(57)【要約】【課題】第２種超電導材料の磁束トラップ（捕捉）特性を利用し、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た超電導マグネットおよび低コストで簡便な着磁装置で実現できる着磁方法を提供する。【解決手段】第２種超電導材からなるバルク体および／またはシート体において、そ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中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中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設置して常電導状態にて磁界Ｈex1[Ａ/ｍ]を印加しながら臨界温度以下に冷却して超電導状態にし、印加磁界をゼロに減磁した後、印加磁界が捕捉磁束と反対向きの−Ｈex2[Ａ/ｍ]になるまで印加して捕捉磁束密度をＢin0[Ｔ]とし、再び印加磁界をゼロに戻して着磁を完了する超電導マグネットの着磁方法。ただし、Ｈex1＞０，Ｈex2＞０。【選択図】        図１
2004193481.tif 000002
【特許請求の範囲】
【請求項１】
第２種超電導材からなるバルク体および／またはシート体において、そ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中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中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。
【請求項２】
表面に垂直な磁束密度成分の分布が中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中間に極小点を少なくとも1個有し、さらにそのうち辺縁部に最も近い極小点と辺縁部の間に極大点を１個有することを特徴とする請求項１記載の超電導マグネット。
【請求項３】
表面に垂直な磁束密度成分の分布が中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中間に極大点を（Ｎ−１）個、極小点をＮ個有することを特徴とする請求項１記載の超電導マグネット。
【請求項４】
表面に垂直な磁束密度成分の分布が中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中間に極大点をＮ個、極小点をＮ個有することを特徴とする請求項１記載の超電導マグネット。
【請求項５】
第２種超電導材からなるシームレス筒形状体の軸に垂直な平面内において、その筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、筒内表面と筒外表面の中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。
【請求項６】
筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、その中間に極小点を少なくとも１個有し、さらにそのうち辺縁部に最も近い極小点と筒外表面の間に極大点を１個有することを特徴とする請求項５記載の超電導マグネット。
【請求項７】
筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、その中間に極大点を（Ｎ−１）個、極小点をＮ個有することを特徴とする請求項５記載の超電導マグネット。
【請求項８】
筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、その中間に極大点をＮ個、極小点をＮ個有することを特徴とする請求項５記載の超電導マグネット。
【請求項９】
２個以上の第２種超電導材が積層されてなることを特徴とする請求項１〜８のいずれか１項記載の超電導マグネット。
【請求項１０】
第２種超電導材からなるバルク体、シート体、筒形状体において、第２種超電導層と常電導層が、各々少なくとも１層以上交互に積層され、かつその全界面が金属接合を有してなることを特徴とする請求項１〜９のいずれか１項記載の超電導マグネット。
【請求項１１】
第２種超電導材からなるバルク体、シート体、筒形状体が、第２種超電導層と常電導層の全界面に拡散バリヤー層を有し、かつその全界面が金属接合を有してなることを特徴とする請求項１０記載の超電導マグネット。
【請求項１２】
第２種超電導材がＮｂＴｉ系合金、Ｎｂ3Ｓｎ、Ｖ3Ｇａ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種類以上であることを特徴とする請求項１０または１１に記載の超電導マグネット。
【請求項１３】
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項１〜１１のいずれか１項記載の超電導マグネット。
【請求項１４】
第２種超電導材の臨界電流密度特性の異方性を緩和するように、バルク体、シート体または筒形状体をＮ個その厚さ方向に積層する場合、（１８０／Ｎ）°ずつ角度をずらしながら第２種超電導材を積層することを特徴とする請求項９に記載の超電導マグネットの製造方法。
【請求項１５】
第２種超電導材からなるバルク体、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、磁界発生装置の近傍に設置して常電導状態にて磁界Ｈex1[Ａ/ｍ]を印加しながら臨界温度以下に冷却して超電導状態にし、印加磁界をゼロに減磁した後、印加磁界が捕捉磁束と反対向きの−Ｈex2[Ａ/ｍ]になるまで印加して捕捉磁束密度をＢin0[Ｔ]とし、再び印加磁界をゼロに戻して着磁を完了することを特徴とする超電導マグネットの着磁方法。ただし、Ｈex1＞０，Ｈex2＞０。
【請求項１６】
さらに捕捉磁束と同じ向きに反転させてＨex3[Ａ/ｍ]まで印加し、しかる後ゼロ磁界に戻して着磁を完了することを特徴とする請求項１５記載の超電導マグネットの着磁方法。ただし、Ｈex1＞０，Ｈex2＞０，Ｈex3＞０。
【請求項１７】
さらに、印加磁界の向きを反転させつつ印加を繰り返して強度がＨex（２Ｎ−１）またはＨex（２Ｎ）まで印加し、最終的にゼロ磁界に戻して着磁を完了することを特徴とする請求項１６記載の超電導マグネットの着磁方法。ここで、Ｈex（２Ｎ−１）＞０，Ｈex（２Ｎ）＞０、Ｎ＝１，２，…,ｎ。ｎは自然数である。
【発明の詳細な説明】
【０００１】
【発明の属する技術分野】
本発明は、第２種超電導材料の磁束捕捉特性を利用した永久マグネットとしての利用法において、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束密度を発生させることができる超電導マグネットの着磁方法、超電導マグネットおよび製造方法に関するものである。
【０００２】
【従来の技術】
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した永久マグネットとしての応用研究、開発がなされてきた。現在までに実用化された用途および開発中の用途として、核磁気共鳴現象を利用した医療用画像診断装置（ＭＲＩという）、磁気浮上列車、粒子加速器、核融合、物性測定用等が挙げられる。
バルク状の第２種超電導体は自己イ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とが知られており、磁束ク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、条件によっては超電導状態の破壊に至る。
【０００３】
しかし、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安定度はかなり厳しいものである。中でもＭＲＩ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、安定な磁界が要求されており、３０cm球空間で数ppm以下、０．１ppm/hr以下という厳しいものである。こういった応用では、発生される磁界が経時的に変化しては全くその用を為さないということになってしまう。
【０００４】
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、通常の液体窒素温度７７Ｋよりも低温に冷却して使用する方法が特許文献１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抑制法として、励磁および減磁の速度を大きくして材料温度をいったん上昇させておいて、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許文献２に開示されている。これらは、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Ｊc（臨界電流密度）以下に保つ方法である。このような方法では、通常の着磁機構のほかにヒーターを含む温度制御装置が新たに必要になり、かつヒーター等は超電導体に接触させる必要があり、着磁後取り外すことが極めて困難である。
