JP5622195B2 - ＲＥ１Ｂａ２Ｃｕ３Ｏ７−ｚ超電導体 - Google Patents

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Description

本発明は、超電導温度域において、直流磁場及び交流磁場中で特異な電磁特性を発現する超電導体に関する。
ＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体（ＲＥ：Ｙ、Ｇｄ、Ｎｄ、Ｓｍ、Ｅｕ、Ｙｂ、Ｐｒ、及び、Ｈｏの１種又は２種以上。以下、ＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-zを「ＲＥＢＣＯ」と記載することがある。）は、高磁場領域で臨界電流密度Ｊc（以下、単に「Ｊc」ということがある。）の減少が小さく、磁場特性に優れているので、次世代の超電導線材材料として注目されている（特許文献１及び２、及び、非特許文献１〜６、参照）。
ＲＥＢＣＯ超電導体は、ペロブスカイト型結晶構造を有し、ｃ軸に沿うコヒーレント長が、ａ軸及びｂ軸に沿うコヒーレント長に比べて極めて短いので、超電導特性において、大きな異方性が発現する。
ＲＥＢＣＯ超電導体の薄膜を備える線材（以下「ＲＥＢＣＯ超電導線材」ということがある。）の超電導特性は、結晶構造のＣｕＯ2面に関係し（非特許文献４、参照）、ＲＥＢＣＯ超電導線材の臨界電流密度Ｊcを大きくするためには、高度に配向（ａ軸とｂ軸）したＲＥＢＣＯ超電導体の薄膜を線材基板上に形成する必要がある（図２、参照）。
現在、１ｃｍ幅で臨界電流２８０Ａ以上、長さ１ｋｍ以上のＲＥＢＣＯ超電導線材が得られていて、さらに、実用化に向けて、Ｊcの向上、及び／又は、Ｊcの異方性に関する研究が数多くなされている。しかし、ＲＥＢＣＯ超電導線材の磁気特性、特に、ピンニングロス（pinning loss（履歴損失））に関する研究は少ない。
ＲＥＢＣＯ超電導線材におけるピンニングロスの異方性は、Ｊcの異方性の大きさにも依存するが、主に、超電導層の形状（アスペクト比）に大きく関係する（非特許文献７、参照）。アスペクト比が大きいほど、ピンニングロスの異方性は大きい。ＲＥＢＣＯ超電導線材の超電導層に垂直な外部磁場により生じるピンニングロスは、超電導層に平行な磁場により生じるピンニングロスより大きい。
ＲＥＢＣＯ超電導線材で製造したコイルにおいて、超電導層に垂直な磁場により生じる交流損失は、超電導システムにおいて発生する全熱負荷の大部分を占める（非特許文献７〜９、参照）ので、交流損失の低減は、ＲＥＢＣＯ超電導線材を電気機器に実際に適用するに際し最も重要な課題となる。
交流損失は、正確には、ピンニングロスと結合損失（coupling current loss）の和であるが、ＲＥＢＣＯ超電導線材を結束した超電導システムの場合、結合損失は、殆ど無視できるので、ＲＥＢＣＯ超電導線材を交流機器に応用する場合、ＲＥＢＣＯ超電導線材におけるピンニングロスを低減することが最も重要な課題となる。
本発明者らは、ＲＥＢＣＯ超電導線材でソレノイドコイルを製造した場合におけるピンニングロスを、超電導層に複数の溝を形成することにより低減する方法を提案した（特許文献３及び非特許文献９、参照）が、超電導層に多数の溝を形成すると、超電導層の臨界電流Ｉcが低下するので、ピンニングロスの低減には限界がある。
一方、超電導線材を、重粒子加速器、医療機器（ＮＭＲ等）、核融合機器等に適用する場合、超電導巻線が発生する磁界の大きさに対し、超電導線材の磁化による磁界の乱れ、及び、磁束クリープ現象によるこの磁界の乱れの時間変化を相対的に小さくするため、超電導線材には、ピンニングロスが小さいことに加え、磁化そのものが小さいことが求められる。
特開２００９−２８９６６６号公報 特開２００９−１６４０１０号公報 特開２００７−１４１６８８号公報
Foltyn L S R et al, 2007 Nat. Mater. 6, 631-42 Kang S et al, 2006 Science 311, 1911-4 Shiohara Y et al, 2007 Physica C 463-465, 1-6 Calestani G, 1996 High Temperature Superconductivity Models and Measurements (Singapore: World Scientific), pp1-40 Kakimoto K et al, 2003 Physica C 392-396, 783-9 Selvamanickam V et al, 2009 Progress in SuperPower's 2G HTS wire Development Program US Department of Energy Superconductivity for Electric Systems Peer Review, Alexandria, VA, USA, 4 August Iwakuma M et al, 2005 IEEE Trans. Appl. Supercond.15, 1562-5 Iwakuma M et al, 1999 IEEE Trans. Appl. Supercond.11, 1482-5 Iwakuma M et al, 2009 Physica C 469. 1726-32
