JPS6040171B2 - 可変誘導子 - Google Patents

Description

【発明の詳細な説明】 本発明は可変誘導子、とくに、調節可能な定電流磁束が
流れる閉磁気回路により制御される実効透磁率を有する
誘導子に関するものである。

現在、可変誘導子として機能することができるいくつか
の素子構成がある。これらは交番磁束あるいは一定の縦
方向に重ねることにより、誘導子を構成する材料の透磁
率あるいは磁気抵抗を制御することを提案している。そ
のような装置は例えば、１９３１年ダウリングによる米
国特許第１７８８１５２号、１９５８年７月２２日ロー
による米国特許第２８４４８０４号、１９６１年３月２
１日アスケによる米国特許第２９７６４７８号、１９７
３王５月２２日ソノット他による米国特許第３７３５３
０５号により開示されている。さらに、１９７３王９月
４日コーンウェルに許可された米国特許第３７５７２０
１号では、誘導子の出力係数に非常に影響を与える可変
電磁結合により２次側の電圧、電流あるいは負荷を調節
することに有用な装置が記載されている。この特許にお
いては、磁気回路の透磁率は一定磁束によって変化し、
交番磁束の方向に直角な方向に調節可能であるが、その
結果励磁電流の増加と磁気回路の漏れ磁束の増加が生じ
た。しかしこれらの公知の装置においては、それらのほ
とんどがそれらの飽和レベルで作動し、磁気回路におい
て発生した高調波によって電流波形にかなりの歪みが現
われ、その結果出力係数が低下することなどによる固有
の欠点があつた。本発明の主な目的は、従来の装置に関
する以上の欠点をなくすことであり、さらに透磁率ある
いは磁気抵抗を適切に制御することにより高調波成分比
の低い譲導子を得ることにある。

さらに本発明の他の目的は、以下のような可変誘導子を
得ることにある。

すなわち、この可変誘導子は、交番磁界が流れる異方性
村硫から成る第１閉磁気回路と、調整可能な直流磁束が
流れる異方性材料から同じく構成された第２閉磁気回路
とを含み、第１および第２磁気回路は少なくとも２個の
共通磁気空間を画成するように互いに配置され、その空
間内ではそれぞれの交番磁界および直流磁界が直角に重
ねられて共通空間の磁気双極子を形成し、この双極子は
第２回路の磁束の強さによって決まる方向を有し、これ
によって交番磁界に対する第１の磁気回路の透磁率を制
御するものである。添付の図面を参照して本発明の好適
な実施例を以下に説明する。

第１図は、直角に交わるように取付けた２個の磁気回路
ＭとＮから成る、単相可変誘導子の実施例を示す。

磁気回路Ｍは、２つの部分Ｍ，および地に分かれたコァ
と、両磁気回路に磁気領域あるいは磁気空間和，および
Ｄ２とから成る。その滋気回路Ｍは、磁気コアＭの両部
分Ｍ．およびＭ２の上に巻付けた交流巻線Ｐ，とＰ２に
よって励起される。一方、磁気回路Ｎは直流巻線Ｃ，，
Ｃ２によって励起される磁界が流れる単一コアにより構
成される。このように、２個の磁気回路を直角に交わら
せて構成することにより、コアＮ内の直流磁界の値に比
例した磁気トルクを共通磁気空間Ｄ，およびＤ２内に発
生させる。このトルクはこれらの共通磁気空間の双極子
をバイアスする。このような直交構成によって各磁束が
同一経路をとることができないので直流磁界が分極によ
り共通空間の磁気双極子を整列し、所望の増幅度に従っ
て交流巻線により励起された磁気回路の透磁率を決定す
る。この装置では、コアＭとＮは同一断面形状の強磁性
体のフェライトあるいは積層鉄板でできており、従って
固有の異万性を有する。そこでコアＮ内にいかなる直流
分極磁界も存在しないと、共通空間和，とＤ２内の双極
子は実質的に交番磁界の方向に向いて並び、従ってコア
Ｍの透磁率は磁気双極子が励磁界の方向に整列するし易
ごの度合に比例する。この譲導子は、コアＭの双極子が
磁界の方向に完全に整列した時に飽和に達する。従って
、直流磁界Ｎを交番磁界Ｍの方向と直角な方向に重ね合
せることにより、双極子がその平衡位置からずれる分極
作用が生じ、その結果交番磁界Ｍの振幅が増加して共通
磁気空間○，とＤ２内の各双極子が同一平衡位置にとど
まるようになる。この動作方法では可変誘導子の漏れィ
ンダクタンスは影響を受けず、磁気ィンダクタンスだけ
が影響を受ける。その結果、飽和磁気誘導子が増加し、
共通空間Ｄ，とＤ２における直流磁界の増加に対し磁化
曲線がさらに線形になる。従って、直流磁界を交流磁界
に対し直角に印加することにより交番磁気回路中に可変
的なェアギャップ効果が生ずる。第１図の構成において
、磁気回路ＭとＮとの間の接触面を機械加工して互いに
接着し、あるいは他の同等な取付方法を用いてもよいが
、直流巻線Ｃ，とＣ２とは調節可能な一定の直流を供給
する補助電源から供給される。１次巻線Ｐ，．Ｐ２の上
に重ねた２次巻線Ｓ．，Ｓ２は同極成分の高調波を炉波
するとともに、その可変誘導子を用途回路に接続するこ
とができる。

