直交磁界形脱磁装置の構成を図

磁化 または磁束変動を利用 した ものについて述べ られている.

それに対 して,直交磁界形脱磁装置は, 1 回の強力なパルス電流によって形成 され る直交 磁界に よって,磁心に非可逆的な磁化の変化を生 じさせて,脱磁をおこな うものである

直交磁界を利用 した脱磁は,脱磁 しようとす る残留磁気の方向 と,脱磁用磁界の方向 とが 直交 している点において,従来の脱磁法とは磁気的な構成が まった く異なってい る.

本論文では,直交磁界形脱磁装置について,直交磁界を加えることに よって,残留磁気が 減少す る様子を解析 し,また,実験 との比較をおこなってい る.直交磁界は被脱磁体の一部 分に加えるだけであ り,その結果生 じる磁気的境界の形成す る反磁界が脱磁状態を決定す る 重要な因子 となることを明 らかに している.

2.直交磁界の作用

直交磁界形脱磁装置の構成を図

に示す.解析を簡単にす るために,被脱磁体

は一軸異 方性環状テ‑プ巻磁心 とし.円柱座標系

T

を考える.

直交磁界

は励磁巻線

に流れ る電流 tに よって形成 され,直交磁界発生用磁極

に よって被脱磁体に加え られる.電流 ‡は,直交磁界発生回路の コ ソデ ソサ

を放電す るこ とに よって得 られ るパルス電流であ り,巻線の温度上昇の制限を受けずに,強力な直交磁界 を発生できる.被脱磁体の磁束変化は,さ く ･りコイル

タ に よって検出され,衝撃検流計 BG

または積分回路を用いて測定 される.

直交磁界

の大 きさは次式で定義する.

Hz‑?i ^{･‑･‑‑‑‑(1)}

ここに

励磁巻線の巻数, I:直交磁界が通過す る磁路の長 さ

計算値 と実測値 との比較をお こな うため,(

式の誤差が小 さくなるよ うに,磁極

Jと 環状磁心 との間のギ ャップは極力小さくしてい る.

★ 昭和

年

月 電気学会磁気応用研究会において発表

柑

電気工学科助教授

原稿受付 昭和

年

日

60 長野工業 高等 専門学校紀要 ･第6号

図1

脱磁装置の構成

直交磁界の作用

環状磁心の 0方向に,磁界

を加え,最大磁束密度

を取去 る.

その結果,初期残留磁気

n . が形成される.

つ ぎに,環状磁心の一部に直交磁界

lを加える.直交磁界が環状磁心に直接影響を与え る部分を領域

Ⅰ

,その他の部分を領域

Ⅰ

とし,それぞれの領域の磁路の長 さを l l , l 丑とす る.領域

と(

は,直交磁界の有無によって磁化状態に差を生 じるため,領域間に磁気的 な境界面を生 じる.境界面は図

に示 した ように, β方向に付 して垂直 とみなせるものとす

る.

磁気的境界面の形成に よって,領域

Ⅰ

の磁界

lと の関係は,

H

o

と表わせる.

領域

Ⅰ

Ⅰ

の磁化

は直交磁界の作用によって,それぞれ 3 6方向とpl ,P2をなす 方向に向け られるとして,J

空の

方向成分

は次式で表わされ る.

Jc,･‑J,･sing.1

･ ･

ここに,i‑1,2

この場合,磁心の個個の磁区の磁化容易方向は完全に一致 しているわけでな く,磁区構造 等に よって定 まる一定の分布を示すはずであるが,ここでは, このような分布を無視 してい

る.

漏れ磁束がないものとして, e方向の磁束密度 Bu磁束の連続性か ら

‑‑FLoHod+Joe ‑ ‑ ･‑ ･‑･(4)

N‑17fT2 ‑‑‑‑･‑(7)

が得 られ る.

( 7 ) 式は環状磁路の一部にエアギ ャップを設け,漏れ磁束を無祝 して計算 した場合 の 反磁 界係数 と同 じ結果である

) .したが って,磁化

lが完全に 3 6方向に向け られた と仮定 した場 合は

0 とな り,領域 ( I ) の作用はエアギ ャップと等価であるといえる.

つぎに,磁化

lには,直交磁界

L ,磁界

lお よび環状磁心の異方性磁界

が作 用 してお り, これ らに より,磁化

lに作用するモーメン ト

は

T‑Jl(Hol+Hao)cospl‑JIHZSinpl ‑‑‑‑

‑( 8) である.

磁化

lは常にモーメソ トの平衡が とれ る方向に向 くものとみなせるな らば,

0 とし て,J

について整理すると

机

が得 られ る.

直交磁界を増加す るにつれて,領域

I

と(

Ⅰ

との磁化 状態の差は大 きくなるか ら,それ と共に,反磁界

は 増加 してい く. したが って,磁心の磁気的状態は,図

の矢印のように, ヒステ 1 )シスループの減磁曲線上を移 動する.

減磁 曲線を次式で近似す る

β=‑H

o d+Hc

c H o d

Bl･

E Bm

ここに

保持力

以上の式を整理 して,次式が得 られ る.

･‑‑‑‑‑(9)

‑Ilc ‑fled

図3 減 磁 曲 線

62

長野工業高等専門学校紀要 ･第

0.5 1.0

〃rHT)

1.5 0.5 1.0 βrHT)

1.5

図

H z‑(

(

治

‑ ‑･ ‑ ･ ‑

l

式は,直交磁界

と磁束密度

との関係を示す式であ り,両者の関係は,磁心の磁 気的特性,初期残留磁気,領域 の,(

の磁路の長 さに よって決定ずけ られている.

