1. はじめに性は示した。今日の 40~50 MV/m の領域に達するまでには空洞材料や製作技術についての長い2004 年 8 月、国際リニアコライダー運営委員会

開発の歴史が必要であったが 3)、その進展の過程（ILCSC）の諮問を受けた国際技術推進委員会

では達成できる加速電場が向上するとともにＣ（ International Technology Recommendation

Ｗ運転の特徴を活かした応用、すなわち 70 年代

Panel, ITRP）は、半年以上にわたる検討の末に、にはアルゴンヌ国立研究所(ANL)の ATLAS 加速

世界協力のもとで建設する将来のリニアコライ

器に代表されるような微弱な電流値ではあるがダー(ILC)の基幹技術には超伝導空洞を採用すべ

陽子や重イオンなどの精密な連続ビーム加速へしという勧告を答申した。以来、国際的な技術開の応用 4)、80 年代になると高エネルギー加速器

発の協力体制が急速に立ち上がり、活発な活動が研究機構(KEK)のトリスタン加速器が先駆となっ続いている。

た電子（陽電子）蓄積リングへの本格的な大規模高周波空洞を超伝導化しようという研究は応用へと発展した 5)。そこでは絶えず蓄積リング

1960 年代に始まった。少ない消費電力で高い電場を周回する高エネルギーの電子ビームが放射光が得られることから、その開発と発展は専ら粒子として失うエネルギーを補充するために、高い加加速器の分野が担い、1965 年には米国スタンフォ

速電圧を連続して供給できる加速空洞が必要でード大学が、銅に鉛をメッキした超伝導空洞を使あった。当時の超伝導空洞の実用加速電場としてって電子加速の実験に初めて成功している 1)。有は 5 MV/m 程度であったが、それでも常伝導空洞

名なスタンフォード・2 マイル・リニアックの完の CW 電場が 1～2 MV/m であるのに比べると３成が 1966 年であることから、その建設中にすで倍以上の強さを持つため、世界各地の研究所で実に超伝導を使った CW 化を考えていたことにな用のための空洞開発が行われた。KEK が 1988 年る。また、超伝導空洞応用として現在最もホットにトリスタン加速器に設置した超伝導空洞は純な話題の一つであるエネルギー回収型リニアッニオブ製５セル型の 509 MHz 空洞であり、翌年ク(Energy Recovery Linac, ERL)の原理も 1965に増設された空洞と合わせた有効加速管長 48 m

年にすでに M.Tigner によって提案されているで 200 MV の加速電圧を実現した。その後 1990

2)。

年にはドイツ電子シンクロトロン研究所(DESY)

空洞に電磁場を励振すると空洞壁の高周波表が、また 1996 年にはトーマス・ジェファーソン

面抵抗によるジュール損失が磁場の２乗に比例

国立加速器施設（TJNAF）が原子核実験用リニア

して増加する。このため通常の銅製の空洞でさえックとしてそれぞれ 500 MHz、1500 MHz の超伝

加速電場が高くなると、ビームへ渡す電力に比し導空洞の稼動を開始したが、欧州合同素粒子原子て空洞壁での電力損失が極めて大きくなり、エネ

核研究機構(CERN)の LEP 加速器が 1995 年から

ルギー効率が悪くなるとともに空洞壁の冷却が銅製空洞の内面にニオブを蒸着した 352 MHz の問題となる。そのため常伝導空洞の応用は低い電４連型超伝導空洞の導入を始め、最終的には総延場でのＣＷ運転（continuous wave）か、高い電長 600 m の空洞で 3.4 GV の CW 電圧を作り出し場なら duty cycle が小さいパルス運転に限られた。ここに電子蓄積リングの加速空洞としての超る。一方超伝導空洞は、その高周波損失が完全に伝導空洞応用が確立した 6)。

ゼロではないものの銅に比べて５～６桁小さく

その後 90 年代になると、「CP 不変性の破れ」

できるため、高い電場でのＣＷ運転が可能であを探究するため大量の B 中間子を生成する「B—り、これが粒子加速器にとって大きな魅力であっファクトリー」と呼ばれる加速器がいくつかの研た。しかし先のスタンフォード大学の実験で達成究所で計画された。米国のコーネル大学、スタンされた加速電場は 2~3 MV/m であり目標には遠フォード線形加速器センター(SLAC)そして日本

く及ばす撤退せざるを得なかったが、確かな可能の KEK である。それまでの加速器の蓄積電流が高々数十 mA であったのに対し、これらはアンペ

TESLA は い う ま で も な く TeV Energy

ア級の電子・陽電子ビームを衝突させる加速器でSuperconducting Linear Accelerator の略でああり、そこでは大電流ビームとの強い相互作用る。冒頭の ITRP の決断はこの開発成果を高く評と、それが原因で発生するビーム不安定性を十分価した結果である。

に抑制するための方策を確立することが必要であった。すなわち大電流の蓄積ではビーム不安定

2. 加速空洞のパラメーター性の要因となる高調波モード(HOM)の励起を極

Fig.2.1 がいわゆる TESLA 型と呼ばれる 1.3GHz,

力抑えなければならないが、その主たる発生源は

9 セル型超伝導加速空洞であり、採用する形状の加速空洞である。そのため、極力空洞台数を減ら

最 終 決 定 ま で に は 至 っ て い な い も の の 、 ILC

した高周波加速システムを構築することが必要(International Linear Collider)の第 1 期ではこであり、高い CW 電場が得られる超伝導空洞はこのような空洞を 14000 台、およそ 20 km にわたの点で大きな利点を持つ。ここに着目してコ−ネって並べることになる 9)。

ル大学と KEK は単セルの高調波減衰型ニオブ製
超伝導空洞を開発した。この空洞によって、コ−ネル大学では 1997 年以後徐々に空洞数を増しながら 4 台の空洞で最大 780 mA の蓄積に成功した
7)。一方 KEK は、1998 年にまず４台、そして 2000
年にはさらに４台を KEKB 加速器の電子リング(HER)に設置し、2003 年には超伝導空洞の蓄積電流としては世界初の 1 アンペア領域に到達、現在は設計値である 1.1 A を超える 1.3 A を蓄積するに至った 8)。このような空洞は高調波減衰型超伝導高周波空洞(Superconducting Damped Cavity)と呼ばれ、その成功は超伝導空洞に大電流蓄積という新しい応用分野をもたらした。その例が放射光加速器である。第 1 世代から第 2、第 3 世代と進んできた放射光加速器であるが、狭い空間でより高い加速電圧が得られるとともに数百 mA のビーム電流を蓄積することができる超伝導空洞は、
既存加速器の性能向上を図る上で、きわめて魅力的な加速装置となった。現在ではカナダ、台湾、
英国、中国、フランスなど各国の放射光加速器でこの高調波減衰型超伝導空洞が運転中あるいは建設中である。
このように 10 MV/m 未満のＣＷ加速電場の応用が発展する一方で、1990 年に 25 MV/m 以上の加速電場を持つ超伝導空洞を開発して TeV 領域の物理を目指そうという超伝導リニアコライダ
ーの基礎研究が発足した。それはやがて DESY を中心に結集し、10 年経った後、TESLA-TDR な
る技術レポートをまとめ上げるまでに至った。