前述したように、ＲＥＢＣＯ超電導線材を交流機器に適用する場合、交流損失を極力低減するため、ＲＥＢＣＯ超電導線材には、ピンニングロスが極力小さいことが求められる。また、ＲＥＢＣＯ超電導線材を直流機器に適用する場合、磁界の時間変化を極力低減するため、ＲＥＢＣＯ超電導線材には、ピンニングロスに加え、磁化が極力小さいことが求められる。
そこで、本発明は、磁化及びピンニングロスが極めて小さいＲＥＢＣＯ超電導線材を製造し得る、磁場中の磁化及びピンニングロスが極めて小さい電磁特性を有するＲＥＢＣＯ超電導体を提供することを目的とする。
本発明者らは、ＲＥＢＣＯ超電導体の磁化特性を鋭意調査し、その結果、ＲＥＢＣＯ超電導体の磁化曲線が、高磁場において、特異の挙動を示すことを見いだした。
本発明は、上記知見に基づいてなされたもので、その要旨は、以下のとおりである。
（１）超電導現象が発現する温度域において、外部磁場が増加から減少に、又は、減少から増加に転じて形成される磁化曲線が、磁化ゼロ近傍で、磁化変化率が略ゼロで推移する磁化ゼロ区域を有し、超電導体内の面内結晶配向度が６．０未満であることを特徴とするＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。ここで、ＲＥは、Ｙ、Ｇｄ、Ｎｄ、Ｓｍ、Ｅｕ、Ｙｂ、Ｐｒ、及び、Ｈｏの１種又は２種以上である。
（２）前記磁化ゼロ区域の磁化差（ΔＭ）が、臨界電流密度の大きさと、線材幅、又は、フィラメントに分割されている場合にはフィラメント幅の積に、一対一に対応しないことを特徴とする前記（１）に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（３）前記磁化曲線が、外部磁場の方向反転時に磁化が急激に落下する磁化急落区域を有することを特徴とする前記（１）又は（２）に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（４）前記磁化曲線が、前記磁化ゼロ区域を曲線全域にわたって有することを特徴とする前記（１）又は（２）に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（５）前記（１）〜（３）のいずれか又は２以上に記載の現象が顕著になることにより、磁化曲線が、外部磁場の増減時に、ほとんど膨らまない、即ち、外部磁場の増減時に、ほぼ同じ磁化軌跡をたどることを特徴とするＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（６）前記ＲＥがＧｄであることを特徴とする前記（１）〜（５）のいずれかに記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（７）前記ＲＥがＹであることを特徴とする前記（１）〜（５）のいずれかに記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（８）前記ＲＥがＹ1-xＧｄx（０＜ｘ＜１）であることを特徴とする前記（１）〜（５）のいずれかに記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（９）前記（１）〜（５）のいずれか又は２以上に記載の現象が、超電導電流輸送を主に担うＣｕＯ2超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束がＣｕＯ2平面間に侵入したほうが、量子化磁束がＣｕＯ2平面に垂直成分を持って、又は、ＣｕＯ2平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って引き起こされることを特徴とする前記（１）〜（８）のいずれかに記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（１０）超電導電流輸送を主に担うＣｕＯ2超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束がＣｕＯ2平面間に侵入したほうが、量子化磁束がＣｕＯ2平面に垂直成分を持って、又は、ＣｕＯ2平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って、磁化が小さいという現象、及び／又は、ピンニングロスが小さいという現象が発現することを特徴とするＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
（１１）超電導電流輸送を主に担う超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束が超電導平面間に侵入したほうが、量子化磁束が超電導平面に垂直成分を持って、又は、超電導平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って、磁化が小さいという現象、及び／又は、ピンニングロスが小さいという現象が発現することを特徴とする超電導体。
本発明によれば、磁化及び交流損失が極めて小さいＲＥＢＣＯ超電導線材を製造し得る、変動又は静止磁場中の磁化及びピンニングロスが極めて小さい電磁特性を有するＲＥＢＣＯ超電導体を提供することができる。
