特集：バルク材料の研究開発の現状

解説

バルク超電導体の着磁現象
藤代博之*Magnetization of Superconducting Bulks
Hiroyuki FUJISHIRO*
Synopsis: The applications of REBaCuO superconducting bulks (RE: rare earth element or Y) have been investigated recently
because of the enhancement of the superconducting characteristics such as critical current density Jc and the trapped field BT. A
superconducting bulk can trap higher BT of over 17 T via conventional field-cooled magnetization (FCM) and BT=5.2 T via
pulsed field magnetization (PFM), which has been intensively studied because a superconducting magnet is not used. This review
article summarizes the magnetizing mechanism of the superconductors, the recent activities of PFM conducted experimentallyand numerically, and the practical applications of several superconducting bulk magnet devices.
Keywords: bulk superconductor, pulse field magnetizing, trapped field, heat generation, bulk magnet
や機械的強度が向上しており，すでに磁場中冷却着磁法

1. はじめに(Field cooled magnetization: FCM）により，29 K で 17 T を

超電導体は超電導転移温度 Tc 以下では電気抵抗がゼロ超す捕捉磁場が報告されている 2)．2000 年に発見されたであるため，電磁誘導を利用して超電導体内に電流を誘導

MgB2 を用いたバルク磁石研究は，Yoo らがスパークプラ

すれば電流はそのまま流れ続ける．この永久電流が超電導ズマ法を用いた MgB2 バルクに FCM 法により 27.5 K で体に磁場を捕捉させて磁石化する原理である．この原理を

1 T の磁場を捕捉することを報告した 3)．最近，Yamamoto

用いて，1970 年代に Nb3Sn のリボンを螺旋状に巻いた円らは空気中焼結で MgB2 バルクを作製し，13 K で 1.3 T の筒状試料内部に 4.2 K で 2.24 T の磁場が捕捉されているが，磁場を捕捉し，REBaCuO 系以外の超電導バルク磁石の検比熱が小さく熱的不安定性から生じる flux jump や機械的討も行われている 4)．

強度の問題から実用化は行われなかった 1) ．1986 年に高超電導バルクを磁化（着磁）する方法には，一般的な磁温超電導体が発見され，その Tc が高いことに加え，比熱

場中冷却着磁法の他に，ゼロ磁場中冷却着磁法（Zero fieldや不可逆磁界 Hirr が大きいため flux jump が起こりにくく

cooled magnetization: ZFC）やパルス着磁法（Pulsed field

安定性が高く，さらに液体窒素冷却で実現できる容易さのmagnetization: PFM）があるが，最近，超電導マグネット

ため超電導疑似永久磁石が可能となった．最大の捕捉磁場を用いない安価な着磁法としてパルス着磁法が盛んに研究

Bmax は臨界電流密度 Jc やバルクサイズの増大と共に増加されている．本解説は超電導体の着磁のメカニズムと，特するが，高温超電導体の中でも大型サイズの c 軸配向結晶に REBaCuO 系バルクを中心にパルス着磁法の発展と捕捉が作製でき，しかも Jc が高いのは溶融法を用いた磁場向上の経緯，シミュレーションによる捕捉磁場向上の

REBaCuO 系超電導バルク（RE：希土類元素または Y）だ

検討，様々な超電導バルク磁石装置について解説する．著

けである．REBaCuO 系バルクは，REBa2Cu3O7（RE123）

者の調査した範囲の解説であり全てを網羅できていないが，超電導体の疑似単結晶中に磁束ピン止め中心となる非超電

この分野の研究に興味を持つ参考になればと思い，参考文

導相 RE2BaCuO5（RE211）や Ag などの第２相粒子が微細

献を多く掲載した．

分散した複合材料である．作製プロセスの改良により J cReceived November 27, 2010
* 岩手大学工学部マテリアル工学科〒020-8551 岩手県盛岡市上田 4 丁目 3-5
Department of Materials Science and Technology,
Iwate University, 4-3-5 Ueda, Morioka, Iwate 020-8551, Japan
E-mail: fujishiro@iwate-u.ac.jp