従って、単相可変ィンダクタンスの動作原理は基本的に
、共通磁気空間内に直流磁界を発生することにある。

この直流磁界はこれらの共通空間内の双極子の回転を、
交番磁気回路の実効透磁率が適切に制御されるようにお
さえる。なおこの共通磁気領域は図示の制御コアＮ内で
なく相コアＭ内に設定しても良い。第２図は、第１図の
単相談導子の自己制御における接続図である。

同図において、全波整流ダイオードブリッジＲが、誘導
子の交流巻線Ｐ．，Ｐ２と直流巻線Ｃ，，Ｃ２との間に
挿入されている。この構成により、交番磁束の急激な変
化の関数として誘導子の透磁率を連続的に変化させるこ
とができる。さらに第２図は、第１図の可変譲導子を三
相モードで使用することを示している。この目的のため
、２次巻線Ｓ，，Ｓ２は、交番磁束の第３次および第９
次高調波成分を炉波するように、他の２相とデルタ接続
されている。１次巻線Ｐ，，Ｐ２は次に、浮動中立点と
星形接続される。

この場合、三相励起磁巻線は直列あるいは並列のどちら
で接続してもよい。この譲導子の三相の好適な実施例に
おいて、直流制御巻線Ｎの中に交流電圧が譲導されない
こと、直流コア内の交番磁束は共通磁気空間Ｄ．とＤ２
の区域に限定されること、さらに無効電力の変化範囲は
２５／１の比に達するであろうことなどを注意すべきで
ある。

整流電流によるこのような自己制御によって、磁化曲線
の前傾斜部が修正され、ィンダクタンスの種々の磁化曲
線に対する動作区域が、交流電源電圧の関係であるレベ
ルに移動する。このように、交流磁気回路Ｍの磁気抵抗
は、印加電圧の変動に従って正しい方向に自己修正され
る。これは、例えば送電線に過電圧や無負荷が生じた場
合の大電圧変動に耐えられることが分かる。その一方、
操作者の選択により３％から１０％迄の懐斜を得るよう
に電圧を調整するために、交流励起コイルの巻数を基準
電圧の制御によってサィリスタＴを用いて修正してもよ
く、これによって誘導子の動作区域の曲線が移動する。

自己制御の場合、可変議導子の応答時間がほとんど瞬間
的であること、すなわちこの応答時間は１周期以内であ
ることに注意すべきである。

調整制御時間については、それは使用される制御モード
‘こより変化し、使用者の要求によって１あるし・は２
周期（６０ＨＺベースで）に達することがある。第１図
の単相組立体において、フーコー電流とヒステリシス損
はフェライトの使用によって著しく減少し、直流磁気回
路Ｎを形成する。さらに、回路配置、使用されたコアの
形式、磁気回路の長さは損失の減少に寄与する別のパラ
メータである。さらに、第２図の単相可変誘導子の自己
制御モードにおいて、コアＮにおける直流磁界の低電力
逆制御が達成される。