Ｇｄ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体を超電導層として形成した試験線材Ｂの層構造を模式的に示す図である。 超電導層を形成する結晶の配向を示す図である。 鞍型ピックアップコイルを用いるピックアップコイル法を示す図である。 磁化の態様を示す図である。（ａ）は、結晶のｃ軸にほぼ沿って磁化（Ｍ//c）する態様を示し、（ｂ）は、結晶のａ軸とｂ軸にほぼ沿って磁化（Ｍ//ab）する態様を示す。 試験線材Ａの磁化特性を、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔ、又は、２．０Ｔで測定した結果を示す図である。（ａ）は、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝９０°、４５°、３０°、及び、１５°、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔで測定した磁化曲線を示し、（ｂ）は、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝９０°、４５°、３０°、及び、１５°、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔで測定した磁化曲線を示し、（ｃ）は、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°、最大磁界振幅Ｂm：２．０Ｔで測定した磁化曲線を示し、（ｄ）は、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°、最大磁界振幅Ｂm：２．０Ｔで測定した磁化曲線の右端部を拡大して示す。 試験線材Ａの磁化特性を、最大磁界振幅Ｂm：４．８Ｔで測定した結果を示す図である。（ａ）は、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°で測定した磁化曲線を示し、（ｂ）は、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝１５°で測定した磁化曲線を示し、（ｃ）は、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝４５°で測定した磁化曲線を示す。 試験線材Ｂの磁化特性を、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔで測定した結果を示す図である。（ａ）は、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝９０°、４５°、３０°、及び、１５°で測定した磁化曲線を示し、（ｂ）は、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝９０°、８５°、８０°、７５°、７０°、６５°、６０°、５５°、５０°、４５°、４０°、３５°、３０°、２５°、２０°、及び、１５°測定した磁化曲線を示し、（ｃ）は、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°で測定した磁化曲線を示し、（ｄ）は、Ｔ＝４５Ｋ、θ＝９０°、８０°、７０°、６０°、５０°、４０°、３０°、及び、２０°で測定した磁化曲線の右上端部を示す。 試験線材Ｂの磁化特性を、Ｔ＝４５Ｋ及び３５Ｋ、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔで、θを１０〜９０°の範囲で変えて測定した結果を示す図である。（ａ）は、Ｔ＝４５Ｋで測定した磁化曲線を示し、（ｂ）は、Ｔ＝３５Ｋで測定した磁化曲線を示す。 試験線材Ｂの磁化特性を、Ｔ、θ、及び、最大磁界振幅Ｂmを変えて測定した結果を示す図である。（ａ）は、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝１５°、最大磁界振幅Ｂm：２．８Ｔで測定した磁化曲線を示し、（ｂ）は、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°、最大磁界振幅Ｂm：４．８Ｔで測定した磁化曲線を示し、（ｃ）は、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝６０°、最大磁界振幅Ｂm：４．８Ｔで測定した磁化曲線を示す。 試験線材Ａと試験線材Ｂについて測定した、最大磁界振幅Ｂm（Ｔ）とピンニングロス（Ｊ／ｍ3cycle）の関係を示す図である。（ａ）は、試験線材Ａにつき、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝９０°、４５°、３０°及び、１５°で測定した結果を示し、（ｂ）は、試験線材Ｂにつき、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝９０°、６０°、４５°３０°、１５°、及び、１０°で測定した結果を示す。 試験線材Ｂについて測定した、最大磁界振幅Ｂm（Ｔ）とピンニングロス（Ｊ／ｍ3cycle）の関係を示す図である。（ａ）は、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝１５°で測定（図９（ａ）に対応）した結果を示し、（ｂ）は、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°で測定（図９（ｂ）に対応）した結果を示し、（ｃ）は、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝６０°で測定（図９（ｂ）に対応）した結果を示す。 ＲＥＢＣＯ超電導層（ＣｕＯ2 plane）への量子化磁束（fluxoid）の侵入態様を模式的に示す図である。（ａ）は、ＲＥＢＣＯ超電導層へ垂直に侵入した態様を示し、（ｂ）は、ＲＥＢＣＯ超電導層に平行に侵入した態様を示す。 超電導結晶の配向の一態様を示す図である。
