、極大点を 1個有することを特徴とする前記

( 1 ) に記載の超電導マグネット。

( 3 ) 前記磁束密度成分の分布が、前記中央部と辺縁部との間に、極大点を（N— 1 ) 個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする前記（ 1 ) または（ 2 ) に記載の超電導マグネット。

( 4 ) 前記磁束密度成分の分布が、前記中央部と辺縁部との間に、極大点を N個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする前記（ 1 ) または（ 2 ) に記載の超電導マグネット。

( 5 ) 前記バルク体またはシ一ト体が第 2種超電導材のバルク体またはシート体を N個（ただし N = 2 ) 以上、厚さ方向に積層したものであることを特徴とする前記（ 1 ) 〜（ 4 ) のいずれかに記載の超電導マグネット。

( 6 ) 前記バルク体またはシート体が、第 2種超電導材層と常電導材層を交互に積層し、かつ、その積層界面を金属接合したものであることを特徴とする前記（ 1 ) 〜（ 5 ) のいずれかに記載の超電導マグネット。

( 7 ) 前記積層界面が拡散バリヤ一層を有することを特徴とする前記（ 6 ) に記載の超電導マグネット。

( 8 ) 第 2種超電導材のシームレス筒形状体からなる超電導マグネットにおいて、上記筒形状体の中心軸に垂直な平面における、中心軸に平行な磁束密度成分の分布が、

( a ) 該筒形状体の内側表面にて最大値を有し、かつ、その外側表面にてほぼゼロであり、さらに、

( b ) 上記内側表面と外側表面との間に、極小点を少なくとも 1 個有することを特徴とする超電導マグネット。

( 9 ) 前記磁束密度成分の分布が、前記外側表面に最も近い極小点と前記外側表面との間に、極大点を 1個有することを特徴とする前記（ 8 ) に記載の超電導マグネット。

( 1 0 ) 前記磁束密度成分の分布が、前記内側表面と外側表面との間に、極大点を（ N— 1 ) 個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする前記（ 8 ) または（ 9 ) に記載の超電導マグネット

( 1 1 ) 前記磁束密度成分の分布が、前記内側表面と外側表面との間に、極大点を N個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする前記（ 8 ) または（ 9 ) に記載の超電導マグネット。

( 1 2 ) 前記シームレス筒形状体が、第 2種超電導材のシ一ムレス筒形状体を N個（ただし N = 2 ) 以上、厚さ方向に積層したものであることを特徴とする前記（ 8 ) 〜（ 1 1 ) のいずれかに記載の超電導マグネット。

( 1 3 ) 前記シームレス筒形状体が、第 2種超電導材層と常電導材層を厚さ方向に交互に積層し、かつ、その積層界面を金属接合したものであることを特徴とする前記（ 8 ) 〜（ 1 1 ) のいずれかに記載の超電導マグネット。

( 1 4 ) 前記積層界面が拡散バリヤ一層を有することを特徴とする前記（ 1 3 ) に記載の超電導マグネット。

( 1 5 ) 前記第 2種超電導材が、 N b T i 系合金、 N b₃ S n、 V₃G aのうちのいずれかであり、かつ、前記常電導材が、銅、銅合金、アルミニウムまたはアルミニウム合金のうちの 1種以上であることを特徴とする前記（ 6 ) ，（ 7 ) ，（ 1 3 ) および（ 1 4 ) のいずれかに記載の超電導マグネット。

( 1 6 ) 前記第 2種超電導材が酸化物系超電導材であることを特徴とする前記（ 1 ) 〜（ 5 ) および（ 8 ) 〜（ 1 2 ) のいずれかに記載の超電導マグネット。

( 1 7 ) 前記 N個以上の第 2種超電導材を、厚さ方向に（ 1 8 0 ZN) ° ずつ角度をずらして積層することを特徴とする前記（ 5 ) 〜（ 7 ) および（ 1 2 ) 〜（ 1 4 ) のいずれかに記載の超電導マグネットの製造方法。

( 1 8 ) 第 2種超電導材のバルク体、シート体または筒形状体からなる超電導体を、磁界発生装置の近傍にて、常電導状態で磁界 H exl [ A/m] を印加しながら臨界温度以下に冷却し、印加磁界をゼロに減磁した後、さらに、印加磁界が捕捉磁束と反対向きの一 H ex2 [A/m] になるまで磁界を印加して捕捉磁束密度を B inO [ T ] とし、次いで、再び、印加磁界をゼロに戻すことを特徴とする超電導マグネッ卜の着磁方法。

ただし、 Hexl〉 0 , Hex2〉 0。

( 1 9 ) さらに、印加磁界の向きを捕捉磁束と同じ向きに反転させて、 Hex3 [A/m] になるまで磁界を印加し、次いで、印加磁界をゼロに戻すことを特徴とする前記（ 1 8 ) 記載の超電導マグネットの着磁方法。

ただし、 Hexl〉 0， Hex2> 0 , Hex3〉 0。

( 2 0 ) さらに、印加磁界の向きを反転させつつ、磁界を、 Hex ( 2 N - 1 ) または Hex ( 2 N) になるまで繰り返して印加し、最終的に、印加磁界をゼロに戻すことを特徴とする請求の範囲 1 9に記載の超電導マグネッ卜の着磁方法。

ここで、 Hex ( 2 N _ l ) 〉 0， Hex ( 2 N) 〉 0， N = 1 , 2 ， ···， η ( ηは自然数）。

〔図面の簡単な説明〕

図 1 は、第 2種超電導材のバルク体、シート体または筒形状体のうち少なくとも一つからなる超電導体を、常電導状態で外部磁界 Η exlを印加し、次いで、超電導状態に冷却して磁束密度 μ oHexlを捕捉し、次いで、 — Hex2まで減磁し、その後、ゼロ磁界に戻す着磁方法によって得られる磁束密度分布の変化を示す図である。（ a ) は、円形状バルク体または円形状シート体の場合における磁束密度分布の変化を示し、（ b ) は、円筒体の場合における磁束密度分布の変化を示す。

図 2は、第 2種超電導材のバルク体、シート体または筒形状体のうち少なくとも一つからなる超電導体を、常電導状態で外部磁界 H exlを印加し、次いで、超電導状態に冷却して磁束密度 μ oHexlを捕捉し、その後、ゼロ磁界に戻す従来の着磁方法によって得られる磁束密度分布の変化を示す図である。（ a ) は、円形状バルク体または円形状シート体の場合における磁束密度分布の変化を示し、（ b ) は、円筒体の場合における磁束密度分布の変化を示す。

図 3は、第 2種超電導材のバルク体、シート体または筒形状体のうち少なくとも一つからなる超電導体を、常電導状態で外部磁界 H exlを印加し、次いで、超電導状態に冷却して磁束密度 μ oHexlを捕捉し、次いで、一 Hex2まで減磁し、その後、ゼロ磁界に戻す着磁過程において、 oHexl≥ B inraaxの場合における外部印加磁束密度と超電導体内部の磁束密度の関係を示す図である。

図 4は、上記着磁過程において、 μ oHexl^ B inmax— μ oHex2 の場合における外部印加磁束密度と超電導体内部の磁束密度の関係を示す図である。

図 5は、上記着磁過程において、 B inmax— μ oHex2< μ oHexl ≤ Β inmaxの場合における外部印加磁束密度と超電導体内部の磁束密度の関係を示す図である。

図 6は、第 2種超電導材のバルタ体、シート体または筒形状体のうち少なくとも一つからなる超電導体を、常電導状態で外部磁界 H exlを印加し、次いで、超電導状態に冷却して磁束密度 μ oHexlを捕捉し、次いで、 _ Hex2までの減磁に続いて + Hex2まで励磁し、その後、ゼロ磁界に戻す着磁方法によって得られる磁束密度分布の変化を示す図である。（ a ) は、円形状バルク体または円形状シート体の場合における磁束密度分布の変化を示し、（ b ) は、円筒体の場合における磁束密度分布の変化を示す。

図 7は、第 2種超電導材のバルク体、シート体または筒形状体のうち少なくとも一つからなる超電導体を、常電導状態で外部磁界 H exlを印加し、次いで、超電導状態に冷却して磁束密度 μ oHexlを捕捉し、次いで、 — Hex2までの減磁に続いて + Hex3まで励磁し、次いで、一 Hex4まで減磁し、その後、ゼロ磁界に戻す着磁方法によって得られる磁束密度分布の変化を示す図である。図は、円形状バルク体、円形状シート体または円筒体の左半分における磁束密度分布の変化を示している。ここで、 Hex2> 0， H ex3> 0 , Hex4 〉 0である。

図 8 は、本発明の着磁方法の一つで着磁した超電導体の捕捉磁束密度の磁束クリープによる経時変化と、従来の着磁方法により着磁した同'じ超電導体の捕捉磁束密度の磁束クリーブによる経時変化を比較して示す図である。（ a ) は線形時間で経時変化を示し、（ b ) は対数時間で経時変化を示す。