(ll)

式に含 まれている磁心の特性について考察 してみると,初期残留磁気

, . ･ は最大磁束 密度

と磁心の特性に よって決定され るが,図

にその特性の一例 として,方向性けい素 鋼磁心の場合について示す.また,初期残留磁気 と保持力 との関係の一例は図

であ り, こ れ らの関係は, ここで示 した範囲では,それぞれ次式で表わせ る.

Bm‑bmB,ia

Hc‑hcBr‑･0

ここに,b m,hc

,β:磁心の特性に より定 まる定数

このような特性を

式に代入 し

とみなせ るな らば

丁

一 票

‑J (

ここに,

に よって,直交磁界

lと磁束密度B との関係を表わせる.

さ らに

. 1お よび

芝 J

‑ ･ ･ ･ ･ ･ ･ ･ ･ ･ ･

‑ ‑‑ ‑･

･ ‑ ‑･ ‑ ･ ･

･･‑‑‑^‑･(

1 5 ) で近似できる.

直交磁界

と磁束密度

である.計算値は(

式を用いてお り,磁化 Jl

は直交磁界が大 きいことか ら飽和磁化

を採用 している.Js は,最大磁束密度

が飽和

磁束密度

になるような磁界

を加えた とき,次式で決定 した｡

2 4 6 8 10 flz(KA/m)

図6 Hz‑B特性 (静特吐)

2 4

JJ〜(KA/ml

図7 パルス直交磁界の作用

Js‑Bs‑FLoHs ････････････^･･･(

1 6) 磁束密度の変化は非可逆的であ り,図

は直交磁界を零か ら次第に増加させた場合につい て実測をお こな っている.

磁化 Jlの大 きさに近似を用いた こと, 異方性磁界を無祝 した こと, お よび直交磁界を求 め る

式に誤差が予想され ることなどか ら計算値 と実測値 との間には相違が左 られ るが, 全般的な傾向は( 1 4) 式によって, じゅうぶん説明されているものと考え られ る.

3.

パ ル ス直 交 磁 界 に よ る脱 磁

磁心の磁束密度を相当広い範囲にわた って非可逆的な変化をさせ るためには励磁巻線

に 相当大 きな電流を流す必要がある. これは, コソデ ソサ放電に よって流れ る電流を利用すれ ば よく,その結果パルス直交磁界が形成 される.

パルス直交磁界を加えた場合の磁束密度変化を図

に示す.直交磁界の増加 と共に磁束密 度は図

の点

か ら次節に減少をは じめ,H2‑H I M

では点

に達す る. この瞬間 か ら直交磁界は減少をは じめ,磁心に対す る直交磁界の影響が減少す るため磁束密度は曲線

に沿 ってゆ るやかに増加 し

点に達する.

最大直交磁界が

いる残留磁気 ふ との関係を図 8に 示 す.残留磁気の計算には( 1 4) 式をそのまま用いた.

Hzm>20kA/

m では,磁極 P

Iが飽和に達 し,実際上残留磁気を減少させ る効果はそ

れ以上増加 しないため,それ以上の範囲では一定になるもの として計算結果を示 した.

長野工業高等 専門学校紀要 ･第

20 40 60 80 JJ〜爪rKA/m)

図8 Hzm‑Br

特性

Hz^!P＼VOS｢̲̲ト十0^!pJ^otsa

胞

胚 賢

02

4

図9 オ

シロ

図

のオシ ログラムは直交磁界 を形成す る コンデ ンサ

の放電電流の波形 と,環 状磁心 に巻かれたさ く ･りコイル

に 生 じる誘起電 圧 e sの時間的変化であ る.磁束変化は

の 時間積分値で与え られ る.最大直交磁界を大 き くとってい るため

の極性は一方に偏 し てお り,磁束 のもどり現象はみ られていない.

4.あ と が き

本論文では一軸異方性を持 った磁心 の一部分に加え られ る直交磁界の非可逆的作用につい て解析 し,直交磁界 と磁束密度 との関係を求め, さらに実験的な検討 をお こな ってい る.

筆者は直交脱磁法の応用 として,環状磁心や電磁石の脱滋 のほかに,零相変流器な どの よ うに初透磁率付近で用い られ る装置の試験特性の再現性の向上や,変圧器の励磁突入電流防 止な どに も適用できるもの と考えて検討中である.

おわ りにあた り, 日頃 ご指導いただいてい る信州大学 山田‑ 助教授,お よび, ご討論 いただいた本校電気工学科談話会のメンバー諸氏に謝意を表す る次第である.

参 考 文 献

( 1 ) M.A. Po3e H6J l aT:州a rHI t TH王 J e3J L eMeHTh laBTOMaTHKH H Bm H

e刀hHOf iTeXHHKZ l

4

7.( 1 966)爪oez く J i a

( 2 ) 竹内,市岡他 :電気学会論文誌 vol .9 3 ‑ C ,No.2,P 27 ( 1 973) ( 3 ) 大島,渡辺他 :昭 45 電気四学会連合大会 No.2465

( 4 ) 山本,山田 :電気学会磁気応用研究会資料 AM‑73‑ll( 1 973) ( 5 ) 竹山 :電磁気学現象理論 P292 ( 昭 37)丸善

( 6 ) 茂木 :磁気回路 P57

37)共立 出版