本発明のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体（以下「本発明超電導体」ということがある。）は、超電導現象が発現する温度域において、外部磁場の強度が増加から減少に、又は、減少から増加に転じて形成される磁化曲線が、磁化ゼロ近傍で、磁化変化率が略ゼロで推移する“磁化ゼロ区域”（これについては、後述する。）を有することを特徴とする。ここで、ＲＥは、Ｙ、Ｇｄ、Ｎｄ、Ｓｍ、Ｅｕ、Ｙｂ、Ｐｒ、及び、Ｈｏの１種又は２種以上である。
また、本発明超電導体は、前記磁化曲線が、外部磁場の方向反転時に磁化が急激に落下する“磁化急落区域”（これについても、後述する。）を有することを特徴とする。
また、本発明超電導体は、前記磁化曲線が、外部磁場の方向反転時を含む増減時に、ほぼ同じ磁化軌跡をたどり膨らまないという特異な現象（これについても、後述する。）を発現することを特徴とする。
Ｙ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体（ＲＥ＝Ｙ）及びＧｄ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体（ＲＥ＝Ｇｄ）を例にとり、本発明超電導体の特異な電磁特性（磁化曲線）について説明する。
ＩＢＡＤ（ion-beam-assisted deposition）法とＰＬＤ（pulsed-laser deposition）法を使用するＲＲ（Reel-to-Reel）法を用いて、Ｙ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体（ＲＥ＝Ｙ）及びＧｄ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体（ＲＥ＝Ｇｄ）を超電導層とする試験線材を製造した（非特許文献５、参照）。
表１に、製造した試験線材Ａ及び試験線材Ｂの諸元及び特性を示す。表中、ＢＺＯは、超電導層中に分散させたＢａＺｒＯ3（常電導相）を意味する。ＢａＺｒＯ3は、磁束を捕捉するピンニングセンターとして機能する。また、表中、Δφは、超電導層結晶の面内配向度（図２と図１３に示す、ａ−ｂ平面方向の結晶の配向性の乱れの平均角度）であり、Δωは、ａ−ｂ平面に垂直な方向の配向度（ａ−ｂ平面に垂直な方向への配向性の乱れの平均角度）である。
Figure 0005622195
図１に、試験線材Ｂの層構造を模式的に示す。超電導層（ＧｄＢＣＯ＋ＢＺＯ）が、中間層（ＣｅＯ、厚さ：０．４μｍ）の上に形成され、超電導層の上に、超電導特性を安定化する安定化層（Ａｇ、厚さ１０μｍ）が形成されている。
図２に、超電導層（ＧｄＢＣＯ＋ＢＺＯ）の結晶配向を示す。結晶は、ａ軸とｂ軸が、線材基板面内に平行であり、ｃ軸が、線材基板面に垂直である。即ち、超電導機構を担うＣｕＯ2面は線材基板面に平行に存在するので、優れた超電導特性を維持するためには、結晶は、高度に配向していることが必要である。それ故、Δφ、Δωは、ともに、極力小さいほうが好ましい。
本発明者らは、超電導現象が発現する温度域において、試験線材Ａと試験線材Ｂの磁化曲線を測定した。図３に、ピックアップコイル法による磁化測定に用いた鞍型ピックアップコイルを示す。なお、図中に、鞍型ピックアップコイルの寸法を例示した。鞍型ピックアップコイル１の中心部に試験線材２を挿入し、試験線材２を、長手方向の軸を中心にθ回転して磁化を測定した。
図４に、外部磁場の変動によって誘起される超電導遮蔽電流と、これによる磁化の態様を示す（磁化は、遮蔽電流がつくる磁気モーメントの大きさを、超電導体単位体積当りに換算した値として定義される。）。図４（ａ）に、結晶のｃ軸にほぼ沿って磁化（Ｍ//c）する態様を示し、図４（ｂ）に、結晶のａ軸とｂ軸にほぼ沿って磁化（Ｍ//ab）する態様を示す。
試験線材は、３０〜７７Ｋに冷却し、線材幅広面に対する磁界印加角度θを１０〜９０°の範囲で変えて磁化を測定した。θは、線材幅広面に平行が０°、垂直が９０°である。磁場を、最大約５Ｔまで印加した。
図５に、試験線材Ａの磁化特性を、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔ、又は、２．０Ｔで測定した結果を示す。
図５（ａ）に、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝９０°、４５°、３０°、及び、１５°、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔで測定した磁化曲線を示し、図５（ｂ）に、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝９０°、４５°、３０°、及び、１５°、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔで測定した磁化曲線を示す。