この目的のため、第２の巻線が巻線Ｃ，一Ｃ２の上に重
ねられており、低電力の調整可能な直流電源により給電
される。この補助巻線は、制御コアＮを通してそこに発
生する磁界が、自己制御巻線Ｃ，一Ｃ２によって発生す
る磁界に対して反対に設定されるように取付けられる。
その結果生ずる制御コア内の磁界は、自己制御巻線に流
れる整流された交流によって発生する磁界に関係し、従
って可変誘導子の端子Ｐ，一Ｐ２間の電圧の強さに関係
する。その制御モードの動作は簡単であり、共通磁気空
眉即，−Ｄ２の双極子に必要とされる磁気トルクを修正
するためのいかなる帰還回路も必要としない。第３図は
、第２図に示した単相可変誘導子の自己制御モード‘こ
おける動作区域と範囲である。

比較のため同図において、点線１‘まいかなる制御コア
Ｎもない閉ループにおける交流コアの磁化曲線であり、
一方点線２は等価的な厚さの木板によって共通強磁性空
間を磨き換えた場合に得られる磁化に対応する。種々の
負のアンペアターン曲線を得るため、補助巻線を第２図
の自己制御巻線上に重ね、この補助巻線には逆制御を行
なうように、一定ではあるが調整可能な直流電流が供給
される。これらの条件の下で、動作曲線は図示の如く必
要な制御区域に鋭い肘部を示すように修正される。曲線
３の点線は、インピーダンス曲線−Ｚｃに対応する。そ
のグラフにおいて、３つの離れた磁化領域が明らかにさ
れている。それらは、まず、誘導子の端子間が０から肘
曲線部のわずかに上までの範囲に対する電圧増加領域で
あり、ここにおいて動作区域の各曲線の傾斜は特に大き
い。次に、誘導子の端子間交流電圧が肘曲線部付近で変
化している部分に対応する調整領域であり、ここにおい
て各曲線の傾斜はやや低くし、。このことは誘導子端子
間の交流電圧の変化が低くとも、議導子爵流が大きく変
化することを意味している。そして最後に謙導子端子間
の交流電圧が肘部における電圧よりもはるかに大きな部
分に対応する過電圧領域であり、ここにおいて各曲線の
懐斜は、調整領域における煩斜よりも大きい。従って次
のことが分かる。すなわち、誘導子端子間の交流電源電
圧が高くなればるほど、可変議導子の共通磁気空間にお
ける双極子の分極が大きくなり、共通磁気空間が非磁性
材料（曲線２）で形成されている磁化曲線の方向へ動作
区域が移る傾向が示され、従って直流制御はその共通磁
気空間においてェアギャップ効果を生じている。第４図
において、可変誘導子の三相への実施例を示している。

各相Ｐ＾，ＰＢ，Ｐｃはそれぞれ同一断面のコアＭ＾，
ＭＢ，Ｍｃへ接続され、これらのコアを通して対応する
相の交番磁界が流れる。各コアは、制御コアＭこ対して
直角に付けられた枝を有し、この制御コアは一定のしか
し調可能な直流電源によって励磁される巻線Ｅ，一Ｅ２
を有している。本実施例において、制御回路は三相に共
通であり、直流制御コイルＮ内に１２０日２で誘導され
た電圧は、前述の単相の実施例の如く実質的に打消され
て、共通空間部Ｄ３，Ｄ４，Ｄ５を除きその直流磁束コ
ア内に交流磁束が存在しない。この三相モデルにおいて
、コアＭへ，Ｍｏ，Ｍｃの各相は対称的に組立てられて
おらず、その結果、この回路は、相コアの長さの点でそ
れらの接続点および制御コアＮに対するそれらの幾何学
的配置に対して最大の動作特性を示していない。