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2. 超電導体の磁化過程と着磁方法 5, 6)
Bean モデルによれば，不均質な第２種超電導体内部の磁場勾配 dB/dx はμ0Jc に等しく，直径 d の無限に長い円柱状の超電導体に捕捉される磁場は Fig. 1(a)に示すように円錐状の磁場分布になり，試料中心で最大値 Bmax=(1/2)μ0Jcd81となる 7)．これより Bmax は Jc と円柱の直径 d に比例してZFC 法の場合には，増磁過程の初期には超電導体端部付大きくなることが分かる。ただし，この円錐状の捕捉磁場

近にのみ磁束が侵入する。超電導体の両端から侵入した磁分布は超電導電流が試料全体にわたり均一に同心円状に流束が最初に試料中心で出会うときの外部磁場を B*（中心れる場合のみに実現され，試料内に粒界などがある場合は到達磁場）とすると，B*=(1/2)μ0Jcd である．減磁過程も高さの低い複数の山が存在する不均一な磁場分布となる．

同様に考えることができ，最終的にはふた山のピークを持従って，発生磁場の大きなバルク磁石を実現するには Jc

つ捕捉磁場分布となる（Fig. 1(c)）．超電導体を完全に磁が高い大型単一結晶が必要となる．また実際のバルクの長化するためには FCM 法では B*以上の静磁場が必要である

さ（厚さ）は有限であるため，外部に発生する磁場の大きが，ZFC 法では 2B*以上の高い印加磁場が必要であるためさは(1/2)μ0Jcd よりも小さくなる．

実用的には用いられていない（Fig. 1(d)）．バルク温度の静磁場を用いた着磁方法の１つである FCM 法は，超電低下により Jc（すなわち山の傾斜）が増大し，最大捕捉磁

導転移温度 Tc 以上の温度において外部磁場 Bex を印加し，場 Bmax は増大する．しかし，低温では自分自身が捕捉しTc 以下に冷却 した後 ， 外部磁場を取り除く方法である

た磁束による磁気応力（フープ力）が試料の機械的強度を（Fig. 1(a)）．Bex< (1/2)μ0Jcd の場合は，台形型の捕捉磁場分上回る場合に破壊が起こる．そのためバルク自体の機械的布となる（Fig. 1(b)）．一方 ZFC 法は，超電導体を Tc 以下

強度の向上や金属リングなどによる補強が必須である．理の温度に冷却した後に外部磁場を最大 Bex まで増加させて論的には FCM 法と ZFC 法は平衡状態での着磁であるが，磁束を侵入させた後，外部磁場を取り除く方法である ．

実際には有限の時間で磁束の運動が起こるので数 K 程度の温度の上昇が生じ，外部磁場の掃引速度が速いほど温度(a) FCM (Bex>B*)
Bex

T>Tc

Bex

T<Tc

T<Tc
dB/dx
=μ0Jc

B*

B*

2B*

上昇が大きいことが実験的に確認されている 8, 9)．

3. パルス着磁法の研究の進展
B*

FCM 法を用いて高磁場を超電導体に捕捉させるには超電導マグネットを使う必要があり，応用上の制約があった．
1995 年頃，名古屋大の Mizutani とイムラ材料開発研究所d(b) FCM (Bex<B*)
T<Tc

T>Tc

のグループは，永久磁石の着磁方法と類似したパルス磁場

T<Tc

による超電導バルクの着磁方法（PFM 法）を考案した 10)．
この方法は寒剤または冷凍機を用いて超電導バルクを Tc

B*
Bex

Bex

B*

B*

以下の温度に冷却した後，周囲に配置したソレノイド型銅
コイルに 1 s 以下のパルス状電流を流し，超電導体に短時間だけ大きなパルス磁場を印加し磁束をバルクに捕捉させdる方法である．Fig. 2 に冷凍機冷却したバルクに対するパルス着磁の概念図を示す．パルス磁場の継続時間を例えば，(c) ZFC (Bex=B*)
T<Tc

