PLD 法により作製された GdBCO 超伝導コート線材の低温度領域における磁化緩和特性
小田部研究室藤原友作

平成 26 年 2 月 13 日
電子情報工学科

1

目次
第1章

序論....................................................................................................................1

1.1 はじめに ...................................................................................................................... 1
1.2 銅酸化物超伝導体 .......................................................................................................1
1.3 REBCO コート線材 ....................................................................................................2
1.3.1 GdBCO コート線材 .............................................................................................. 2
1.3.2 PLD 法 ..................................................................................................................3
1.3.3 RABiTS 法............................................................................................................4
1.3.4 配向 Ni クラッド基板 ........................................................................................... 4
1.4 磁束ピンニング ...........................................................................................................51.5 磁束クリープ・フローモデル ..................................................................................... 6
1.5.1 磁束クリープ ........................................................................................................6
1.5.2 磁束フロー ............................................................................................................91.5.3 ピンニング・ポテンシャル ................................................................................ 11
1.5.4 磁束クリープ・フローモデル.............................................................................13
1.5.5 見かけのピンニング・ポテンシャル..................................................................14
1.6 超伝導体の応用利用 ..................................................................................................16
1.7 本研究の目的 .............................................................................................................16

第2章

実験..................................................................................................................17

2.1 概要 ........................................................................................................................... 17
2.2 試料 ........................................................................................................................... 17
2.3 測定方法 .................................................................................................................... 18
2.3.1 SQUID 磁力計 ....................................................................................................18
2.3.2 SQUID 磁力計による直流磁化測定 ...................................................................192.3.3 SQUID 磁力計による磁化緩和測定 ...................................................................21

第3章

結果..................................................................................................................23

3.1 𝐽c-𝐵特性 ..................................................................................................................... 23
3.2 𝑈0∗-𝐵特性.................................................................................................................... 24

i

第4章

解析..................................................................................................................27

4.1 磁束クリープ・フローモデルによる解析 .................................................................27
4.1.1 𝐸-𝐽特性のフィッティング結果 ...........................................................................27
4.1.2 ピンニング・パラメータ .................................................................................... 30
4.1.3

𝑈0∗理論値 ............................................................................................................32

4.1.4 ピンニング相関距離 ........................................................................................... 33

第5章

まとめ.............................................................................................................35

5.1 実験及び解析結果 .....................................................................................................35
5.2 結論 ........................................................................................................................... 36

謝辞 .....................................................................................................................................37

参考文献............................................................................................................................38

ii

表目次
2.1 試料諸元 .................................................................................................................... 18
3.1 各試料の 1 T における𝑈0∗の値 ................................................................................... 25
3.2 各試料の 6 T における𝑈0∗の値 ................................................................................... 25
4.1 解析によって得られたピンニング・パラメータ（CeO2 中間層）........................... 30
4.2 解析によって得られたピンニング・パラメータ（Y2O3 中間層） ........................... 30

iii

図目次
1.1 GdBCO コート線材と YBCO コート線材の臨界電流密度特性の比較 ...................... 3
1.2 PLD 法の仕組み ..........................................................................................................3
1.3 RABiTS 法による作製プロセス .................................................................................4
1.4 磁束バンドルの位置とエネルギーとの関係 ............................................................... 7
1.5 磁束フローのエネルギー状態の概念図.....................................................................10
1.6 磁束線が平衡位置から変位したときの (a)ピン力密度および (b)ピンニング・エネル
ギー密度の変化 ......................................................................................................... 11
1.7 磁束バンドルの形状 (a) 𝑑 < 𝐿 (b) 𝑑 > 𝐿................................................................ 122.1 試料の構成 ................................................................................................................17
2.2 SQUID 磁力計の原理 ............................................................................................... 182.3

四方向から磁束線が侵入した場合の電流の流れ方と電流が流れる微小幅d𝑥の帯に囲まれた領域 ............................................................................................................19

2.4 四方向から磁束線が侵入した場合の磁束密度の空間分布 増磁過程（上）と 減磁過程（下）.................................................................................................................... 20
2.5 測定時の c 軸方向の磁束の分布 ................................................................................21
3.1 #1～#5 の𝐽c-𝐵特性.....................................................................................................23
3.2 #A～#E の𝐽c-𝐵特性 ...................................................................................................23
3.3 #1～#5 の規格化𝐽c-𝐵特性 .......................................................................................... 24
3.4 #A～#E の規格化𝐽c-𝐵特性......................................................................................... 24
3.5 #1～#5 の𝑈0∗-𝐵特性 ...................................................................................................25
3.6 #A～#E の𝑈0∗-𝐵特性 ..................................................................................................25
4.1 #1 の𝐸-𝐽特性..............................................................................................................27
4.2 #2 の𝐸-𝐽特性..............................................................................................................27
4.3 #3 の𝐸-𝐽特性..............................................................................................................28
4.4 #4 の𝐸-𝐽特性..............................................................................................................28
4.5 #5 の𝐸-𝐽特性..............................................................................................................28
4.6 #A の𝐸-𝐽特性 .............................................................................................................28
4.7 #B の𝐸-𝐽特性 .............................................................................................................29
4.8 #C の𝐸-𝐽特性 .............................................................................................................29
4.9 #D の𝐸-𝐽特性 .............................................................................................................29
4.10 #E の𝐸-𝐽特性 ...........................................................................................................29
4.11 𝑈0∗と𝐴m の関係 .........................................................................................................31
4.12 𝑈0∗と𝜎 2 の関係 ..........................................................................................................31iv

4.13 𝑈0∗ (6 T) / 𝑈0∗ (2 T) と𝛾の関係 ................................................................................31
4.14 #1～#5 の𝑈0∗-𝐵特性の理論値................................................................................... 32
4.15 #A～#E の𝑈0∗-𝐵特性の理論値 .................................................................................32
4.16 #1～#5 の𝐿-𝐵特性 ...................................................................................................33
4.17 #A～#E の𝐿-𝐵特性 ..................................................................................................33

v

第1章

序論
1.1

はじめに

オランダの Kamerlingh Onnes は 1908 年にヘリウムの液化に成功し、1911 年には水銀の電気抵抗が 4.2 K で突然ゼロ（測定不能な程に小さい）になることを発見し、この現象を超伝導現象と名付けた。抵抗がゼロになる超伝導状態に対して、電気抵抗を持つ状態を常伝導状態と呼ぶ。超伝導状態から常伝導状態へ転移する温度を臨界温度𝑇c と呼び、通常𝑇c は極低温であり、超伝導体はこの𝑇c 以下の温度で電気抵抗ゼロになるのが特徴である。
超伝導現象の発見以降、超伝導体は𝑇c 以下において抵抗がゼロであると認識されていたが、単元素超伝導体の多くは小さな磁界で超伝導状態が壊れてしまい、工学的な応用は困難であった。この、超伝導状態が壊れてしまう磁界を臨界磁界𝐵c と呼ぶ。このような小さな磁界で超伝導状態が壊れてしまう超伝導体を、主に第 1 種超伝導体と呼ぶ。その後、磁界が一定以上の強さとなると、超伝導体内に磁束線が侵入する混合状態と呼ばれる状態で、高い磁界においても超伝導状態を保つ超伝導体が発見された。このとき、磁束が侵入しはじめる磁界を𝐵c1 （下部臨界磁界）、完全に超伝導状態が壊れる磁界を𝐵c2 （上部臨界磁界）と呼ぶ。このように、磁束を侵入させつつも、高磁界において超伝導状態を保つ物質を、第 2種超伝導体と呼ぶ。この第 2 種超伝導体の発見によって、高磁界下での超伝導体の運用が可能となり、超伝導体の応用が現実的なものとなった。
その後、様々な超伝導体が発見される一方、その超伝導現象の発現機構に関しては長らく不透明なままであった。しかし、1957 年に J.Bardeen、L.N.Cooper、J.R.Schrieffer ら
によって提出された BCS 理論により、その発現機構が説明された。
この BCS 理論では、
𝑇c は30 K を超えないであろうと考えられていた。
しかし、1986 年に J.G.Bednorz と K.A.Muller
により酸化物系物質（La-Ba-Cu-O）で 30 K を超える超伝導体の可能性が示された。
現在ではさらに研究が進み、液体窒素の沸点（77 K）を大きく超えた𝑇c を有する
Y-Ba-Cu-O などの酸化物超伝導体が発見された。このような超伝導体は、銅酸化物超伝導体と呼ばれ、その高い𝑇c のため高価な液体ヘリウムを冷媒に必要とせず、より安価な液体窒素などを冷媒に用いることが出来るため、超伝導の機器の応用がさらに現実的なものとなっていった。

1.2

銅酸化物超伝導体

銅酸化物超伝導体とは、結晶構造に CuO2 面を持つ超伝導体である。銅酸化物超伝導体の多くは、液体窒素の沸点 77.3 K を超える𝑇c を持つものが多く、このため、液体ヘリウムで1