【０００５】
さらには同心状に複数積層した筒形状体に、ヒーターで部分的に温度制御して常電導状態にして直流磁束密度を貫通させた後に交流磁界を印加する方法が特許文献３に開示されている。しかし、この方法では、通常の着磁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った。また、複数（Ｎ個）同心状に積層した筒型超電導体のうち、最内側から１個以上（Ｎ−１）個までは常電導状態に保ちつつその外側の筒型超電導体は超電導状態にする必要がある。従って、両者境界の断熱機構が必要になるなど温度制御が複雑かつ困難性を伴っており、超電導マグネットの作製コスト上昇を招いていた。
【０００６】
このような問題を解決するため、通常の着磁機構により実現可能な方法として、ゼロ磁界中で超電導状態にして励磁する際に、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Ｂinmaxに達する以前の印加磁界Ｈex1で励磁を止め、単調にゼロまで減磁して着磁を完了して、捕捉磁束密度分布の高い部分、いわゆる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許文献４に開示されている。しかしながら、この方法は、山側に極大となる屈曲点があり、捕捉磁束密度の傾斜による磁束の低い方への移動を抑制することができず、磁束クリープ抑制能力には限界があった。
【０００７】
【特許文献１】
特開平４−３５０９０６号公報
【特許文献２】
特開平６−２０８３７号公報
【特許文献３】
特開平８−２７９４１１号公報
【特許文献４】
特開平８−２７３９２１号公報
【０００８】
【発明が解決しようとする課題】
本発明は、前記の従来技術における各種課題を克服し、低コストで簡便な着磁装置によって実現できる、磁束クリープ抑制能力に優れた超電導マグネット、その製造方法およびその着磁方法を提供するものである。
【０００９】
【課題を解決するための手段】
本発明者は、捕捉磁束密度の傾斜部の裾野際に屈曲点を設けて山側から低い方に移動してずり落ちてくる磁束を裾野際で止める機能を付与することにより、磁束クリープ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種超電導材からなるバルク体および／またはシート体において、そ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中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中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）表面に垂直な磁束密度成分の分布が中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中間に極小点を少なくとも1個有し、さらにそのうち辺縁部に最も近い極小点と辺縁部の間に極大点を１個有することを特徴とする（１）記載の超電導マグネット。
（３）表面に垂直な磁束密度成分の分布が中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中間に極大点を（Ｎ−１）個、極小点をＮ個有することを特徴とする（１）記載の超電導マグネット。
（４）表面に垂直な磁束密度成分の分布が中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中間に極大点をＮ個、極小点をＮ個有することを特徴とする（１）記載の超電導マグネット。
（５）第２種超電導材からなるシームレス筒形状体の軸に垂直な平面内において、その筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、筒内表面と筒外表面の中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。
（６）筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、その中間に極小点を少なくとも１個有し、さらにそのうち辺縁部に最も近い極小点と筒外表面の間に極大点を１個有することを特徴とする（５）記載の超電導マグネット。
（７）筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、その中間に極大点を（Ｎ−１）個、極小点をＮ個有することを特徴とする（５）記載の超電導マグネット。
（８）筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、その中間に極大点をＮ個、極小点をＮ個有することを特徴とする（５）記載の超電導マグネット。
（９）２個以上の第２種超電導材が積層されてなることを特徴とする（１）〜（８）のいずれか１項記載の超電導マグネット。
（１０）第２種超電導材からなるバルク体、シート体、筒形状体において、第２種超電導層と常電導層が、各々少なくとも１層以上交互に積層され、かつその全界面が金属接合を有してなることを特徴とする（１）〜（９）記載の超電導マグネット。
（１１）第２種超電導材からなるバルク体、シート体、筒形状体が、第２種超電導層と常電導層の全界面に拡散バリヤー層を有し、かつその全界面が金属接合を有してなることを特徴とする（１０）記載の超電導マグネット。
（１２）第２種超電導材がＮｂＴｉ系合金、Ｎｂ3Ｓｎ、Ｖ3Ｇａ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種類以上であることを特徴とする（１０）または（１１）に記載の超電導マグネット。
（１３）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（１）〜（１１）のいずれか１項記載の超電導マグネット。
（１４）第２種超電導材の臨界電流密度特性の異方性緩和するように、バルク体、シート体または筒形状体をＮ個その厚さ方向に積層する場合、（１８０／Ｎ）°ずつ角度をずらしながら第２種超電導材を積層することを特徴とする（９）記載の超電導マグネットの製造方法。
（１５）第２種超電導材からなるバルク体、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、磁界発生装置の近傍に設置して常電導状態にて磁界Ｈex1[Ａ/ｍ]を印加しながら臨界温度以下に冷却して超電導状態にし、印加磁界をゼロに減磁した後、印加磁界が捕捉磁束と反対向きの−Ｈex2[Ａ/ｍ]になるまで印加して捕捉磁束密度をＢin0[Ｔ]とし、再び印加磁界をゼロに戻して着磁を完了することを特徴とする超電導マグネットの着磁方法。ただし、Ｈex1＞０，Ｈex2＞０。
（１６）さらに捕捉磁束と同じ向きに反転させてＨex3[Ａ/ｍ]まで印加し、しかる後ゼロ磁界に戻して着磁を完了することを特徴とする（１５）記載の超電導マグネットの着磁方法。ただし、Ｈex1＞０，Ｈex2＞０，Ｈex3＞０。
（１７）さらに、印加磁界の向きを反転させつつ印加を繰り返して強度がＨex（２Ｎ−１）またはＨex（２Ｎ）まで印加し、最終的にゼロ磁界に戻して着磁を完了することを特徴とする（１６）記載の超電導マグネットの着磁方法。ここで、Ｈex（２Ｎ−１）＞０，Ｈex（２Ｎ）＞０、Ｎ＝１，２，…，ｎ。ｎは自然数
【００１０】
【発明の実施の形態】
一般的な従来法により第２種超電導材からなるバルク体、シート体を着磁した場合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種超電導材からなるシームレス筒形状体を従来法により着磁した場合の軸に垂直な平面内での、その筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布を図２（ｂ）に示す。いずれも中心部または筒壁内表面に最大値を有し、外周にかけて単調減少した後、辺縁部または筒壁外表面にてほぼゼロとなっている。
【００１１】
これに対して、本発明の第１は、第２種超電導材からなるバルク体および／またはシート体において、そ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、中央部にて最大値を有しかつ辺縁部にてほぼゼロであり、その中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。
ここで辺縁部または筒壁外表面において着磁磁束密度がほぼゼロとなるのは、軸方向に無限長を有する場合にのみ着磁磁束密度がゼロになるが、印加磁界をゼロに戻したとしても、実際は有限長なので外周近辺で反磁界効果が発生するためである。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−を意味するものであり、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１０％以下である。この反磁界効果による、辺縁部または筒壁外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ため、磁束密度分布の変化を示す模式図（図１、２および６）では０としている。