図５（ｃ）に、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°、最大磁界振幅Ｂm：２．０Ｔで測定した磁化曲線を示し、図５（ｄ）に、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°、最大磁界振幅Ｂm：２．０Ｔで測定した磁化曲線の右端部を拡大して示す。なお、図５（ｂ）において、矢印は、磁化過程を示す。
図５（ｂ）に示す磁化曲線（Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔ）の左右両端（外部磁場の強度が増加から減少に、又は、減少から増加に転じて形成される磁化曲線）に、磁化ゼロ近傍で、磁化変化率が略ゼロで推移する“磁化ゼロ区域”（図中、Ｍ//c≒０、参照）が存在することが解る。
“磁化ゼロ区域”の存在は、図５（ｃ）及び図５（ｄ）に示す磁化曲線（Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°、最大磁界振幅Ｂm：２．０Ｔ）の左右両端の磁化曲線において、より顕著に見ることができる。図５（ｃ）において、“磁化ゼロ区域”をΔＢrで示し、磁化曲線が通常の挙動に戻る磁界をＢrで示した。
即ち、本発明者らは、超電導現象が発現する温度域において、外部磁場の強度が増加から減少に、又は、減少から増加に転じて形成される磁化曲線が、磁化ゼロ近傍で、磁化変化率が略ゼロで推移する磁化ゼロ区域を有することを見いだした。
この点が、本発明者らが見いだした、ＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体に係る新規な知見、即ち、“Iwakuma-Magnetization-Zero-Running効果（以下「ＩＭＺＲ効果」ということがある。）”とも言うべき知見であり、本発明の基礎をなす知見である。
図６に、試験線材Ａの磁化特性を、２Ｔ、３Ｔ、及び、４Ｔの直流バイアス磁場中で、磁界振幅Ｂmを変えて測定した結果を示す。図６（ａ）に、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°で測定した磁化曲線を示し、図６（ｂ）に、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝１５°で測定した磁化曲線を示し、図６（ｃ）に、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝４５°で測定した磁化曲線を示す。
図６（ａ）〜（ｃ）に示すように、低温であるほど、また、磁界印加角度θが小さいほど、ΔＢrが大きく、ＩＭＺＲ効果が顕著であることが解る。
図７に、試験線材Ｂの磁化特性を、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔで測定した結果を示す。図７（ａ）に、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝９０°、４５°、３０°、及び、１５°で測定した磁化曲線を示し、図７（ｂ）に、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝９０°、８５°、８０°、７５°、７０°、６５°、６０°、５５°、５０°、４５°、４０°、３５°、３０°、２５°、２０°、及び、１５°測定した磁化曲線を示す。
図７（ｃ）に、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°で測定した磁化曲線を示し、図７（ｄ）に、Ｔ＝４５Ｋ、θ＝９０°、８０°、７０°、６０°、５０°、４０°、３０°、及び、２０°で測定した磁化曲線の右上端部を示す。
図７（ａ）に示す磁化曲線（θ＝４５°、３０°、１５°）の左右両端（外部磁場の強度が増加から減少に、又は、減少から増加に転じて形成される磁化曲線）に、“磁化ゼロ区域”（図中、Ｍ//c≒０［ＩＭＺＲ効果］、参照、）が存在することが解る。
図７（ｂ）に、試験線材Ｂの温度を７７Ｋから６４Ｋに下げた場合の磁化曲線を示すが、θ＝１５°の磁化曲線に、外部磁場の方向反転時に磁化が急激に落下する磁化急落区域（図中、Ad-Ｍ//c［Abrupt drop of Ｍ//c］、参照）が存在することが解る。
即ち、本発明者らは、超電導現象が発現する温度域において、外部磁場の方向が反転するときに形成される磁化曲線に、外部磁場の方向反転時に、磁化が急激に落下する磁化急落区域（図中、Ad-Ｍ//c［Abrupt drop of Ｍ//c］、参照。Ad-Ｍ//cの区域を、図７（ｄ）に示すように、ΔＭdで表示することがある。）が存在することを見いだした。
この点も、本発明者らが見いだした、ＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体に係る新規な知見、即ち、“Iwakuma-Magnetization-Abrupt-Drop効果（以下「ＩＭＡＤ効果」ということがある。）”とも言うべき知見である。この知見も、本発明の基礎をなす知見である。
図７（ｃ）に示す磁化曲線（Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°）には、ＩＭＺＲ効果に基づくΔＢr（磁化ゼロ区域）と、ＩＭＡＤ効果に基づくΔＭd（磁化急落区域）の両方が存在する。ΔＭd（磁化急落区域）の存在は、図７（ｄ）に示す磁化曲線に示すように、磁界印加角度θが小さくなるほど顕著である。