はなく、液体窒素などを冷媒に用いて、安価に超伝導状態が実現可能である。
銅酸化物超伝導体の特徴の一つとして、その結晶構造に起因する電流特性の異方性が挙げられる。これは、CuO2 面方向では電気伝導が容易なため、優れた電流特性を示すが、CuO2
面に対して垂直な方向では、半導体的または絶縁的な中間層の存在により、電流特性が劣化してしまうことが原因である。
銅酸化物超伝導体の中でも、特に応用が期待されている線材として挙げられるのが、
Bi-Sr-Ca-Cu-O（Bi 系）線材と、REBCO （RE-Ba-Cu-O）（RE : Rare Earth）線材である。Bi 系線材は、c 軸方向に比べ a-b 軸方向の結晶成長が大きく、平板上の結晶形状をしており、機械的に圧延を繰り返すことにより、CuO2 面が整った線材を作製することができる。
このため、km オーダーの線材を作製することが容易である。一方で、REBCO 線材は Bi
系線材とは異なり、機械的な方法での線材作成では高い電流特性が期待できない。しかしながら、Bi 系線材に比べ、高温高磁界領域での優れた臨界電流密度𝐽c （電気抵抗ゼロで流すことのできる最大の電流密度）特性など利点も多く、このため次世代の線材として期待されている。

1.3

REBCO コート線材

前節で述べたように、銅酸化物超伝導体はその異方性の大きい結晶構造から、CuO2 面を揃えなければ、実用に適した大きさの𝐽cを得られない。REBCO 超伝導体は、Bi 系超伝導体と異なり、機械的な加工による CuO2 面の配向は期待できない。
従って、REBCO 超伝導体において CuO2 面を配向させるには、c 軸と a-b 軸の 2 軸を揃える必要がある（これを、2 軸配向と呼ぶ）。このように、あらかじめ 2 軸配向を施した基板を作製しておいて、その上に超伝導層を蒸着させて成膜することにより、2 軸に配向がなされた REBCO 線材が作製されている。このような薄膜上の線材を、コート線材と呼ぶ。
現状では REBCO コート線材の作製においては、配向基板を用いる必要がある、成膜に時間がかかる、などまだいくつか問題も抱えている。今後は、REBCO コート線材の工業的な応用に向け、さらなる研究・開発が求められる。

1.3.1 GdBCO コート線材
本研究で用いる GdBCO （Gd-Ba-Cu-O）コート線材とは、前節で述べた REBCO コー
ト線材の一種で、RE の部分を Gd とした線材である。この GdBCO コート線材は、従来のRE の部分を Y とした YBCO コート線材と比べ、磁界中、特に高磁界において優れた臨界
電流密度特性を示すことが知られている。この要因として、Gd のイオン半径が Y と比較して大きく、𝑇c が高いことが挙げられる。また後に述べる PLD（Pulsed Laser Deposition）
法によって超伝導層が作製された際、c 軸方向に相関のあるピンが自然に導入されやすいと2

言われており、これも、GdBCO コート線材において、c 軸に対して平行に磁界を印加した
際の臨界電流密度特性が、YBCO コート線材に比べて優れている要因の一つである[2]。

図 1.1 GdBCO コート線材と YBCO コート線材の臨界電流密度特性の比較

1.3.2 PLD 法
PLD（Pulsed Laser Deposition）法とは、真空チャンバー内のターゲットにパルスレー
ザーを断続的に照射し、その表面を急激に加熱し光化学反応を起こさせることで、成分を爆発的に気化させ、飛散した分子をターゲットと対向して配置した基板の上に堆積させる
ことによって薄膜を得る手法である。超伝導体ではターゲットに超伝導体の塊を用い、基板に配向性を導入したものを用いることで、2 軸配向した超伝導層を成膜することが可能となる。PLD 法によって作製された超伝導体は、高い特性を示すものの、その成膜時間やコスト面で問題を抱えている。本研究で用いた GdBCO コート線材は、この PLD 法を利用して作製された線材である。

図 1.2 PLD 法の仕組み[1]31.3.3 RABiTS 法
1.3 節で述べた通り、REBCO コート線材においては、2 軸配向を得る必要がある。この
2 軸配向を得る方法の一つとして、IBAD（Ion Beam Assisted Deposition）法という手法が知られている。この手法は、無配向の基板を用いる代わりに、高い結晶配向性を持つ中間層を作製することで 2 軸配向を得ることにより、高い臨界電流密度特性を示す。しかし
ならが、この IBAD 法は作業が複雑で、専門性の高い高度な技術を要するなど問題も抱えている[3]。
一方、本研究で用いた線材にも適用されている、RABiTS（Rolling Assisted Bi-axially
Textured Substarte）法と呼ばれる手法では、配向中間層の作製を必要とせず、Ni や Ag、
Cu といった、FCC（Face Center Cubic：面心立方構造）金属を、冷間圧延する際に強加工することよりに 2 軸配向した金属基板を得る手法である。現在では、比較的良い結晶配向が得られることから、Ni 合金が最も超伝導線材用基板として用いられている。本研究で用いたコート線材も、この Ni 合金による RABiTS 法を適用した線材である。この RABiTS
法は、IBAD 法に比べ比較的安価に配向組織が得られるというメリットがある反面、IBAD法により作製された中間層と比較すると、結晶粒が大きく、配向が得られてない結晶粒が一つあるときに、超伝導体の𝐽c に与える影響が大きいというデメリットもある。そのため、こうした点において、今後の改善が求められている[4][5]。

図 1.3 RABiTS 法による作製プロセス

1.3.4 配向 Ni クラッド基板
一般に配向金属基板テープ線材を用いた超伝導コート線材の場合は、配向金属あるいは表面に配向金属を備えたテープ状金属基板に拡散防止層や配向層を中間層として設け、その上に超伝導層を形成した構造とする。配向金属として Ni-5at%W（以下、NiW と表記）
4

が汎用化されているが、その磁性により交流応用における損失が課題となっている。この課題を解決する手法として、磁性材料の割合を少なくした配向クラッド基板の開発が試みられている。本実験で用いた超伝導コート線材はこの配向クラッド基板材として Ni を用いた、配向 Ni クラッド基板である。
このクラッド基板を用いた超伝導コートテープ線材においては、従来の NiW 基板に比べ、交流損失、機械強度、面内配向性が、それぞれ改善された特性が得られている。さらに、
この配向クラッド基板を用いたテープ線材に挙げられる特徴として、低コストであること
や、他手法と比べて少ない中間層の層数で済むことなどがあり、今後、種々の応用に適用
可能な線材として期待されている[6]。
また、本実験で用いた配向 Ni クラッド基板の試料は、その中間層の種類として CeO2 とY2O3 の 2 種が提案されている。特に CeO2 中間層の場合は、CeO2 層と Ni 基板の熱膨張率の差による機械的なストレスにより、CeO2 層に無数の亀裂（クラック）が生じてしまい、
CeO2 層に NiO が形成されている。さらに、これにより超伝導層には Gd2O3 と思われる非超伝導物質が生成されてしまうと考えられている。
このクラックの問題を解消するため、中間層として、より基板との熱膨張率の差の小さい物質である Y2O3 が提案されている。この Y2O3 中間層を用いた超伝導コート線材においては、CeO2 中間層と違いクラックがなく、超伝導層も均一で、77.3 K での𝐽c -𝐵特性の実験結果において、CeO2 中間層に比べ全磁界領域でより高い𝐽cを示すことが報告されている。
しかし一方で、その磁界依存性においては、CeO2 中間層の方が少なからず Y2O3 中間層に比べて良いという結果も、合わせて報告されている[7]。

1.4

磁束ピンニング

1.1 節で述べたように、超伝導体は臨界温度𝑇c と臨界磁界𝐵c によって、超伝導状態を維持できる環境が制限されている。また、超伝導体を実際の機器で応用する際においては、数ある超伝導状態の特性の中でも、「電気抵抗ゼロ」という特性が最も魅力的であると考えられる。しかし、電気抵抗ゼロのままに無制限に電流を流せるわけでなく、一定以上の電流を流すと電気抵抗が発生し、電気抵抗ゼロとはならなくなる。このときの電気抵抗ゼロの状態で超伝導体に流すことができる最大の電流量を、臨界電流𝐼c と呼び、そのときの電流密度を、臨界電流密度𝐽cと呼ぶ。𝐼c が大きいと、単純にその超伝導体で扱える電流量が増える
ので、𝐼c を大きくすることは重要になってくる。同様に、同じサイズの線材でも電流密度𝐽cが大きくなると𝐼c も大きくなるので、𝐽cを大きくすることも重要であり、超伝導体自体のポテ
ンシャルを評価するうえで、𝐽cは重要なパラメータの一つとなる。
この𝐽cの値を決定するものは、基本的に磁束ピンニングという機構である。磁界中において超伝導体に電流を流すと、超伝導体内部に侵入している磁束に Lorentz 力が生じる。この Lorentz 力によって磁束線が運動してしまうと、誘導起電力が生じて電気抵抗が生じる。
5よって、電気抵抗をゼロにするには誘導起電力を生じさせないように、磁束線の運動を止める必要がある。この磁束線の運動を止めようとする作用を、磁束ピンニングと呼ぶ。この磁束ピンニングは、超伝導体内部の転移、常伝導析出物、空隙、結晶粒界面などといった様々な欠陥により引き起こされる。こうした欠陥をピンニング・センターと呼ぶ。この作用により、Lorentz 力がある臨界値を超えるまで磁束線の動きを止めることで、電気抵抗ゼロで臨界点（𝐼c ）まで超伝導体に電流を流すことができる。このピンニング・センターが単位体積あたりに及ぼす力を𝐹pとすると、臨界電流密度𝐽cは

𝐽c =

𝐹p
𝐵

(1.1)

と表される。これは単位体積あたりに及ぼす Lorentz 力にあたる𝐽c 𝐵と、単位体積当たりのピン力𝐹pが釣り合っていることを示す。以上のことから、材料によって先天的に決定される
臨界温度𝑇c や臨界磁界𝐵c と違い、臨界電流密度𝐽cは、後天的に上昇させることが可能なパラメータであるため、工学的には𝑇c や𝐵c より、𝐽cの方がより重要なパラメータといえる。つまり、線材加工技術の向上により、𝐹pを大きくすることで、より大きな𝐽cを得られる。