【００１２】
超電導マグネットの極小点は、円板または円筒の周方向に閉ループ状につながっており、超電導体の中央部から辺縁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＝Ｂ×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＝−ｄＢ／ｄｔより、ｄＢ／ｄｔ＝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数は保たれる。すなわち、磁束の変化が著しく制限されるため、磁束クリープ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ものである。
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−となる。また、これら極小点の位置は中央部と辺縁部の中間であればすべて可能であるが、中央部側に近づくほど着磁磁束密度が低下し、辺縁部に近づくほど、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ので、両者の中点より辺縁部側で、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の１％以上内側であることが望ましい。
【００１３】
着磁される磁束密度の値は、バルク体またはシート体内部のＪｃ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Ｊｃは磁束密度ベクトル「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困難である。しかしながら実用超電導材であるＮｂＴｉ多層円板の場合、半径２１．５mm、厚さ１mm（うちＮｂＴｉ層の厚さ合計は約０．３５mm）の場合の表面直上中央部で０．０１Ｔ〜１Ｔの範囲であり、半径２１．５mm、厚さ１０mm（うちＮｂＴｉ層の厚さ合計は約３．５mm）であれば０．０５Ｔ〜５Ｔの範囲になる。このうち着磁磁束密度が１Ｔ、極小点１個の場合、その極小点の磁束密度は−０．４９Ｔ〜−０．００５Ｔの範囲となる。
【００１４】
また、バルク体、シート体の形状は、ある厚さを有する円形である場合が多いが、三角形、四角形、五角形といった多角形でもかまわない。厚さについては超電導状態が安定である条件を満たす必要があるが、薄膜ではnm（ナノメートル）級からバルクの厚いものでは数１０mmまで千差万別である。円形の直径については製造可能な範囲以下で千差万別であるが、製造方法が圧延法では最大５ｍ、単結晶成長法では最大数１００mm程度であり、最小ではいずれの製造法でもサブnmまで可能である。
【００１５】
本発明の第２は、第１の発明の辺縁部に最も近い極小点と辺縁部の中間に極大点を有することを特徴とする、図６（ａ）に示した表面に垂直な磁束密度成分の分布を有する超電導マグネットである。これら極大点、極小点の存在によって、前記本発明の第１と同じ理由で、辺縁部に最も近い屈曲点を極大点にすることで、外界からの新たな磁束の侵入を防ぐ効果があり、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ものである。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−のいずれもあり、０もあり得る。図６（ａ）には０の場合を示した。また、極小点の位置は本発明の第１と同様で、中央部と辺縁部の中点より辺縁部側で、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の１％以上内側であることが望ましく、極大点は前記極小点と辺縁部の中間であれば可能であるが、同じ理由で辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の１％以上内側であることが望ましい。着磁される磁束密度の値、形状、寸法は本発明の第１とほぼ同様である。極小点の磁束密度は−０．４９Ｔ〜＋０．９９Ｔの範囲で可能であり、極大点の磁束密度は＋０．００１Ｔ〜＋０．９９Ｔの範囲で可能である。
【００１６】
本発明の第３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、極大点を（Ｎ−１）個、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。これら極大点、極小点の存在によって前記、本発明の第１に記載したと同じ理由であるが、屈曲点が２Ｎ−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ものである。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−となり、それ以外の極小点、極大点の符号は＋または−のいずれもあり、０もあり得る。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。
【００１７】
また、辺縁部および中央部に各々最も近い屈曲点は必然的に極小点となるが、その中央部に最も近い極小点の位置は本発明の第１と同様で、中央部と辺縁部の中点より辺縁部側で、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の１％以上内側であることが望ましく、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で、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の１％以上内側であることが望ましい。また着磁される磁束密度の値、形状、寸法は本発明の第１とほぼ同様である。
【００１８】
本発明の第４は、第３の発明を改良したもので、極大点をＮ個、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。これら極大点、極小点の存在によって前記、本発明の第１に記載したと同じ理由であるが、屈曲点が２Ｎ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ものである。
ここで必然的に、辺縁部に最も近い屈曲点は極大点、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−のいずれもあり、０もあり得る。この辺縁部に最も近い極大点によって本発明の第２と同様であるが、外界からの新たな磁束の侵入を防ぐ効果がある。また、中央部に最も近い極小点の位置は本発明の第１と同様で、中央部と辺縁部の中点より辺縁部側で、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の１％以上内側であることが望ましく、最外側の極大点の位置は最内側の極小点より辺縁部側で、辺縁部と中央部の距離（円形では半径）の１％以上内側であることが望ましい。また、着磁される磁束密度の値、形状、寸法は本発明の第１とほぼ同様である。
【００１９】
本発明の第５は、第１の発明を第２種超電導材からなるシームレス筒形状体に適用したものであり、筒の軸に垂直な平面内において、筒壁内部における軸に平行な磁束密度成分の分布が、筒内表面にて最大値を有しかつ筒外表面にてほぼゼロであり、その中間に極小点を少なくとも１個有することを特徴とする、図１（ｂ）に示した磁束密度分布を有する超電導マグネットである。この極小点の存在によって本発明の第１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ものである。また筒形状の場合は、筒内部空間（筒壁内表面に囲まれた部分）における磁束密度の均一性が高く、バルク体および／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適する。筒の場合、軸平行な磁界は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、その電気抵抗ゼロでありかつ永久電流である特徴を妨害する接続部や切れ目があってはならず、シームレス円筒であることが望ましい。但しループが１方向で、切れ目がループに平行である場合はこの限りではない。
【００２０】
また、極小点の位置は筒内表面と筒外表面の中間であればすべて可能であるが、筒内表面側に近づくほど着磁磁束密度が低下し、筒外表面に近づくほど、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ので、両者の中点より筒外表面側で、筒外表面と筒内表面の距離（筒の板厚）の１％以上内側であることが望ましい。
【００２１】