Figure 2.1: TESLA 型 9 セル空洞
9 個のセルが互いに結合した定在波型空洞であり、隣り合うセルには互いに逆向きの電場が励振される。各セルの長さを共振周波数の波長の半分にしておけば、光速で走る電子（陽電子）束（バンチ）の進行に同期して各セルの符号が変わるた
め、通過粒子は空洞全体で加速されることになる。隣のセルとの位相差が 180 度ずれていることから、これをπモードと呼ぶ。
2.1. 加速電場
Fig.2.2 のような円筒型空洞内に閉じ込められた
マイクロ波の電磁場分布を考える（この完全な円
筒形状空洞はピルボックスと呼ばれる）。
空洞には無数の共振モードがあり、いかなる空洞内の電磁場もそれらの足し合わせで表現できる（完全規格直交系）。粒子加速には通常、最も周波数が低く基本モードと呼ばれる TM010 モードが使われる。これは、このモードが粒子ビームが通過する中心軸上に加速方向の強い電場を有す

r = a において Eφ = 0, Ez = 0
z = 0,d で Eφ = 0, Er = 0
Hz≡0

(2-4)

ることと、最低周波数であるため他モードとの分離が容易であることなどの理由による。これ以外

進行方向に電場を持つ TMmnp モードの r 方向、θのモードは高調波(Higher Order Mode, HOM)と方向、z 方向の各成分が⎛ pπ ⎞⎟⎟ E mnp J m' (k c r ) cos(mθ ) sin (k z z ),E r = −⎜⎜
k
d
⎝ c ⎠

呼ばれる。

⎛ mpπ ⎞E θ = ⎜⎜ 2 ⎟⎟ E mnp J m (k c r ) sin (mθ ) sin (k z z ),⎝ k c rd ⎠E z = E mnp J m (k c r ) cos(mθ ) cos(k z z ) ,

r

θ

2a

⎛ iωεm ⎞H r = −⎜⎜ 2 ⎟⎟ E mnp J m (k c r ) sin (mθ ) cos(k z z ),⎝ kc r ⎠⎛ iωε ⎞⎟⎟ E mnp J m' (k c r ) cos(mθ ) cos(k z z ),H θ = −⎜⎜
k
⎝ c ⎠

d

(2-5)

H z = 0,Figure 2.2: 円筒型空洞

kc =

ρ mn

,

a

kz =

pπ
,
d

空洞内部が誘電率ε、透磁率µ、導電率σの均質な媒質（ふつうは真空でσ=0）であれば、マクスのように与えられる。ここで Jm(kcr)、Jm’(kcr)は

ウェル方程式はベッセル関数、ρmn は Jm(kca) = 0 の根である。
ここで、 m=0 、n=1 、p=0 とおけば加速モード∂H
rot E = − µ∂tTM010 の電磁場は(2-6）式のようになる。加速に
(2-1)

∂E
rot H = σE + ε∂t

使われる電場 Ez はｚ軸上が一番強く、軸から離れるにつれて小さくなるが、ｚには依存せず一定であることが判る。電場に対して位相が 90 度ずれた磁場は（係数-i に注意）その電場を取り囲むよと書くことができ、さらに電荷もなければうに同心円状になり、z 軸上ではゼロ、壁の少し手前（r ~ 0.8a）で最大になる。

div D = ε div E = 0(2-2)
Er = Eθ = 0,
Hr = H z = 0,であるので、∆E = µσEz = E0 J0 (kc r),∂E∂ E+ µε 2
∂t
∂t
2

(2-3)

(2-6)

⎛ iωε ⎞'
Hθ = − ⎜⎟ E0 J 0 (kc r ),⎝ kc ⎠
kz = 0,J 0 (k c a) = 0,k = kc ,という波動方程式が得られる。
上記円筒空洞が完全導体で作られていて、中が真さらに(2-7)式に見られるように共振周波数は空空であれば（通常使われる銅空洞ならば、このよ

洞直径のみに依存し、その逆数に比例する。ここ

うに考えてよい）、ビームの進行方向を z として以で c は光速、k は波数、ρ01=2.405 である。

下の TM モードの境界条件を適用すると、

fa =

ω

=

2π

c
c ρ 01
k=
,
2π
2π a

(2-7)

洞壁での電力損失を Pc とすると、シャントインピ
ーダンス R0 は

実際の空洞には加速粒子が通り抜ける穴があり、空洞形状も様々な理由から丸みを帯びた Fig.2.1

R0 =のような形が採用される。その形状の最適化につ

Vc2
Vc2
=
1
Pc
RsH 2 ds
2 s∫

(2-12)

いては本稿の加古永治氏の部分を参照されたい。
空洞内では(2-6)式で与えられる分布を持つ電で定義され、できるだけ大きな値にすることが望

磁場が角周波数ωで振動しているのであるから、ましい。

光速の粒子が空洞の z 軸上を通り抜ける間に受け

なお、R0 = (1/2)·Vc2/Pc という定義もあるので注る加速電圧は、意すること。
一方、空洞内の蓄積エネルギーU と RF 周期当た

accelerating voltage =

∫Ee
0
gap

i (ω t +φ )

dt.

(2-8)

Q) と呼び、で与えられる。ここで入射位相φを調節して、粒子がちょうど空洞中心に達したときに最大電場になるようにすれば受け取る加速電圧は最大になる（z=ct とした）。
Vc =d∫ E e dz .
0

0

ikz

りの空洞の電力損失との比を無負荷 Q (Unloaded

(2-9)

1
µ ∫ H 2 dvv
U
Q0 = ω
=ω 2
.
1
Pc
2
Rs H ds2 ∫sのように定義する。

ここで空洞壁の高周波表面抵抗 Rs が一様である

なお、この時間を考慮した実効加速電圧と z 軸上と仮定すれば積分の外へ出せて、の電場を積分した電圧との比

∫
T=

0

∫

d

Q0 =
,

ωµ ∫v H dv
2d

E0 e ikzdz(2-13)

Rs(2-10)

