2B-a01

MgB2

内部 Mg 拡散法による銅被覆高安定度 MgB2 線材の開発
Development of Cu sheathed high stability MgB2 wires by internal Mg diffusion method
熊倉 浩明，瀧川 博幸 (物質・材料研究機構)； 葉 術軍（東北大）
KUMAKURA Hiroaki, TAKIGAWA Hiroyuki(NIMS); YE Shujun(Tohoku Univ.)
E-mail: KUMAKURA.Hiroaki@nims.go.jp
1．はじめにMgB2 線材を作製する方法の一つである内部 Mg 拡散（IMD）
法は、金属管の中心に Mg 棒を配置し、Mg 棒と金属管の隙
間に B 粉末を密に充填した後に、線材加工と熱処理を行うもので、通常のパウダー・イン・チューブ法に比べてはるかに高い充填率の MgB2 が得られ、これによって優れた Jc 特性を得ることが可能である。これまでに我々は IMD 法により鉄シース
単 芯 な ら び に 多 芯 MgB2 線 材 を 作 製 し 、 4.2K 、 10T で105A/cm2 を超える Jc を報告してきた。実用化を考えた場合、シース材としてはより熱的安定性の優れた金属を使う必要がある。本研究では、高い安定性を確保するためにシース材として純銅を選び、IMD 法により 30-100m 長の単芯ならびに７芯の MgB2 線材を作製して線材の構造・組織と臨界電流特性を調べた。

Fig. 1 Optical micrograph of mono-filamentary IMD
MgB2/Fe/Cu wire.

2．線材の作製
単芯線材においては、内径 20.5mm, 外径 30mm，長さ200mm の純銅管にバリア材として鉄パイプを挿入し、この中心に径 11mm の純 Mg 棒を配置し、鉄パイプと Mg 棒の隙間にアモルファス B 粉末を充填した。このビレットを最初にスウェージ加工により径 13mm にまで縮径し、その後溝ロール圧延にて径 6mm にまで加工した。最後にカセットローラーダイスにより最終径 1mm の線材に加工した。線材長は約 120m である。
７芯線材においては、外径 20mm、内径 16mm の純鉄パイプの中心に径 11mm の Mg 棒を配置し、隙間にカーボンコートしたアモルファス B を充填した後、スウェージングにより径6.5mm まで加工し、これを 7 本束ねて外径 30mm，内径20.5mm の純銅管に挿入した。これをスウェージングマシンとカセットローラーダイスを用いて最終径 1mm の線材に加工した。長さは約 30m である。いずれの線材も加工の途中において数回の焼鈍(550oC×1 時間）を行った。これらの線材から長さが 1m の線材を切り出し、ゴールドファーネスにて 650oC で
1-8 時間の熱処理を行った。また、単芯線材においては 10m級の線材を切り出して径 20cm 程度のコイルに巻き、日立製作所において 650oC で 8 時間の熱処理を行った。
3．結果と考察Fig.1, 2 にそれぞれ単芯ならびに 7 芯線材断面の光学顕微鏡写真を示す。どちらも中心にあった Mg が B 層に拡散して行き、B と反応して MgB2 が生成しているのがわかるが、単芯線材に置いては中心部に未反応の Mg が残留している。また単芯線材では、鉄バリアならびに MgB2 反応層は形状が矩形であるが、これは溝ロール圧延の影響と考えられる。一方の
7 芯線材では、各フィラメントの形状が歪んでいるが、これはス
ウェージング加工の影響であることが、これまでの短尺の多芯線材の結果からわかっている。
Fig.3 には、10m 級単芯線材の 4.2K、6T における Ic を示す。Ic には大きなバラツキは見られないが、長さが 10m 以上の領域で Ic が上昇しているのがわかる。これは、B 粉末充填時の充填密度の不均一性による MgB2 生成量のバラツキに起因すると考えられる。一方の 7 芯線材ではカーボン添加効果により、6T で～50A の Ic が得られたが、Ic のバラツキは単芯線材
よりも大きい傾向が認められた。これは単芯線材に比べて各フィラメントの形状が歪んでおり、この歪みが長手方向に大きく変動しているためと考えられる。

Fig. 2 Optical micrograph of IMD 7-filamentary
MgB2/Fe/Cu wire.

Fig. 3 The variation of Ic at 4.2K and 6T of 12m-longmono-filamentary IMD processed MgB2/Fe/Cu
wire.
謝辞
10m 級線材の熱処理を行って頂きました日立製作所の田中秀樹氏に感謝いたします。本研究は JST 先端的低炭素化技術開発事業 (ALCA) の助成を受けて実施したものです。

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第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

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MgB2

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KODAMA Motomune䠈 SUZUKI Takaaki, TANAKA Hideki, HABA Toshio, OKAMOTO Kazutaka (Hitachi)䠗
KUMAKURA Hiroaki (NIMS)
E-mail: motomune.kodama.yf@hitachi.com㻝䠊⥴ゝ㻌⌧ᅾ䠈ᕷ㈍䛾 MgB2 ⥺ᮦ䛿 in situ 䜎䛯䛿 ex situ 䛾 powderin tube ἲ䛻䜘䜚〇㐀䛥䜜䠈䛣䛾䛖䛱 in situ ἲ䛾᪉䛜㧗䛔⮫⏺
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stabilized mono-filamentary wires prepared by (a) mechanicalmilling and (b) internal magnesium diffusion methods.