500~1000 s に長くした究極の PFM 法が ZFC 法ということ

T<Tc

T<Tc

になる．PFM 法は，高価な超電導マグネットを用いずに
Bex

B*

B*

B*
B*/2

銅コイルとコンデンサ電源によるパルス磁場を用いて超電導バルクを着磁することができ，着磁コイルとバルクを一体化した装置（例えば，バルク磁石の界磁により回転力を(d) ZFC (Bex2 B*)
Bex
T<Tc

得る超電導モータ）に実際に組み込むことができる 11, 12)．

d2B*

イムラ材研の Itoh らは，77 K における YBaCuO 系バル
T<Tc

2B*

T<Tc

2B*

クのパルス磁場に対する磁気的挙動を明らかにする研究を行った 13)．その中でパルス磁場印加後の捕捉磁場分布の測

B*

B*

B*

定，バルク表面の複数地点での磁束密度の時間的変化の測定，ピックアップコイル法による磁束線総量の時間的変化の測定などを行い，印加磁場 Bex の増大と共に捕捉磁場 BT

dFig. 1 Schematic illustration of the mechanism of flux trappingin the framework of Bean’s critical-state model: (a) FCM(Bex>B*), (b) FCM (Bex<B*), (c) ZFC (Bex=B*), (d) ZFC(Bex≥2B*).

82や総磁束量ΦT は増大するが，ある印加磁場を越えると BT,

ΦT が減少することを示した 14, 15)．これは磁束が有限の速度で超電導体内を運動することにより発熱が生じるためにバ
ルクの温度が上昇し，Jc の低下をもたらすためと推定したが，液体窒素中でのバルクの温度測定の困難さから系統的
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80

(a)

T (K)

60
40
20
0

60

Ts=60 K
40 K
30 K
20 K
10 K

GdBaCuO bulk
Bex=5.53 T
0

10

20

30
Time (s)

(c)
s

1.5

20K
30K
40K

20

60K

1.0

T

30

B (T)

(T)
max

60

T =10K

40

ΔT

50

2.0

(b)

50

Fig. 2 Schematic illustration of the concept of the pulsed fieldmagnetization (PFM).

40

60K
40K
30K
20K
10K

0.5

10

な温度上昇の確認はなされなかった．

04

近年の冷凍機の普及によりバルクの冷却に冷凍機が用い

7ex

グループなどが中心になり，捕捉磁場の向上を目指して冷凍機冷却したバルクのパルス着磁の研究が行われた

6
B (T)

られ，名古屋大とイムラ材研のグループ，SRL/ISTEC の16-19)

5．

筆者らも 2003 年から研究をスタートしたが，パルス着磁におけるバルクの温度上昇と捕捉磁場の関係に注目したと

0

4

5

6

7

B (T)
ex

Fig. 3 (a) Time evolution of temperature T(t) after applying apulsed field of Bex=5.53 T at various temperatures Ts, (b) the
maximum temperature rise ΔTmax and (c) the trapped field BT at
the bulk center. 24)

ころに研究の特徴がある 20-23)．
Fig. 3 に伝導冷却した直径 45 mm の GdBaCuO 系バルク

バルク中心への磁場の侵入と捕捉を開始する磁場は高磁場に Bex=5.53 T のパルス磁場（立ち上がり時間: τ =0.013 s）

側へずれ，バルクは強い粘性力とピン止め力のために強くを印加した時のバルク温度 Ts と表面の温度上昇および捕遮蔽され高い印加磁場が必要になる．FCM 法とは異なり．パルス磁場を印加すると，磁束捕捉磁場分布は温度の低下と共に不均一が顕著になる．この侵入と捕捉に伴う粘性力損失 Qv とピン止め損失 Qp によれは Jc(B, T)の不均一性を反映していると考えられるが，捉磁場の関係を示す
り温度が上昇する