E0 dz

0

=

を transit time factor と呼ぶ。

ΓRs

∫ H ds2s⎛
H 2 dv ⎞⎟⎜∫v⎜ Γ = ωµ
⎟
2
⎜
⎟
H
ds
∫s
⎝
⎠

(2-14)(2-9)式で得られた加速電圧を空洞の実効長 Leff
(今の場合は d）で割れば実効加速電場 Eacc になる。

である。内部磁場の 2 乗の体積積分と面積分の比に周波数をかけたΓは空洞の大きさ（従って周波Eacc =

Vc
Leff(2-11)

数）に依存しない形状のみで決まるパラメーターになり、形状因子(geometrical factor)呼ばれ、空洞形状が相似であれば同じ値を持つ。

2.2. シャントインピーダンス
加速性能を示す重要なパラメーターとしてシャントインピーダンスがある。粒子のバンチが空洞を通過するときの実効加速電圧の最大値を Vc、空シャントインピーダンスと無負荷 Q との比

R Vc2
=
Q ωU

(2-15)

もまた空洞の材質には依存しない量であり、R/Q

3.1. 常伝導空洞の高周波表面抵抗(アール・バイ・キュー)と呼ばれる。

常伝導空洞の高周波表面抵抗を考える。金属のよ

先の円筒空洞についてこれらの値を求めると

d = λ/2 として、

Q0 =

Γ
,
Rs

は(2-3)式の第２項を無視すると

Γ = 257 [Ω]R0 = 5.14 × 10 4R
= 200 [Ω] .
Q1Rs[Ω ] ,

T=∆E = µσ2π[W ] .

∂E∂t(2-17)である。これから表面に平行な成分 Ex は金属内部へ向かう電磁波の侵入方向 z に対して

iωt

E x = E0 e e(2-18)

なお、超伝導空洞でよく用いられる最大表面電る比 Hsp⁄ Eacc は、

δ=

z

2

(3-2)

(3-3)

ωσµ

である。これと導電率σとを用いて表面抵抗 Rs は（ピルボックス空洞）

Eacc

2

る表皮の厚さを示し、

場 Esp と表面磁場 Hsp の実効加速電場 Eacc に対す

H sp

ωσµ

で減衰する解になる。この振幅が 1/e になる深さーターである。

Eacc− (1+ i )をスキンデプス(δ)と呼び実質的に電流が通過すである。これらが空洞の性能を表す重要なパラメ

Esp

(3-1)

= 0.637, (2-16)

空洞壁での電力損失（ジュール損失）は

Vc2
Pc =
R0

うな良導体はσ≫εµであるから、導体内の電磁場

Rs == 1.57(2-19)= 30.5 [Oe/(MV/m)]

である。

1

δσ

=

ωµ
2σ

(3-4)

となる。
これを使って Fig.2.2 の銅製円筒空洞の諸特性を求めてみる。周波数が 1.3 GHz の場合は(2-7)
式から空洞の直径 2a は 176 mm である。高周波

3. 超伝導空洞の表面抵抗

表面抵抗 Rs は(3-4)式で銅の導電率をσ=0.58×108

前節で空洞内の電磁場分布と加速性能を現す重式から無負荷Ｑ；Q0=2.8×104、シャントインピ

要なパラメーターを得た。その中で超伝導空洞とーダンス；R0=5.7 MΩが得られる。

常伝導空洞の違いは各式に出てきた表面抵抗 Rs(mho/m)とすると Rs＝9 mΩになる。さらに(2-16)

空洞長を d = λ/2 = 11.5 cm として(2-18)式からである。ここではその表記とその違いがもたらすは、この空洞に 35 MV/m の加速電場を励振する効果を考える。

と、空洞壁で消費される高周波電力が 1 メートル
当たり 25 MW になることが判る。それを 20 km
並べるとピーク電力は 500 ギガワットにも達する。このすさまじい電力消費を現実的な数値にまで下げるためには、効率の良い（高いシャントイ

ンピーダンスを持つ）空洞を設計すると共に、デと表わされる。ここで RBCS は BCS 理論値、Rresューティーサイクル（＝パルス幅×1 秒間の繰返

は空洞の表面状態がもたらす付加的な抵抗であし数）を 10-4 以下にまで下げたパルス運転にしなり残留表面抵抗と呼ばれるものである。RBCS はければならない。
同じ強さの加速電場を得るときの常伝導空洞のパラメーターの周波数依存性は、

R BCS = A

（常伝導空洞）z 空洞の直径 ∝ ω-1⎛ ∆ (0 ) Tc ⎞⋅ ⎟⎟exp⎜⎜ −T
⎝ k B Tc T ⎠

ω2

(3-6)

のように与えられ、kB はボルツマン定数、∆(0)はz 表面抵抗 ∝ ω0.5

絶対0度でのギャップエネルギー、Tc は超伝導臨

z 単位長さ当たりの空洞損失 ∝ ω-0.5

界温度である。係数 A は超伝導体によって決まり、

z 単位長さ当たりの蓄積エネルギー ∝ ω-2

ロンドンペネトレーション深さ(λL0)、コヒーレン

z 無負荷 Q 値 ∝ ω-0.5

ト長(ξ0)、フェルミ速度(vF)、平均自由行程などを

z 単位長さ当たりの R/Q ∝ ω
z 単位長さ当たりのシャントインピーダンス∝ ω0.5含んでいる。Table 3.1 に代表的な超伝導体の特性を示す。
Table 3.1 超伝導体の特性のようになる。これが常伝導空洞の特性であり、周波数が高いと高いシャントインピーダンスが期待できることから、リニアコライダーに向けた常伝導空洞では X-バンドを採用しその開発を続けたが、一方で空洞サイズが小さくなるためビー
ム輸送や収束系が難しいものになった。

Pb
Nb
Nb3Sn
MgB２
銅酸化物系

Tc (K)∆/kBTcHc (Oe)

7.2
9.2
18
39
160

2.2
1.9
2.2

800
2000
5400

~2

>10000

なお、T<Tc/2 の温度範囲でニオブには次式のよ

3.2. 超伝導空洞の高周波表面抵抗
超伝導現象がクーパー対と呼ばれる 2 個の電子のうな便利な半実験式が使える 3)。

ペアがエネルギー凝縮して起こす相転移である
ことはよく知られているが、それを量子力学的に説明したのが 1957 年の BCS 理論である。本来なら反発する電子同士であるが、一方の電子が結晶格子をひずませ、その格子ひずみを感じて他方の電子が寄り添うという電子・格子相互作用による引力を導入して超伝導エネルギーギャップを説明した。この電子対が熱的あるいはマイクロ波で2RBCS = 2 × 10 − 4

1⎛ f ⎞⎛ 17.67 ⎞⎜ ⎟ exp⎜ −⎟T ⎝ 1. 5 ⎠
T ⎠
⎝

(3-7)