1.5

磁束クリープ・フローモデル

超伝導体線材の臨界電流特性を支配する重要な要素として、ピンニング力があることを前節で説明した。つまり、実用的な線材において、ピンニング力を把握することは線材の臨界電流特性を把握することにつながる。しかし、ピンニング力は結晶構造や不純物の影響を受け、線材内において一定な値ではなく、局所的に異なる値をとる。よって、様々な要素による影響を全て考慮し、線材全体の臨界電流特性を表現することは現実的ではない。
そこで、ピン力の分布を考慮した、クリープ・フローモデルを用いることで、線材全体の臨界電流特性を表現できる。このモデルにより、作製方法の異なる線材の評価を行う上で、作製方法が線材の臨界電流特性にどのように影響を与えるかを、各種のパラメータの大小で評価できる。以下、このモデルについて詳述する。

1.5.1 磁束クリープ
磁束クリープとは、ピンニング・センターに捕まった磁束線が熱振動によってある確率でピン・ポテンシャルから外れてしまう磁束線の運動のことである。この現象が顕著に現れるのが、超伝導による永久電流の緩和である。理論的には、超伝導体に流れる電流は外的な力が加わらない限り永久に流れるはずであるが、実際に超伝導体試料の直流磁化を長時間にわたって測定すると、磁化が減衰していくことが観測される。即ち、ピンニングに6

基づく超伝導電流が真の永久電流ではないことを示している。
磁束クリープの際、磁束線は集団で移動しようとする。この磁束線の集団を磁束バンド
ルと呼ぶ。
いま、電流が流れている一つの磁束バンドルを考える。磁束バンドルが Lorentz 力によって受けるエネルギー状態の変位は、図 1. 4 のようになると考えられる。

図 1.4 磁束バンドルの位置とエネルギーとの関係

ただし、磁束バンドルは右向きの Lorentz 力を受けていると仮定する。エネルギーが右下がりになっているのは、Lorentz 力による影響を考慮しているためである。丸点は磁束バンドルを表し、谷の部分はピンニング・センターを表している。また、丸点が谷にある
状態は、磁束バンドルがピン止めされている状態を表している。もし、熱振動がなければ、磁束バンドルが動くことはないため、この図の状態で安定である。熱エネルギー𝑘B 𝑇（𝑘B はBoltzmann 定数）が、エネルギー・バリア U よりも十分小さければ、磁束バンドルがこのバリアを越える確率は、Arrhenius の式により、exp(−𝑈/𝑘B 𝑇)で与えられる。また、磁束バ
ンドルがクリープによってエネルギー・バリアを越えた際の移動距離は、磁束線格子間
距離𝑎f程度であると予想されるため、熱振動周波数を𝑣0 とすると Lorentz 力と順方向に生じる磁束線の平均移動速度𝑣+ は
𝑣+ = 𝑎f 𝑣0 exp (−

𝑈
)
𝑘B 𝑇

(1.2)

となる。また、ここでのクリープの際の、磁束バンドルの振動周波数𝑣0 は

𝑣0 =𝜁𝜌f 𝐽c02π𝑎f 𝐵(1.3)

で与えられる[8]。ここで𝜁はピンの種類に依存する定数であり、点状ピンの場合は𝜁 ≅ 2πになり、サイズが𝑎f 以上の非超伝導粒子の場合は、𝜁= 4 になることが知られている。また𝜌f は7

フロー比抵抗であり、𝐽c0は磁束クリープがないと仮定した場合の仮想的な臨界電流密度である。さらに、Lorentz 力とは逆方向の磁束線の平均移動速度を考慮した場合、全体としての磁束線の平均移動速度𝑣は𝑣 = 𝑎f 𝑣0 [exp (−𝑈𝑈′) −exp (−
)]
𝑘B 𝑇
𝑘B 𝑇

(1.4)

となる。ここで、𝑈′は Lorentz 力と逆向きに移動する際の活性化エネルギーである。したがって Maxwell 方程式によれば、𝐸 = 𝐵𝑣であるから、生じる電界の大きさ𝐸は𝐸 = 𝐵𝑎f 𝑣0 [exp (−𝑈𝑈′) −exp (−
)]
𝑘𝐵 𝑇
𝑘𝐵 𝑇

(1.5)

となる。
磁束線がピンニング・センターに捕まった状態は一時的な安定状態であり、真の平衡状態ではないため、真の平衡状態への緩和、即ち遮蔽電流の減衰が起こる。ここで、遮蔽電流の減衰は、磁束クリープによる磁束の運動によって、磁束密度の勾配が減少することに対応している。この現象は真の平衡状態に至るまで続く。
一般的に、磁束バンドルの位置によるエネルギーの変化は図 1.4 のような washboard ポ
テンシャルで表され、右下がりになっているのは、Lorentz 力の仕事を考慮したためで、ここでは
𝑈0sin(𝑘𝑥) − 𝑓𝑥2

𝐹(𝑥) =(1.6)のような正弦的なものと仮定する。ここで、𝑈0 / 2はポテンシャルの振幅、𝑘 = 2π𝑎f はポテ
ンシャルの周期、𝑓 = 𝐽𝐵𝑉（𝑉は磁束バンドルの体積）は Lorentz 力である。
磁束バンドルが平衡にある位置を𝑥 = − 𝑥0 とすると、𝑥 = 𝑥0 のときに、エネルギーが極大となる。即ち、それぞれの位置でのエネルギーの変化はゼロになるので、𝐹′(𝑥)は 0 となる。
これより
𝑥0 =

𝑎f
𝑓𝑎f
cos−1 (
)
2π
𝑈0 π

(1.7)

が求まる。図 1.4 からエネルギー・バリア𝑈は、𝑈 = 𝐹(𝑥0 ) − 𝐹(−𝑥0 )で与えられるので

𝑈 = 𝑈0 sin [cos −1 (

𝑓𝑎f
𝑓𝑎f
𝑓𝑎f
)] −
cos −1 (
)
𝑈0π
π
𝑈0 π

8

1

2𝑓 2 2 2𝑓
2𝑓= 𝑈0 [{1 − () } −cos −1 (
)]
𝑈0 π
𝑈0 𝑘
𝑈0 𝑘

(1.8)

と表される。ここで、sin(cos−1(𝑥)) = √1 − 𝑥 2 を用い、𝑘 = 𝑎f /2πと置いた。このときに、もし熱振動がないと仮定すれば、𝑈 = 0となる、理想的な臨界状態が達成されるはずである。
そのためには、2𝑓/𝑈0 𝑘 = 2𝐽c0 𝐵𝑉/𝑈0𝑘 = 1とならなければならず、このとき、𝐽 = 𝐽c0となる
ことから、一般に
2𝑓𝐽==𝑗
𝑈0 𝑘 𝐽c0(1.9)の関係が得られる。ここで、𝑗はクリープがないと仮定した際の臨界電流密度𝐽c0で規格化した臨界電流密度であり、この𝐽c0は経験的に

𝐽c0 = 𝐴 (1 −𝑇 𝑚 𝛾 −1
𝐵 2
) 𝐵
(1 −
)
𝑇c
𝐵c2

(1.10)と表せる。ここで、𝐴, 𝑚, 𝛾はピンニング・パラメータである。これより(1.8)式は𝑈(𝑗) = 𝑈0 [(1 − 𝑗 2 )1/2 − 𝑗 cos−1 𝑗](1.11)となる。また、𝑘 = 2π𝑎f 、及び(1.9)式より
𝑈 ′(𝑗) ≅ 𝑈 + 𝑓𝑎f = 𝑈 + π𝑈0 𝑗(1.12)となる。この関係を用いて磁束クリープによる発生する電界(1.5)式を整理すると

𝐸 = 𝐵𝑎f 𝑣0 exp [−

𝑈(𝑗)
π𝑈0 𝑗
)]
] [1 − exp (−
𝑘B 𝑇
𝑘B 𝑇

(1.13)のように求まる。

1.5.2 磁束フロー
磁束フローとは、磁束クリープ状態からさらに電流を流したとき、ピン力がLorentz力を支えきれなくなり、全ての磁束線が連続的に運動している状態である。図1.5 に磁束フローのエネルギー状態を示す。
9

図1.5 磁束フローのエネルギー状態の概念図

ここで、𝑈 = 0となるのが臨界状態であると考えられ、そのときの電流密度が仮想的な臨界電流密度𝐽c0で与えられる。
超伝導体に電流が流れていて、外部磁界が加わっているとき単位体積の磁束線に働く
Lorentz 力は𝑱 × 𝑩で与えられる。しかし、磁束線が Lorentz 力を受けて超伝導体内を動こうとすると、Lorentz 力とは逆方向にピン力による抵抗力を受ける。磁束線の運動方向を表す方向ベクトルを𝜹 = 𝑣/|𝑣|とし、ピン力密度の強さを𝐹p とすると、仮想的な静的状態でのつり合いの式は
𝑱 × 𝑩 − 𝜹𝐹p = 0(1.14)となる。ここから、𝐽 = 𝐹p /B = 𝐽c0の関係が得られる。
一方で、𝐽 > 𝐽c0 となると磁束フローを起こし、粘性力が働く。それを考慮した釣り合いの
式は𝑱 × 𝑩 − 𝜹𝐹p −𝑩𝜂𝜈 = 0𝜙0(1.15)となる。ここで𝜙0 は量子化磁束であり、𝜂は粘性係数である。さらに、𝐽c0 = 𝐹p /𝐵及び𝑬 = 𝑩 × 𝒗の関係を用いて𝐽について解くと𝐽 = 𝐽c0 +𝐸𝜌f(1.16)となる。ここで𝜌f = 𝐵𝜙0 /𝜂はフロー比抵抗である。(1.41)式を𝐸について整理すると、磁束フローにより発生する電界は
𝐸 = 𝜌f (𝐽 − 𝐽c0 )のように求まる。
10(1.17)