〔発明を実施するための最良の形態〕

一般的な従来法により、第 2種超電導材のバルク体またはシート体を着磁した場合、該バルク体またはシート体の、表面直上における表面に垂直な磁束密度成分の分布を図 2 ( a ) に示し、第 2種超電導材のシームレス筒形状体を着磁した場合の、中心軸に垂直な平面における、中心軸に平行な磁束密度成分の分布を図 2 ( b ) に示す。

いずれの磁束密度分布も、中心部または筒壁内側表面に最大値を有し、外周に向かって単調に減少した後、辺縁部または筒壁外側表面にてほぼゼロとなっている。

これに対して、本発明における第 1 の発明は、第 2種超電導材のバルク体またはシート体からなる超電導マグネットにおいて、上記バルク体またはシート体の表面直上における、表面に垂直な磁束密度成分の分布が、図 1 ( a ) に示すように、該バルク体またはシート体の中央部にて最大値を有し、かつ、その辺縁部にてほぼゼロであり、さらに、上記中央部と辺縁部の間に、極小点を少なくとも 1 個有することを特徴とする超電導マグネットである。

バルク体、シート体または筒形状体が軸方向に無限長の場合、印加磁界をゼロに戻すと、バルク体またはシート体の辺縁部または筒形状体の筒壁外側表面において着磁磁束密度がゼロになるが、バルク体、シート体または筒形状体は、実際は有限長なので、印加磁界をゼロに戻すと、外周近辺で反磁界効果が発生する。そこで、ここでは、バルク体またはシート体の辺縁部、または、筒形状体の筒壁外側表面における着磁磁束密度は、 "ほぼゼロ " とする。

また "ほぼゼロ " とは、着磁磁束密度の符号を +とすると若干の一を意味する。そして、ゼロからのずれの絶対値は、定量的には、着磁磁束密度の最大値の約 1 0 %以下である。

この反磁界効果により生じる、上記辺縁部または筒壁外側表面におけるゼロからのずれは、着磁磁束密度の最大値に比べると小さいので、磁束密度分布の変化を示す図（図 1， 2および 6 ) では 0 としている。

磁束密度成分の分布における極小点は、円板または円筒の周方向において閉ループ状につながつていて、超電導体の中央部から外周部への磁束の傾斜が反転する屈曲点である。

磁束の移動する速度を V とすると、この屈曲点上では v = 0であるから、 E二 B X vより、 | E | = E = 0である。ここで、 Eは電界ベクトル、 Bは磁束密度ベクトルである。

したがって、 rotE =— d BZ d t より、 d Bノ d t = 0 となり、この屈曲点から中央部までの閉ループに鎖交する磁束の数は保たれる。すなわち、磁束の変化が著しく制限されることになるので、磁束クリーブによる磁束の低下が抑制される。

したがって、本発明の目的とする時間的に非常に安定な、すなわち、経時的に非常に一定な磁束密度を有する超電導マグネットを得ることができる。

ここで、中央部の磁束密度の符号を +とすると、辺縁部に最も近い極小点の符号は必然的に一となる。極小点の位置は、中央部と辺縁部の中間であれば、いずれの位置でもよいが、極小点が中央部側に近づくほど着磁磁束密度が低下し、また、辺縁部に近づくほど、磁束クリーブ現象が程度は小さくても出現し始める危険性が増す。それ故、極小点は、中央部と辺縁部の中点より辺縁部側において、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の 1 %以上内側にあることが望ましい。

着磁される磁束密度の値は、パルク体またはシート体内部の J c 特性および材料の形状因子（各種寸法）によって規定されるが、この J cは磁束密度べクトル「 B」の大きさ B、方向 0 に依存して大きく変動するので、明確に規定するのは難かしい。

しかし、実用超電導材である N b T i 多層円板の場合、半径 2 1 . 5 mm、厚さ 1 mm (うち N b T i 層の厚さの合計は約 0. 3 5 mm) で、表面直上中央部における磁束密度は 0. 0 1 T〜 1 Tであり、半径 2 1 . 5 mm、厚さ 1 Omm (うち N b T i 層の厚さの合計は約 3 • 5 mm) で、上記磁束密度は 0. 0 5 T~ 5 Tである。

そして、例えば、着磁磁束密度が 1 Τ、極小点が 1個の場合、極小点での磁束密度は、 — 0. 4 9 Τ〜― 0. 0 0 5 Τとなる。

バルク体またはシート体は、所定の厚さを有する円形である場合が多いが、三角形、四角形、五角形等の多角形でもよい。厚さは、超電導状態を安定に維持するための条件を満たす必要があるが、薄膜の nm (ナノメートル）級からバルタ体の数 1 0 mmまでの範囲にわたる。

バルク体またはシート体が円形である場合の直径は、円形のバルク体またはシート体の製造が可能な範囲内で選択できる。円形バルク体または円形シート体の製造方法が圧延法の場合は最大 5 m、単結晶成長法の場合は最大数 1 0 O mm程度である。なお、直径の最小化は、いずれの製造法でも、サブ nm程度まで可能である。

本発明における第 2の発明は、第 1 の発明における磁束密度成分の分布において、バルク体またはシート体の辺縁部に最も近い極小点と該辺縁部との間に、極大点を 1個有することを特徴とする超電導マグネットである。図 6 ( a ) に、上記磁束密度成分の分布の一例を示す。

第 1 の発明と同じ理由で、辺縁部に最も近い屈曲点（極大点）が、外界から新たな磁束が侵入するのを防ぐ効果を奏するので、上記極大点および極小点の存在によって、さらに、時間的に非常に安定な、すなわち、経時的に非常に一定な磁束密度を有する超電導マグネットを得ることができる。

ここで、中央部の磁束密度の符号を +とすると、極大点の符号は必然的に +となり、極小点の符号は+または—のいずれかとなり、また、 0 ともなり得る。図 6 ( a ) には、極小点が 0の場合を示した。

第 2の発明における極小点の位置は、第 1 の発明の場合と同様に、中央部と辺縁部の中点より辺縁部側において、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の 1 %以上内側にあることが望ましい。

また、極大点の位置は、上記極小点と辺縁部の中間にあればよく、そして、同じ理由で、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の 1 %以上内側にあることが望ましい。

着磁される磁束密度の値、形状、寸法は、第 1 の発明の場合とほぼ同様である。極小点の磁束密度は、一 0 . 4 9 T〜十 0 . 9 9 T が好ましく、極大点の磁束密度は、 + 0 . 0 0 1 T〜 + 0 . 9 9 Τ が好ましい。

本発明における第 3の発明は、第 1 および第 2の発明をさらに発展させたもので、図 7に示すように、磁束密度の分布において、極大点を（Ν— 1 ) 個有し、かつ、極小点を Ν個有することを特徴とする超電導マグネットである。第 1 および第 2の発明の場合と同じ理由で、屈曲点が（ 2 N— 1 ) 個存在することによって、さらに、時間的に非常に安定な、すなわち、経時的に非常に一定な磁束密度を有する超電導マグネットを得ることができる。

ここで、中央部の磁束密度の符号を +とすると、辺縁部に最も近い極小点の符号は必然的に一となり、それ以外の極小点、極大点の符号は +または一のいずれかとなり、また、 0 ともなり得る。図 7 には、極小点の符号が—、極大点の符号が十の場合を示した。

辺縁部および中央部の各々に最も近い屈曲点は、必然的に極小点となるが、中央部に最も近い極小点の位置は、第 1 の発明と同様に、中央部と辺縁部の中点より辺縁部側において、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の 1 %以上内側にあることが望ましく、また、辺縁部に最も近い極小点の位置は、中央部に最も近い極小点より辺縁部側において、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の 1 % 以上内側にあることが望ましい。

着磁される磁束密度の値、形状、寸法は、第 1 の発明の場合とほぼ同様である。

本発明における第 4の発明は、第 3の発明を改良したもので、極大点を N個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする超電導マグネットである。本発明の第 1 の発明の場合と同じ理由で、屈曲点が 2 N個存在することによって、さらに、時間的に非常に安定な、すなわち、経時的に非常に一定な磁束密度を有する超電導マグネットを得ることができる。

ここで、必然的に、辺縁部に最も近い屈曲点は極大点となり、中央部に最も近い屈曲点は極小点になるが、中央部の磁束密度の符号を +とすると、辺縁部に最も近い極大点の符号は必然的に + となり、それ以外の極小点、極大点の符号は +または一のいずれかとなり、また 0 ともなり得る。

辺縁部に最も近い極大点によって、第 2の発明と同様に、外界から新たな磁束が侵入するのを防ぐことができる。

中央部に最も近い極小点の位置は、第 1 の発明の場合と同様に、中央部と辺縁部の中点より辺縁部側において、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の 1 %以上内側にあることが望ましく、また、最も外側の極大点の位置は、最も内側の極小点より辺縁部側において、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の 1 %以上内側にあることが望ましい。