着磁される磁束密度の値は、筒形状体内部のＪｃ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Ｊｃは磁束密度ベクトル「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困難である。しかしながら、実用超電導材であるＮｂＴｉ多層円筒の場合、例えば内径４５mm、長さ４５mm、厚さ１mm（うちＮｂＴｉ層の厚さ合計は約０．３５mm）の場合で０．０１Ｔ〜１Ｔの範囲であり、内径４５mm、厚さ５mm（うちＮｂＴｉ層の厚さ合計は約３．５mm）であればほぼ０．０５Ｔ〜５Ｔの範囲になる。このうち着磁磁束密度が１Ｔ、極小点１個の場合、その極小点の磁束密度は−０．４９Ｔ〜−０．００５Ｔの範囲となる。
【００２２】
また筒の形状は、ある厚さを有する円筒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かまわない。筒の厚さについては、筒の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の場合、あまり小さくても大きくても筒形状体への加工が困難になる。その場合の望ましい厚さは０．０５〜２０mm程度である。筒形の直径と長さについては製造可能な範囲以下で千差万別であるが、前記塑性加工法の場合、その加工前の平板の大きさ（円板では直径）が、圧延法では最大５ｍであり、円筒直径の最大はその９０％程度はある。小さい方では１mm程度もある。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０．０１〜１００程度は可能である。
【００２３】
本発明の第６は第５の発明の筒外表面に最も近い極小点と筒外表面の間に極大点を１個有することを特徴とする、図６（ｂ）に示した磁束密度を有する超電導マグネットである。これら極大点、極小点の存在によって前記、本発明の第１に記載したと同じ理由であるが、辺縁部に最も近い屈曲点を極大点にすることで、外界からの新たな磁束の侵入を防ぐ効果があり、本発明の第５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ものである。ここで筒内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−のいずれもあり、０もあり得る。図６（ｂ）には０の場合を示した。
【００２４】
また、極小点の位置は本発明の第１と同様で、筒内表面と筒外表面の中点より筒外表面側で、筒外表面と筒内表面の距離（筒の厚さ）の１％以上内側であることが望ましく、極大点は前記極小点と筒外表面の中間であれば可能であるが、同じ理由で筒の厚さの１％以上内側であることが望ましい。着磁される磁束密度の値、筒の形状、寸法は本発明の第５とほぼ同様である。極小点の磁束密度は−０．４９Ｔ〜＋０．９９Ｔの範囲で可能であり、極大点の磁束密度は＋０．００１Ｔ〜＋０．９９Ｔの範囲で可能である。
【００２５】
本発明の第７は、第５および第６の発明をさらに発展させたものであり、第２種超電導材からなる筒形状体において、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（Ｎ−１）個、極小点をＮ個有する超電導マグネットである。これら屈曲点が２Ｎ−１個存在することによって、本発明の第５および第６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ものである。ここで筒内表面の磁束密度の符号を＋とすると、筒外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−のいずれもあり、０もあり得る。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。
【００２６】
また、筒外表面および筒内表面に各々最も近い屈曲点は必然的に極小点となるが、その筒内表面に最も近い極小点の位置は本発明の第１と同様で、筒内表面と筒外表面の中点より筒外表面側で、筒外表面と筒内表面の距離（筒の厚さ）の１％以上内側であることが望ましく、筒外表面に最も近い極小点の位置は筒内表面に最も近い極小点より筒外表面側で、筒の厚さの１％以上内側で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、寸法は本発明の第５とほぼ同様である。
【００２７】
本発明の第８は、第７の発明を改良したもので、極大点をＮ個、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。これら極大点、極小点の存在によって前記、本発明の第１に記載したと同じ理由であるが、屈曲点が２Ｎ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ものである。
【００２８】
ここで必然的に、筒外表面に最も近い屈曲点は極大点、筒内表面に最も近い屈曲点は極小点になるが、筒内表面の磁束密度の符号を＋とすると、筒外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−のいずれもあり、０もあり得る。
その筒内表面に最も近い極小点の位置は本発明の第５と同様で、筒内表面と筒外表面の中点より筒外表面側で、筒外表面と筒内表面の距離（筒の厚さ）の１％以上内側であることが望ましく、最外側の極大点の位置は最内側の極小点より筒外表面側で、筒の厚さの１％以上内側で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、寸法は本発明の第５とほぼ同様である。
【００２９】
本発明の第９は、第２種超電導材からなるバルク体、シート体または筒形状体がその厚さ方向に２個以上積層されてなり、バルク体、シート体が本発明の第１〜４のいずれか１つに示すような、また筒形状体が本発明の第５〜８のいずれか１つに示すような磁束密度分布を有する超電導マグネットである。
超電導材がバルク体またはシート体からなる場合、一般に着磁磁束密度Ｂin0は臨界電流密度Ｊｃとその半径Ｒに近似的に比例し、Ｂin0＝μoＪｃ・Ｒが成り立つ。しかし、これは厚さ方向に十分な大きさがある場合、正確には厚さ方向に無限長を有する柱状体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小さいため均一磁界中に置かれても、外周端部付近で磁束が反転する反磁界効果が生じてこの式から下の方にはずれる。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、このような反磁界効果を低減させて着磁磁束密度を向上させるには、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大きな効果を有する。例えば、本発明の第１にも記したように、アスペクト比（厚さ／直径）が０．５以上の場合は、前記比例関係にかなり近付くので、積層体の厚さがｄ、積層数Ｎとすると、Ｎ・ｄ／(２Ｒ)＝０．５がＮの積層数上限の目安になる。これ以上に増やしても悪くはないが、Ｎの増加数に対する着磁磁束密度の増加量が小さくなって効率が低くなるものである。
【００３０】
超電導材が筒形状体である場合には、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。積層される筒の厚さがＴ、積層数Ｎとすると、着磁磁束密度の最大値Ｂinomaxは大雑把に、Ｂinomax＝μo∫Ｊｃ(Ｂ)・ｄｔ（積分領域０〜ＮＴ）となるが、超電導材の上部臨界磁場Ｂc2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。また物理的にこれ以上にＮを増やすことは可能であるが、Ｂinomaxは飽和しているので無駄になる。また筒形状体の場合、その直径に比べて十分長さが大きい場合が多く、例えばアスペクト比（筒の場合は、長さ／直径）が０．５を越えるような場合には前記反磁界効果の影響が小さくなってくる。
【００３１】
本発明の第１０は、第２種超電導材からなる第２種超電導層と常電導材からなる常電導層が、各々少なくとも１層以上交互に積層されかつその全界面が金属接合されているバルク体、シート体を本発明の第１〜４のいずれか１つのように、また筒形状体を本発明の第５〜８のいずれか１つのように着磁した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を有する常電導材とのクラッド板として多層化し、かつその全界面が金属的に接合していることにより、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種超電導材としてＮｂ−４６．５重量％Ｔｉ合金だけからなる、例えば厚さ１mmの円板を着磁させようとすると、その励減磁過程において磁束ジャンプ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改善が見られ、励減磁速度が非常に遅い場合には良好な着磁が可能である。励減磁速度を大きくしても良好な着磁を可能とするには、ＮｂＴｉ合金層の厚さを１〜１００μｍの範囲にして層数を増やし、同じく１〜１００μｍの範囲にした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ＮｂＴｉ合金層の厚さと積層数を各々Ｔsc，Ｎscとし、銅層またはアルミ層の厚さと積層数を各々Ｔnc，Ｎncとすると、(Ｎnc・Ｔnc)／(Ｎsc・Ｔsc)＝銅比と呼ぶ超電導安定性を示す値になる。この値が大きいほど超電導安定性が向上するが、総体的な電流密度が減少するので、０．５〜１０の間が望ましい。この値が低い方では安定性は良い環境だが高電流密度を求められる場合に望ましく、この値が高い方では安定性が悪い環境だが、低電流密度でもかまわない場合に望ましい。