6）24）．最大温度上昇ΔTmax は Ts の低下及びBex の増加と共に大きくなり，例えば Ts=40 K で Bex=5.53 T
では Tmax=71 K にも達する．温度上昇は冷凍機の冷却能力やバルクと冷却ステージの接触熱抵抗の大きさにも依存す

この関係は PFM の捕捉磁場向上の重要な要素であり，現在も検討が行われている 26)．

4. マルチパルス磁場印加による捕捉磁場向上

るが数 s でピークを示し，約 10 min で初期温度 Ts に戻る．

パルス着磁により捕捉磁場を向上させる方法はいくつか

一般に FCM 法では，低温ほど臨界電流密度 Jc が向上する

提案されているが，その中で複数のパルス磁場を印加する

た め ピ ン止 め 力 が 増 大し 捕 捉 磁 場 が向 上 す る ． しか し着磁法は非常に有効である．Fig. 5 にこれまでに提案されPFM 法におけるバルク中心での捕捉磁場は，Ts により最ているマルチパルス磁場印加による PFM 法をまとめた．

大となる印加磁場が異なり，ピン止め力の増大による発熱

その中で一定温度で一定パルス磁場を複数回印加する同一（ピン止め損失 Qp）の増加と比熱 C の減少による温度上

パルス磁場印加法（Sequential pulsed field application, SPA）

昇の増加があり，必ずしも Ts が低い方が捕捉磁場は大きは最も一般的な方法である（Fig. 5(a)）．Fig. 6 に 45 mm

くなるとは限らないことが分かる．

SmBaCuO バルクの Ts=40 K と 60 K で Bex=3.01 T と 4.64 T

Fig. 4 に冷凍機を用いて 70 K から 16 K まで冷却したのパルス磁場を印加した場合の，バルク中心での最大温度

GdBaCuO 系バルクに印加する単一パルス磁場 Bex とバル

上昇ΔTmax と捕捉磁場 BTP のパルス磁場印加回数依存性を示

ク中心表面での捕捉磁場 BT の関係および 0.5 mm 上の捕捉

す 21）．いずれの場合も No.1 pulse での温度上昇が最も大き

磁場分布を示す 25)．Bex が小さい場合は磁束はバルクの周

く，印加回数の増加とともに ΔTmax は減少し一定値に近づ辺のみに捕捉されるが，印加磁場の増大と共にバルク中心

く．ΔTmax は Ts が低いほど大きく Bex が大きいほど大きいこへ磁束が捕捉される．さらに Bex を増大させると温度上昇とが分かる． BTP は No.1 pulse で最終値の 80%以上が捕捉により中心の捕捉磁場は減少する．温度 Ts の低下によりされ，磁場印加回数の増加とともに一定値に近づく．

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83

30

5

(a)

(b)

40K,3.01T
40K,4.64T
60K,3.01T
60K,4.64T

3

T

P

(T)

20

B

ΔTmax (K)

4

10

2
1

0

1

2 3 4 5
Pulse Number0

1

2 3 4 5
Pulse Number

Fig. 6 The pulse number dependence of (a) the maximum
temperature rise ΔTmax and (b) the trapped field BTP for various Ts
and Bex.21)

場印加法（IMRA 法）が提案され（Fig. 5(b)），2003 年時点
においてこの方法を用いて直径 35 mm の SmBaCuO 系バルクの表面に捕捉された最大の磁場は 3.8 T，総磁束量は 1.5
mWb であった 27）．IMRA 法では最初に強い磁場を印加してバルク中央部に磁束を捕捉させた後に，これより弱い磁場を反復して印加することが総磁束量増大に有効であるこThe trapped field BTC at the bulk center and the trapped