1.5.3 ピンニング・ポテンシャル
ここでは、磁束クリープによる超伝導電流の緩和率や、不可逆曲線を決定するうえで重要なパラメータであるピンニング・ポテンシャル𝑈0 を理論的に見積もる。ピンニング・ポ
テンシャルは磁束線の単位体積あたりの平均化したピンニング・ポテンシャル・エネルギ
̂0 と磁束バンドルの体積 V の積で表されー𝑈
̂0 𝑉
𝑈0 = 𝑈(1.18)となる。
̂0は Labusch パラメー
磁束線の単位体積あたりで平均化したピンニング・ポテンシャル𝑈
タ𝑎Lと相互作用距離𝑑i を用いて
̂0 =𝑈

𝑎L 𝑑i22(1.19)となる。ここで𝑎Lおよび𝑑i は、磁束クリープがないと仮定した際の理想的な臨界電流密度𝐽c0と𝐽c0 𝐵 = 𝑎L 𝑑i(1.20)の関係がある。こうした変位によるピン力密度、及びピンニング・エネルギー密度の変化を図1.6に示す。

図1.6 磁束線が平衡位置から変位したときの (a)ピン力密度および (b)ピンニング・エネルギー密度の変化

変位が相互作用距離𝑑i 以内であれば、磁束線の運動はほぼピンニング・ポテンシャル内に限られ可逆であるが、これを超えると現象は不可逆になり、ピン力密度は一般に知られた値に飽和していく。
11一方、磁束バンドルの形状は図1.7のように表される。

図1.7 磁束バンドルの形状 (a) 𝑑 < 𝐿 (b) 𝑑 > 𝐿

超伝導層の厚さ𝑑がピンニング相関距離𝐿よりも大きい場合に、縦方向の磁束バンドルサ
イズ𝐿は、磁束クリープの影響がないと仮定したときの磁束線の長さ方向の理想的な弾性相関距離となり
𝐿=(

1
2

L

)

(1.21)

で表される。同様に、横方向の磁束バンドルサイズ は

=(

L

)

で表され、磁束バンドルの体積は𝑉 = 𝐿 2 となる。また、(1.22)

は磁束バンドルの傾斜率であ

り
=

𝐵2

(1.23)0で表される[9]。
一方、は磁束線格子の状態に依存する磁束線の共有率であり、完全な三角格子の場合
𝐵c2 𝐵
𝐵 2
=
(1 −
)
4 0 𝐵c2𝐵c2となる[10]。

12(1.24)

磁束バンドル内の磁束線の数は 2を用いて表される。また、 との関係から式で 2を表すことが出来て(1.25)= 𝑎fとなる。したがって 2 は2=(1.26)

𝜁𝐽c0 𝐵𝑎fのように表される。また、完全な三角磁束格子の際に最大値 2を取り

2

となる。

=

(1.27)

𝜁𝐽c0 𝐵𝑎fは磁束格子の状態に大きく依存しているため、磁束バンドルのサイズは簡単に決定できない。したがって、磁束クリープが起こる状況下において、最大の臨界電流密度を達成するようなエネルギー消失が最も低い値をとるように 2を想定すると、 2は2で表される[11]。ここで、𝑈 は =

=

2

5𝑘B 𝑇
𝐵𝑎f 𝜈0
o (
)]
[
2𝑈
𝐸c

(1.28)となるときのピンニング・ポテンシャルである。ピンニング・ポテンシャルはピンニング相関距離𝐿が超伝導層の厚さ𝑑より小さい場合と大きい場合でポテンシャルが違い、それぞれで以下のように表される[12]。

1

𝑈0 =

𝑈0 =

2
0.835 2 𝑘B 𝐽c0

𝜁2𝐵1

4.23 2 𝑘B 𝐽c0 𝑑
1(𝐿 < 𝑑)(1.29)(𝐿 > 𝑑)(1.30)

𝜁𝐵2

1.5.4 磁束クリープ・フローモデル
ここまで述べてきたように、超伝導体には磁束クリープ、及び磁束フローによる電界が発生する。磁束クリープにより生じる電界成分𝐸crは13

𝐸cr = 𝐵𝑎f 𝜈0 exp [−

𝑈(𝑗)
π𝑈0 𝑗
] [1 − exp (
)]
𝑘B 𝑇
𝑘B 𝑇

= 𝐵𝑎f 𝜈0 [1 − exp (−

π𝑈0
)]
𝑘B 𝑇

(𝑗 ≤ 1)(𝑗 > 1)(1.31)

である。一方で、磁束フローによる電界成分𝐸ff は
𝐸ff = 0;(𝑗 ≤ 1)= 𝜌f (𝐽 − 𝐽c0);(𝑗 > 1)(1.32)となる。そして、全体の電界𝐸は
1

2
𝐸 = (𝐸cr+ 𝐸ff2 )2(1.33)

で近似的に与えられる。また、ここでの𝑗 は1.5.1節で記述したような、規格化された電流密度である。
銅酸化物超伝導体においては、通常、ピン力密度の分布は一様ではなく、大きく拡散していることが知られており、磁束ピンニングの強さを表すパラメータ𝐴のみが𝑓(𝐴) = 𝐾exp [−( o 𝐴 − o 𝐴m )2]2𝜎 2(1.34)のように分布すると仮定する。ここで、𝐴m は𝐴の最頻値、𝐾は規格化定数であり、𝜎 2 はピン
力密度の分布幅に関するパラメータである。このように𝐴の分布を考慮した全体の電界は∞𝐸(𝐽) = ∫ 𝐸𝑓(𝐴)d𝐴(1.35)

0によって与えられ、これにより𝐸-𝐽特性を評価することが可能となる。

1.5.5 見かけのピンニング・ポテンシャル
前節で述べたように、ピンニングによる超伝導電流は磁束クリープによる影響で、たとえ外部環境が一定であっても、時間経過とともに減衰する。実際に、超伝導体試料の磁化を長時間にわたり測定すると、対数的に磁化が減少することが観測される。
いま、大きな超伝導平板（0 ≤ 𝑥 ≤ 2𝑑）に対して、磁界を𝑧軸方向に加えた場合の磁化を14考える。対称性から半分（0 ≤ 𝑥 ≤ 𝑑）のみを考慮すればよい。増磁の場合、クリープによる磁束バンドルの運動は𝑥軸の正方向、電流は𝑦軸の正方向である。平均の電流密度を𝐽とす
ると磁束密度は
𝐵=

0 (𝐻

− 𝐽𝑥)

(1.36)であり、超伝導平面𝑥 = 0での電界は、Maxwell方程式よりその平均値〈𝐵〉を用いて

𝐸=

2
𝜕𝑑〈𝐵〉
𝜕𝐽
0𝑑
=−
∙
𝜕𝑡
2 𝜕𝑡

(1.37)となる。これを(1.5)式の左辺に代入し、𝑈及び𝑈′を𝐽の関数として与えることで、超伝導電流密度の時間的緩和を導くことができる。
まず、仮想的な臨界状態に近く、超伝導電流の緩和が小さい場合を考える。このとき
𝑈 ≪ 𝑈′であるので、(1.5)式において第2項は無視できる。また𝑈は𝐽が大きくなると減少するので展開して、𝑈 = 𝑈0∗ − 𝑠𝐽と置くことにする。ここで、𝑈0∗は𝐽 → 0としたときの見かけのピ
ンニング・ポテンシャル・エネルギーである。この展開の範囲内で、近似的に𝑠 = 𝑈0∗ /𝐽c0 であり
𝑈 = 𝑈0∗ (1 −

𝐽
)
𝐽c0

(1.38)と書ける。これより電流密度の時間変化を記述する式は
𝜕𝐽
2𝐵𝑎f 𝑣0
𝑈0∗
𝐽
=−
exp
(1 − )]
[−
2
𝜕𝑡
𝑘B 𝑇
𝐽c0
0𝑑

(1.39)となる。この方程式より、𝑡 = 0で𝐽 = 𝐽c0という初期条件を与えることにより
𝐽
𝑘B 𝑇
2𝐵𝑎f 𝑣0 𝑈0∗ 𝑡=1− ∗ o (
+ 1)
2
𝐽c0
𝑈0
0 𝑑 𝐽c0 𝑘B 𝑇

(1.40)

を得る。
十分な時間の後には、上式の対数中の1が無視できる。この対数減衰率

−

d
𝐽
𝑘B 𝑇
( )= ∗d( o 𝑡) 𝐽c0
𝑈0

から𝑈0∗を求めることができる。
15(1.41)

ここで、この実際の磁化の緩和率から求められる𝑈0∗ は、工学的に重要な緩和率ではある
ものの、真のピンニング・ポテンシャル𝑈0とは異なる値であることに注意が必要である。