着磁される磁束密度の値、形状、寸法は、第 1 の発明の場合と、ほぼ同様である。

本発明における第 8の発明は、第 1 の発明を第 2種超電導材のシームレス筒形状体に適用したものである。即ち、第 8の発明は、筒形状体の中心軸に垂直な平面内における、中心軸に平行な磁束密度成分の分布が、該筒形状体の内側表面にて最大値を有し、かつ、その外側表面にてほぼゼロであり、さらに、上記内側表面と外側表面との間に、極小点を少なくとも 1個有することを特徴とする超電導マグネットである。

図 1 ( b ) に、上記磁束密度分布の一例を示す。上記極小点の存在によって、第 1 の発明の場合と同様に、時間的に非常に安定な、すなわち、経時的に非常に一定な磁束密度を有する超電導マグネットを得ることができる。

筒形状体は、筒内部空間（筒壁内側表面に囲まれた部分）における磁束密度の均一性が高いので、バルク体またはシート体よりも大きな空間に、均一な磁界を発生させたい場合に好適である。

また、筒形状体の場合、中心軸に平行な磁界は、中心軸に垂直に筒壁内をループ状に流れる超電導電流によって発生するので、筒壁に、電気抵抗がゼロで永久電流が流れるという特徴を阻害する接続部や切れ目があってはならない。

それ故、筒形状体は、シームレス円筒が望ましい。但し、ループが 1方向で、切れ目がこのループに平行である場合は、この限りではない。

極小点の位置は、筒形状体の内側表面と外側表面との間にあればよい。しかし、極小点の位置が、内側表面に近づくほど着磁磁束密度が低下し、また、外側表面に近づくほど、磁束クリープ現象が、程度は小さくても出現し始める危険性が増す。それ故、極小点の位置は、筒形状体の内側表面と外側表面の中点より外側表面側において、外側表面と内側表面の距離（筒の板厚）の 1 %以上内側にあることが望ましい。

着磁される磁束密度の値は、筒形状体の内部の J c特性および材料の形状因子（各種寸法）によって規定されるが、この J cは磁束密度べクトル「B」の大きさ B、方向 Θ に依存して大きく変動するので、明確に規定するのは難かしい。

しかし、実用超電導材である N b T i 多層円筒の場合、例えば、内径 4 5 mm、長さ 4 5 mm、厚さ l mm (うち N b T i 層の厚さ合計は約 0. 3 5 mm) で、上記磁束密度は 0. 0 1 T〜： I Tであり、内径 4 5 mm, 厚さ 5 mm (うち N b T i層の厚さ合計は約 3. 5 mm) で、上記磁束密度は 0. 0 5 T〜 5 Tである。

そして、例えば、着磁磁束密度が 1 Τ、極小点が 1個の場合、極小点での磁束密度は一 0. 4 9 Τ 0. 0 0 5 Τとなる。

筒形状体は、所定の厚さを有する円筒体である場合が多いが、三角形、四角形、五角形といった多角形の筒形状体でもよい。筒形状体は、実用的かつ工業的製造法として代表的な深絞り、スピニング、プレスといった塑性加工法を用いて加工するが、筒形状体の厚さが、あまり薄くても、厚くても加工が困難になるので、その厚さは

、 0 . 0 5〜 2 0 mm程度が望ましい。

筒形状体の直径と長さは、製造可能な範囲で選択し得るが、前記塑性加工法として圧延法を用いる場合、圧延前の平板の大きさ（円板では直径）は最大 5 mであり、直径は、最大、その 9 0 %程度はある。直径の小さい方では 1 mm程度もあり得る。長さは、直径に対するアスペクト比（長さ直径）で規定されるが、直径の 0 . 0 1 〜 1 0 0程度が好ましい。

本発明における第 9の発明は、第 8の発明において、筒形状体の外側表面に最も近い極小点と外側表面との間に、極大点を 1個有することを特徴とする超電導マグネットである。図 6 ( b ) に磁束密度の一例を示す。

極大点、極小点の存在によって、前記第 1 の発明の場合と同じ理由で、上記外側表面に最も近い屈曲点（極大点）力外界から新たな磁束が侵入するのを防ぐ効果を奏するので、第 8の発明の場合よりも、さらに、時間的に非常に安定な、すなわち、経時的に非常に一定な磁束密度を有する超電導マグネットを得ることができる。

ここで、筒形状体の内側表面の磁束密度の符号を + とすると、極大点の符号は必然的に +となり、極小点の符号は +または—のいずれかとなり、また 0 ともなり得る。図 6 ( b ) には、極小点の磁束密度が 0の場合を示した。

極小点の位置は、第 1 の発明の場合と同様に、筒形状体の内側表面と外側表面の中点より外側表面側において、外側表面と内側表面の距離（筒の厚さ）の 1 %以上内側にあることが望ましい。

また、極大点は、上記極小点と筒外表面の中間にあればよいが、上記理由と同じ理由で、筒の厚さの 1 %以上内側にあることが望ましい。着磁される磁束密度の値、筒の形状、寸法は、第 8の発明の場合とほぼ同様である。極小点の磁束密度は、 — 0 . 4 9 T〜十 0 . 9 9 Tが好ましく、極大点の磁束密度は、 + 0 . 0 0 1 T〜 + 0 . 9 9 Τが好ましい。

本発明における第 1 0の発明は、第 8および第 9の発明をさらに発展させたものである。即ち、第 2種超電導材の筒形状体において、その筒壁内部における磁束密度分布が、図 7 に示すように、極大点を（ Ν— 1 ) 個有し、かつ、極小点を Ν個有する超電導マグネットである。

屈曲点が（ 2 Ν— 1 ) 個存在することによって、第 8および第 9 の発明の場合よりも、さらに、時間的に非常に安定な、すなわち、経時的に非常に一定な磁束密度を有する超電導マグネットを得ることができる。

ここで、筒形状体の内側表面の磁束密度の符号を +とすると、その外側表面に最も近い極小点の符号は必然的に—となり、それ以外の極小点、極大点の符号は、 +または一のいずれかとなり、また、 0 ともなり得る。図 7には、極小点の符号が—、極大点の符号が + の場合を示した。

また、筒形状体の外側表面および内側表面の各々に最も近い屈曲点は、必然的に極小点となるが、内側表面に最も近い極小点の位置は、第 1 の発明の場合と同様に、内側表面と外側表面の中点より外側表面側において、外側表面と内側表面の距離（筒の厚さ）の 1 % 以上内側にあることが望ましく、また、外側表面に最も近い極小点の位置は、内側表面に最も近い極小点より外側表面側において、筒の厚さの 1 %以上内側にあることが望ましい。また、着磁される磁束密度の値、筒の形状、寸法は、第 5の発明の場合とほぼ同様である。本発明における第 1 1 の発明は、第 1 0の発明を改良したもので、極大点を N個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする超電導マグネットである。第 1 の発明の場合と同じ理由で、屈曲点が 2 N個存在することによって、さらに時間的に非常に安定な、すなわち、経時的に非常に一定な磁束密度を有する超電導マグネットを得ることができる。

ここで、必然的に、筒形状体の外側表面に最も近い屈曲点は、極大点となり、その内側表面に最も近い屈曲点は、極小点になる。そして、筒形状体の内側表面の磁束密度の符号を + とすると、その外側表面に最も近い極大点の符号は必然的に + となり、それ以外の極小点、極大点の符号は、 +または—のいずれかとなり、また、 0 ともなり得る。

筒形状体の内側表面に最も近い極小点の位置は、第 8の発明の場合と同様に、内側表面と外側表面の中点より外側表面側において、外側表面と内側表面の距離（筒の厚さ）の 1 %以上内側にあることが望ましく、また、最も外側の極大点の位置は、最も内側の極小点より外側表面側において、筒の厚さの 1 %以上内側にあることが望ましい。

また、着磁される磁束密度の値、筒の形状、寸法は、第 8の発明の場合とほぼ同様である。

本発明における第 5および第 1 2の発明は、第 2種超電導材のバルク体、シート体または筒形状体を、その厚さ方向に 2個以上積層した超電導マグネットである。バルク体またはシート体が、第 1 〜 4の発明のいずれかに従う磁束密度分布を有する超電導マグネットであり、また、筒形状体が、第 8〜 1 1 の発明のいずれかに従う磁束密度分布を有する超電導マグネットである。

バルク体またはシート体が超電導材からなる場合、一般に、着磁磁束密度 B inOは、臨界電流密度 J cとその半径 Rに近似的に比例し、 B inO = ； u o J c ' Rが成り立つ。しかし、この式は、厚さ方向に十分な厚さがある場合、すなわち、正確には、厚さ方向に無限長を有する柱状体の場合に該当する式である。