第５図は対称構造の三相可変誘導子を示す。ここにおい
て、相コアＭ＾，ＭＢ，Ｍｃは互いに１２００の角度で
組立てられ、六角形の制御コアＮの上に機構的に取付け
られている。そのような第５図の構造は、前述の場合と
同様程度の大きさのインピーダンス変化と相対損失にお
ける実質的な減少とを生じ、これによって誘導子のＱ係
数を増加させている。そのような構成は謎導子の過渡動
作状態における帰還磁束内にいかなる磁気的なしッグも
示さない。第４図および第５図の構成は、非接地浮動中
立点を有する３つの相Ｐ＾，ＰＢ，Ｐｃの星形接続を通
る第３次と第９次高調波電流を消去し、三角形に相互接
続し重ね合せた２次巻線Ｐｓ＾，ＰｓＢ．Ｐｓｃによっ
て第３次と第９次高調波磁束を消去する。

さらに、制御コアＮにおけるあらゆる漏れは、次の事実
によって実質的に消滅している。それは、３つの相の加
られた効果がないと同時に、コアＮ内に交番磁束が存在
しないため制御コアと相コアとの間に双方向性反作用が
存在せず、３つの相の相加効果が零であるという事実で
ある。さらに、星形結合構成の中立点は大地に対して絶
縁されているので、電流の同極成分が過渡動作の下で生
じるという可能性はない。三相構成において、第４図お
よび第５図の可変誘導子は、第２図の如き単相誘導子を
３個使用する場合と比較すると、次のような利点がある
。

それは、単相の場合と同様の制御エネルギーの量が三相
組立体の場合にも必要とされ、その結果制御におけるエ
ネルギー損がはるかに少なくまた３つの相に分散してい
るということである。さらに、これらの三相議導子にお
いて、直流磁束の制御は、第２図の単相議導子の場合の
ようにダイオードブリッジによる自己制御を通して行な
われるかあるいは、制御コアＮ上の自己制御巻線に重ね
られた一定で調整可能な直流巻線による逆制御を通して
より効果的にさえも行なうことができることが可能であ
る。

第６図は、第４図の三相誘導子のインピーダンスの変化
を、制御コアＮ‘こ導入されたアンペアターンの増加の
関数で示している。

各相のインピーダンスＶ／１は、０から４８４８アンペ
アターンまで変化する直流電流磁界の場合、１１／１な
る比まで変化するということに注目すべきである。なお
比較のために、第１図の単相構成において、インピーダ
ンスは積層鉄材の場合比２０／１に、強磁性材の場合比
２５／１に変化する。第６図の一群のインピーダンス曲
線は、その三相誘導子のＰ＾で示される相「Ａ」だけの
結果である。点線１は、測定した相中立実効電圧が８０
ボルトの場合の可変誘導子の状態である。点線２は、コ
ンデンサと直列に接続したときの可変譲導子の状態を示
し、その結果は譲導性である。後者の配列において、使
用したコンデンサの容量は２００山Ｆであり、三相電源
は回路端子間の実効電圧を１２０ボルトに固定してある
。点Ａから点Ｂまでその曲線に沿って移動した場合の可
変誘導子内の電圧−電流増加は、４８４８アンペアター
ンの場合三相において３６０ボルトアンペアである。こ
のような電力の増加は同一電圧における謙導子単体の場
合よりも約１．７８倍大きい。第７図は、実効値で与え
られた相中立電圧における、直流電流制御のアンペアタ
ーンと交流の実効値に従った−群の飽和曲線である。

その第７図は両磁気回路に共通な磁気空間における双極
子の挙動に対する情報を示している。これらの各曲線に
は、非飽和領域と飽和領域とがあることが注目される。
非飽和部において、交流巻線によって励磁される磁気回
路の磁束密度が増加するにつれ、各曲線の煩斜面はしだ
し、に大きく懐く。これらの各曲線の飽和領域に注目す
ると、それは三つの要因に依存する。第１は直流磁気回
路に関係した漏れ磁束であり、第２は両回路に共通な磁
気空間における磁束の歪みであり、第３は交流回路の磁
化の分散とインピーダンス端子間電圧の分散である。誘
導子インピーダンスの最大変化は、共通磁気空間におけ
る交流と直流磁束密度の関数であることがよくわかる。
この一群の曲線は、誘導子を単体で使用する場合（曲線
２）かあるいは誘導子をコンデンサと直列に接続する場
合（曲線１）に可変誘導子の動作点の選択が容易になる
。第８図、第９図、第１０図および第１１図は、それぞ
れ直流のアンペアターンを関数にして第３次、第５次、
第７次および第９次高調波電流の高調波を示している。