図８に、試験線材Ｂの磁化特性を、Ｔ＝４５Ｋ及び３５Ｋ、最大磁界振幅Ｂm：１．７Ｔで、磁界印加角度θを１０〜９０°の範囲で変えて測定した結果を示す。図８（ａ）に、Ｔ＝４５Ｋで測定した磁化曲線を示し、図８（ｂ）に、Ｔ＝３５Ｋで測定した磁化曲線を示す。
図８（ａ）及び（ｂ）に示すように、低温であるほど、また、磁界印加角度θが小さいほど、ΔＢr及びΔＭdが大きく、ＩＭＺＲ効果及びＩＭＡＤ効果が顕著であることが解る。
さらに、図８（ａ）及び（ｂ）において、θ＝１０°の磁化曲線に注目すると、４５Ｋで現れていたＢr（磁化ゼロ区域）及びΔＭd（磁化急落区域）は３５Ｋでは現れず、磁化曲線は、磁化ゼロ軸近傍で平坦な履歴を示すことが解る。
即ち、磁化曲線が、(x)磁化ゼロ区域を曲線全域にわたって有するか、又は、(y)外部磁場の増減時に、ほぼ同じ磁化軌跡をたどり、ほとんど膨らまない磁化曲線となる。
超電導温度域で磁化曲線が、上記のように平坦化する現象（“Iwakuma-Magnetization-zero-flat（ＩＭＺＦ）現象”ということがある。）も、本発明者らが見いだした、ＲＥＢＣＯ超電導体における特異な現象である。特異なＩＭＺＦ現象の発現は、超電導層の超電導機構と関連しているが、これについては後述する。
図９に、試験線材Ｂの磁化特性を、１〜４Ｔの直流バイアス磁場中で、温度Ｔ、及び、磁界印加角度θを変えて測定した結果を示す。
図９（ａ）に、直流バイアス磁場１Ｔ及び２Ｔ中で、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝１５°で測定した磁化曲線を示し、図９（ｂ）に、直流バイアス磁場１Ｔ、２Ｔ、３Ｔ、及び、４Ｔ中で、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°で測定した磁化曲線を示し、図９（ｃ）に、直流バイアス磁場１Ｔ、２Ｔ、３Ｔ、及び、４Ｔ中で、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝６０°で測定した磁化曲線を示す。
図９では、直流バイアス磁場中の磁化曲線が、ゼロ磁場を中心として外部磁界を変化させて測定した図７に示す磁化曲線に対して、どのように変化しているのかを示すために、ゼロ直流バイアス磁場の下で測定した磁化曲線も示している。
図から、温度Ｔが低温になるほど、ΔＢr（磁化ゼロ区域）が顕著に発現し、また、磁界印加角度θが小さいほど、ΔＢr（磁化ゼロ区域）は拡大することが解る。
本発明者らが見いだした磁化曲線の特異な挙動は、磁化曲線が囲う面積を大幅に縮減するから、ピンニングロスが大幅に低減することが期待できる。
図１０に、試験線材Ａと試験線材Ｂについて測定した、磁場Ｂm（Ｔ）とピンニングロス（Ｊ／ｍ3cycle）の関係を示す。図１０（ａ）に、試験線材Ａにつき、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝９０°、４５°、３０°及び、１５°で測定（図５（ａ）に対応）した結果を示し、図１０（ｂ）に、試験線材Ｂにつき、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝９０°、６０°、４５°３０°、１５°、及び、１０°で測定（図８（ｂ）に対応）した結果を示す。
図５（ａ）に示すように、試験線材Ａの７７Ｋにおける磁化曲線は通常の挙動を示す。この場合のピンニングロスは、臨界状態モデル（非特許文献７、参照）で予測した値と一致し、図１０（ａ）に示すピンニングロス曲線において、変曲点の磁場は、磁束が線材の超電導層の中心部にまで侵入する中心到達磁場（Ｂp）に相当する。
Ｂm＞Ｂpの領域で、磁界印加角度θを変化させると、ピンニングロスは、θ＝９０°の場合のピンニングロスに対し、sinθで減少する、即ち、磁界印加角度θに対するピンニングロスをＷ（θ）とすると、Ｗ（θ）＝Ｗ（９０°）・sinθである。
一方、試験線材Ｂの３５Ｋにおける磁化曲線は、特異な挙動（図８（ｂ）、参照。ΔＢr（Ｍ//c≒０）、ΔＭd（Ad-Ｍ//c）が存在する。）を示す。磁化曲線が囲む面積がピンニングロスに相当する。図８（ｂ）に示す磁化曲線は、通常の磁化曲線に比べ、囲む面積が減る方向に変形しているから、ピンニングロスが減少する。
特に、θ＝１５°及び１０°のときのピンニングロスは、図１０（ｂ）に示すように、著しく減少した。例えば、Ｂm＝１Ｔで、Ｗ（１５°）＝（１／１３）Ｗ（９０°）sin１５°、Ｗ（１０°）＝（１／７６）Ｗ（９０°）sin１０°である。また、Ｂm＝２Ｔで、Ｗ（１５°）＝（１／６．６）Ｗ（９０°）sin１５°、Ｗ（１０°）＝（１／４５）Ｗ（９０°）sin１０°である。
直流バイアス磁場中でのピンニングロスの減少は、ゼロ磁場を中心とする交流磁場の場合に比べて、より顕著である。図１１に、試験線材Ｂについて測定した、磁場Ｂm（Ｔ）とピンニングロス（Ｊ／ｍ3cycle）の関係を示す。
図１１（ａ）に、Ｔ＝７７Ｋ、θ＝１５°で測定（図９（ａ）に対応）した結果を示し、図１１（ｂ）に、Ｔ＝６４Ｋ、θ＝１５°で測定（図９（ｂ）に対応）した結果を示し、図１１（ｃ）に、Ｔ＝３５Ｋ、θ＝６０°で測定（図９（ｂ）に対応）した結果を示す。
試験線材Ｂの１〜４Ｔの直流磁場中におけるピンニングロスの変化には、磁化曲線に対応して二つの変曲点が現れる。上の変曲点は、中心到達磁場Ｂpに対応し、図１０（ａ）及び（ｂ）に示すように、Ｂdc＝０Ｔのときの磁場と同じである。一方、下の変曲点においては、ピンニングロスが急に増加する。