【００３２】
本発明の第１１は、第２種超電導材と常電導材が、各々少なくとも１層以上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、その全界面に拡散バリヤー層を有しかつ全界面に金属接合を有する構造でなる超電導マグネットを着磁したものである。この拡散バリヤー層は、例えばＮｂＴｉ/Ｎｂ/Ｃｕ多層クラッド板におけるＮｂである。これは加工中に熱履歴を受けるような場合、ＮｂＴｉとＣｕの界面においてＣｕ中へＴｉが拡散し、Ｔｉ2Ｃｕのような脆い金属間化合物が生成して加工性の大幅な低下を来すため、これを防止するためＮｂを拡散バリヤーとしてＮｂＴｉとＣｕの全界面に挟んだものである。本方法によればＮｂＴｉの高い臨界電流密度を低下させることなく、またＣｕ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。拡散バリヤーの材料としては、高融点のＮｂ、Ｔａ等が望ましい。その厚さも拡散防止対象となる原子（上記ではＴｉまたはＣｕ）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ない範囲で薄いほど望ましく、０．０１〜１０μｍ程度が望ましい。
【００３３】
本発明の第１２は、第２種超電導材がＮｂＴｉ系合金、Ｎｂ3Ｓｎ、Ｖ3Ｇａ、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種類以上である超電導マグネットである。ＮｂＴｉ系合金、Ｎｂ3Ｓｎ、Ｖ3Ｇａは、数Ｔ程度の高磁界中でのＪｃが１０万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うるものである。また超電導安定性の観点から、常電導材としては高導電性であるほど望ましく、またこれら超電導材とクラッド後の加工性も求められ、これらの観点から選択されたものである。
【００３４】
本発明の第１３は、第２種超電導材がＹ-Ｂａ-Ｃａ-Ｃｕ−ＯまたはＢｉ-Ｓｒ-Ｃａ-Ｃｕ−Ｏのいずれかからなる酸化物系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７７Ｋより高いため、本発明の第１０の超電導材よりも高温で使用する際に環境においても本発明の用途に求められるＪｃを発生させることができるため選択されたものである。
【００３５】
本発明の第１４は、第２種超電導材からなるバルク体、シー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。バルク体および／またはシート体が面内の方向によって臨界電流密度特性の異方性を有する場合、バルク体および／またはシート体がその厚さ方向にＮ個以上積層される際にその異方性を緩和するように、（１８０／Ｎ）°ずつ角度をずらしながら積層することが好ましい。
【００３６】
これらＪｃ異方性は第２種超電導材のミクロ組織やマクロ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されたＮｂＴｉ/Ｎｂ/Ｃｕ多層クラッド超電導板の場合、圧延方向に対し平行と垂直で臨界電流密度の異方性を有し、一般に垂直の方が平行より臨界電流密度が若干高い。これはＪｃ向上に与るミクロなα-Ｔｉ相析出物の形状が圧延によって伸ばされて細長くなっ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全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。
【００３７】
また、筒形状体が筒の軸を中心とした周方向に対して臨界電流密度特性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ことが好ましい。筒形状体に臨界電流密度特性の異方性を生じる理由は、例えばＮｂＴｉ/Ｎｂ/Ｃｕ多層クラッド超電導板から深絞り法によって作製されるシームレス超電導円筒の場合である。圧延方向による臨界電流密度の異方性は深絞り加工後も残るため、着磁磁束密度の異方性が生じてしまう。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角度のずらし方は、２個を９０度ずつずらす、４個を４５度ずつずらす、６個を３０度ずつずらすなど、合計で１８０度ずらせば良い。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。
【００３８】
本発明の第１５は、本発明の第１〜８の超電導マグネットの着磁方法である。図１に示すように、第２種超電導材からなるバルク体、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Ｔc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巻いたコイルからなる超電導磁石（以下、超電導磁石）または常電導磁石の近傍に設置して磁界Ｈex1を印加し、磁束密度μoＨex1を貫通させた後に、冷却して超電導状態にして貫通した磁束を捕捉させる。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−μoＨex2、ただしＨex1＞０、Ｈex2＞０）まで印加し、これによりその時点での捕捉磁束密度Ｂin0になるようにした後、再び印加磁界をゼロに戻して着磁を完了する。これによって、バルク体もしくはシート体の表面上において図１（ａ）に、または筒形状体の内部空間において、図１（ｂ）に模式的に太線で示した磁束密度分布を有するように着磁される。
【００３９】
Ｂin0としては、実用超電導材であるＮｂＴｉ多層円板の場合、半径２１．５mm、厚さ１mm（うちＮｂＴｉ層の厚さ合計は約０．３５mm）の場合のＢinmaxで、０．０１Ｔ〜１Ｔの範囲であり、半径２１．５mm、厚さ１０mm（うちＮｂＴｉ層の厚さ合計は約３．５mm）であれば０．０５Ｔ〜５Ｔの範囲になる。この場合、μoＨex1はＢinmaxよりも高ければよいのであるが、５〜３０％上回る程度が望ましい。またμoＨex2はμoＨex1より小さければよいのであるが、あまり大きいと着磁磁束密度Ｂin0が過小になってしまい、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ので、０．０１Ｂinmax≦μoＨex2≦０．５Ｂinmaxの範囲程度が望ましい。
【００４０】
またＮｂＴｉ多層円筒の場合、例えば内径４５mm、長さ４５mm、厚さ１mm（うちＮｂＴｉ層の厚さ合計は約０．３５mm）の場合のＢinmaxで、ほぼ０．０１Ｔ〜１Ｔの範囲であり、内径４５mm、厚さ５mm（うちＮｂＴｉ層の厚さ合計は約３．５mm）であればほぼ０．０５Ｔ〜５Ｔの範囲になる。この場合も、μoＨex1はＢinmaxよりも高ければよいのであるが、５〜３０％上回る程度が望ましい。また、μoＨex2はμoＨex1より小さければよいのであるが、あまり大きいと着磁磁束密度Ｂin0が過小になってしまい、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ので、０．０１Ｂinmax≦μoＨex2≦０．５Ｂinmaxの範囲程度が望ましい。この場合Ｂin0は、０．５Ｂinmax≦Ｂin0≦０．９９Ｂinmaxとなる。
ここで、μoＨex1≧Ｂinmaxの時、Ｂin0≒Ｂinmax−μoＨex2
μoＨex1＜Ｂinmaxの時、Ｂin0＜Ｂinmax−μoＨex2
が成り立つ。ただしμo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。Ｂinmaxとは、臨界温度Ｔｃ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。
また、着磁した超電導マグネットと磁界発生装置とを引き離す際には、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の場所に設置しておくことも可能である。
【００４１】
また図３に、本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Ｂinの関係を示した。図３はμoＨex1≧ＢinmaxとなるまでＨexを上げた時のもので、この時はＢin0≒Ｂinmax−μoＨex2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Ｂinmaxからマイナス側に減磁したμoＨex2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（ａ１）は常電導状態で外部印加磁界をＨex1まで上げていく過程、（ａ２）は超電導状態に冷却した後減磁するが磁束密度μoＨex1がまだ中心部を主とした一部で捕捉され続けている過程、（ａ３）は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変えて−Ｈex2まで印加する過程で、これにより中心部の捕捉磁束密度も減少していく。（ａ４）は−Ｈex2からゼロ磁界に戻して着磁を完了するが、捕捉された磁束密度Ｂin0はこの間一定で変化しない過程である。図３の過程による着磁結果は、図１のようになる。