超電導体が薄い場合は、半径に対して厚さが薄いため、均一磁界中に置いても、外周端部付近で磁束が反転する反磁界効果が生じて、着磁磁束密度はこの式から下の方にずれる。すなわち、超電導体が薄い場合の着磁磁束密度は、半径に比例した値より小さくなる。従って、上記反磁界効果を低減して着磁磁束密度を向上させるためには、超電導バルク体またはシート体を厚さ方向に積層することが重要である。例えば、第 1 の発明の場合にも記したように、ァスぺクト比（厚さ Z直径）が 0 . 5以上の場合は、上記比例関係にかなり近づくので、積層体の厚さを d、積層数を Nとすると、 Ν · d / ( 2 R ) = 0 . 5が、 Nの積層数の上限の目安になる。

これ以上に Nを増やしてもよいが、 Nの増加数に対する着磁磁束密度の増加量は小さくなつて、効率が低くなる。

筒形状体の場合、同心状に積層するのが好ましいが、偏心していてもかまわない。積層する筒形状体の厚さを T、積層数を Νとすると、着磁磁束密度の最大値 B inmaxは、おおよそ B inmax = μ o J J c ( B ) · d t (積分領域 0〜N T ) となるが、超電導材の上部臨界磁場 B c ₂を超えることはできないので、 Nの上限がおのずと定まる物理的に、これ以上に Nを増やすことは可能であるが、 B inmax は飽和しているので、 Nを増やしても無駄である。また、筒形状体の場合、直径に比べて長さが十分長い場合が多く、例えば、ァスぺクト比（筒の場合は、長さ Z直径）が 0 . 5 を越えるような場合には、上記反磁界効果の影響は小さくなる。本発明における第 6および第 1 3の発明は、バルク体、シート体または筒形状体が第 2種超電導材層と常電導材層を、交互に積層し、かつ、その積層界面を金属接合した超電導マグネットであって、バルク体またはシート体が、第 1 〜 4の発明いずれかに従う磁束密度分布を有する超電導マグネットであり、また、筒形状体が、第 8 〜 1 1 の発明のいずれかに従う磁束密度分布を有する超電導マグネットである。

超電導材を、銅、アルミ等の高導電性の常電導材とのクラッド板として多層化し、かつ、その全界面を金属的に接合することにより、熱に対する超電導安定性を大幅に向上させることができる。

例えば、第 2種超電導材の N b - 4 6 . 5質量％ T i 合金だけからなる厚さ 1匪の円板を着磁しょうとすると、励磁 · 減磁過程において磁束ジャンプが頻発し、その度に超電導状態が破壊されて常電導状態になってしまい、正常な着磁が不可能である。

これに対し、超電導安定化材として、厚さ 1〜数 mmの銅板やアルミ板をクラッドすると、励磁 · 減磁速度が非常に遅い場合に良好な着磁が可能となる。

励磁 · 減磁速度を大きくしても良好な着磁が可能となるようにするためには、 N b T i 合金層の厚さを 1 〜 1 0 0 μ πιにして層数を増やし、同じく 1 〜 1 0 0 μ πιの銅層やアルミ層と交互に積層してクラッドすることが好ましい。

ここで、 N b T i 合金層の厚さおよび積層数を、各々、 Tscおよび Nscとし、銅層またはアルミ層の厚さおよび積層数を、各々、 T ncおよび Nncとすると、（Nnc · Tnc) / (Nsc · Tsc) が、銅比という超電導の安定性を示す値になる。

この値が大きいほど超電導の安定性が向上していることになるが、総体的な電流密度は減少するので、上記値（銅比）は 0. 5〜 1 0が望ましい。

この値が低い範囲は超電導が安定的な環境で高電流密度を求める場合に望ましい。一方、この値が高い範囲は、超電導の安定性は悪いが、低電流密度でもかまわない場合に望ましい。

本発明における第 7および第 1 4の発明は、第 2種超電導材層と常電導材層が、交互に積層されているバルク体、シート体または筒形状体において、その積層界面が拡散バリヤ一層を有し、かつ金属接合された構造の超電導マグネットである。

この拡散バリヤ一層は、例えば、 N b T i ZN b /C u多層クラッド板における N bである。加工中に熱履歴を受けるような場合、 N b T i と C uの界面において T i が C u中へ拡散し、 T i ₂ C u のような脆い金属間化合物が生成して、加工性が大幅に低下する。この加工性の大幅な低下を防止するため、 N bを拡散バリヤ一として、 N b T i と C uの積層界面に挟んだ。

この方法によれば、 N b T i の高い臨界電流密度を低下させることはないし、また、 C uの純度が低下して高抵抗化することによる超電導安定性の劣化を防止することができる。

拡散バリヤ一の材料としては、高融点の N b， T a等が望ましい。拡散パリヤーの厚さは、拡散防止対象となる原子（上記では T i または C u ) の拡散距離を越えていればよいが、素材および製造コスト上問題のない範囲で、薄いほど望ましく、 0. 0 1〜 1 0 μ m 程度が望ましい。

本発明における第 1 5の発明は、第 2種超電導材が N b T i 系合金、 N b ₃ S n， V₃G a、酸化物系超電導材のうちのいずれかであり、常電導材が銅、銅合金、アルミニウムまたはアルミニウム合金のうちの 1種以上である超電導マグネットである。

N b T i 系合金、 N b₃ S n， V₃ G aは、数 T程度の高磁界中での J cが 1 0万 A/ cm²を越えており、実用的な超電導材料としてのニーズに十分応え得るものである。

常電導材は、超電導の安定性の観点から、高導電性であるものほど望ましく、また、超電導材とクラッド後の加工性の観点からも選択される。

本発明における第 1 6の発明は、第 2種超電導材が Y _ B a— C a — C u— O系の酸化物超電導材または B i — S r - C a - C u - O系の酸化物超電導材である超電導マグネットである。

これら超電導材は、 Tcが液体窒素の沸点である 7 7 Kより高いので、第 1 5の発明における超電導材の使用温度よりも高温で使用する環境においても、本発明の用途において求められる電流密度を確保することができる。

本発明における第 1 7の発明は、第 2種超電導材のバルク体、シ — ト体または筒形状体を、 N個、その厚さ方向に積層する超電導マグネットの製造方法である。

バルク体またはシート体が、面内の方向によって、臨界電流密度の異方性（ J c異方性）を有する場合、バルク体またはシート体を、その厚さ方向に N個以上積層する際、その異方性を緩和するように、（ 1 8 0 /N) 。ずつ角度をずらして積層する。

上記 J c異方性は、第 2種超電導材のミクロ組織ゃマク口形状の異方性に起因することが多い。例えば、圧延法によって作製した N b T i /N b ZC u多層クラッド超電導板の場合、圧延方向に対し平行な方向と垂直な方向とで、臨界電流密度の異方性を有し、一般に、圧延方向に垂直な方向の臨界電流密度が、圧延方向に平行な方向の臨界電流密度より若干高い。

これは、臨界電流密度の向上に与るミクロな α— T i 相析出物の形状が、圧延によって伸ばされて、細長くなつていることに起因する。

従って、圧延方向を同じ向きに揃えて、厚さ方向に積層すると、臨界電流密度の異方性が、そのまま、厚さ方向に維持されるので、着磁磁束密度の異方性が生じてしまう。これを防止するには、圧延方向を表示した超電導材を、圧延方向の角度をずらして積層することが好ましい。

また、筒形状体が、筒の中心軸を中心とした周方向に対して、臨界電流密度の異方性を有する場合には、その異方性を緩和するように、角度をずらしながら積層する。

筒形状体において臨界電流密度の異方性が生じる理由は、例えば

、 N b T i Z N b / C u多層クラッド超電導板から深絞り法によつて作製するシームレス超電導円筒の場合、圧延方向による臨界電流密度の異方性が深絞り加工後も残り、その結果、着磁磁束密度の異方性が生じてしまうということである。

従って、深絞り加工前に圧延方向を表示して、圧延方向の角度をずらしながら、厚さ方向に積層することが好ましい。また、積層の仕方は、同心状が好ましいが、偏心していてもかまわない。

バルク体、シート体または筒形状体の積層において角度のずらし方は、 2個を 9 0度ずつずらす、 4個を 4 5度ずつずらす、 6個を 3 0度ずつずらすなど、合計で 1 8 0度ずらせばよい。より等方的な着磁磁束密度を得るには、ずらす角度を小さくすることが好ましい。

本発明における第 1 8の発明は、第 1 〜 1 7の発明に係る着磁方法である。図 1 に示すように、第 2種超電導材のバルク体、シート体（図 1 ( a ) では円形状）または筒形状体（図 1 ( b ) では円筒 ) のうち少なくとも一つからなる超電導体を、その臨界温度 T cよりも高い温度、例えば、室温に保持して常電導状態にしておきながら、外部電源により発生磁界の制御が可能な磁界発生装置、例えば、超電導線材を卷いたコイルからなる超電導磁石（以下、超電導磁石という）、または、常電導磁石の近傍に置き、超電導体に磁界 H exl 〔A/m〕を印加し、磁束密度 μ o H exlを貫通させ、その後、冷却して、超電導体を超電導状態にし、貫通した磁束を超電導体に捕捉させる。