Fig. 4
field distribution as a function of the applied pulsed field Bex forvarious starting temperatures Ts.25)とが明らかにされた 19)．さらにバルクを軟磁性ヨークで挟んで着磁することで，磁場の変化速度が鈍り磁束の運動が抑制されたことで捕捉磁場の向上が確認されている 28)．著
者らはパルス磁場の立ち上がり時間を変化させた実験からも同様の効果を確認している 29)．また Sander らにより複数回の同一強度のパルス磁場をバルクの温度を段階的に冷却しながら印加する PFM 法（MPSC 法）が提案され（Fig.
5(c)），捕捉磁場の向上が報告されている 30)．
著者はこれまでの一連の実験から，比較的高い温度で磁束をある程度捕捉させてピン止め損失 Qp を低減し，その後ピン止め力の大きい低温で強いパルス磁場を印加すれば，発熱を低減できて捕捉磁場 BTP が増大できると考え，バルク温度 Ts と印加磁場 Bex を最適化する２段階着磁法（MMPSC 法）を提案した 31)．Fig. 5(d)に概念図を示す．
MMPSC 法は，第１段階でバルクを比較的高温 Ts1 に冷却して，比較的弱いパルス磁場 Bex1 を２回印加して，バルク

Fig. 5 Schematic illustration of the PFM techniques using
multi-pulse application.

中心に約 1 T の磁場を捕捉させる．次に第２段階でバルクをさらに低温 Ts2 に冷却し，最適な強いパルス磁場 Bex2 を２回印加する．この方法を用いて 2005 年に，GdBaCuO 系
バルク（直径 45 mm, 厚さ 20 mm）表面で BTP=4.47 T の磁

ΔTmax と BTP の飽和傾向は類似しており，磁場捕捉と温度上場捕捉を確認した 31)．さらに同じバルクにステンレス製リ昇が密接に関係していることを示唆している．No. 2 以降

ングを装着し，熱容量の増大効果により BTP=5.20 T を達成のパルス磁場でバルクに侵入する磁束は，すでにバルクにした 32)．このように MMPSC 法が高い磁場を捕捉する有効磁場が捕捉されているため，新たに印加した磁場によってな方法であることが明らかになった．

形成されるバルク内外の磁場勾配は緩和され，磁束運動と発熱が抑えられ捕捉磁束は増大すると考えられる．

5. MMPSC 法による 5 T を超える磁場捕捉の実現

名古屋大学の Mizutani らにより，一定温度 Ts でパルス磁Fig. 7 に GdBaCuO 系バルクを用いて BTP=5.20 T を捕捉し場 Bex を段階的に減少させて複数回印加する逐次パルス磁

た と き の 印 加 磁 場 Bex=μ0Ha(t) と バ ル ク 表 面 ３ カ 所 （ C:84

TEION KOGAKU（J. Cryo. Soc. Jpn.）Vol. 46 No. 3（2011）

center, M: middle, E: edge）の局所磁場 BL(t)を示す 32)．No. 1

40pulse （Ts1=47 K, Bex1=4.80 T）を印加した場合，バルク中心(C)よりも周辺部(E)がより多くの磁束を捕捉している

円錐型になり，中心で BTP=5.20 T を捕捉した．Bex2=7.01 Tの場合には発熱による flux jump が起こり磁場が逃げ，
Bex2=6.04 T の場合には十分に磁束が侵入しないことが分かり，Bex2 の最適化も重要な条件である．また第１段階でのM 字型磁場分布が小さい場合や円錐型に着磁した場合には，第２段階での捕捉磁場は増大しないことも分かった．

Ts~29K

6

(b)
5

(K)