ここで、周波数 f には GHz、温度 T には K を単位とした数値を使う。これを使って Fig.3.1 に 500
MHz の場合と 1.3 GHz の場合をプロットした。
ここでは Rres を 2nΩとしてある。

励起されギャップエネルギーを超えると常伝導

これから 1.3 GHz のニオブ空洞の超伝導高周電子となって電気抵抗が発生するが、この常伝導波表面抵抗を求めてみると、1 気圧での液体ヘリ

電子の数が統計的に扱われる。

すると 13nΩにまで下がることが判る。しかしさ通常、超伝導空洞の表面抵抗は
Rs = RBCS + Rres ,ウムの沸点である 4.2K では 0.5µΩ、2K まで冷却
らに温度を下げても Rres が下限を与える。ここで(3-5)

仮定した 2nΩは現在の技術では極限に近い値であり、表面積が大きい 500 MHz 空洞になると 1桁くらいは大きくなる。

の熱を取るために冷凍機はおよそ 35 kW/m 程の電力を消費する。すると全長 20 km の冷凍機全体
では 700MW を消費することになる。このため超伝導空洞と雖も、冷凍機負荷が制限となって、このように高い電場ではパルス運転にせざるを得ない。ILC がデューティーサイクル 1%のパルス
運転にする理由がこれである。
(3-6)式が示すように超伝導空洞の表面抵抗は周波数の２乗に比例するとともに、その運転温度にも強く依存する。常伝導空洞と同じように同じ加速電場を得るときの各パラメーターの周波数の依存性をまとめると以下のようになる。
（超伝導空洞）z 表面抵抗 ∝ ω2z 単位長さ当たりの空洞損失 ∝ ωz 単位長さ当たりの蓄積エネルギー ∝ ω-2
z 無負荷 Q 値 ∝ ω-2
z 単位長さ当たりの R/Q ∝ ω
Figure 3.1:ニオブの高周波表面抵抗。Rres=2nΩとした。

z 単位長さ当たりのシャントインピーダンス∝ ω-1
常伝導空洞と大きく違うのはシャントインピ

この数値を用いて再び Fig2.2 の 1.3 GHz 超伝
導円筒空洞を考える。常伝導に比べると５桁小さ
い表面抵抗が効いて、2K では Q0 = 1.9×1010、

R0 = 4×1012 Ωの無負荷Ｑとシャントインピーダンスが期待できる。このことは、10 MV/m の加速電場ならば空洞の消費電力はわずかに 3 W/m、35

ーダンスで、超伝導空洞では低い周波数の方が有利である。しかし Rres が支配的するようになると表面積が小さくそのため電力消費も小さくなる
分、高い周波数の方がインピーダンスは高くなる（∝ ω）。Fig.3.2 に円筒型空洞のシャントインピ
ーダンスの周波数依存性を 3 つの違う温度についMV/m にしても高々35 W/m であることを意味する。一方ビームの平均電流を 10 mA とすれば、ビームへ渡す電力は 35 MV/m ×10 mA ＝ 350
kW/m であるから、これに比べると空洞自身の損
失は全く無視してよい。このため極めて電力効率の良い加速器であると言える。これが高い電圧での CW 運転が可能である、電力効率が極めて良いという超伝導空洞の特徴を表している。さらに必
要な電力がビーム電力だけになったため常伝導空洞のときと比べて、高周波のピーク電力が 2 桁
下がったことも大きな長所である。
しかし高周波的には小さくても、冷凍機にとって 2K 領域への 35 W/m の熱流入は極めて大きい値である。冷凍機の効率を言うのは難しいが、こFigure 3.2: 円筒型超伝導空洞のシャントイン
ピーダンスの周波数依存性。（Rres=10nΩ）てプロットした。ここでは Rres=10nΩとしている。
周波数が下がると空洞サイズが大きくなるたである。ここで第 2 種超伝導体の臨界磁場 Hc2 からめ、表面の管理や取扱いなどの製作面での不利、さらに空洞本体だけでなくクライオスタットな
どの周辺部品も大きくなることによるコストア

1

φ(3-10)Bext
Rn
2 Bc 2(3-11)

Bc 2 =2πξ 2

ップにつながり、それが選択する周波数の下限を与える。それと入手可能な高周波電力源とが理由であるから、となって、今日の 1.3 GHz が選択された。
しかし常伝導空洞に比べて低い周波数が採用できることから空洞が大きくなり、ビームアパー

Rmag =

チャーも大きく取れるようになった。このためビーム輸送系やアライメントの要求が緩和されたとなる。

こと、2 桁以上も大きいデューティーサイクル、

すでに見たように Rn /Rs は～105 なので Bext = ２

そして高周波のピーク電力が小さい、これが超伝×10-5Bc2 になると Rmag は Rs に匹敵する大きさに

導リニアックを特徴付けている。

なってしまう。すなわちニオブの臨界磁場は 200
mT であるから 40 mGauss である。さらに、Rｎ

3.3. 磁場の効果∝ω0.5 であることを思い起こすと、この効果は周前節で見たように、超伝導空洞の表面抵抗には理論値 RBCS のほかに残留表面抵抗 Rres がある。この原因には様々なものがあるが、常伝導に比べると超伝導の理論値 RBCS が 5 桁以上も小さい値で波数が高くなるほど大きくなることが判る。従って超伝導空洞にはしっかりした磁気シールドが必須である。

あるため、常伝導では無視できた小さな表面欠陥

3.4. Q-disease

ですら空洞性能を決めてしまうことになる。

表面抵抗を大きくする現象に「Q-disease」と呼ばそのひとつが磁場のトラップである。超伝導空れる現象がある。ニオブ材料中の水素が冷却過程

洞ではその内表面全体を表面電流が走るため、表で結晶格子から追い出されて表面へ移動し、ある面全体が均一な超伝導体でなければならない。磁程度たまるとそこでニオブの水素化物を作る。こ束がトラップされるとその中心にはコヒーレン

れが弱い超伝導層を形成し、低い磁場で超伝導がス長をξとしてπξ2 の常伝導部分ができ、そこが常伝導としての抵抗 Rn を持つことで、余計な電力破壊して表面抵抗が増す（無負荷 Q は下がる）ためと理解されている。昇温すると水素は再びニオを消費する。この常伝導抵抗値は(3-4)式で与えらブ中に溶け込んでしまう。冷え切ってしまえば水れている。

素の移動速度自体が遅くなるのでこの現象は生ある面積 A のところにトラップされた磁束ABext は N 本の磁束量子φとなって留まる。

ABext = Nφ

じない。そのため最も危険な温度領域である
100K～160K 付近を急速に通過してしまう急冷(3-8)