その後、印加磁界を減磁し、捕捉磁束と反対向きの— Hex2 (磁束密度は一 /i oHex2、ただし、 Hexl〉 0、 Hex2> 0 ) まで磁界を印加し、捕捉磁束密度を B inO 〔T〕とした後、再び、印加磁界をゼロに戻して着磁を完了する。

この方法によって、バルク体もしくはシート体の表面上においては、図 1 ( a ) に太線で示す磁束密度分布が得られるように着磁され、また、筒形状体の内部空間においては、図 1 ( b ) に太線で示す磁束密度分布が得られるように着磁することができる。

B inOは、実用超電導材である N b T i 多層円板の場合、半径 2 1 . 5 mm、厚さ 1 mm (うち N b T i 層の厚さの合計は約 0. 3 5 mm ) の場合の B inmaxで、 0. 0 1 T〜： I Tであり、また、半径 2 1 . 5 mm、厚さ 1 0 mm (うち N b T i 層の厚さ合計は約 3 . 5 mm) の場合の B inmaxで、 0. 0 5 T〜 5 Tである。

この場合、 μ oH exlは B inmaxよりも高ければよく、 5〜 3 0 % 上回る程度が望ましい。また、 oHex2は μ oHexlより小さければよいが、その小さい範囲内であまり大きいと着磁磁束密度 B inOが過小になってしまい、また、その小さい範囲内であまり小さいと磁束クリープ抑制効果が小さくなる危険性が増す。それ故、 0. 0 1 B inmax≤ oH ex2≤ 0 . 5 B inmax力 ^s望ましレヽ。

また、 B inOは、 N b T i 多層円筒の場合、内径 4 5 mm、長さ 4 5 mm、厚さ 1 mm (うち N b T i 層の厚さ合計は約 0. 3 5 mm) の場合の B inmaxで、 0 . 0 1 T〜 1 Tであり、また、内径 4 5 πηη、厚さ 5 mm (うち N b T i 層の厚さ合計は約 3 . 5 mm) の場合の B inma Xで、 0 . 0 5 T〜 5 Tである。

この場合も、 oHexlは B inmaxよりも高ければよく、 5〜 3 0 %上回る程度が望ましい。また、 μ oHex2は μ oHexlより小さければよいが、その小さい範囲内であまり大きいと着磁磁束密度 B inO が過小になってしまい、また、その小さい範囲内であまり小さいと磁束クリープ抑制効果が小さくなる危険性が増す。それ故、 0 . 0 1 B inmax≤ μ oHex2≤ 0 - 5 B inmaxが望ましい。この場合、 B in 0は、 0 . 5 B inmax≤ B inO≤ 0 . 9 9 B inmaxとなる。

ここで、 μ o exl ^ B inmaxの B寺、 B inO^ B inmax— μ oH ex2 μ o ti exl < B inmaxの時、 B inO < B inmax― μ o H ex2 が成り立つ。ただし、 μ oは真空中の透磁率であるが、空気中の透磁率とほぼ同じである。

B inmaxとは、臨界温度 T cより低い任意の温度で超電導バルク体、シート体または筒形状体が、外部印加磁界をゼロまで単調に減磁した際に捕捉可能な最大磁束密度を示し、図 2 ( a ) 及び（ b ) に示すように、磁束密度の傾斜部に屈曲がない場合の最大捕捉磁束密度に等しい。

着磁した超電導マグネットと磁界発生装置を引き離す際には、どちらか一方を固定しておいて、もう一方を引き離してもよいし、両者を動かして引き離してもよい。また、着磁用磁界発生装置を引き離さずに、そのまま設置しておくことも可能である。

図 3 に、本発明の着磁方法による着磁過程での外部印加磁界 Hex と超電導体内部磁束密度 B inの関係を示す。図 3は、 oHexl≥ B inmaxとなるまで H exを上げた時の上記関係を示す図で、この時は、 B inO B inmax— μ oHex2となって、外部印加磁界をゼロに減磁した際の着磁可能な最大磁束密度 B inmaxからマイナス側に減磁した μ oHex2との差分に近似的にほぼ等しいだけの磁束密度が捕捉される。

図 3中の（ a 1 ) は、常電導状態で外部印加磁界を Hexlまで上げていく過程を示し、（ a 2 ) は、超電導状態に冷却した後減磁する過程において、磁束密度 μ oHexlが、まだ中心部を主とする部分で捕捉され続けている過程を示し、（ a 3 ) は、上記過程において、さらに減磁を続けてゼロ磁界を過ぎ、印加磁界を捕捉磁束と逆向きに換えて— Hex2まで印加し、これにより中心部の捕捉磁束密度が減少していく過程を示す。

( a 4 ) は、一 Hex2からゼロ磁界に戻して着磁を完了する過程を示すが、この過程において、捕捉された磁束密度 B inOは一定で変化しない。そして、図 3の過程による着磁結果は、図 1 のようになる。

凶 4は、 μ 0 H exl≤ B inmax― μ οΗθχ2として、 o H exl Β inm ax- /z oHex2を越えないように励磁した時の上記関係を示す図で、減磁開始後、最後に至るまで捕捉磁束密度 B inOは一定で変化しない。

図 4中の（ b l ) は、常電導状態で外部印加磁界 Hexlを最大捕捉磁束密度 B inmaxを越えないように上げていく過程を示し、（ b 2 ) は、超電導状態に冷却した後ゼロ磁界まで減磁し、かつ、ゼロ磁界を過ぎ、印加磁界を捕捉磁束と逆向きに変えて— Hex2まで磁界を印加するが、磁束密度 x oHexl (これは B inOに等しい）がまだ一部で捕捉され続けている過程を示し、（ b 3 ) は、印加磁界をゼロに戻して着磁を完了するが、捕捉された磁束密度 B inOが、この間一定で変化しない過程を示す。

このような着磁ヒステリシスは、 μ 0 (Hexl+ Hex2) ≤ B inmax の場合に出現する。

図 5は、 B inmax― μ oH ex2 < μ o exl≤ B inmaxとして、 oH e xlを B inmax— o:H ex2を越える力 ^s、 B inmaxiま越えなレ、ように励磁した時の外部印加磁束密度と内部磁束密度の関係を示す図である。ゼロ磁界まで減磁した後、さらに捕捉磁束と逆向きに励磁している際中に、まだ一部で捕捉され続けていた磁束密度 μ oH exlが減少を始めるが、印加磁界— Hex2から、再びゼロに戻すまでは、 B inOは一定で変化しない。

図 5中の（ c l ) は、常電導状態で外部印加磁界を H exlまで上げていく過程を示し、（ c 2 ) は、超電導状態に冷却した後ゼロ磁界まで減磁し、かつ、ゼロ磁界を過ぎ、印加磁界を捕捉磁束と逆向きに変えて、 _ H ex2に至る以前の磁束密度 oH exlが、まだ一部で捕捉され続けている過程を示し、（ c 3 ) は、さらに一 H ex2まで捕捉磁束と逆向きに磁界を印加して捕捉磁束密度 oHexlが B in 0まで減少する過程を示し、（ c 4 ) は、ゼロに戻して着磁を完了するが、捕捉された磁束密度 B inOが、この間一定で変化しない過程を示す。

このような着磁ヒステリシスは、 μ 0 ( Hexl+ H ex2) > B inmax の場合に出現する。

本発明の着磁方法によれば、外部印加磁界を H exlまで上げた後、超電導体を臨界温度以下に冷却して磁束を捕捉することが可能であるので、着磁装置が常電導磁石であれば、ヒーター等の温度制御装置は不要である。

着磁装置が超電導磁石である場合は、超電導磁石と超電導マグネットのクライオスタッド（冷却用保温槽）を別々に格納すれば、ヒ一ター等は不要である。

万一、一つのクライオスタツト中に超電導磁石と超電導マグネットがー緒に格納されている場合は、ヒーターがなければ、同時に冷却されてしまうので、この場合は、ヒーター等の温度制御装置によつて超電導マグネットを加熱する必要がある。

本発明における第 1 9の発明は、図 6に示すように、第 1 8の発明において磁束密度 B inOを捕捉するように、捕捉磁束と反対向きの磁界一 Hex2 (磁束密度一 μ ₀Hex2) を印加した後、捕捉磁束と同じ向きに反転させて + Hex3 (図 6では Hex3= Hex2) まで磁界を印加し、その後、ゼロ磁界に戻して着磁を完了する超電導マグネットの着磁方法である。

この着磁方法によって、バルク体またはシート体の表面上においては、図 6 ( a ) に示すように、また、筒形状体の内部空間においては図 6 ( b ) に示すように、それぞれ磁束密度分布を形成することができる。