1.6 超伝導体の応用利用
GdBCOコート線材は、高磁界領域での臨界電流密度特性が優れており、応用が期待されている。応用が見込まれている機器の一つに、SMES（Superconducting Magnetic Energy
Storage）と呼ばれる、超伝導磁気エネルギー貯蔵装置がある。この装置の想定運用環境は、
低温度（20 K）かつ高磁界（10 T）である。このSMESが抱える問題として、磁界中で磁化の緩和が発生し、貯蔵すべき磁気エネルギーが減衰してしまうことが挙げられる。これは、SMESが高磁界中での運用となるため、磁束クリープの影響が顕著になってしまうことが原因である。従って、応用先としてSMESを見込んだ場合の超伝導線材の研究では、種々ある超伝導特性の中でも、特に磁化緩和特性を評価することが重要となる。

1.7 本研究の目的
上述のように、応用先としてSMESを見込んだ場合の超伝導線材の研究では、特に磁化緩和特性を評価することが重要である。そこで、本研究では、PLD法により作製されたGdBCO
コート線材において、超伝導層の厚さ及び中間層の違いが、磁化緩和特性にどのような影響を及ぼすかを調査するため、SQUID磁力計を用いた直流磁化測定、及び磁化緩和測定を行い、その上で、磁束クリープ・フローモデルを用いた解析を行う。なお、本実験において中間層に関して注目する際は、過去の実験結果から、CeO2中間層の試料については「磁界依存性が良い」という特性が、また、Y2O3中間層の試料については「全磁界領域において𝐽cの絶対値が高い」という特性が、それぞれ77.3 Kでの実験結果から得られていることを念頭に、各考察を行う。

16

第2章

実験
2.1

概要

本実験では、中間層と超伝導層の厚さが異なる PLD 法コート線材の臨界電流密度特性及び、磁化緩和特性を評価するために、ここでは、SQUID 磁力計を用いて測定を行った。

2.2

試料

本研究で用いた PLD 法 GdBCO コート線材は、
住友電気工業株式会社が作製したもので、配向 Ni クラッド基板上に中間層として、それぞれ CeO2（60 nm）、YSZ（260 nm）、CeO2（170 nm）もしくは Y2O3（120 nm）を積層し、この上に PLD 法を用いて、GdBCO 超伝
導層を積層したものである。試料の構成を図 2.1 に示す。

図 2.1 試料の構成

本実験では、それぞれの中間層に対して、超伝導層の厚さを 1.04～3.12 μm の間で変化させた。用いた試料の超伝導層の厚さ d と SQUID 磁力計を用いて測定した Tc を表 2.1 に示す。試料の Tc はほぼ同一の結果となったことから、中間層、及び超伝導層の厚さの違い
は、Tc には影響を与えないことが分かる。

17

表 2.1 試料諸元

d [μm]Tc [K]

#1

1.04

92.4

#2

1.56

92.2

2.08

92.4

#4

2.60

92.5

#5

3.12

92.9

#A

1.04

92.6

#B

1.56

92.2

2.08

92.2

#D

2.60

92.2

#E

3.12

92.4

試料

#3

#C

2.3

中間層

CeO2

Y2O3

測定方法

2.3.1 SQUID 磁力計
通常の磁束や磁束密度は常伝導コイルに流れる電流を検知したり、ホール素子による磁気抵抗効果を利用したりして検知するが、より微弱な磁束を検知可能な装置である、SQUID（Superconducting Quantum Interference Device）磁力計（超伝導量子干渉磁力計）が用いられる。SQUID 磁力計の原理を、図 2.2 に示す。微弱な磁束を検知・測定するため、SQUID
磁力計においては、図に示すような超伝導体のピックアップコイルの組み合わせと、ジョセフソン効果を利用する。ジョセフソン効果とは、弱結合した 2 つの超伝導体の間に、超伝導電子対のトンネル効果によって超伝導電流が流れる現象のことであり、この現象を用いて量子化磁束の通過に応じて電流が流れる回路にして、磁束の出入りを検知している[13]。
なお、本実験で用いた SQUID 磁力計は、Quantum Design 社製の MPMS-7 である。

図 2.2 SQUID 磁力計の原理

18

2.3.2 SQUID 磁力計による直流磁化測定
直流磁化測定においては、ある一定温度で試料の広い面に垂直、すなわち c 軸に平行に外部磁界を最初に負方向に印加し、0 T から 7 T まで増磁する。さらに、7 T から 0 T まで今
度は減磁し、直流磁化を測定することで、磁化のヒステリシス曲線を得ることできる。ある磁界におけるヒステリシスの幅∆𝑀 [emu]が臨界電流密度に比例することから、このヒステリシス曲線を用いて、測定温度下における臨界電流密度の外部磁界依存性、即ち𝐽c-𝐵特性が求まる。
いま、長さ𝑙、幅𝑤の平板状超伝導体(𝑙 > 𝑤)の試料の広い面に垂直に磁界を加えた場合について考える。ここで、試料に座標を設け、試料の幅方向を𝑥軸、長さ方向を𝑦軸、広い面に垂直な方向を𝑧軸とし、試料の中心を原点とする。四方向から試料へ磁束が侵入し、これを遮蔽する電流は、臨界電流密度が等方的ならば、Bean モデルを仮定すると図 2.3 の斜線部分を流れる環状電流となる。

図 2.3 四方向から磁束線が侵入した場合の電流の流れ方と電流が流れる微小幅d𝑥の帯に囲まれた領域

この微小幅 d𝑥に流れる微小電流をd𝐼c とする。この細い電流路の𝑧軸方向のサイズを d𝑧とすると、d𝐼c = 𝐽c d𝑥d𝑧である。さらに幅d𝑥の帯に囲まれた領域の面積を𝑆とすると、𝑆は𝑥のみの関数と表され𝑆 = 4𝑥 (𝑥 +

𝑙−𝑤
)
2

= 4𝑥 2 + 2𝑥(𝑙 − 𝑤)
となる。

19

(2.1)

また、この微小電流により発生する磁気モーメントはd𝑚 = 𝑆d𝐼cとなる。これより試料全体の磁気モーメントは𝑚 = ∫ d𝑚= ∬ 𝑆(𝑥)𝐽c d𝑥d𝑧
= 𝐽c 𝑑 ∫ 𝑆(𝑥) d𝑥(2.2)となる。ただし、𝑑は磁界の方向の試料の厚みである。これを計算すると

𝑚=

𝐽c 𝑤 2(3𝑙 − 𝑤)𝑑
12

(2.3)

となる。図 2.4 の下半分は増磁過程の磁束密度の空間分布で、上半分は減磁過程の磁束密度の空間分布となっている。

図 2.4 四方向から磁束線が侵入した場合の磁束密度の空間分布

増磁過程（上）と 減磁過程（下）したがって、超伝導体の磁化のヒステリシスの幅ΔM に相当する磁気モーメントΔ𝑚は、式(2.3)よりΔ𝑚 =𝐽c 𝑤 2(3𝑙 − 𝑤)𝑑
12

(2.4)

となる。したがって、磁化のヒステリシス幅ΔM は、Δ𝑚を超伝導体の体積𝑙𝑤𝑑で割って

Δ𝑀 =

𝐽c 𝑤
(3𝑙 − 𝑤)
12𝑙

20

(2.5)

となり、臨界電流密度は
𝐽c =

6𝑙
Δ𝑀
𝑤(3𝑙 − 𝑤)(2.6)

から評価される。なお、SQUID 磁力計から得られる磁化の測定値の単位は、[emu]であるので、これを SI 単位系に換算するために以下の式を用いた。
𝑚 [Am2 ] ＝ [emu] × 10

(2.7)

2.3.3 SQUID 磁力計による磁化緩和測定
一方で磁化緩和測定では、試料に対して十分大きな磁界を加え、それから目的とする磁界まで下げる。これは試料に磁束を十分にトラップさせた臨界状態にするためである。この操作により、試料は内部の磁束を保とうとして永久的に一定の遮蔽電流を流し続けようとする。しかしながら、実際には時間に対して対数的に遮蔽電流の減衰が起きる。この遮蔽電流は磁化から求めることができ、また Maxwell の方程式と磁化の時間変化から電界を求めることができる。以上より、磁化の緩和測定から𝐸-𝐽曲線を得ることができる。なお、
ここでの電界領域は、約 1.0×10−8 V/m 以下の超低電界領域である。
まず、電流密度𝐽について、式(2.3)より

𝐽=

12𝑚
𝑤 2 𝑑(3𝑙 − 𝑤)

(2.8)

となる。
ここで、試料の形状が磁界方向に沿って無限に長い場合を考える。四方向から磁束が侵入した場合、試料内の磁束の分布は図 2.5 のようになる。

図 2.5 測定時の c 軸方向の磁束の分布21このとき試料に侵入した磁束𝛷は
𝛷 = 𝑤𝑙𝐵 +

0𝑚

𝑑

(2.9)

で表される。一方、Faraday の法則により、𝑑が𝑤や𝑙よりも十分大きい場合、試料内の電界
𝐸は
𝐸=−

1
d𝛷
∙
2(𝑙 + 𝑤) d𝑡(2.10)

で表される。
しかし、今回用いている試料は磁界の方向に対しとても薄いため、このままでは𝐸が過大評価されてしまう。そのため、この形状の影響を考慮しその補正係数を𝐺とすると、式(2.9)、式(2.10)式より、最終的に電界𝐸は次のように表すことができる。

𝐸=−

0𝐺

d𝑚
2𝑑(𝑙 + 𝑤) d𝑡∙(2.11)