法や空洞を 700 度付近でアニールすることによって水素そのものを材料から除去するなどがその対策方法として確立されている。酸素などの不純するとRmag = N

物原子によるトラップ効果もあるが、材料の純度

πξ
A

2

Rn =

Bext πξ Rnはまた別の問題をもたらす。Fig.3.3 は 1991 年に

2

φ

(3-9)

Saclay 研究所が観測した Q-disease の現象である。急冷したときは加速電場の上昇に対して変化しない無負荷 Q（Q0）（図中の a）が、120K から

料の超伝導臨界磁場に達することによってもたらされる。このため超伝導空洞の形状設計では、Thermal cycles on the 1.5 GHz Cavity
Temperature ( K )300

実効加速電場に対する空洞表面の最大磁場の比が 重 要 な 最 適 化 因 子 で あ り 、 通 常 は 40

200
2h

1h

Oe/(MV/m) 程度である。材料としてニオブを使

70h

3h

うと、その Hc がおよそ 2000 Oe であるから 50
MV/m が上限となるが、現実の空洞内には様々な100現象が発生し、この理論的限界に到達するのはな
0

a b

a c
20

0

d a
120

a

d a
40
60
Time (hours)(a)10ているが、均質性、加工性、熱伝導度など問題は多く、ニオブ空洞を超える空洞性能を達成した材

a
b
c
d

Q

0

10 10

料はない。これまでに超伝導空洞が達成した 50
MV/m 以上の加速電場は 1.3GHz のニオブ製空洞

fastによるものであり、現在でも超伝導空洞研究の中

1h

10 9

心はニオブ製空洞である。

2h

ILC 空洞の現実の空洞製作とその計測について

3-70h

10

より高い臨界磁場を持つ材料を使えばさらに高い電場が期待できるとして開発研究が続けられ

Q = f ( Eacc ) after thermal cycles

11

かなか難しい。一方、合金や高温超伝導体などのは佐伯学行氏の講義を参照されたい。

8

0

3

6

E acc

12
9
( MeV / m )

15

(b)

Figure 3.3: Sacley で確認された Q-disease。いく
つもの冷却パターン(a)に対して超伝導空洞性能を比較した(b) 10)。

4.1. マルチパクタ放電 (Multipacting)
超伝導加速空洞の電場を制限する現象の一つがマルチパクタ放電である。空洞表面の強い電場によって空洞内へ放出された電子が高周波電磁場の中を運動し、再び元の場所へ戻って壁をたたき
2 次電子を放出する。これが高周波の周波数に同160K の温度領域に(b)1 時間、(c)2 時間、(d)3～70
時間放置することによって、放置時間に応じた劣化を示した 10)。
このほかに格子欠陥、不純物、表面粗さ、表面歪、さらには洗浄処理時の化学的残留物など、わずか数 nΩの抵抗に影響する要素は多く、とにか
く格子欠陥や応力歪を有する機械加工面を除去
し滑らかな表面を作るための表面処理技術、それを洗い流すための超純水を用いた徹底した洗浄、そして清浄な組立て環境をつくるクリーンルー

期して繰り返されると急激な電子の増殖が起こり、ついには局部的な超伝導破壊に至る。先述したスタンフォード大学の結果 2~3 MV/m はこれによって制限された。この現象に対して、空洞内の電子の運動を解析することによって、電子軌道
が元の場所に戻らない形状として球形空洞が1978 年に提唱された 11)。加速軸付近の高い表面
電場によって放出された電子は、電場による加速と同時に磁場によるローレンツ力のため電場が小さい赤道方向へと移動してしまい、元の場所にム、これらが超伝導空洞の作業には必須である。

は留まらない。そのため、超伝導空洞は Fig.2.1

4. 最大加速電場のが通例となっている。この電子の増殖現象に

超伝導空洞で得られる加速電場には理論上の上限がある。それは空洞内に作られる磁場が空洞材に見られるような丸みを帯びた形状を採用する
は、壁に戻ったときの電子の衝撃エネルギー、空洞表面の２次電子放出係数、空洞内電磁場の振幅

きる（Fig.4.1b）。ただし a≪b とする。すると金属球の発熱は 2 倍の 2dQ/dt になりそれが超伝導体球へ伝わる。
超伝導体の熱伝導をκとすると次式が成り立つ。

− 4πr 2κ

dT
= 2Q&
dr

(4-2)

これを a から b まで積分するとFigure 4.1: 空洞内面に埋め込まれた defect のモデル。a≪d,b であれば(a)は(b)に近似できる。

と位相などの因子が関与し、シミュレーションを複雑にする。高周波電磁場と電子運動との同期現象であることから放電が生じる電磁場の強さは 1
周期、2 周期というようにとびとびの値になる。
単純なモデルから、電子が元の場所に戻ることで持続する１点マルチパクタ放電が発生する電場の強さは周波数に比例、また２点間のやり取りで

b

dr

a

2

方が有利である。
4.2. 熱的超伝導破壊 (Thermal breakdown)
表面の欠陥や不純物によって生じた局部的な超伝導破壊がもたらすジュール発熱がさらに常伝

Tb

Ta

(4-3)

ここで Ta､Tb はそれぞれ金属球表面の温度、超伝導球の外面温度である。a≪ｂであれば

1 2πκ (Tb − Ta )
=
a
Q&

(4-4)

これに(4-1)式を代入すると、H は継続する２次マルチパクタ放電は周波数の２乗に比例することが判る。この点では高い周波数の2πκ

∫ r = − Q& ∫ dT

H=

4κ (Ta − Tb )
aR n

(4-5)

である。金属球の温度 Ta が超伝導体の臨界温度

Tc に達したときに超伝導破壊が生ずるので、そのときの H を Hmax として、導部分を広げることによって空洞全体の超伝導破壊を引き起こす現象は熱的超伝導破壊と呼ばれる。
この現象がどの程度の大きさで発生するかを考える。厚さ d のニオブ空洞表面に直径 2a の半球金属が埋め込まれているとする（Fig.4.1a）。するとその金属の発熱は

1
Q& = Rn H 2πa 2
2

H max =

4κ (Tc − Tb )
aR n

(4-6)

となる。例として Rn = 10 mΩの銅(a = 100 µm)が熱伝導度κ = 50 W/m・K のニオブに埋め込まれていると、Tc = 9.2 K であるから Tb = 2 K では

Hmax は 3.8×104 A/m である。これが磁場の強い(4-1)

ここで Rn は(3-4)式で表される常伝導の表面抵抗である。a≪d であれば直径が 2b の超伝導体球に囲まれた直径 2a の球形金属に近似することがで赤道部であれば加速電場は 16 MV/m に制限されることになる。
このように小さな不純物でも加速電場を制限するには十分な原因となり得るが、(4-6)式に見られるように、材料の熱伝導度を上げることは加速