本発明の着磁方法により、前述の磁束密度の屈曲点を、捕捉磁束密度分布の裾野際において、 2箇所に増やすことができる。さらに、本発明の着磁方法により、最も外側に極大点を形成して、外界からの磁束の侵入を防止することができ、磁束クリーブの抑制をさらに強化することができる。すなわち、第 1 9の発明によれば、第 1 8の発明の場合に比べて、磁束密度の低下速度がさらに減少する。本発明における第 2 0の発明は、図 7に示すように、第 1 8の発明において、捕捉磁束と反対向きの磁界— Hex2 (磁束密度— μ οΗ ex2) を印加した後、捕捉磁束と同じ向きに反転させて + Hex3まで磁界を印加し、その後、再び、捕捉磁束と逆向きに反転させて一 H ex4 (Hex2> 0 , Hex3> 0 , Hex4> 0 ) まで磁界を印加するというように、印加磁界の向きを反転させつつ Hex ( 2 N— 1 ) または Hex ( 2 N) (Hex ( 2 N - 1 ) > 0 , Hex ( 2 Ν) > 0 , Ν = 1 ， 2 , ···， η ) まで磁界を印加し、次いで、ゼロ磁界に戻して着磁を完了する着磁方法である。

この着磁方法によって、バルク体またはシート体の表面上において、また、筒形状体の内部空間において、図 7に太線で示したような磁束密度分布を形成することができる。

本発明の着磁方法により、前述の磁束密度の屈曲点を、捕捉磁束密度分布の裾野際において、（ 2 N _ 1 ) 個または 2 N個に増やすことができ、その増加により、磁束クリープの抑制度合いを、さらに強化することができる。

すなわち、第 2 0の発明においては、第 1 8 と第 1 9の発明の場合に比べ、磁束密度の低下速度がさらに減少する。

前記屈曲点が、（ 2 N— 1 ) 個または 2 N個のいずれの場合も、必然的に、最も内側の屈曲点は極小点となり、最も外側の屈曲点は ( 2 N - 1 ) 個の場合は極小点、 2 N個の場合は極大点となる。

(実施例 1 )

第 2種超電導材が捕捉する磁束密度が、磁束クリープにより減少するのを測定するため、以下のような実験を行った。まず、第 2種超電導材 N b— 4 6. 5質量％丁 1 合金、および、安定化材 4ナイン純銅を用いて、以下の製造方法により多層クラッド板を作製した厚さ約 1 2 μ πιの N b T i の 3 0層と、同じ厚さの C uの 2 9層を交互に積層し、最外層に厚さが約 1 0倍の C u層を積層し、さらに、これら金属層の積層界面に、拡散バリヤ一として、厚さ Ι μ πι の N b層を挿入して、厚さ 1 mmの多層クラッド板とした。

この板から、直径 4 3 mmの超電導多層円板を 1枚採取して、ソレノィド型超電導マグネッ卜のボア一中に配置し、該超電導マグネットを液体へリゥム中に浸漬した。上記超電導マグネットのポア一中に配置された超電導多層円板は、ヒーター等で加熱されなければ、

4 . 2 Kに維持され、超電導状態になる。

温度は、極低温用温度センサーを超電導多層円板の表面に貼り付けて計測した。また、この超電導多層円板が捕捉する磁束密度を計測するため、その表面直上中心にホール素子を配した。

最初、超電導多層円板に接触させてあるヒーターで、超電導多層円板を臨界温度以上に加熱し、超電導マグネットで印加磁束密度（以後、印加磁界という）が 1 Tになるように磁界を印加し、その後、ヒーターを切って温度を 4 . 2 Kとして、超電導マグネットを超電導状態とし、その後、印加磁界を減磁した。

この減磁過程の初期には、捕捉磁束密度は 1 Tで変化しなかったが、印加磁界を 0 . 4 Tまで減磁すると、捕捉磁束密度も低下を始め、印加磁界がゼロになった時は、表面直上で 0 . 6 T ( B inmax ) であった。

そこで、印加磁界を、捕捉磁束と逆向きにして— 0 . 2 Tまで印加したところ、捕捉磁束密度は表面直上中心で 0 . 4 Tとなった。

この後、印加磁界を再びゼロに戻して着磁を完了したところ、捕捉磁束密度は、 0 . 4 T ( B inO) のままで変化しなかった。

また、この時、円板直上のホール素子をその中心部から端部まで半径方向に移動させながら、磁束密度分布を測定したところ、ほぼ、図 1 ( a ) に示すような形状の磁束密度分布が得られた。

ここで、極小点は、中心からの距離が円板半径の約 5 / 6に当る 1 8 mm近辺に存在した。また、その磁束密度は、 — 0 . 1 0 5 Tであつに

そこで、超電導マグネットの表面直上の中心で、着磁完了直後から 2 1 0 0秒後まで、磁束クリープによる捕捉磁束密度の経時変化を測定した。なお、この場合、本発明の着磁方法を適用した捕捉磁束密度は、ホール素子では測定精度が不十分であるため、 N M R法 (核磁気共鳴法による磁界変動の検出）によって測定した。

比較のため、従来法による着磁を行った。前記同様に、 1 Tになるまで磁界を印加した後、印加磁界をゼロまで減磁し、中央部の磁束密度が 0 . 6 Tになったところで着磁を完了し、その時点から、磁束クリーブ測定を開始した。

超電導マグネッ卜の捕捉磁束密度の経時変化を図 8に示す。図に示すように、従来法では、測定開始時の捕捉磁束密度を 1 0 0 %とした 2 1 0 0秒後の捕捉磁束密度の減少率が約 1 2 %である（図中、 5の曲線、参照）のに対し、本発明の着磁方法では、約 3 ppmに抑制することができた（図中、 6 の曲線、参照）。

また、前記多層クラッド板から採取した円板に、深絞り加工とスピユング加工を施して、厚さ l mm、内径 4 3 mm、長さ 4 5 mmのシームレス円筒を作製し、円板の場合と同様に、着磁実験および磁束クリープ測定実験を行った。

着磁磁束密度およびその磁束クリープ測定は、軸上中心に配したホール素子または N M R法による測定値をもって、筒内表面部の磁束密度に代えた。

極小点の位置は、円筒の内側と外側に適宜配したホール素子によつて磁束密度分布を測定し、あらかじめ測定済みの超電導円筒の J c特性（その磁束密度 B依存性、および、 Bベクトルと N b T i 層のなす角度依存性を含む）を取り込んだ電磁界数値解析を行って超電導材内の電流分布をシミュレーションし、さらに、超電導筒内部の磁束密度分布を計算して算出した。

ホール素子を、筒の半径方向には軸上中心、該中心から半径方向に 9 mm、 1 8 mmの位置（ここまで筒の内側）、および、 2 5 mmの位置（筒の外側）の 4箇所に配置し、ホール素子支持治具を、軸方向に平行移動させて、中心力ら 0mm、 9 mm, 1 8 mm, 2 7 mm, 3 6 mm の計 2 0点で測定を行った。

その結果、ほぼ、図 1 ( b ) に示すような、超電導筒の内側の半径方向および筒材内部の厚さ方向における磁束密度分布が得られた。また、極小点は、筒内表面から筒外表面の方向へ 0. 8 5 mmの近辺にあって、磁束密度は一 0. 1 0 2 T という結果になった。

従来法では、測定開始時の捕捉磁束密度（B inO) は 0. 6 丁となった。そして、この 0. 6 Tを 1 0 0 %とした 1 8 0 0秒後の捕捉磁束密度の減少率は約 1 4 %であった。これに対し、本発明の着磁方法では、 B inCH O . 4 Tに減少し、これに対する減少率は約 3 ppmに抑制することができた。

(実施例 2 )

実施例 1 と同じ多層クラッド板から、厚さ 1 mm、直径 4 3 mmの円板を 1枚採取し、実施例 1 と同様にして温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、以下の着磁を行った。

多層クラッド板を、実施例 1 と同様に着磁して印加磁界を減磁した後、さらに、ゼロを通り越して捕捉磁束と同じ向きにおいて、 + 0. 2 T (+ μ oHex2) まで磁界を印加した後、印加磁界を再びゼ口に戻して着磁を完了した。

この間、捕捉磁束密度は 0. 4 T (B inO) のままで変化しなかつた。また、この時、円板直上のホール素子を、その中心部から端部まで半径方向に移動させながら磁束密度分布を測定したところ、ほぼ、図 6 ( a ) に示すような磁束密度分布が得られた。

ここで、極小点は、中心からの距離が円板半径の約 2 / 3 に当る 1 4. 5 mm近辺にあって、磁束密度は 0. 0 0 5 T、また、極大点は、中心から 1 8 . 1 mm近辺にあって、磁束密度は 0. 0 9 5 Tであつに ₀ そこで、着磁完了直後から 2 1 0 0秒後まで、磁束クリーブによる捕捉磁束密度の経時変化を測定した。この結果によれば、本発明の着磁方法においては、測定開始時の捕捉磁束密度を 1 0 0 %とした 2 1 0 0秒後の捕捉磁束密度の減少率を、約 2 ppmに抑制することができる。