通常、磁化曲線における上下の磁化差（ΔＭ）は、臨界電流密度に相当（一対一に対応）するが、本発明超電導体の磁化曲線においては、超電導現象が発現する温度域にて、ΔＢr（Ｍ//c≒０の磁化ゼロ区域）、及び／又は、ΔＭd（Ad-Ｍ//cの磁化急落区域）が存在し、これら区域においては、上述したように、ピンニングロス（Ｊ／ｍ3cycle）が大幅に低減するから、本発明の磁化区域の磁化差（ΔＭ）は、臨界電流密度に相当（一対一に対応）しない。
また、上記磁化差（ΔＭ）は、線材幅、又は、フィラメントに分割されている場合にはフィラメント幅の積に相当（一対一に対応）しない。
ＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体の磁化曲線において、超電導現象が発現する温度域にて、ΔＢr（Ｍ//c≒０の磁化ゼロ区域）、及び／又は、ΔＭd（Ad-Ｍ//cの磁化急落区域）が存在することは、超電導層の超電導機構と密接に関連する。
図１２に、ＲＥＢＣＯ超電導層への磁束の侵入態様を模式的に示す。図１２（ａ）に、量子化磁束（fluxoid）がＲＥＢＣＯ超電導層（ＣｕＯ2 plane）へ垂直に侵入した態様を示し、図１２（ｂ）に、量子化磁束（fluxoid）がＲＥＢＣＯ超電導層に平行に侵入した態様を示す。
図１２（ａ）に示す磁束侵入態様は、図４（ａ）に示す、結晶のｃ軸にほぼ沿って磁化（Ｍ//c）する磁化態様にほぼ対応し、図１２（ｂ）に示す磁束侵入態様は、図４（ｂ）に示す、結晶のａ軸とｂ軸にほぼ沿って磁化（Ｍ//ab）する磁化態様にほぼ対応する。
量子化磁束が結晶のｃ軸にほぼ沿って（ＣｕＯ2 planeを貫いて）侵入した状態（図１２（ａ）、参照）では、量子化磁束がＣｕＯ2 planeの超電導特性を阻害する。一方、磁束がＲＥＢＣＯ超電導層（ＣｕＯ2 plane）の間に平行に侵入した状態（図１２（ｂ）、参照）では、磁束は“ＣｕＯ2 plane”の超電導特性を妨げないので、図８（ｂ）に示す、３５Ｋでθ＝１０°の磁化曲線のようにＩＭＺＦ現象を発現する磁化曲線が実現する。
ＩＭＺＦ現象は、“ＣｕＯ2 plane”の結晶性と密接に関連する。図１３に、超電導結晶の配向の一態様を示す。面内配向した結晶粒４の中に、面内配向角Δφの結晶粒３が存在すると、臨界電流密度Ｊcが小さい領域が形成される。それ故、Δφ≒０が望ましい。
表１に示すように、試験線材ＡのΔφは５．４°であり、試験線材ＢのΔφは３．０°である。Δφは６．０°未満が好ましい。より好ましくは、４．０°未満、さらに、好ましくは３．０°未満である。
以上のことから、ＩＭＺＲ効果、ＩＭＡＤ効果、及び、ＩＭＺＦ現象は、超電導電流輸送を主に担うＣｕＯ2超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束がＣｕＯ2平面間に侵入したほうが、量子化磁束がＣｕＯ2平面に垂直成分を持って、又は、ＣｕＯ2平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って発現すると考えられる。
即ち、ＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体において、磁化が小さいという現象、及び／又は、ピンニングロスが小さいという現象は、超電導電流輸送を主に担うＣｕＯ2超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束がＣｕＯ2平面間に侵入したほうが、量子化磁束がＣｕＯ2平面に垂直成分を持って、又は、ＣｕＯ2平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って発現すると考えられる。
以上、ＲＥ＝ＹとＧｄの場合のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体（試験線材Ａと試験線材Ｂ）を例にとり、本発明について説明したが、ＲＥは、Ｙ1-xＧｄx（０＜ｘ＜１）でもよい。また、本発明のＩＭＺＲ効果及び／又はＩＭＡＤ効果は、ＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体を超電導現象が発現する温度域に冷却した状態で、磁場を高磁場にむけて印加すれば発現するから、ＲＥは、Ｙ、Ｇｄ、Ｎｄ、Ｓｍ、Ｅｕ、Ｙｂ、Ｐｒ、及び、Ｈｏの１種又は２種以上である。
また、上記原理を前提にすれば、本発明は、超電導電流輸送を主に担う超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束が超電導平面間に侵入したほうが、量子化磁束が超電導平面に垂直成分を持って、又は、超電導平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って、磁化が小さいという現象、及び／又は、ピンニングロスが小さいという現象が発現することを特徴とする超電導体を含むものである。
本発明超電導体の製造方法について説明する。試験線材Ａと試験線材Ｂは、前述したように、ＩＢＡＤ法とＰＬＤ法を使用するＲＲ法を用いて製造した（非特許文献５、参照）。それ故、ＲＥが、Ｙ、Ｇｄ、Ｎｄ、Ｓｍ、Ｅｕ、Ｙｂ、Ｐｒ、及び、Ｈｏの１種又は２種以上の本発明超電導体も、ＲＲ法を用いて製造することができる。ＩＢＡＤ法、ＰＬＤ法、及び、ＲＲ法の条件は、特定の条件に限定されないが、結晶性の良い（Δφ、Δωがともに小さい）ＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体を製造できるように選択することが望ましい。