これらの高調波率は、直流５．０（×６０６）アンペア
ターンに対応する全負荷交流について計算されている。
第８図から第１１図までに示されているとおり、第４図
の三相誘導子の一相だけに対して計算した高調波率は非
常に低く、ある高調波成分に対してはとるに足りないも
のでさえある。

これらの図において、曲線１，２，３，４は、それぞれ
電圧８０ボルト、１６０ボルト、２００ボルト、２８０
ボルトの実効値を有する電圧の下に行なわれた試験に対
応する。１次巻線は絶縁された中立点に対して星形結合
されている事実にも拘らず、第３次（第１０図）と第９
次（第１３図）の高調波電流が存在することに注意すべ
きである。

第４図の磁気回路の非対称的構成はこの現象に重要な役
割を果している。事実、制御コアＮは橘円形に作られ相
コアはその制御コアに対しかつお互いに１２００の角度
では取付けられてし、ない。第１５図および第１６図の
三相誘導子において改善された結果が得られる。この場
合、相コアは１２００で正確に組立てられ、しかも制御
コアは円筒形である。第１２図は、三相誘導子の１つの
相によって発生した高調波成分を関数にした、実効値１
８０ボルトを有する相中立電圧に対する歪み曲線である
１で示される曲線はこの回路網単体で測定した結果であ
り、一方曲線２と３は、可変誘導子をこの回路網に接続
したときに制御磁束がそれぞれ零および１２１２アンペ
アターンｄｃに等しい場合に得られた結果である。

従って、相電圧歪み率が常に１％以下であることが分か
る。第１３図は、直流磁気回路のアンペアターンを関数
にして得られた種々のインピーダンス比である。

ここにおいてろは直流磁界が零である時の１つの相のィ
ンピ−ダンスに相当し、Ｚは表示した直流アンペアター
ンに対するその相のインピーダンスである。このインピ
ーダンス比は交流コアの飽和が増加するにつれ小さくな
り、完全に飽和すると共通磁気空間における双極子が交
番磁界ベクトルに対してｏｏの角度になるので、インピ
ーダンス比は１になることがわかる。しかしながら、横
方向直流磁界が強くなればなるほど、制御電流が４８４
８アンペアターンｄｃの場合のように、飽和レベルが現
われる。第１４図ａないしｅはそれぞれ、相中立電圧が
実効値で８０、１６０、２００、２４０、２８０ボルト
の場合の三相誘導子の三相電力を示している。

これらのグラフにおいて、可変三相誘導子のボルトアン
ペア（ＶＡ）とワットの値が示されている。第１４図ａ
以外は、横方向直流磁界が増加した結果損失が減少する
ことが分かる。第１４図ａの場合、既に説明した如く、
ワットの増加は第３次と第９次高調波成分の増加に関係
している。可変誘導子の無効エネルギーの増加によるコ
ア内損失のこのような減少によって、直流磁界が３０３
０アンペアターンの値に達した時、譲導子の効率は９６
％程度まで向上する。第１５図および第１６図は、同一
断面を有する円筒コアの積み重ねでできた三相誘導子の
他の実施例を示す。

この構成において、それぞれコアＭ′とＭ″の脚１−１
′と２一２′と３−３′の周りに相巻線Ｐ＾，ＰＢ，Ｐ
ｃが対称的にそれぞれ分散している。制御コアＮの巻線
には様子Ｅ，とＥ２とを通して調節可能な直流が流れる
。制御コアＮもまた脚コアＮ，，Ｎ２およびＮ３を有し
、これらは、一方ではコアＭ′の脚１，２および３に一
致し、他方では、コアＭ″の脚１′，２′および３′に
一致して取り付けられた隈的，′，Ｎ２′およびＮ３′
にも一致して、取り付けられている。その三相誘導子の
動作特性は第４図の三相誘導子に関して述べた項目につ
いて改善されている。第１７図は、自己制御の場合に逆
磁束を供給する可変直流電源Ｖを含む制御コイルと各相
の結線図である。