また、上記多層クラッド板から採取した円板に深絞り加工、スピユング加工を施して、厚さ l mm、内径 4 3 mm、長さ 4 5 mmのシームレス円筒を作製し、円板の場合と同様に、着磁実験および磁束クリ —プ測定実験を行った。

着磁磁束密度およびその磁束クリープ測定は、軸上中心に配したホール素子による測定値をもって、筒内表面部の磁束密度に代えた。また、超電導筒材内部の極小点の位置は、実施例 1 と同様の方法で、算出した。

その結果、超電導筒の内側の半径方向および筒材内部の厚さ方向における磁束密度分布は、ほぼ図 6 ( b ) に示すような磁束密度分布となった。

ここで、極小点は、筒内表面から筒外表面の方向へ 0 . 6 8 mm近辺にあって、磁束密度は 0 . 0 7 Tであり、また、極大点は、中心から 0 . 8 5 mm近辺にあって、磁束密度は 0 . 1 0 3 Tであった。

この結果によれば、本発明の着磁方法においては、測定開始時の捕捉磁束密度を 1 0 0 %とした 1 8 0 0秒後の捕捉磁束密度の減少率を約 2 ppmに抑制することができる。

(実施例 3 )

実施例 1 と同じ多層クラッド板から、厚さ 1 mm、直径 4 3 mmの円板を 1枚採取し、実施例 1 と同様にして、温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、以下の着磁を行った。

まず、多層クラッド板を実施例 1 と同様に着磁した後、さらに、捕捉磁束と同じ向きにおいて、 + 0. 1 5 T ( + μ oHex3) まで磁界を印加し、その後、印加磁束密度をもう一度ゼロまで減磁してから捕捉磁束と逆向きに一 0. 1 T (- μ oHex4) まで磁界を印加し、最後に、ゼロに減磁して着磁を完了した。

この間、捕捉磁束密度は 0. 4 T ( B inO) のままで変化しなかつた。また、この時、円板直上のホール素子を、その中心部から端部まで半径方向に移動させながら、磁束密度分布を測定した。その結果、図 7に示すような形状の磁束密度分布が得られた。

ここで、中央部に最も近い極小点は、中心からの距離が 1 5. 4 mm近辺にあって、磁束密度は— 0. 0 2 6 Tであり、その隣の極大点は、中心から 1 6. 3 mm近辺にあって、磁束密度は + 0. 0 0 2 Tであり、辺縁部に最も近い極小点は、中心から 1 8. 9 mm近辺にあって、磁束密度は— 0. 0 5 Tであった。

そこで、着磁完了直後から 2 1 0 0秒後まで、磁束クリーブによる捕捉磁束密度の経時変化を測定した。この結果によれば、本発明の着磁方法においては、測定開始時の捕捉磁束密度を 1 0 0 %とした 2 1 0 0秒後の捕捉磁束密度の減少率を、約 1 ppmに抑制することができる。

また、前記多層クラッド板から採取した円板に、深絞り加工、スピユング加工を施して、厚さ 1 _mm、内径 4 3 mm、長さ 4 5 mmのシームレス円筒を作製し、円板の場合と同様に、着磁実験を行った。

ここで、筒内表面に最も近い極小点は、筒内表面から筒外表面の方向への距離が 0. 7 mm近辺にあって、磁束密度は— 0. 0 2 5 T であり、その隣の極大点は、筒内表面から筒外表面の方向へ 0. 7 5 mm近辺にあって、磁束密度は— 0. 0 0 3 Tであり、辺縁部に最も近い極小点は、筒内表面から筒外表面の方向へ 0. 9 mm近辺にあつて、磁束密度は— 0. 0 5 3 Tであった。この結果によれば、本発明の着磁方法においては、測定開始時の捕捉磁束密度を 1 0 0 %とした 1 8 0 0秒後の捕捉磁束密度の減少率を約 1 ppmに抑制することができた。

(実施例 4 )

実施例 1 と同じ多層クラッド板から、厚さ 1 mm、直径 4 3 mmの円板を 4枚採取し、厚さ方向に 4枚積層して、実施例 1 と同様にして、温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、実施例 1 と同様に着磁し、以下のように、 Hexlと Hex2の値を変えた。

/i oHexlを 3 T、 _ oHex2を一 0. 5 Tとしたところ、 B inma Xが 1 . 9 T となった。

半径方向の磁束密度分布は、図 1 ( a ) に示す磁束密度分布と同じである。ここで、極小点は、中心からの距離が 1 9 . 2 mm近辺にあって、磁束密度は一 0.' 2 5 Tであった。本発明の着磁方法によれば着磁完了直後からの磁束クリーブによる磁束密度低減の減少率は、ほぼ、実施例 1 の場合と同じ程度であつたが、：8 0を 1 . 6 Tと 2. 7倍向上させることができた。

(実施例 5 )

実施例 1 と同じ多層クラッド板から、厚さ 1 mmで、内径が 4 3 mm 、 4 1 . 5 mm、 4 0 mmおよび 3 8. 5 mm、高さ力 S 4 5 mmのシームレス円筒 4個を作製し、厚さ方向に 4個、同心状に積層し、実施例 1 と同様にして、温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、実施例 1 と同様に着磁し、以下のように、 Hexlと Hex2の値を変えた。

/x oHexlを 4 T、一； u oHex2を一 0. 6 Tとしたところ、 B inma Xが 2. 4 T となった。

厚さ方向の磁束密度分布は、図 1 ( b ) に示す磁束密度分布と同じである。ここで、極小点は、筒内表面からの距離が 3. 6 mm近辺にあって、磁束密度は— 0. 3 0 Tであった。本発明の着磁方法によれば、着磁完了直後からの磁束クリーブによる磁束密度低減の減少率は、ほぼ、実施例 1の場合と同じ程度であつたが、 B inOを 1

. 8 Tと 4. 5倍向上させることができた。

(実施例 6 )

実施例 1 と同じ多層クラッド板において、圧延方向に対し平行な方向（以下、 L方向）と垂直な方向（C方向）の 2方向の臨界電流密度 J cを評価した。 J cは、上記板から幅 0. 5mm、長さ 5 0 mmの細長い試料を切出し、四端子法にて測定した。

外部からの印加磁束密度 1 T〜 6 Tの範囲で、 1 Τおきに J cを測定したところ、いずれの印加磁束密度においても、 C方向の J c が、 L方向の J cに対して、約 2 0〜 2 5 %大きくなつた。

そこで、圧延方向から 1枚ごとに角度を 9 0度変えながら円板 4 枚を厚さ方向に積層し、実施例 1 と同様にして、温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、実施例 1 と同様な着磁実験を行つた。

最上段の円板において、半径 1 O mmの円周上で、圧延方向から周方向に 5度ずつ離れた 1 9点（ 5度、 1 0度、 1 5度、 ···、 8 5度、 9 0度）について着磁磁束密度を計測した。

磁束密度の最大、最小の差は、 1枚だけの場合は約 2 5 %あったのに対し上記のように角度を変えて 4枚積層したものでは、約 1 0 %に減少した。

また、圧延方向から 1枚ごとに角度を 4 5度変えながら円板 4枚を厚さ方向に積層したものでは、約 5 %に減少した。

(実施例 7 )

実施例 1 と同じ多層クラッド板から採取した円板に、深絞り加工とスピユング加工を施して厚さが 1 mm、内径が 4 3 mm、 4 1 . 5 mm 、 4 0 mmおよび 3 8 . 5 mm、高さが 4 5 mmのシームレス円筒 4個を得た。

この円筒端部の圧延方向（ 0度）に印を付けて、 1個ごとに角度を 9 0度変えながら、円筒 4個を同心状に厚さ方向に積層し、実施例 1 と同様にして温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、実施例 1 と同様に着磁実験を行った。

最外側の円筒において、圧延方向に対し、半径 1 O mmの円周に固定して周方向に 5度ずつ離れた 1 0点（ 5度、 1 0度、 1 5度、 … 、 8 5度、 9 0度）について着磁磁束密度をホール素子にて計測した。

この最大、最小の差は、 1個だけの場合は約 2 0 %あつたのに対し、角度を変えて 4枚積層したものでは、約 8 %に減少した。また

、圧延方向から 1枚ごとに角度 4 5度ずつ変えながら円筒 4枚を厚さ方向に積層したものでは、約 4 %に減少した

(実施例 8 )

第 2種超電導材として N b — 4 6 . 5質量％ T i 合金を選び、冷間圧延で厚さ 0 . 3 6 mmにした板から、直径 4 3 mmの円板を切り出して、実施例 1 と fpj様にして温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、実施例 1 と同じように着磁しょうとした。