この補正係数𝐺は、近似的に直径𝑑のワイヤーからつくった、直径𝑙の一巻きのコイルによる自己インダクタンス𝐿1 = ( 0 𝑙/2) o (8𝑙/𝑑)と厚さ𝑑、直径𝑙の長い中空円柱の自己インダク
タンス𝐿2 = π 0 𝑙 2/4𝑑の比で与えられ、𝐺 = 𝐿1 /𝐿2を見積もることができる。
以上、式(2.8)、式(2.11)を用いて、SQUID 磁力計による磁化の緩和測定より、補正係数を用いて補正された𝐸-𝐽曲線が評価できる。

22

第3章

結果
3.1

𝐽c -𝐵特性

各試料に対して、20 K の低温度領域におけるヒステリシス曲線を測定し、その測定結果から𝐽c-𝐵特性を求めた。#1～#5 の𝐽c-𝐵特性を図 3.1 に、#A～#E の𝐽c-𝐵特性を図 3.2 に、それぞれ示す。

10

11

10

11

Jc [A/m ]#A (1.04 µm)#B (1.56 µm)#C (2.08 µm)#D (2.60 µm)#E (3.12 µm)

10

20 K

2

20 K

2

Jc [A/m ]#1 (1.04 µm)#2 (1.56 µm)#3 (2.08 µm)#4 (2.60 µm)#5 (3.12 µm)
10

10

10

中間層：CeO2
10

中間層：Y2O3

9

0

2

4

10

6

9

0

2

4

B [T]

B [T]

図 3.1 #1～#5 の𝐽c-𝐵特性

図 3.2 #A～#E の𝐽c-𝐵特性6

図 3.1、図 3.2 より、測定した全試料とも高磁界側になるにつれて𝐽cが減少する、同様の傾向を示していることが分かる。
最初に、超伝導層の厚さに注目して比較を行う。両中間層に共通して、1.56 μm が最も𝐽cが高く、逆に、3.12 μm が最も𝐽cが低くなっていることが分かる。また、その他 3 つの、1.04
μm、2.08 μm、2.60 μm の𝐽cの値についても、共通して、先に述べた 1.56 μm と 3.12 μmの𝐽cの中間の値を取っていることが分かる。以上より、特に 3.12 μm に顕著に見られるように、超伝導層の厚さの増加に伴い、𝐽cが減少する傾向があるといえる。これは、超伝導層の厚さの増加に伴う、配向の乱れに起因するものと考えられる。
次に、中間層に注目して比較を行う。両図から分かるように、微差ながら、Y2O3 中間層の方が CeO2 中間層に比べ、全体的に高い𝐽cを示していることが分かる。これは、2.1.1 節で述べた、過去の 77.3 K の環境下の測定結果の内容と符合する。この原因として、CeO2 中間層の試料では、クラックにより生成された超伝導層における異相により、Y2O3 中間層の23

試料よりも電流路が小さくなってしまったことで、全体として𝐽cが減少したことが考えられる。ここで、両中間層の試料に対して、さらに詳細に𝐽cの磁界依存性を見るため、0.1 T における𝐽cの値を用いて規格化した𝐽c-𝐵特性の図を、それぞれ図 3.3、図 3.4 に示す。

10

0

10

20 K

−1

0

#A (1.04 µm)#B (1.56 µm)#C (2.08 µm)#D (2.60 µm)#E (3.12 µm)

20 K

中間層：Y2O3

中間層：CeO2
100

Jc / Jc (B = 0.1 T)

Jc / Jc (B = 0.1 T)#1 (1.04 µm)#2 (1.56 µm)#3 (2.08 µm)#4 (2.60 µm)#5 (3.12 µm)

2

4

10

6

−1

0

2

4

B [T]

B [T]

図 3.3 #1～#5 の規格化𝐽c-𝐵特性

図 3.4 #A～#E の規格化𝐽c-𝐵特性6

図 3.3、図 3.4 より、中間層別に𝐽cの磁界依存性を見ると、高磁界側で顕著にその差が見られるように、CeO2 中間層の方が Y2O3 中間層に比べ、依存性が良いことが分かる。このことも、2.1.1 節で述べた、過去の 77.3 K での環境下の測定結果の内容と符合する。この原因として、1.3.1 節で述べたように、GdBCO コート線材においては、PLD 法により超伝導層が作製された際に、自然に c 軸に相関のあるピンが生成されやすいことから、今回の実験
では、CeO2 中間層の試料において、クラックにより生成された Gd2O3 と思われる非超伝導物質が、c 軸に相関のあるピンとして作用したことが考えられる。

3.2

𝑈0∗ -𝐵特性

各試料に対して、20 K の低温度領域において SQUID 磁力計を用いて磁化緩和測定を行い、そこから𝑈0∗-𝐵特性を求めた。#1～#5 の𝑈0∗-𝐵特性を図 3.5 に、#A～#E の𝑈0∗-𝐵特性を図3.6 に、それぞれ示す。
図 3.5、図 3.6 より、測定した全試料とも𝑈0∗の値は 2 T 付近で上に凸のピークを持つ、同様の傾向を示していることが分かる。
𝐽c-𝐵特性と同様、最初に超伝導層の厚さに注目して比較を行う。CeO2 中間層では 2.60 μmまでは、超伝導層の厚さの増加に従って、高い𝑈0∗を示していることが分かる。同様に、Y2O3中間層においては、2.08 μm までは超伝導層の厚さの増加に従って、高い𝑈0∗を示している。
24

0.08

0.08

*

U0 [eV]0.1*

U0 [eV]

0.1

20 K
0.06 #1 (1.04 µm)#2 (1.56 µm)#3 (2.08 µm)#4 (2.60 µm)#5 (3.12 µm)
0.04
1
2

20 K
0.06

中間層： CeO2
3

4

5#A (1.04 µm)#B (1.56 µm)#C (2.08 µm)#D (2.60 µm)#E (3.12 µm)

0.04
1

6

2

中間層： Y2O3
3

4

5

B [T]

B [T]

図 3.5 #1～#5 の𝑈0∗ -𝐵 特性

図 3.6 #A～#E の𝑈0∗ -𝐵 特性

6

これは、後の解析の章で述べるが、ピンニング相関距離の影響を受けているものと考えられる。また、両中間層に共通して、先に述べた超伝導層の厚さよりも厚さが増加すると、逆に特性が劣化してしまっていることが分かる。これは、3.1 節の𝐽c-𝐵特性の結果に関して述べた、超伝導層の厚さの増加に伴う、配向の乱れに起因する𝐽c減少の影響を受けているものと考えられる。
次に、中間層に注目して比較を行う。先に述べたように、両中間層においても、2 T 付近
で𝑈0∗はピーク値を取っているが、低磁界側（1 T）と高磁界側（6 T）では𝑈0∗の値の大小関係が異なっている。ここで、各試料を超伝導層の厚さごとに中間層で比較した、1 T と 6 Tの𝑈0∗の値をそれぞれ、表 3.1、表 3.2 に示す。なお、比較した際、𝑈0∗が高い方を網掛けで示している。
表 3.1 各試料の 1 T における𝑈0∗ の値

中間層

d = 1.04 μm

d = 1.56 μm

d = 2.08 μm

d = 2.60 μm

d = 3.12 μm

CeO2

0.0700 eV

0.0716 eV

0.0737 eV

0.0722 eV

0.0714 eV

Y2O3

0.0727 eV

0.0741 eV

0.0758 eV

0.0729 eV

0.0749 eV

表 3.2 各試料の 6 T における𝑈0∗ の値

中間層

d = 1.04 μm

d = 1.56 μm

d = 2.08 μm

d = 2.60 μm

d = 3.12 μm

CeO2

0.0565 eV

0.0574 eV

0.0635 eV

0.0735 eV

0.0617 eV

Y2O3

0.0521 eV

0.0570 eV

0.0650 eV

0.0568 eV

0.0568 eV

25まず、表 3.1 の低磁界側（1 T）の𝑈0∗に注目すると、全ての超伝導層の厚さにおいて、Y2O3中間層の方が CeO2 中間層に比べ、若干ではあるが、高い値を示していることが分かる。これは、3.1 節で述べた、微差ながら、Y2O3 中間層の方が CeO2 中間層に比べ、高い𝐽cを有していることに起因するものと考えられる。次に、表 3.2 の高磁界側（6 T）の𝑈0∗に注目すると、2.08 μm のみ異なるが、それ以外の超伝導層の厚さに関しては、全ての厚さにおいて
CeO2 中間層の方が Y2O3 中間層に比べ、高い値を示していることが分かる。特に、2.60 μmではその差が顕著に現れている。これは、先に述べた低磁界側での場合もそうであるが、(1.41)式から分かるように、𝑈0∗と𝐽c に相関があることが原因と考えられる。即ち、3.1 節で述べた、𝐽cの磁界依存性が CeO2 中間層の方が Y2O3 中間層に比べて良いということから、
その𝐽cと相関を持つ𝑈0∗においても、高磁界側において CeO2 中間層の方が高い値を示した、と考えられる。
以上まで、𝑈0∗を中間層に注目して比較して得られたことを再度まとめると、「低磁界側では、𝐽cの値の大小がそのまま𝑈0∗に影響を与えるが、高磁界側になると、𝐽cの値の大小より𝐽cの磁界依存性の方がより顕著に𝑈0∗ に影響を与えるようになり、その影響が支配的になる」と考えられる。