【００４２】
図４はμoＨex1≦Ｂinmax−μoＨex2として、μoＨex1をＢinmax−μoＨex2を越えないように励磁した時のもので、減磁開始後、最後に至るまで捕捉磁束密度Ｂin0は一定で変化しない。図４中の（ｂ１）は常電導状態で外部印加磁界Ｈex1を最大捕捉磁束密度Ｂinmaxを越えないように上げていく過程、（ｂ２）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まで印加するが磁束密度μoＨex1（これはＢin0に等しい）がまだ一部で捕捉され続けている過程、（ｂ３）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Ｂin0はこの間一定で変化しない過程である。このような着磁ヒステリシスはμo(Ｈex1＋Ｈex2)≦Ｂinmaxの場合に出現する。
【００４３】
図５はＢinmax−μoＨex2＜μoＨex1≦Ｂinmaxとして、μoＨex1をＢinmax−μoＨex2を越えるが、Ｂinmaxは越えないように励磁した時のものである。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μoＨex1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Ｂin0は一定で変化しない。図５中の（ｃ１）は常電導状態で外部印加磁界をＨex1まで上げていく過程、（ｃ２）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に至る以前の磁束密度μoＨex1がまだ一部で捕捉され続けている過程、（ｃ３）はさらに−Ｈex2まで捕捉磁束と逆向きに印加して捕捉磁束密度μoＨex1がＢin0まで減少する過程、（ｃ４）はゼロに戻して着磁を完了するが、捕捉された磁束密度Ｂin0はこの間一定で変化しない過程である。このような着磁ヒステリシスはμo(Ｈex1＋Ｈex2)＞Ｂinmaxの場合に出現する。
【００４４】
本方法によれば、外部印加磁界をＨex1まで上げた後、超電導体を臨界温度以下に冷却すれば磁束の捕捉が可能であるので、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ト（冷却用保温槽）を別々に格納すればヒーター等は不要である。万一、一つのクライオスタット中に超電導磁石と超電導マグネットが一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って超電導マグネットを加熱する必要がある。
【００４５】
本発明の第１６は、図６に示すように、上記本発明の第１５において磁束密度Ｂin0を捕捉するように、捕捉磁束と反対向きの磁界−Ｈex2（磁束密度−μoＨex2）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）まで印加し、しかる後、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図６（ａ）に、または筒形状体の内部空間において図６（ｂ）に模式的に示した太線のような磁束密度分布を有するようになる。本方法により、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、さらには最外側に極大点を形成することで外界からの磁束の侵入を防止することができ、それにより磁束クリープの抑制をさらに強化することができる。すなわち第１５の発明に対して磁束密度低下速度がさらに減少する。
【００４６】
本発明の第１７は、図７に示すように、上記本発明の第１５において捕捉磁束と反対向きの磁界−Ｈex2（磁束密度−μoＨex2）を印加した後、捕捉磁束と同じ向きに反転させて＋Ｈex3まで印加し、しかる後再び捕捉磁束と逆向きに反転させて−Ｈex4（Ｈex2＞０，Ｈex3＞０，Ｈex4＞０）まで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（２Ｎ−１）またはＨex（２Ｎ）（Ｈex（２Ｎ−１)＞０，Ｈex（２Ｎ）＞０、Ｎ＝１，２，……，ｎ)まで印加し、しかる後、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。これによって、バルク体またはシート体の表面上において、または筒形状体の内部空間において、図７に模式的に示した太線のような磁束密度分布を有する。本方法により、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 (２Ｎ−１)個または２Ｎ個に増やすことができ、それ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１５、第１６の発明に対して、磁束密度低下速度はさらに減少する。前記(２Ｎ−１)個または２Ｎ個のいずれの場合も、必然的に最内側の屈曲点は極小点となり、最外側の屈曲点は(２Ｎ−１)個の場合は極小点、２Ｎ個の場合は極大点となる。
【００４７】
【実施例】
（実施例１）
第２種超電導材が捕捉する磁束密度の、磁束クリープによる減少を測定するため、以下のような実験を行った。まず、第２種超電導材Ｎｂ−４６．５重量％Ｔｉ合金及び安定化材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。まず厚さ約１２μｍのＮｂＴｉ層が３０層と、同じ厚さのＣｕ層が２９層と、最外層に厚さが約１０倍のＣｕ層を交互に積層し、かつこれら金属層の全界面に拡散バリヤーとして厚さ１μｍのＮｂ層を挿入し、積層して厚さ１mmの多層クラッド板とした。この板から直径４３mmの円板を１枚採取して、ソレノイド型超電導マグネットのボアー中に配置した。
【００４８】
この超電導マグネットおよび超電導多層円板を液体ヘリウム中に浸漬した。この超電導多層円板は、ヒーター等で加熱されなければ４．２Ｋ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円板または円筒の表面に貼り付けて計測した。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。
そこで、初め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）が１Ｔになるように磁界を印加した後、ヒーターを切って温度を４．２Ｋとして、超電導マグネットを超電導状態とした後、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１Ｔで変化しなかったが、印加磁界を０．４Ｔ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０．６Ｔ（Ｂinmax）となった。そこで印加磁界を捕捉磁束と逆向きにして−０．２Ｔまで印加したところ、捕捉磁束密度は表面直上中心で０．４Ｔ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０．４Ｔ（Ｂin0）のままで変化しなかった。
【００４９】
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ものが得られた。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１８mm近辺に存在した。またその磁束密度は−０．１０５Ｔであった。そこで超電導マグネットの表面直上中心で着磁完了直後から２１００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が、この場合、本発明方法を適用したものはホール素子の測定精度が不十分なため、ＮＭＲ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。
【００５０】
比較として、従来法による着磁を行った。これは前記同様、１Ｔになるまで磁界印加後、印加磁界ゼロまで減磁して中央部の磁束密度が０．６Ｔになったところで着磁完了し、その時点から磁束クリープ測定を開始した。超電導マグネットの捕捉磁束密度の経時変化を図８に示す。これによれば従来法では、測定開始時の捕捉磁束密度を１００％とした２１００秒後の捕捉磁束密度の減少率が約１２％であったのに対し、本方法では約３ppmに抑制することができた。
【００５１】