その結果、磁束ジヤンプ（跳躍）が頻発して、その度に超電導状態が破壊されて常電導状態になってしまい、正常な着磁は不可能であった。

これに対し、超電導安定化材として厚さ 0 . 3 2 mmの 4ナイン純銅板 2枚を、上記 N b T i 合金板の上下に半田付けし、プレス密着させて、実施例 1 と同じように着磁しょうとした。

その結果、励磁 · 減磁速度が 0 . 1 5 T Z分以下という、ゆつくりした条件では良好な着磁結果が得られ、 N b T i 合金板だけの場合より改善されたが、励磁 · 減磁速度がそれより大きくなると、やはり磁束ジャンプが発生した超電導状態が破壊された。

これに対し、厚さ 1 2 _μ ιηの N b T i 合金箔 3 0枚と、同じ厚さの銅板 2 9枚を交互に積層し最外層に厚さ 0 . 1 2 mmの銅板 2枚を積層して、 C I P法にてクラッド化した板について、同様の着磁実験を行った。

その結果、励磁 · 減磁速度が I T Z分でも磁束ジャンプは発生しなかった。銅板のかわりにアルミ板を用いた場合も、ほぼ同じような結果となった。

(実施例 9 )

第 2種超電導材を N b ₃ S n 、 V ₃ G a に代え、また、常電導材を銅に代えて、実施例 1 と同様に、温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、実施例 1 と同様に着磁した。

捕捉磁束密度の減少率は約 2 ppmとなり、 N b T i 合金の場合とほぼ同様な結果が得られた。さらに、常電導材を銅、銅合金、アルミ、アルミ合金に変えて同様の着磁実験を実施したところ、同様な値が得られた。

ただし、銅合金やアルミ合金の場合は、銅やアルミの場合に比べて、磁束ジャンプを起こす励磁 · 減磁速度は小さ目になるが、そのかわり、交流磁界中での交流損失を低減することができる。

(実施例 1 0 )

外径 4 3 mm、厚さ 2 0 mmの Y— B a ₂ - C a ₃— C u _x系高温超電導酸化物バルク材を溶融急冷法にて作製し、液体窒素（温度 7 7 K ) 中で、実施例 1 と同様にして温度および捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、着磁実験を行った。

着磁については、以下のように、 H exlと H ex2の値を変えただけで、励磁 · 減磁の過程および冷却の過程も、実施例 1 と同じ要領で行い、捕捉磁束密度の経時変化を測定した。

oHexlを 3 T、一；u oHex2を一 0. 5 T としたところ、 B inma Xが 1 . 5 T となった。

着磁完了直後からの磁束クリープによる磁束密度低減の減少率については、測定開始時の捕捉磁束密度を 1 0 0 %とした 2 1 0 0秒後の捕捉磁束密度の減少率が、従来方法では約 1 3 %であったのに対し、本発明の着磁方法では、約 5 ppmに抑制することができた。

〔産業上の利用可能性〕

本発明によれば、第 2種超電導材の磁束捕捉特性を利用する超電導マグネットにおいて、磁束クリープ現象によつて時間経過による急激な捕捉磁束密度の低下を大幅に抑制し、時間的に一定な磁束密度分布を形成することがでぎる着磁方法と、時間的に一定な磁束密度分布を有する超電導マグネットを提供することができる。

したがって、上記着磁方法と、該着磁方法による超電導マグネットは、その利用可能性が大きく、超電導現像を利用する産業技術の発展に大きく貢献する。

Claims

1 . 第 2種超電導材のパルク体またはシート体からなる超電導マグネッ卜において、

上記パルク体またはシート体の表面直上における、表面に垂直な磁束密度成分の分布が、（ a ) 該バルク体またはシート体の中央部青

にて最大値を有し、かつ、その辺縁部にてほぼゼロであり、さらに

( b ) 上記中央部と辺縁部の間に、極小点を少なくとも 1個有することを特徴とする超電導マグネット範。

2 . 前記磁束密度成分の分布が、前記辺縁部に最も近い極小点と前記辺縁部との間に、極大点を 1個有することを特徴とする請求の範囲 1 に記載の超電導マグネット。

3 . 前記磁束密度成分の分布が、前記中央部と辺縁部との間に、極大点を（N— 1 ) 個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする請求の範囲 1 または 2に記載の超電導マグネット。

4 . 前記磁束密度成分の分布が、前記中央部と辺縁部との間に、極大点を N個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする請求の範囲 1 または 2に記載の超電導マグネット。

5 . 前記バルク体またはシート体が第 2種超電導材のバルク体またはシート体を N個（ただし N = 2 ) 以上、厚さ方向に積層したものであることを特徴とする請求の範囲 1 4のいずれか 1項に記載の超電導マグネット。

6 . 前記バルク体またはシート体が、第 2種超電導材層と常電導材層を交互に積層し、かつ、その積層界面を金属接合したものであることを特徴とする請求の範囲 1 5のいずれか 1項に記載の超電導マグネット。

7 . 前記積層界面が拡散バリヤ一層を有することを特徴とする請求の範囲 6 に記載の超電導マグネット。

8 . 第 2種超電導材のシ一ムレス筒形状体からなる超電導マグネットにおいて、上記筒形状体の中心軸に垂直な平面における、中心軸に平行な磁束密度成分の分布が、

9 . 前記磁束密度成分の分布が、前記外側表面に最も近い極小点と前記外側表面との間に、極大点を 1個有することを特徴とする請求の範囲 8 に記載の超電導マグネット。

1 0 . 前記磁束密度成分の分布が、前記内側表面と外側表面との間に、極大点を（ N— 1 ) 個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする請求の範囲 8または 9に記載の超電導マグネット。

1 1 . 前記磁束密度成分の分布が、前記内側表面と外側表面との間に、極大点を N個有し、かつ、極小点を N個有することを特徴とする請求の範囲 8 または 9に記載の超電導マグネット。

1 2 . 前記シームレス筒形状体が、第 2種超電導材のシームレス筒形状体を N個（ただし N = 2 ) 以上、厚さ方向に積層したものであることを特徴とする請求の範囲 8〜 1 1 のいずれか 1項に記載の超電導マグネット。

1 3 . 前記シームレス筒形状体が、第 2種超電導材層と常電導材層を厚さ方向に交互に積層し、かつ、その積層界面を金属接合したものであることを特徴とする請求の範囲 8〜 1 1 のいずれか 1 項に記載の超電導マグネット。

1 4 . 前記積層界面が拡散バリヤー層を有することを特徴とする請求の範囲 1 3に記載の超電導マグネット。

1 5. 前記第 2種超電導材が、 N b T i 系合金、 N b ₃ S n、 V₃ G a のうちのいずれかであり、かつ、前記常電導材が、銅、銅合金、アルミニウムまたはアルミニウム合金のうちの 1種以上であることを特徴とする請求の範囲 6， 7， 1 3および 1 4のいずれか 1項に記載の超電導マグネット。

1 6. 前記第 2種超電導材が酸化物系超電導材であることを特徴とする請求の範囲 1〜 5ぉょび 8〜 1 2のいずれか 1項に記載の超電導マグネット。

1 7. 前記 N個以上の第 2種超電導材を、厚さ方向に（ 1 8 0 Z N) ° ずつ角度をずらして積層することを特徴とする請求の範囲 5 〜 7および 1 2〜 1 4のいずれか 1項に記載の超電導マグネットの製造方法。

1 8. 第 2種超電導材のバルク体、シート体または筒形状体からなる超電導体を、磁界発生装置の近傍にて、常電導状態で磁界 Hex 1 [ A/m] を印加しながら臨界温度以下に冷却し次いで、印加磁界をゼロに減磁した後、さらに、印加磁界が捕捉磁束と反対向きの - Hex2 [A/m] になるまで磁界を印加して捕捉磁束密度を B inO

[T] とし、次いで、再び、印加磁界をゼロに戻すことを特徴とする超電導マグネッ卜の着磁方法。

ただし、 Hexl〉 0， Hex2〉 0。

1 9. さらに印加磁界の向きを捕捉磁束と同じ向きに反転させて、 Hex3 [A/m] になるまで磁界を印加し、次いで、印加磁界をゼロに戻すことを特徴とする請求の範囲 1 8記載の超電導マグネットの着磁方法。

ただし、 Hexl〉 0 , Hex2> 0 , Hex3> 0。

2 0. さらに、印加磁界の向きを反転させつつ、磁界を、 Hex ( 2 N - 1 ) または Hex ( 2 N) になるまで、繰り返して印加し、最終的に、印加磁界をゼロに戻すことを特徴とする請求の範囲 1 9に記載の超電導マグネットの着磁方法。

ここで、 Hex ( 2 N— l ) 〉 0， Hex ( 2 N) 〉 0， N = 1 , 2 ， ··· , η ( ηは自然数）。