4
BTP (T)

Bex2=6.73 T)を印加した場合には，磁場分布は中心ほど強いmaxの捕捉磁場向上には重要である）．No. 3 pulse (Ts2=28 K,

30

20

3

ΔT

（実はこの捕捉磁場分布（断面形状は M 字型）が第２段階

MMPSC
SPA(6.6T)
SPA(4.5T)(a)Ts~29K2
10
Ts~45K0

1

2
3
4
Pulse number

10Ts~45K
1

2
3
4
Pulse number

Fig. 8 The pulse number dependences of (a) the maximum
temperature rise ΔTmax and (b) trapped field BTP for MMPSC. 32)

Fig. 8 に No. 1 から No. 4 pulse のバルク中心での捕捉磁場及び最大温度上昇をまとめて示す．図中には比較のために，SPA 法の場合の結果も示す 32)．第１段階でバルク中心に 1 T 程度の M 字型磁場捕捉を行ったため，No. 3 pulse の6．PFM 法におけるシミュレーションによる捕捉磁
場向上の検討

印加での温度上昇は 29 K と SPA の No. 1 pulse の温度上昇

パルス着磁現象の理解のため，また捕捉磁場の向上のた

33 K よりも温度上昇が小さい．この温度上昇の減少のため

め，シミュレーションの手法を用いた検討が行われてい捕捉磁場は大きく増大し，最終的に 5.20 T を捕捉した。さる．Tsuchimoto らは，バルク全体に流れる電流分布を用い

らに，MMPSC 法が直径 65 mm の大型バルク等に対してもて捕捉磁場の実験結果を数値解析により再現した 35-37) ．

適用可能な一般的方法であることを確認した 33) ．また現Ohsaki らは電磁界・熱連成解析を用いて樹脂含浸したバル在，MMPSC 法の捕捉磁場向上のメカニズムについても検クのパルス着磁における温度変化と捕捉磁場特性や，冷却．超電導バルクは真空容器内に保持されていステージとバルクの間の介在物の影響を解析した 38, 39)．まるので，バルク表面で 5 T の磁場が捕捉されていても約 4

た，不均質な Jc 分布を考慮した磁束運動と温度上昇についmm 離れた室温空間では約 2.5 T の磁場しか実際には活用でても解析している 40, 41)．Kajikawa らは MMPSC 法の捕捉磁きない．バルク表面を真空容器内壁にさらに近づける断熱

場 の 向 上 に つ い て の 解 析 を 行 っ て い る 42) ． Baeck43) ，技術の確立も必要である．

Berger44)，Xu45)らも電磁界・熱連成解析を用いた PFM 法の

討している

34)

解析を報告している．
8

s

6

μ0Ha
BT(M)

yoke

そこで Ohsaki らの手法を参考に電磁場-温度の連成シミュ

yoke

4

coil

3

SUS ring

C ME

T

a
0

りがあり，捕捉磁場向上の統一的な指針が必要と考えた．

BT(E)

bulk

5

の実験的検討を行ってきたが，実験で検討できる範囲は限

BT(C)

ex

L

μ H , B (T)

著者はこれまで PFM 法における捕捉磁場の向上のため(a) pulse No. 1
T =47K, B =4.80T

7

レーション法を構築し，捕捉磁場決定の要因を明らかにし，捕捉磁場向上への方向性を検討している 46)．Fig. 9 に21

直径 45 mm の超電導バルクを 40 K に冷却し，バルクの Jc0を変化させた場合のバルク表面中心（r=0）での最終的な捕T =28K, B =6.73T
s

6

ex

す．印加磁場の増加と共に捕捉磁場は増加し，最大を示し

B (C)た後に減少する．また Jc の増加とともにバルク表面中心に

L

5

0

a

L

μ H , B (T)

捉磁場の印加磁場 Bex 依存性のシミュレーション結果を示(b) pulse No. 37磁束が捕捉され始める印加磁場は増加する．Jc の増加は温

B (M)