第１７図に記載された励起モードは、第２図に関連して
すでに述べた構成と同様の、二重の制御システムを有す
る。

それらは、高圧電源回路から直接送られてくる制御と、
調整可能な定直流電源Ｖに接続された低電力の逆制御で
ある。その回路において、三相電流はダイオードブリッ
ジＴによって整流され、励磁コイルＥ，とＥ２に流れて
その帰還回路を完成する。

第２の巻線を制御コア内の１次巻線の上に重ね、定直流
電源Ｖから電流が送られる。この１次巻線は、コアＮ内
で発生した直流磁界が自己制御巻線により発生した主直
流磁界に逆らうように取付けられている。その結果生ず
る制御コア内の磁界は、Ｔによって整流された三相交流
によって生ずる磁界の関数となり、これは自己制御巻巻
線内の関数となり、これは自己制御巻線内を流れ従って
、可変誘導子の端子間電圧レベルの関数となる。この制
御の動作原理は簡単であり、また、共通磁気空間Ｎの双
極子に要求される磁気トルクを修正するための、いかな
る帰還ループも必要としない。その磁気トルクは、制御
コアに入射した直流磁界により直接生し、従ってそのよ
うな構成において、自己制御巻線の巻回数を適切に選択
することが重要である。以下の表は、第１７図の三相議
導子が自己制御あるいは逆制御を供なう自己制御で動作
する場合に得られた相電流に対する高調波歪み率を示す
。同表において（ ）内の数字は第１８図に示された動
作点を示す。第１８図は、自己制御および直流制御のア
ンペアターンについて第１７図の円筒状三相談導子の特
性曲線を示している。

とくに、曲線Ｘは自己制御だけの誘導子の動作について
得られたもので、一方、曲線Ｙは制御コアへ逆直流供給
を供った目巳制御の場合の三相誘導子の動作特性を示し
ている。上述の可変透磁率議導子は、送電線内のコンデ
ンサバンクに並列に接続する場合に静的補償器として使
用するのにとくに適している。

事実、既に述べた通り、可変誘導子の応答時間は、６０
ＨＺ電圧網の場合約１周期分かあるいはそれよりも低く
、またエネルギー伝送は電流に歪みを生せずに行なわれ
る。さらに、誘導子高調波歪みは非常に低く、２次側を
デルタ結線するとフィル夕は必要なく、このことは実質
上非常にコストを下げ、静的補償器の信頼性を向上する
のに役立っている。さらにこの可変譲導子は、直接に高
電圧網に接続でき、さらに鉄損および鉛損は変圧器のそ
れに十分匹敵する。事実、第１７図に示された円筒形の
可変透磁率誘導子について提案した制御モードを静的補
償器に用いた場合は特に注目に値する。