26

第4章

解析
4.1

磁束クリープ・フローモデルによる解析

実験結果により理論的な考察を加えるため、1.5 節で説明した、ピン力の分布を考慮した
磁束クリープ・フローモデルを用いて解析を行った。実験結果として得られた、各試料の20 K における𝐸-𝐽特性の実験値に、理論値が合うようにフィッティングを行うことで、𝐴m 、
𝜎 2 、γの、各ピンニング・パラメータを抽出した。なお、過去の実験による経験則から、 2は 1.5、𝑚は 3 として解析を行った。

4.1.1 𝐸-𝐽特性のフィッティング結果#1～#5 のフィッティング結果を、ぞれぞれ図 4.1～図 4.5 に、#A～#E のフィッティング
結果を、それぞれ図 4.6～図 4.10 に示す。図中で、シンボルが実験値、破線が理論値を示している。各図とも、実験値と理論値で良い一致が見られ、理論を用いて上手く説明されていることが分かる。

10

10

10

−8

#2 (1.56µm), 20 K

#1 (1.04 µm), 20 K

−9

E [V/m]

10

−8

1T
2T
3T
4T
5T
6T

10

−9

E [V/m]

10

−10

10

中間層：CeO2

−11

10

10

10

1T
2T
3T
4T
5T
6T

−10

中間層：CeO2

−11

10

10

2

2

J [A/m ]J [A/m ]

図 4.1 #1 の𝐸-𝐽特性

図 4.2 #2 の𝐸-𝐽特性

27

10

10

10

#3 (2.08 µm), 20 K

−9

E [V/m]

10

−8

−8

#4 (2.60 µm), 20 K

1T
2T
3T
4T
5T
6T

10

−9

E [V/m]

10

−10

10

中間層：CeO2

−11

10

10

10

1T
2T
3T
4T
5T
6T

−10

中間層：CeO2

−11

10

2

10

2

J [A/m ]J [A/m ]

図 4.3 #3 の𝐸-𝐽特性

図 4.4 #4 の𝐸-𝐽特性

−8

10

−8

#A (1.04 µm), 20 K

#5 (3.12 µm), 20 K

10

10

1T
2T
3T
4T
5T
6T

10

−9

E [V/m]−9

E [V/m]

10

10

−10

10

中間層：CeO2

−11

10

10

10

2

1T
2T
3T
4T
5T
6T

−10

中間層：Y2O3

−11

10

10

2

J [A/m ]J [A/m ]

図 4.5 #5 の𝐸-𝐽特性

図 4.6 #A の𝐸-𝐽特性

28

10

−8

10

−8

#C (2.08 µm), 20 K

#B (1.56 µm) 20 K

10

10

10

−9

E [V/m]−9

E [V/m]

10

1T
2T
3T
4T
5T
6T

−10

10

中間層：Y2O3

−11

10

10

10

1T
2T
3T
4T
5T
6T

−10

中間層：Y2O3

−11

10

10

10

J [A/m ]

図 4.7 #B の𝐸-𝐽特性

図 4.8 #C の𝐸-𝐽特性−810#D (2.60 µm), 20 K

−9

E [V/m]10

J [A/m ]−8#E (3.12 µm), 20 K

1T
2T
3T
4T
5T
6T

10

−9

E [V/m]

10

10

2

2

−10

10

中間層：Y2O3

−11

10

10

10

2

1T
2T
3T
4T
5T
6T

−10

中間層：Y2O3

−11

10

10

2

J [A/m ]J [A/m ]

図 4.9 #D の𝐸-𝐽特性

図 4.10 #E の𝐸-𝐽特性

29

4.1.2 ピンニング・パラメータ
フィッティングによって得られた各ピンニング・パラメータを、中間層別にそれぞれ、
表 4.1（CeO2 中間層）
、表 4.2（Y2O3 中間層）に示す。
表 4.1 解析によって得られたピンニング・パラメータ（CeO2 中間層）

試料

#1

#2

#3

#4

#5

d [μm]

1.04

1.56

2.08

2.60

3.12

𝐴m

8.51×1010

9.73×1010

8.10×1010

8.04×1010

6.26×1010

𝜎21.10×10-2

1.00×10-2

9.70×10-3

9.66×10-3

1.23×10-2

γ

0.65

0.63

0.66

0.64

0.65

表 4.2 解析によって得られたピンニング・パラメータ（Y2O3 中間層）

試料

#A

#B

#C

#D

#E

d [μm]

1.04

1.56

2.08

2.60

3.12

𝐴m

1.03×1011

1.00×1011

8.40×1010

9.05×1010

6.75×1010

𝜎29.50×10-3

9.30×10-3

9.00×10-3

9.65×10-3

9.80×10-3

γ

0.57

0.64

0.58

0.66

0.62

まず、𝐽cとパラメータとの関係性について議論する。両中間層それぞれにおいて、最初に超伝導層の厚さに注目して、𝐴m と𝜎 2 の値を見ていくと、𝐴m は厚さが増加するに従って減少しており、また𝜎 2 は反対に増加していることが分かる。𝐴m がピン力の最頻値を、また𝜎 2 がピン力の分布を表していることから、先に述べたそれぞれのパラメータの値の増減が、3.1
節で述べた、超伝導層の厚さの増加に伴う積層欠陥による𝐽cの減少を、上手く説明できていると考えられる。即ち、超伝導層の厚さに注目した結果から、𝐴m は大きいほど、また逆に𝜎 2 は小さいほど、𝐽cは大きくなるといえる。
次に、中間層に注目して、𝐴m と𝜎 2 の値を見ていく。各超伝導層の厚さごとに、𝐴m と𝜎 2 の値を比較すると、𝐴m は全ての厚さにおいて、Y2O3 中間層の方が CeO2 中間層に比べ高い値を示しており、逆に、𝜎 2 は全ての厚さにおいて、CeO2 中間層の方が Y2O3 中間層に比べ高い値を示していることが分かる。このことは、3.1 節で述べた、微差ながら、Y2O3 中間層の方が CeO2 中間層に比べ、全体的に高い𝐽cを示すという結果と、先に述べた、𝐴m は大きいほど、また逆に𝜎 2 は小さいほど、𝐽cは大きくなるという考察の両方ともに、上手く合致する。
以上より、𝐽cとパラメータとの関係性について議論した結果、「𝐴m は大きいほど、また逆に
𝜎 2 は小さいほど、𝐽cは大きくなる」と結論付けられる。
今度は、𝑈0∗とパラメータとの関係性について議論する。𝑈0∗の場合、図 3.5、図 3.6 に示す
𝑈0∗の実験結果と、表 4.1、表 4.2 に示す各パラメータの値をどのように比較しても、𝐴m とγに30

関しては、直接的な相関があるようには見られない。しかし、𝜎 2 に注目すると、概ね𝜎 2 が小さいと、𝑈0∗は大きくなっていることが分かる。ただし、𝑈0∗と𝜎 2 に関しては、先ほどの𝐽cと𝐴m 及びγとの関係性の場合と異なり、何かの結果や考察と合致するものがなく、ただ「𝜎 2 が小さい、即ち膜質が優れているほど、𝑈0∗ は大きくなる傾向がある」とのみ、現時点では結論付けざるを得ない。
そこで、𝑈0∗とパラメータとの関係性をより明確なものにするため、𝑈0∗と各パラメータとの散布図を用いて、再度、議論を行う。なお、𝐴m と𝜎 2 の場合は、𝑈0∗は最も多くの試料がピーク値を取る 2 T での値を用い、γの場合は、γが磁界依存性を表すパラメータであることを考慮し、直接に𝑈0∗の値を用いるのではなく、6 T の𝑈0∗の値を 2 T の𝑈0∗の値で割ったものを用いた。即ち、γの場合は、𝑈0∗のピーク値に対する高磁界側の𝑈0∗の減少率を対象に、比較を行った。それぞれの散布図を、図 4.11～図 4.13 に示す。

0.082

CeO2
Y2O3

CeO2
Y 2O 3

2T

2T
0.08

*

U0 [eV]0.08*

U0 [eV]

0.082

0.078

0.078

8

10

[10

+10

]

0.009

0.01

0.011
2

Am

σ

図 4.11 𝑈0∗ と𝐴m の関係

図 4.12 𝑈0∗ と𝜎 2 の関係

0.9

CeO2
Y 2O 3*U0 (B = 6 T) / U0 (B = 2 T)

0.8

*

6

0.7

0.6



0.65

図 4.13 𝑈0∗ (6 T) / 𝑈0∗ (2 T) と𝛾の関係

31

0.012

各図、順に見ていく。まず、図 4.11 を見ると、𝑈0∗と𝐴m に関しては、散布図で示してもあまり相関があるようには見て取れないことが分かる。しかし次に、図 4.12 を見ると、こちらは𝐴m との場合とは異なり、先に述べた「𝜎 2 が小さいほど、𝑈0∗ は大きくなる傾向がある」ということを、散布図で示すことでより明確に確認することができる。最後に、図 4.13 を見ると、図中右下の領域にほとんどのシンボルが集まっており、一見すると、γは𝑈0∗の減少率に特に影響を与えていないように見えるが、赤と青でそれぞれマークしたシンボルに、顕著にγと𝑈0∗の減少率の相関が見られる。赤でマークしたシンボルは、γは大きく、また減
少率は小さくなっており、青でマークしたシンボルは、γは小さく、また減少率は大きくなっている。即ち、サンプル数が少なく、完全に結論付けることはできないものの、「γが大きいと𝑈0∗の減少率は小さくなる」ということが予測される。

4.1.3 𝑈0∗ 理論値
4.1.1 節に示した、𝐸-𝐽特性の理論値から磁化の緩和率を逆算することにより、𝑈0∗の理論値を求めた。求めた𝑈0∗の理論値を、図 4.14 と図 4.15 に示す。