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、スピニング加工を施して厚さ１mm、内径４３mm、長さ４５mmのシームレス円筒を作製し、円板の場合と同様に着磁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ＮＭＲ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。また極小点の位置は、円筒の内側と外側に適宜配したホール素子によっ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Ｊｃ特性（その磁束密度Ｂ依存性、及びＢベクトルとＮｂＴｉ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極小点の位置を算出した。
【００５２】
ホール素子の配置は、筒の半径方向には軸上中心、中心から半径方向に９、１８mm（ここまで筒の内側）、２５mm（筒の外側）の４箇所に配したホール素子支持治具を、軸方向に平行移動させて中心から０、９、１８、２７、３６mmの計２０点で測定を行った。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への磁束密度分布は、ほぼ図１（ｂ）に示すような形状のものが得られた。また極小点は筒内表面から筒外表面の方向へ０．８５mmの近辺にあって、磁束密度は−０．１０２Ｔという結果になった。
これによれば従来法では測定開始時の捕捉磁束密度（Ｂin0）は０．６Ｔとなった。これを１００％とした１８００秒後の捕捉磁束密度の減少率が約１４％であったのに対し、本方法ではＢin0は０．４Ｔに減少したが、これに対する減少率は約３ppmに抑制することができた。
【００５３】
（実施例２）
実施例１と同じ多層クラッド板から厚さ１mm、直径４３mmの円板を１枚採取し、実施例１と同様にして温度及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して＋０．２Ｔ（＋μoＨex2）まで印加した後印加磁界を再びゼロに戻して着磁を完了した。この間、捕捉磁束密度は０．４Ｔ（Ｂin0）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６（ａ）に示すような形状のものが得られた。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１４．５mm近辺にあって磁束密度は０．００５Ｔ、また極大点は中心から１８．１mm近辺にあって磁束密度は０．０９５Ｔであった。そこで着磁完了直後から２１００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。これによれば、測定開始時の捕捉磁束密度を１００％とした２１００秒後の捕捉磁束密度の減少率を、本方法では約２ppmに抑制することができた。
【００５４】
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、スピニング加工を施して厚さ１mm、内径４３mm、長さ４５mmのシームレス円筒を作製し、円板の場合と同様に着磁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。また極小点の位置は、実施例１と同様の方法で超電導筒材内部の極小点の位置を算出した。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への磁束密度分布は、ほぼ図６（ｂ）に示すような形状のものが得られた。ここで極小点は筒内表面から筒外表面の方向へ０．６８mm近辺にあって磁束密度は０．０７Ｔ、また極大点は中心から０．８５mm近辺にあって磁束密度は０．１０３Ｔであった。これによれば測定開始時の捕捉磁束密度を１００％とした１８００秒後の捕捉磁束密度の減少率を、本方法では約２ppmに抑制することができた。
【００５５】
（実施例３）
実施例１と同じ多層クラッド板から厚さ１mm、直径４３mmの円板を１枚採取し、実施例１と同様にして温度及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して＋０．１５Ｔ（＋μoＨex3）まで印加した後、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して−０．１Ｔ（−μoＨex4）まで印加し、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０．４Ｔ（Ｂin0）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７に示すような形状のものが得られた。
【００５６】
ここで中央部に最も近い極小点は、中心からの距離が１５．４mm近辺にあって磁束密度は−０．０２６Ｔ、その隣の極大点は中心から１６．３mm近辺にあって磁束密度は＋０．００２Ｔ、辺縁部に最も近い極小点は中心から１８．９mm近辺にあって磁束密度は−０．０５Ｔであった。そこで着磁完了直後から２１００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。これによれば、測定開始時の捕捉磁束密度を１００％とした２１００秒後の捕捉磁束密度の減少率を、本方法では約１ppmに抑制することができた。
【００５７】
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、スピニング加工を施して厚さ１mm、内径４３mm、長さ４５mm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０．７mm近辺にあって磁束密度は−０．０２５Ｔ、その隣の極大点は筒内表面から筒外表面の方向へ０．７５mm近辺にあって磁束密度は−０．００３Ｔ、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０．９mm近辺にあって磁束密度は−０．０５３Ｔであった。これによれば従来法では、測定開始時の捕捉磁束密度を１００％とした１８００秒後の捕捉磁束密度の減少率を、本方法では約１ppmに抑制することができた。
【００５８】
（実施例４）
実施例１と同じ多層クラッド板から厚さ１mm、直径４３mmの円板を４枚採取し、厚さ方向に４枚積層して、実施例１と同様にして温度及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Ｈex1とＨex2の値を変えた。μoＨex1を３Ｔ、−μoＨex2を−０．５Ｔとしたところ、Ｂinmaxが１．９Ｔとなった。半径方向への磁束密度分布形状は図１（ａ）に同じである。ここで極小点は中心からの距離が１９．２mm近辺にあって、磁束密度は−０．２５Ｔという結果になった。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はほぼ実施例１の場合と同じ程度検出されたが、本方法によればＢin0を１．６Ｔと２．７倍向上させることができた。
【００５９】
（実施例５）
実施例１と同じ多層クラッド板から厚さ１mm、内径４３mm、４１．５mm、４０mm、３８．５mm、高さ４５mm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と同様にして温度及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Ｈex1とＨex2の値を変えた。μoＨex1を４Ｔ、−μoＨex2を−０．６Ｔとしたところ、Ｂinmaxが２．４Ｔとなった。厚さ方向への磁束密度分布形状は図１（ｂ）に同じである。ここで極小点は筒内表面からの距離が３．６mm近辺にあって、磁束密度は−０．３０Ｔという結果になった。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はほぼ実施例１の場合と同じ程度検出されたが、本方法によればＢin0を１．８Ｔと４．５倍向上させることができた。
【００６０】
（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Ｊcを評価した。Ｊcの測定方法としては板から幅０．５mm、長さ５０mm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１Ｔ〜６Ｔの範囲で１Ｔおきに印加しつつＪｃ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ＪｃがＬ方向のもの対して約２０〜２５％大きくなった。そこで圧延方向から１枚ごとに角度９０度ずつ変えながら円板４枚を厚さ方向に積層し、実施例１と同様にして温度及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った。最上段の円板の圧延方向に対し、半径１０mmに固定して周方向に５度ずつの離れた１９点（５度、１０度、１５度、……、８５度、９０度）について着磁磁束密度を計測した。この最大、最小の差は１枚だけの場合は約２５％あったのに対し、角度を変えて４枚積層したものでは約１０％に減少した。また圧延方向から１枚ごとに角度４５度ずつ変えながら円板４枚を厚さ方向に積層したものでは、約５％に減少した。
【００６１】