次に、本発明の実施例について説明するが、実施例での条件は、本発明の実施可能性及び効果を確認するために採用した一条件例であり、本発明は、この一条件例に限定されるものではない。本発明は、本発明の要旨を逸脱せず、本発明の目的を達成する限りにおいて、種々の条件を採用し得るものである。
（実施例）
ＩＢＡＤ法とＰＬＤ法を使用するＲＲ法を用いて、表１に示す試験線材Ａと試験線材Ｂを、再度製造した。なお、試験線材ＡのΔφは５．３°で、試験線材ＢのΔφは２．９°であった。両試験線材において、超電導現象が発現する温度域で、冷却温度、磁場、及び、回転角を変えて、磁化特性を測定した。測定結果は、図５〜１１に示す結果と同様であった。
前述したように、本発明によれば、変動又は静止磁場中での磁化及びピンニングロスが極めて小さいＲＥＢＣＯ超電導線材を製造し得るＲＥＣＯ超電導体を提供することができる。よって、本発明は、超電導機器製造産業において利用可能性が高いものである。
１ 鞍型ピックアップコイル
２ 試験線材
３ 面内配向角Δφの結晶粒
４ 面内配向した結晶粒

Claims (11)

  1. 超電導現象が発現する温度域において、外部磁場が増加から減少に、又は、減少から増加に転じて形成される磁化曲線が、磁化ゼロ近傍で、磁化変化率が略ゼロで推移する磁化ゼロ区域を有し、超電導体内の面内結晶配向度が６．０未満であることを特徴とするＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
    ここで、ＲＥは、Ｙ、Ｇｄ、Ｎｄ、Ｓｍ、Ｅｕ、Ｙｂ、Ｐｒ、及び、Ｈｏの１種又は２種以上である。
  2. 前記磁化ゼロ区域の磁化差（ΔＭ）が、臨界電流密度の大きさと、線材幅、又は、フィラメントに分割されている場合にはフィラメント幅の積に、一対一に対応しないことを特徴とする請求項１に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  3. 前記磁化曲線が、外部磁場の方向反転時に磁化が急激に落下する磁化急落区域を有することを特徴とする請求項１又は２に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  4. 前記磁化曲線が、前記磁化ゼロ区域を曲線全域にわたって有することを特徴とする請求項１又は２に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  5. 請求項１〜３のいずれか１項又は２項以上に記載の現象が顕著になることにより、磁化曲線が、外部磁場の増減時に、ほとんど膨らまない、即ち、外部磁場の増減時に、ほぼ同じ磁化軌跡をたどることを特徴とするＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  6. 前記ＲＥがＧｄであることを特徴とする請求項１〜５のいずれか１項に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  7. 前記ＲＥがＹであることを特徴とする請求項１〜５のいずれか１項に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  8. 前記ＲＥがＹ1-xＧｄx（０＜ｘ＜１）であることを特徴とする請求項１〜５のいずれか１項に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  9. 請求項１〜５のいずれか１項又は２項以上に記載の現象が、超電導電流輸送を主に担うＣｕＯ2超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束がＣｕＯ2平面間に侵入したほうが、量子化磁束がＣｕＯ2平面に垂直成分を持って、又は、ＣｕＯ2平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って引き起こされることを特徴とする請求項１〜８のいずれか１項に記載のＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  10. 超電導電流輸送を主に担うＣｕＯ2超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束がＣｕＯ2平面間に侵入したほうが、量子化磁束がＣｕＯ2平面に垂直成分を持って、又は、ＣｕＯ2平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って、磁化が小さいという現象、及び／又は、ピンニングロスが小さいという現象が発現することを特徴とするＲＥ1Ｂａ2Ｃｕ3Ｏ7-z超電導体。
  11. 超電導電流輸送を主に担う超電導平面が主に二次元的に広がって、かつ、ある平面間隔で複数存在し、磁束又は量子化磁束が超電導平面間に侵入したほうが、量子化磁束が超電導平面に垂直成分を持って、又は、超電導平面に対し垂直又は斜めに侵入するより超電導凝縮エネルギーの差分だけ系のエネルギーが低くて安定であるという原理に従って、磁化が小さいという現象、及び／又は、ピンニングロスが小さいという現象が発現することを特徴とする超電導体。
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