0.07

U0 [eV]

0.06

*

*

U0 [eV]

0.07#1 (1.04 µm)#2 (1.56 µm)#3 (2.08 µm)#4 (2.60 µm)#5 (3.12 µm)
0.05
1

2

3

0.06

#A (1.04 µm)#B (1.56 µm)#C (2.08 µm)#D (2.60 µm)#E (3.12 µm)20 K中間層： CeO2
4

5

6

7

8

9

0.05
1

10

2

3

20 K
中間層： Y2O3
4

5

6

7

8

9

B [T]

B [T]

図 4.14 #1～#5 の𝑈0∗-𝐵 特性の理論値

図 4.15 #A～#E の𝑈0∗-𝐵 特性の理論値

10

求めた𝑈0∗の理論値と、3.2 節で示した実験値を比較するため、まず、理論値のグラフにおいて 1～6 T にのみ注目する。実験値では 2 T をピークとする上に凸のグラフとなっていたが、その傾向が表れているのは両中間層において、超伝導層の厚さ 1.04 μm の場合のみであり、その他の厚さにおいては、理論値を用いて上手くピークが表されてない。また、全体的に理論値は実験値と比べ、𝑈0∗の値の変化に乏しいことも分かる。さらに、中間層別に𝑈0∗の値を比較すると、厚さ 1.04 μm と 3.12 μm に顕著に見られるように、CeO2 中間層は Y2O3
32

中間層に比べ、低くなっていることも確認できる。超伝導層の厚さに注目した際の、𝑈0∗ の
値の大小関係については、厚さ 1.56 μm を除き、ほぼ、全試料において理論値と実験値の間におおよその相関が見られる。ここで、理論値と実験値の間で生じた差異について原因を考察する。まず、理論値において、ピークがほどんどの試料で見られず、また全体的に値の変化に乏しいことに関する理由としては、𝐸-𝐽特性の理論値の導出の際に用いるパラメータである、𝐴m と𝜎 2 において、ともにその磁界依存性が考慮されていなかったためと考えられる。また、CeO2 中間層は Y2O3 中間層に比べ、𝑈0∗の値が低く出ているのは、3.1 節で述
べた、CeO2 中間層におけるクラックによる𝐽c減少の影響を受けているためと考えられる。
次に、理論値の図において、6 T 以上の領域まで拡張して議論を行う。厚さ 1.04 μm は、両中間層ともで、すでに 6 T までの領域において𝑈0∗は減少傾向が見られるが、6 T 以上になると、その傾向がより顕著になっていることが分かる。また次の、厚さ 1.56 μm では、両中間層ともで、6 T までは𝑈0∗は増加傾向にあったが、6 T 以上、特に 8 T から 9 T の間で、𝑈0∗が減少傾向に転じていることが確認できる。一方で、厚さ 2.08 μm 以上では、厚さ 3.12μm で顕著に見られるように、6 T 以上でも𝑈0∗は増加傾向にある。これらの原因としては、次節で述べる、ピンニング相関距離の影響を受けているためと考えられる。

4.1.3 ピンニング相関距離
最後に、ピンニング・パラメータより求めた、各試料の 20 K におけるピンニング相関距

20 K

20 K

3 #5 (3.12 µm)

3 #5 (3.12 µm)#4 (2.60 µm)#4 (2.60 µm)

L [µm]

L [µm]

離𝐿の磁界依存性を、図 4.16 と図 4.17 に示す。

2 #3 (2.08 µm)#2 (1.56 µm)
1

2 #3 (2.08 µm)#2 (1.56 µm)
1#1 (1.04 µm)#1 (1.04 µm)

中間層：CeO2005

中間層：Y2O3
0
0

10

5

B [T]

B [T]

図 4.16 #1～#5 の𝐿-𝐵特性

図 4.17 #A～#E の𝐿-𝐵特性

3310両図から分かるように、本実験は 20 K という低温度領域で行ったため、測定環境である
1～6 T までにおいては、超伝導層の厚さ d とピンニング相関距離 L がクロスオーバーしている試料は見受けられない。しかし、10 T 以上まで拡張して L の値を見ていくと、図中黒矢印で示している箇所で、両中間層ともにおいて、厚さ 1.04 μm の試料は d と L がクロスオーバーしていることが分かる。即ち、2 次元ピンニングの状態から 3 次元ピンニングの状態へと変化することにより、ピンニングの次元の変化の影響を受けているといえる。この次元性の影響は、3.1 節で示した規格化した𝐽c-𝐵特性、3.2 節で示した𝑈0∗-𝐵特性、前節で示した𝑈0∗ -𝐵特性の理論値、その全てに及んでいることは、既に各節で述べてきたとおりであ
る。

34

第5章

まとめ
5.1

実験及び解析結果

○ 𝐽c -𝐵特性
超伝導層の厚さが増加すると、特性は劣化した。また、中間層で比較した場合は、𝐽cの絶対値は Y2O3 中間層の方が高いが、𝐽cの磁界依存性は CeO2 中間層の方が良好であった。

○ 𝑈0∗ -𝐵特性
超伝導層の厚さは、今回の実験での調節範囲における、中間程度の厚さまでは、特性は向上傾向にあるものの、それ以上の厚さになると、逆に特性は劣化した。また、中間層で比較した場合は、低磁界側では Y2O3 中間層の方が特性は良いものの、高磁界側に移るにつれ、逆に CeO2 中間層の方が特性は勝った。

○ ピンニング・パラメータ
𝐽cとパラメータとの関係性として、「𝐴m は大きいほど、また逆に𝜎 2 は小さいほど、𝐽c は大きくなる」ということがいえた。さらに、𝑈0∗とパラメータとの関係性として、「𝜎 2 が小さい
ほど、𝑈0∗は大きくなる傾向がある」ということがいえた。最後にγとパラメータとの関係性
として、「γが大きいと𝑈0∗の減少率は小さくなる」という傾向が見られた。

○ 𝑈0∗ 理論値
実験値と比較して、理論値では 2 T 付近での上に凸のピークが見られず、また、全体に値の変化にも乏しくなるという結果になった。しかし、超伝導層の厚さと𝑈0∗ の特性に関しては、理論値を用いて定性的に説明できた。

○ ピンニング相関距離
実験での測定範囲である 1～6 T までにおいては、超伝導層の厚さ d とピンニング相関距
離 L がクロスオーバーしている試料は見られなかった。しかし、10 T 以上まで拡張して Lの値を見ていくと、
厚さ 1.04 μm の試料は d と L がクロスオーバーしている箇所が見られ、即ち、2 次元ピンニングの状態から 3 次元ピンニングの状態へと変化することにより、ピンニングの次元の変化の影響を顕著に受けるであろうことが予測された。

35

5.2

結論

以上まで実験結果、及び解析結果を踏まえ、SMES 応用への最適な条件を考えると、まず、超伝導層の厚さについては、𝐽c-𝐵特性と𝑈0∗-𝐵特性の両方の実験結果を勘案し、2 μm 程度が両者のバランスが最も良く、最適であると考えられる。また、中間層については、Y2O3中間層に見られたような、𝐽c の絶対値が高いものを用いることはもちろんのこと、かつ、
SMES においては、磁化が緩和しにくいことが重要条件となるために、CeO2 中間層に見られたような、特に、高磁界側における𝐽cの磁界依存性が良いという特性を兼ね備えたものを用いることが求められる、と考えられる。

36

謝辞
本研究を行うにあたり、多大なるご指導をいただいた小田部荘司教授、木内勝准教授に深く感謝いたします。また、本研究で用いた試料を提供していただいた住友電気工業株式会社に深く感謝いたします。最後に、公私共々お世話になりました、小田部・木内研究室の皆様に深く感謝いたします。

37

参考文献
[1]「長崎大学 工学部 工学科 電気電子工学コース 福永・中野研究室（2014/1/20 アクセス）」（http://www.eee.nagasaki-u.ac.jp/~magnet/research.html）[2] 超伝導 Web21 2007 年 6 月号 18[3] Y.Iijima, K.Kakimoto, H.Fuji, N.Kaneko, S.Hanyu, K.Naoe, S.Ajimura, T.Saitoh :フジクラ技報 第 110 号（2006）26 - 31.
[4] 超伝導 Web21 2011 年 5 月号 1 - 13[5] 和田 純, 配向 Ni クラッド基板を用いて作製された PLD 法 GdBa2Cu3O7-x コート線材の臨界電流密度特性（九州工業大学 修士論文 2013）6[6] 超伝導 Web21 2009 年 4 月号 9[7] 和田 純, 配向 Ni クラッド基板を用いて作製された PLD 法 GdBa2Cu3O7-x コート線材の臨界電流密度特性（九州工業大学 修士論文 2013）26 – 29, 32 – 33.
[8] K.Yamafuji, T.Fujiyoshi, K.Toko, T.Matsushita : Physica C 159（1989）743.
[9] 松下 照男, 磁束ピンニングと電磁現象（産業図書）p322[10] E.H.Brandt : Phys.Rev. B 34（1986）6514.
[11] T.Matsusita : Physica C 217（1993）461.
[12] T.Matsushita, T.Fujiyoshi, K.Toko, K.Yamafuji : Appl. Phys.Lett. 56（1990）2039 2041.
[13]「磁石とマグネットの NeoMag - 磁石・磁気の用語辞典（2014/1/15 アクセス）」（http://www.neomag.jp/mag_navi/mames/mame_glossary_main.php?title_id=715）

38