4

L

度の低下と等価に考えることができ，これらの結果は定性

32

的に実験結果を再現している。Fig. 10 に Jc=3.3×108 A/m2

B (E)
L

1
0

のバルクに，Ts=40 K で Bex=6 T 及び, 8 T を印加した後のバ
0

20

40
60
Time (ms)80100Fig. 7 The time dependences of the applied field μ0Ha(t) and the
local fields BL(t) at positions C, M and E for (a) the No. 1 pulse,and (b) the No. 3 pulse applications. 32)

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ルク表面中心での磁場 Bz と温度 T の時間依存性を示す。中心磁場は約 0.01 s にピークを示し，その後磁束クリープにより減少するが，この原因は中心温度の上昇のためと解釈することができる．すなわち中心温度は約 7 s にピークを迎えた後に低下するが，これ以降に磁場の減少はなくなる
85

ことで説明できる．最大温度に達する時刻は超電導バルク

数個配列したマルチバルク磁石を開発が必要である．しかの熱伝導率と冷凍機の冷凍能力で決まるため，実際の実験

し，マルチバルク磁石を FCM 法で実現するには大口径のでは大きく変化させることはできないが，磁場のピークを

ソレノイド型超電導マグネットが必要であり 51），列状に並温度のピークを近づけることができれば，磁束クリープをんだバルク磁石の着磁はスプリット型超電導マグネットを低減できる．ロングパルス（立ち上がり時間τ =1, 10 s）印

用いて FCM 法による 5 連型バルク磁石装置は報告されて加の場合の捕捉磁場の印加磁場依存性も Fig. 9 に示すが，いるが 52)，応用上は問題が多い．著者は複数個のバルクを

τ =10 s の場合に Bex=8 T で Bz=4.3 T の捕捉磁場をシミュ

ab 面方向から冷却し，スプリット型パルスコイルを用いてレーション結果から得た．その他，マルチパルス磁場印加

バルクの c 軸方向に磁場を印加する手法を提案し，バルクの場合の着磁解析も行っている 47, 48)．また最近，後述するを 2 個または 5 個列状に配置した超電導マルチバルク磁石

渦巻き型コイルを用いたパルス着磁の解析を行い，Izumi装置を試作した 53, 54）．

らの実験結果を再現している 49)．

Fig. 11(a)に 5 連型マルチバルク磁石の概略図を示す．5

7．スプリットコイル, 渦巻き型コイルを用いた
PFM 法と新しい超電導マルチバルク磁石の開発

個の角形バルクは ab 面（側面）方向から銅部材で締め付
け，銅部材を冷凍機の冷却ステージに熱的に接続した．１
つのバルクを着磁後，スプリットコイルを次のバルクへ移以上述べてきた超電導バルク磁石は，バルクの底面（ab動しパルス着磁を行った．Fig. 11(b)にバルクに最適な着磁面）を冷凍機の冷却ステージに密着させて c 軸方向に冷却を行った後の磁場分布を示す 54）．真空容器表面で最大 2.0

し，ソレノイド型パルスコイルを用いて着磁するタイプ

T の磁場を確認し，さらに表裏ほぼ同一な磁場分布を得る（Fig. 2 参照）であった．この方法では１台の冷凍機で１ことができた．この両面利用可能なバルク磁石を用いて磁個のバルク磁石しか実現できなかった．対向型バルク磁石

気分離の実験を行った 55）．超電導バルク磁石は，停電がな

は製品化され，磁気分離への応用が検討されているが50），

バルク磁石の応用範囲を広めるには，列状または面状に複ければ磁場の減少（クリープ）はなく，連続して運転できることを確認している．
東京海洋大の Izumi らはモータへの応用を考え，集中巻き

5z

B (r=0) (T)s

Jc=1.6e8
3.3e8
6.6e8
1.33e94
3
Bex (t) = Bex0

2

t

τ

線した渦巻き型コイル（vortex-type coil）をバルクの両側にT =40Kτ=0.01s

スプリット型コイル状に配置して着磁するパルス着磁法を

Jc=1.33e9
τ=0.01s
τ=1s
τ=10s

⎛ t⎞
exp⎜1 − ⎟⎝ τ⎠

提案した 56）．その結果，ソレノイドコイルよりも低いパルス磁場からバルク中心に磁場が捕捉され，最大捕捉磁場が増大することを示している（Fig. 12 参照）57)．この方法の特徴は大型バルクの着磁に適していることである．すでに1