（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を、深絞り加工とスピニング加工することで厚さ１mm、内径４３mm、４１．５mm、４０mm、３８．５mm、高さ４５mm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９０度ずつ変えながら円筒４個を同心状に厚さ方向に積層し、実施例１と同様にして温度及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った。最上段の円板の圧延方向に対し、半径１０mmに固定して周方向に５度ずつの離れた１０点（５度、１０度、１５度、……、８５度、９０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２０％あったのに対し、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４５度ずつ変えながら円板４枚を厚さ方向に積層したものでは、約４％に減少した。
【００６２】
（実施例８）
第２種超電導材としてＮｂ−４６．５重量％Ｔｉ合金を選び、冷間圧延で厚さ０．３６mmにした板から直径４３mmの円板を切り出して、実施例１と同様にして温度及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ようとしたところ、磁束ジャンプ（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０．３２mmの４ナイン純銅板２枚を前記ＮｂＴｉ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ようとしたところ、励減磁速度が０．１５Ｔ／分以下というゆっくりした条件では良好な着磁結果が得られ、ＮｂＴｉ合金板だけの場合より改善されたが、励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て超電導状態が破壊された。これに対し厚さ１２μｍのＮｂＴｉ合金箔３０枚と、同じ厚さの銅板２９枚、および最外層に厚さ０．１２mmの銅板２枚を交互に積層してＣＩＰ法にてクラッド化した板について同様に行ったところ、励減磁速度が１Ｔ／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が得られた。
【００６３】
（実施例９）
実施例１と同様に、温度及び捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、第２種超電導材をＮｂ3Ｓｎ、Ｖ3Ｇａに、常電導材を銅に代えて、常実施例１と同様に着磁した。また、捕捉磁束密度の減少率は約２ppmとなり、ほぼＮｂＴｉ合金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実施したところ、同様な値を示した。ただし銅合金やアルミ合金の場合、銅やアルミの場合に比べると磁束ジャンプする励減磁速度は小さ目になったが、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た。
【００６４】
（実施例１０)
外径４３mm、厚さ２０mmのＹ-Ｂａ2-Ｃａ3-ＣｕX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７７Ｋ）中で実施例１と同様にして温度及び捕捉磁束密度の経時変化を測定しながら、実験を行った。
着磁については以下のようにＨex1とＨex2の値を変えただけで、励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。μoＨex1を３Ｔ、−μoＨex2を−０．５Ｔとしたところ、Ｂinmaxが１．５Ｔ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は、測定開始時の捕捉磁束密度を１００％とした２１００秒後の捕捉磁束密度の減少率が約１３％であったのに対し、本方法では約５ppmに抑制することができた。
【００６５】
【発明の効果】
本発明によれば、第２種超電導材からなるバルク体、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の磁束捕捉特性を利用した超電導マグネットとしての利用に際し、磁束クリープ現象によっ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を発生させることができる超電導マグネットおよびその着磁方法を提供することができる。
【図面の簡単な説明】
【図１】第２種超電導材からなるバルク体、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、常電導状態にて外部磁界Ｈex1を印加し、超電導状態に冷却して磁束密度μoＨex1を捕捉し、しかる後−Ｈex2まで減磁した後ゼロ磁界に戻して完了する着磁による磁束密度分布の変化を示す模式図。（ａ）は円形状バルク体または円形状シート体、（ｂ）は円筒体の各場合を示す。
【図２】第２種超電導材からなるバルク体、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、常電導状態にて外部磁界Ｈex1を印加し、超電導状態に冷却して磁束密度μoＨex1を捕捉し、しかる後ゼロ磁界に戻して完了する着磁による磁束密度分布の変化を示す、従来技術の模式図。（ａ）は円形状バルク体または円形状シート体、（ｂ）は円筒体の各場合を示す。
【図３】第２種超電導材からなるバルク体、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、常電導状態にて外部磁界Ｈex1を印加し、超電導状態に冷却して磁束密度μoＨex1を捕捉し、しかる後−Ｈex2まで減磁した後ゼロ磁界に戻して完了する着磁過程における、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り、μoＨex1≧Ｂinmaxの場合を示す。
【図４】図３と同様の状態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り、μoＨex1≦Ｂinmax−μoＨex2の場合を示す。
【図５】図３と同様の状態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り、Ｂinmax−μoＨex2＜μoＨex1≦Ｂinmaxの場合を示す。
【図６】第２種超電導材からなるバルク体、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、常電導状態にて外部磁界Ｈex1を印加し、超電導状態に冷却して磁束密度μoＨex1を捕捉し、しかる後−Ｈex2までの減磁に続いて＋Ｈex2まで励磁した後ゼロ磁界に戻して完了する着磁過程による磁束密度分布の変化を示す模式図。（ａ）は円形状バルク体または円形状シート体、（ｂ）は円筒体の各場合を示す。
【図７】第２種超電導材からなるバルク体、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、常電導状態にて外部磁界Ｈex1を印加し、超電導状態に冷却して磁束密度μoＨex1を捕捉し、しかる後−Ｈex2までの減磁に続いて＋Ｈex3まで励磁、−Ｈex4まで減磁した後ゼロ磁界に戻して完了する着磁過程による磁束密度分布の変化を示す模式図。円形状バルク体、円形状シート体または円筒体の壁部分の各々左半分を示す。ここでＨex2＞０，Ｈex3＞０，Ｈex4＞０の関係にある。
【図８】着磁法の一つにより着磁された超電導体と、比較のため従来着磁法により着磁された同じ超電導体の各々の捕捉磁束密度の、磁束クリープによる経時変化を並べて記した図であり、（ａ）は線形時間で、（ｂ）は対数時間でプロットした。
【符号の説明】
１  ：第２種超電導材からなる円形状バルク体または円形状シート体
２  ：円形状バルク体または円形状シート体の表面中心
３  ：第２種超電導材からなる円筒体
４  ：円筒体の中心軸
５  ：従来法により着磁された捕捉磁束密度の磁束クリープによる経時変化カーブ
６  ：本発明法により着磁された捕捉磁束密度の磁束クリープによる経時変化カーブの一例
【図１】
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【図２】
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【図３】
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【図４】
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【図５】
2004193481.tif 000007
【図６】
2004193481.tif 000008
【図７】
2004193481.tif 000009
【図８】
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