電場の向上に直接的に影響するので効果的であに衝突して熱になることで大きな電力損失になる。1980 年代に超伝導空洞の性能が大きく改善でると同時に局所的な超伝導破壊を生じる現象できたのは、ニオブ材の純度向上によるところが大あって、空洞の表面状態に強く依存する。

きい。しかし純度といっても、不純原子による電

表 面 電 場 E に よ る 放 出 電 子 は (4-7) 式 の子の散乱を問題にするほどの高純度であって、そFowler-Nordheim の法則に従って指数関数で増の評価には各種の分析ではなく室温と低温での加する。

電気抵抗を比較する残留抵抗比 (RRR) が用いらI ∝ (β E )2.5⎛ − βφ 1.5 ⎞⎟⎟exp⎜⎜⎝ βE ⎠(4-7)

ここでφは仕事関数、βは電場増大係数であって、表面の突起形状やほこりなどの汚れが関与する。
このため、化学的な研磨処理にを施した後の空洞
表面に、大量の超純水を用いた水洗や超音波洗浄、高圧水洗浄などの徹底した洗浄が行われ、その上でクリーンルーム内で組み立て作業が行われるが、これらの工程には半導体生産に使われる
Figure 4.2: ニオブの低温での熱伝導度 12)。
れる。すなわち RRR が高い材料ほど低温での熱伝導度は大きい。ニオブの場合は、電子ビーム溶解の条件やその真空管理などインゴット製造工
程の改善とともに、チタンやイットリウムなどと一緒に高温真空熱処理を行いニオブ表面に蒸着させることによって、それらの金属にニオブ中のガスを吸わせる特殊な精錬方法などが開発された。現在では、工業レベルでも RRR が 400、4.2 K

手法が数多く適用されている。
上記以外にも実際の運転になると、空洞本体以外の入力結合器などの周辺部品での放電、あるいは空洞自身がクライオポンプとなるため、隣接するビームダクトから侵入した残留ガスの凝縮など
も放電の原因となる。
4.4. 最近の結果
ここまで超伝導空洞の性能に関わるいくつかの現象を見てきたが、ここで実際の計測結果を見てでの熱伝導度が 100 W/(m･K)程度とかつてより
も 1 桁大きいものが入手できるようになり、最大電場は大きく改善した。それでも空洞表面の数十ミクロンの金属ゴミが発生する 0.1 W の高周波熱
は、加速電場を 10 MV/m 程度に制限するには十分である。Fig.4.2 はニオブに熱伝導度の例を示す。
4.3. 電子放出
加速電場を制限する 3 番目の原因は、電子放出と呼ばれるものであり、電子が高周波と同期して増殖するマルチパクタ放電とは区別される。これは加速電場の増加にともなって空洞内に大量の電子が放出され、それらが電磁場で加速され空洞壁

Figure 4.3: 種々の形状の単セル空洞。

みる。
4.4.1. 単セル空洞の結果
最近 ILC 空洞の候補として盛んに研究されている 空 洞 形 状 の 代 表 的 な 例 を Fig.4.3 に 示 す 。
TESLA 型空洞の最大表面磁場と加速電場との比は Table4.1 にあるように、4.15 mT/(MV/m)であり、40 MV/m の加速電場は空洞表面に 170 mTの磁場をつくるが、これはニオブの臨界磁場の値に近くまた数々の実験データから、ほぼ理論的限界に達していると思われる。現在はこの形状で 35
MV./m を達成することがベースラインの目標となっている。他方、加速電場に対する表面磁場の比がより小さい形状にしてもっと高い加速電場を達成しようとする(といっても 12%であるが)、あるいは電子放出を抑制するために表面電場との比も小さくする、など形状の最適化が行なわれFigure 4.4: 単セル空洞の性能比較 13)。

ている。いずれも R/Q を大きく損なわないような形状であることが必要であり、ビームアパーチャ
ー、高調波のインピーダンス、機械強度、表面洗

4.4.2. 9 セル空洞の結果

浄のやり易さなどとのバランスのなかで最適化

単セル空洞で達成された電場を 9 セル空洞で実現されなければならない。形状変更にともなう加工するまでには時間と努力が必要である。表面積が手順や加工条件の大きな変更は空洞性能に決定

増えるにともなって表面欠陥の数が増えるだけ的な影響を与えると考えられるからである。

でなく、大きくなって扱いにくくなるために製造工程や表面処理、洗浄、組立などすべての作業のTable 4.1: 高電界型単セル空洞の形状パラメータ

質にばらつきが出来るためである。高い表面電場ー比較。

での放出電子の振る舞いには 9 セル特有の問題もRE

Ichiro

LL

TESLA

(a)

(a)

(b)

(c)

Iris dia. (mm)

66

61

60

70

Ep/Eacc

2.21

2.02

2.36

1.98

Hsp/Eacc (mT/(MV/m)

3.76

3.56

3.61

4.15

R/Q (Ω)

126.8

138

133.7

113.8

Γ (Ω)

277

285

284

271

あるであろう。さらに入力結合器（パワーカプラ

Fig.4.4 は計測されたこれらの空洞の性能である。どれも 50 MV/m まで達するすばらしい結果
であり、空洞製作の基礎技術は出来ていることを示している。あとはこれが多セル構造へそのまま
素直に反映できるかの一点であるが、それはまだ達成されていない。

Figure 4.5: DESY の 9 セル空洞の性能。9 セル
空洞で 35 MV/m が達成された。空洞の表面処
理には電解研磨が施された 9)。

ー）が付いて室温部とつながれば、その部分での(5-2)

Ptot = Pc + Prad

電子放出も空洞の放電に影響する。
Fig.4.5 に DESY で計測された結果の例を示す。
9 セル空洞の単体性能試験（通常、縦型クライオである。ここで空洞の壁損失に無負荷 Q（Q0）をスタットで計測されるので縦測定と呼ばれる）の与えたように結合器から漏れる電力に対して結果に、入力結合器も組み込んだモジュールとし

Qext、全体の損失に対して QL を与える。ここでQext は外部 Q、QL は負荷 Q と呼ばれる。

ての性能（横測定）が重ねてある。縦測定の 35
MV/m が最終組立て後に再現されていることがわ
かる。

QL =

しかし、Fig.4.6 には過去 10 年間に DESY で計

ωU
Ptot

,

Q0 =

ωU
Pc

, Q ext =

ωU
,
Prad

(5-3)