直径 140 mm の大型バルクのパルス着磁を行った 58)．

0
2

4

6
B

ex

8
(T)

10

12
ab -plane

top view

coolingbulk 3Fig. 9 The applied field dependence of the trapped field Bz at
the bulk surface center for τ =0.01 s for various Jc values (Ts=40
K). The τ dependence of Bz for Jc=1.33 × 109 A/m2 for a longmagnetic pulses (τ =1 s, 10 s) is also shown. 46)

Jc=3.3e8

Bz (6T)Bz (8T)τ=0.01s

T (6T)
T (8T)

Vacuum sheath(a)c-axisDGpulse (6T)

60

2

1

50

0
10-4

2
BT (T)

70

6
4

z=2mm
z=5mm
z=8mm
z=11mmz=0mm

380
T (r=0) (K)Bz (r=0) (T)side view

Ts=40K

pulse (8T)

40
10-3

10-2

10-1
100
Time (s)101102Fig. 10 The time dependence of the local field Bz and thetemperature T at the bulk center (r=0) after applying a pulsed
field of Bex= 6 and 8 T (Jc=3.3 × 108 A/m2, τ =0.01 s). 46)
86

Lbulk 590

10
8

Cu support

coolingbulk 4

0
#1

0

#2

50

#3

#4

100
150
200
Distance (mm)

#5

250

300

Fig. 11 (a) Top and side views of the five-aligned
superconducting bulk magnets, and (b) the line scan profile ofthe trapped field BT (z) in open space. 54)

TEION KOGAKU（J. Cryo. Soc. Jpn.）Vol. 46 No. 3（2011）

9)

10)

11)
12)

Fig. 12 Remnant magnetization versus the applied pulsed fieldusing the solenoid coil and the vortex-type coil. 56)

13)

14)

超電導バルク磁石はスパッタカソード，磁気分離，DDS，
NMR，アンジュレータなどへの応用が検討されているが，著者らが最近行っている有機半導体薄膜の液相成長へのバ
ルク磁石応用について最後に紹介する 59)．有機溶媒などの

15)
16)

反磁性の液体を強磁場中に置くと，液体には磁場の外に出ようとする力（モーゼ効果）が生じ，液の外形が変化す
る．有機溶媒に溶質であるペンタセンなどの有機半導体を溶解させた溶液から溶媒に局所的に磁場を印加すると，溶液が最も薄い場所で局所的に濃縮され，磁石の位置により

17)
18)

意図的に結晶成長を起こすことが可能である．今回，2 Tに着磁された超電導バルク磁石を用いてモーゼ効果を利用した有機半導体の成膜を行い，約 1 mm のサイズの高品質

19)な有機半導体単結晶薄膜を得た．

参 考 文 献
1)

2)

3)

4)

5)

6)
7)
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低温工学

46 巻 3 号

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22)

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59) 吉本則之ら :「磁場中有機半導体結晶薄膜作製法及び作製装置」（特願 2010-044727）

藤 代 博 之昭和 32 年 3 月 8 日生．昭和 55 年東北大学
工学部電子工学科卒業．昭和 60 年同大学院工学研究科博士後期課程（電子工学専攻）修了．(財)半導体研究振興会研究員，九州工業大学助手，岩手大学工学部材料物性工学科助教授を経て，平成 18 年教授，現在に至る．専門は電子材料学，応用物理学．低温工学協会，日本物理学会，応用物理学会会員．工学博士．

TEION KOGAKU（J. Cryo. Soc. Jpn.）Vol. 46 No. 3（2011）