その三相誘導子は、誘導子整流電流から得られた目巳制
御回路と、独立の直流源から得られた低電力の逆制御と
を含む。このように制御された誘導子は、送電線によっ
て伝送されるエネルギーを制御するための極めて優れた
手段として有効である。なぜならば、誘導子の動作城は
３つの部分（電圧増加、制御、過電圧）からなり、議導
子の飽和レベルには決して達せず、送電線における電圧
変動に対する応答時間は瞬間的であり、また主として制
御系自体の設計が簡単であることから信頼性がとくに大
きいからである。事実、コンデンサバンクと並列に用い
ると、この三角誘導子は、その動作特性が送電網の現在
の条件と良好に合致するので、静的補償器の可変要素と
なる。確かに、送電線に過電圧が生ずると、相電流は６
０ＨＺベースにおいて約０．５サイクルの時間間隔をお
いて、容量性状態から誘導性状態へ移る。電流１が零よ
りも小さい容量性状態から誘導性状態へのそのような移
行はとくに第１９図に詳細に示されており、ここでそれ
らの曲線は、０から−５００アンペアターンまで変化す
る逆制御を有する可変誘導子を用いた静電補償器の動作
城を示している。従って以上述べた可変誘導子は、電流
波形の無歪送電が可能で、調整しなければならないもの
は補償器の供給電圧に対する十９００から−９００ ま
での角度調整だけであり、相電流における歪みに関して
は依然として無視できる。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明による単相回路用可変譲導子の第１実施
例を示す図、第２図は自己制御回路を組込んだ、第１図
の誘導子の変形を示す図、第３図は可変単相議導子の動
作範囲と動作領域を示すグラフ、第４図は可変誘導子の
三相回路用の他の実施例を示す図、第５図は六角形制御
コアを用する。 第４図の三相回路の変形を示す図、第６図は三相誘導子
の単相変化曲線を示すグラフ、第７図は三相可変誘導子
の制御電流の関数で示した飽和曲線を示すグラフ、第８
図ないし第１１図は、直流磁界制御のアンペアターンの
関数で第３、第５、第７および第９次高調披露流の高調
波率に対応する曲線をそれぞれ示すグラフ、第１２図は
高調波の関数における電圧歪曲線を示すグラフ、第１３
図は三相誘導子の制御回路のアンペアターンの関数で示
したインピーダンス比曲線を示すグラフ、第１４図ａか
らｅまでの図は三相誘導子における有効および無効電力
曲線を示すグラフ、第１５図は円筒構造であって三相回
路に有効な可変誘導子の他の構成を示す図、第１６図は
第１５図に示した可変誘導子の展開図、第１７図は第１
５図の誘導子を自己制御および逆制御で接続する接続図
、第１８図は第１７図の三相可変誘導子の動作区域を示
すグラフ、第１９図は本発明による三相誘導子を用いた
静的補償器の動作区域を示すグラフである。〔主要部分
の符号の説明〕、Ｍ，Ｍ′……相コア、Ｎ，Ｎ′……制
御コア、Ｔ……サィリスタ、Ｐ＾，ＰＢ，Ｐｃ・・・・
・・相巻線、１，１′，２，２′，３，３′・・・・・
・脚。 コ庁． 〃 功両． ′ 中布． 白 こ勾Ｆ行− ３ 中旬． ４ 中杭． 白 功杭． フ 功前 ６ こ戸． 日 中両− ９ 功柿 ７０ 中市． 沼 甲．Ｊ白 甲．）３ 凹両． ′ア ５．）４ｏ 甲．Ｊ４ｂ 甲． 枕 毎‐ ７４ｄ ５．７４〔 凹前．′白 中両． ′白 凹両． ／９

Claims (1)

1. 【特許請求の範囲】 １ 交番磁界が流れる異方性材料コアで形成された第１
   の閉磁気回路と、調整可能な直流磁界が循環する同じく
   異方性材料コアで形成された第２の閉磁気回路とを含み
   、前記第１の磁気回路の異方性材料コアの回りに巻付け
   られた交番磁界一次コイルと、前記第２の磁気回路の異
   方性材料コアの回りに巻付けられ、前記第２の磁気回路
   の直流磁界の強度を制御する制御回路に接続されている
   直流磁界コイルと、前記直流磁界コイルに重ねられ、調
   整可能な直流定電流源に接続されて、当該可変誘導子の
   逆制御を得るために前記制御回路に接続された直流磁界
   コイルによつて前記第２の磁気回路内に誘起される直流
   磁界と反対の直流磁界を第２の磁気回路内に誘起するた
   めの第３のコイルとを備え、前記第１及び第２の磁気回
   路は少なくとも２個の共通空間を画成するように互いに
   配置され、前記空間において各交番磁界及び直硫磁界は
   直角に重ねられて前記第２の磁気回路の直流磁界の強さ
   によつて予め定まる方向をもつて該共通空間内に磁気双
   極子を形成し、これによつて前記交番磁界に対する前記
   第１の磁気回路の透磁率を制御し、前記制御回路は、前
   記交番磁界コイルと直流磁界コイルとに直列に接続され
   て当該可変誘導子の自己制御を行なう整流ブリツジを含
   むことを特徴とする可変誘導子。 ２ 特許請求の範囲第１項に記載の可変誘導子において
   、当該可変誘導子の動作領域の曲線を移動するために、
   前記直流磁界コイルの巻数を増減させるためのスイツチ
   手段を含むことを特徴とする可変誘導子。 ３ 特許請求の範囲第２項記載の可変誘導子において、
   前記スイツチ手段がサイリスタを含むことを特徴とする
   可変誘導子。 ４ 特許請求の範囲第３項記載の可変誘導子において、
   前記サイリスタは基準電圧によつて制御されることを特
   徴とする可変誘導子。