測された 9 セル空洞の全ての縦測定結果が示してある。2001 年以降、DESY では空洞表面処理の主流を化学研磨法（Chemical polishing, CP）から電解研磨法（Electropolishing, EP）に移行している。この図から現在の加速電場の再現レベル
は 30 MV/m 程度であるということができる。他方、単セル空洞で実証した電場にも到達はしているので、性能はまだ右肩上がりというべきか。表
面の仕上がり面粗度が格段に違うことから高電界に強いと考え、KEK では伝統的に電解研磨法を採用してきた。ここでさらに 9 セル空洞の再現性を改善するためのブレークスルーの発見が期待されている。

5. パルス運転
3.2 節で超伝導空洞の特徴は高い電場での CW 運転であるとしたが、加速電場が高い ILC では、超Figure 4.6: DESY で過去 10 年間に測定された
9 セル空洞の Eacc の推移。2001 年以降、電解研磨法(EP)による表面処理が主流になっている。現時点での平均電場は 30MV/m 程度、性能のばらつきは広がったように思われる。(ILC
DGE Meeting LICWS06, Bangalore, India)

伝導といえどもやはりパルス運転になる。
すると(5-1)式は5.1. 入力器の結合度と時定数
入力結合器と空洞との最適の結合の強さを求めてみる。 (2-13)式の Q 値の定義の中で Pc = dU/dtであることを思い起こせば、空洞内の蓄積エネル
ギーの時間変化 U(t)はdU(t)ω= − U(t) .
dt
Q

(5-1)

空洞に入力結合器が取り付けられれば、空洞内のエネルギーは空洞壁で失うジュール損失(Pc)だけ
でなく、結合器から漏れ出る電力(Prad)としても失われる。そこで全体の電力損失 Ptot はdU (t )
= − Ptot = −(Pc + Prad )
dt
⎛ 1
1
1 ⎞
⎟⎟U (t ) (5-4)
U (t ) = −ω ⎜⎜
= −ω
+
QL
Q
Q
ext ⎠
⎝ 0
ここで次のような結合定数βを導入すると、

β=

Q
Prad
= 0
Pc
Qext

(5-5)

β は結合器を通過する電力を空洞壁損失に対する

R/Q = 1.7×103 Ω/m とすれば、 Qext = QL =比で表していることが判る。そして負荷 Q は、

2.0×106 が適性な結合度になる。
負荷 Q は共振周波数の半値幅(FWHM)を与え

Q0 = (1 + β )QL(56)となる。ここでβ = 1、すなわち結合器から漏れ出る電力 Prad と空洞損失 Pc とが等しいときは整合る。今の場合 1.3 GHz 空洞では、∆f half =f0= 650 [Hz]QL

(5-11)（マッチング）が取れた状態と呼ぶ特別な場合であり、結合器からの投入電力が反射することなくである。超伝導空洞は Q 値が高いので共振のバン

全て空洞側に入る効率の良い状態になる。

ド幅が極端に狭くて制御が大変と思うかもしれ

ビームが入射して電力 Pb を持ち去る場合は結ないが、実はビーム負荷に応じて広くなる。それ

合器から見た空洞の電力消費は Pc+Pb である。こでも常伝導空洞は負荷 Q が~104 であるから半値のときに反射がないように結合度を選んでおけ

幅は 130 kHz 程度になり、超伝導に比べて十分にば電力効率の良い運転ができる。つまり、(5-5)の広い。

Prad を Pc+Pb とおいたβ にしておけば、ビーム負荷 Pb が加わったときに整合が取れる。そこで

β=

Pc + Pb
Pc(5-7)

しかし、超伝導空洞の場合は Pc≪Pb なので、さらに(5-4)式からは蓄積エネルギーU(t)の減衰
時定数τ

τ=

QL

(5-12)

ωが得られる。上の例では 240 µs になる。一方、常伝導では 1 µs 程度である。空洞内電場は蓄積エネ

P + Pb Pb
β= c
≈
>> 1
Pc
Pc

(5-8)

となり、常伝導空洞の場合が 1～2 であるβが超伝導空洞では 1000 以上の非常に大きい値となる。

ルギーの平方根に比例するから、その時定数は当然

E ∝ exp(−

QL
t)
2ω

(5-13)

これはまた、
である。
QL =

Q0
≈ Qext1+ β(5-9)

5.2. ローレンツ・デチューニング
超伝導空洞をパルスで運転する場合に配慮すべと書け、結合度が強いために超伝導空洞の負荷 Q

きことは電力効率とローレンツ・デチューニング

は結合器の Qext に等しくなることが判る。さらにである。

最適な結合度は、
Vc2
Qopt = QL =Pb (R Q )上記で見たように、超伝導空洞では時定数が長いので、必要なパルス幅の前後にある電磁場の立(5-10)

上がりと立下がり(build up と decay)の電力が無視できない（Fig.5.1）。電力効率の良い運転のためには、極力パルス幅を長くしてこの両者が無視のように、加速電場とビーム電力で決まる。再び
3 節の超伝導円筒空洞に適用してみると、 L =0.115 m として、Eacc＝35 MV/m、Pb = 350 kW/m、できるようにする必要がある。

Figure 5.1: パルス運転前後の立上りと立下り。
時定数は(5-13)式のようになる。

(a)

空洞内に高い電磁場が励振されると、表面電流がローレンツ力を受けて空洞に力を与える。超伝
導空洞は薄板構造であり機械強度が乏しいため、この力によって空洞が変形し共振周波数がずれる。その結果空洞内の加速電場は下がる。この降下を補正するためには入力電力を増やしてやる
必要がある。
電磁場の２乗に比例するローレンツ力が空洞に与える変形とそれによる周波数変化の評価は複雑である(Fig.5.2)。

(b)Figure 5.3: ローレンツ・デチューンの例。(a)350 µs の立上がりに続く 950 µs のフラット·
トップの間の周波数変化。変化量は加速電圧の2 乗に比例している。(b)ピエゾ素子を使った高速周波数チューナーによる補正実験。チューナ
ーなしのときの周波数変動（ローレンツ・デチューン）を、高速チューナーでパルス的に空洞を変形させて、ちょうどキャンセルする(feedforward)。

Figure 5.2: ローレンツ力による空洞変形(14)。
で与えられる。ただしここでは投入電力が全てビ
この共振点からのずれを∆f とすると、加速電場の補正に必要な電力の増加 ∆P/Pb は(5-11)式の∆fhalf を用いて、∆P 1 ⎛⎜ 2∆f ⎞⎟=Pb
4 ⎜⎝ ∆f half ⎟⎠ームにわたる最適結合度を仮定しており、その電力を Pb としている。
高周波電力の余裕を 10%以内に抑えるためには、周波数の変動を 130 Hz 以内にしなければならない。これは 9 セル空洞に対して 0.4 µm の全2(5-14)

長変化に相当する。先述したように、電場が 240µs の時定数で立上がる間に正確にこの周波数変化を補正する周波数チューナーの開発が必須である。Fig.5.3(a)はパルスが立ち上がるときの共振周波数変化を示している。変化は加速電場の 2 乗に比例している。Fig.5.3(b)はマイクロ波の立上がりに合せて、ピエゾ素子を用いた高速周波数チューナーで空洞をパルス的に変化させて、ローレン
ツ・デチューンをキャンセルした結果である 15)。

6. おわりに2004 年の ITRP の決断以降、超伝導空洞を主体にしたリニアコライダー建設の、国際協力体制作
り、概念設計、コストの評価と着実に進展はしているが、未だに決まらない基本パラメーターがあって、それが加速電場である。TESLA-TDR の 25
MV/m から始まって現在では 35 MV/m に、さらには 40 MV/m の可能性という目標が掲げられている。これには極低温下での表面物理の理解と実践が必要であり、その答えを得るにはまだ多くのR&D が必要である。他方、2 万台の空洞をいかに安く、再現性良く生産するかという工業技術開発の問題があるが、その解決に向けた明確な戦略や進展はまだ見えていない。さらに生産工程だけでAccelerator Cavities,” Proc. of 5th Int. Conf. on
High Energy Accel. Frascati (1965) 690.
[2] M. Tigner, “A Possible Apparatus for Electron
Clashing-Beam Experiments”, II Nuovo Cimento
37, 1228-1231 (1965).
[3] H. Padamsee, et al.: “RF Superconductivity for
Accelerators,” John Wiley & Sons, INC., NewYork (1998)[4] K. W. Shepard: IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-26(1989) 3659-3663[5] Y. Kojima, et al.: “Superconducting RF Activities
as KEK,” Proc. of the 4th Workshop on RF
Superconductivity, KEK, KEK Report 89-21,
January 1990 A (1990) 85.
[6] G. Geschonke: “Performance of he LEP 2000
Superconducting RF system,” Proc. of the 9thWorkshop on RF Superconductivity, Los Alamos(1999)[7] S. Belomestnykh: ”Operating Experience with
β=1 high current Accelerators,” Proc. of the 11th
Workshop on RF Superconductivity, DESY.
(2003)の検証もまだである。このように超伝導空洞本体[8] T. Furuya, et al.: “Achievments of theSuperconducting Damped Cavities in KEKB
Accelerator,” Proc. of the 11th Workshop on RF
Superconductivity, DESY. (2003)

だけでなく入力結合器、高調波結合器、周波数チ[9] TESLA Technical Design Report, 2001.

なくその後の運転を考えると、部品ひとつひとつの信頼度を高くしておくことが必須であるが、そューナーなど付属部品についても開発研究のテ

いわゆる TESLA-TDR と呼ばれるレポートで、ーマは事欠かないが、時間は限られている。そこ

http://tesla.desy.de/new_pages/TDR_CD/start.html

でこれらに積極的に取組む方々の多数の参加が是非とも必要である。そのような方々の入門になればと、本稿では超伝導高周波加速空洞について、応用の歴史、空洞内の電磁場と加速モードのパラメーター、空洞性能の制限、開発の現状などの基本を述べたが、筆者の力不足により全くの不十分である。本セミナーでは本稿を概要として、空洞や結器の設計計算を扱った講義（加古永治）と空洞製作と計測の実際を扱う講義（佐伯学行）とを用意したので、具体的な問題についてはそち
らを参照されたい。
参 考 文 献[1] H. A. Schwettman, et al.: “Measurements at HighElectric Field Strengths on Superconductingから入手ができる。
[10] B. Bonin and W. Roth, Proc. of the 5th Workshop
on RF Superconductivity, DESY, Germany, 1991,
DESY-M-92-01, p.210.
[11] U. Klein and D. Proch, Wuppertal, Nov., 1978,
WU B 78-31.
[12] T. Schilcher, DESY Report No. TESLA 95-12,
1995.
[13] C. Adolphsen, “Main Linac Design”, ILC-MAC
Review, FNAL, Apr. 6-7, 2006[14] 大内伸夫, OHO2001 テキスト
[15] S. N. Simrock, “Lorentz Force Compensation ofPulsed SRF Cavities”, Proc. Oof LINAC2002,
Gyeongju, Koera, 556-560 (2002).

[16] いわゆる SC-RF ワークショップと呼ばれる超伝導 RF の国際ワークショップのプロシーデ
ィング。ほぼ２年毎に開催されている。以下
がこれまでに開催されたワークショップである。
(1) Karlsruhe, edited by M. Kuntze, KfK 3019,
Germany, Jul. 2-4, 1980.
(2) CERN, edited by L. Lengeler, Switzerland,
Jul. 23-27, 1984.
(3) ANL, edited by K. shepard, ANL-PHY-88-1,
U.S.A., Sep. 14-18, 1987.

(12) Cornell Univ., Ithaca, U.S.A, Jul 10, 2005.
(13) 次回開催は 2007 年、中国。
[17] これまで OHO で取り上げた超伝導空洞の講義は以下の通りです。
(1) OHO87: 野口修一“超伝導空洞”(2) OHO92: 光信信二“超伝導空洞”(3) OHO94: 古屋貴章“超伝導空洞”、これはKEKB ファクトリー用超伝導空洞を解説したもの。

(4) KEK, edited by Y. Kojima, KEK Report89-21, Japan, Aug. 14-18, 1989.

(4) OHO01: 大内伸夫“線形加速器 III”、超伝
導陽子加速器について。

(5) DESY, edited by D. Proch, DESY-M-92-01,
Germany, Aug. 19-24, 1991.

(5) OHO05: 大内伸夫“超伝導陽子リニアック”、J-PARC 用超伝導リニアックを扱ったもの。

(6) J.Lab., edited by R. Sundelin, CEBAF,
U.S.A, Oct. 4-8, 1993.
(7) CEA/Saclay, edited by B. Bonin, France,
Oct. 17-20, 1995.
(8) INFN, edited by V. Palmieri, A. Lombardi,
LNL-INFN(rep) 133/98, Italy, Oct. 6-10,
1997.
(9) LANL, edited by B. Rusnak, LA-13782-C
Conference, Nov. 1-5, 1999.
(10) KEK, Tsukuba, Japan, Sep, 2001.
(11) DESY, Travemunde, Germany, Sep. 3-8,
2003.

[18] 加速器の超伝導を扱った教科書として(1) Proc. of the Asian Accelerator School “Ohysics
and Engineering of High-Performance Electron
StorageRings
andApplicationofSuperconducting Technology”, edited by S.
Kurokawa et al., China, Nov.21 –Dec.4, 1999.
(2) International Accelerator School for Linear
Colliders, Sokendai, Hayama, May 19-26, 2006.
http://www.linearcollider.org/cms/?pid=1000171