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Figure 2 Dependence of critical current density (Jc) on
magnetic field (B) at 10 and 20 K. For IMD wire, Jc isestimated by dividing Ic by the sum of the areas of MgB2
and hole.
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1. M. Kodama et al Supercond. Sci. Technol. 30 (2017) 044006.
2. S. Ye et al Supercond. Sci. Technol. 26 (2013) 125003.
3. H. Tanaka et al IEEE Trans. Appl. Supercond. 27 (2017)
4600904.

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第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

2B-a03

MgB2

MgB2 多結晶に対する新規炭素材料導入法の探索

Researches on new carbon doping methods for polycrystalline MgB2
澤田 百々子, 高木 菜摘, 元木 貴則, 下山 淳一 (青学大) ; 児玉 一宗, 田中 秀樹 (日立)
SAWADA Momoko, TAKAGI Natsumi, MOTOKI Takanori, SHIMOYAMA Jun-ichi (Aoyama Gakuin Univ.) ;KODAMA Motomune, TANAKA Hideki (Hitachi)
E-mail: c5617051@aoyama.jp
いて(110)ピークの分裂が見られた。これは C 濃度が試料

1. はじめに
MgB2 の無配向の多結晶体でも高い Jc を示すが、高磁場内で不均一であることを意味するが、(110)ピークの半値下で急激に減衰することが当初からの課題であり、改善方

幅が大きいほど Hc2 が上昇することがわかった。さらに法としては結晶粒の微細化や粒成長の抑制[1]、B サイトへ

Fig.2 に示すように x = 0.06 の試料において特に高磁場下の C ドープ[2]が知られている。しかし、C の実効置換量はで Jc 特性が改善した。これらの結果は、C 置換量だけでな

仕込組成より少ないことが多く、粒間結合の劣化や未反応

くその濃度分布もバルクとしての超伝導特性に影響する

不純物の残存を伴う。すなわち、超伝導特性や微細組織はことを示唆するものである。

炭素材料の反応性によって大きく変化することから、ドー
プ量や焼成条件の最適化だけでなく、炭素材料の選択が磁場下での Jc の改善に重要である。炭素源として SiC やコロネンなどの炭化水素を用いた研究例が多いが、必ず副生成物を生じるため、我々は Mg-B-C 系に着目している。本
研究では、MgB2 と結晶構造の似た MgB2C2 や高濃度 C ドープ MgB2 (MgB1.8C0.2)を新たな炭素材料として用いることで磁場中 Jc 向上を試みている。
2. 実験方法
本研究では、Mg、B および炭素原料の粉末を混合し焼成する in-situ 法により MgB2-xCx (x = 0–0.10)バルクを作製
し超伝導特性を比較した。具体的には上記の混合粉末をFig. 1 Relationship between a-axis length andJc (20 K, 3 T) of C-doped and C-free MgB2 bulks.

SUS316 管に充填後、両端を封じ、一軸プレスにより板状に成型し、石英管に空気中で封入し 550–850°C, 12–100 hの様々な条件で焼成を行った。炭素源には先行研究のない
MgB2C2 や予め合成した MgB1.8C0.2 を用い、比較として研究例の多い B4C や微粒子 C (カーボンブラック)を用いた試料も作製した。試料の微細組織と元素分布は SEMEPMA により調べ、構成相や格子定数、結晶性は粉末 XRD
測定により、超伝導特性は SQUID 磁束計を用いた磁化測定と交流四端子法による抵抗率測定を行い評価した。
3. 結果と考察
MgB2C2 は 1000°C 以上の高温高圧力下での生成する物質と考えられていたが、MgB2 と同様にカーボンブラック、
Mg, B の混合粉末を SUS316 管内、1000°C で焼成すること
により、純度は低いものの MgB2C2 が合成できることを見出した。この MgB2C2 を炭素源に用いても、仕込組成に近い C 置換 MgB2 が合成できたが、他の炭素源と比べて反応性に大きな違いは認められなかった。しかし、広い焼成条

Fig. 2 Jc-H curves at 15 K of MgB2-xCx bulks at 15 K
using MgB1.8C0.2 as carbon source.

件において再現性良く比較的高い Jc-H 特性を示す試料が得られたことから、他の炭素源と比較して MgB2 の結晶成

参考文献

長を抑制する効果を併せ持つことが示唆された。

[1] R.M. Scanlan et al., J. Appl. Phys., 46, 5 (1975) 2244-2249.

一方、予め合成した MgB1.8C0.2 を炭素源として MgB2-xCx(x = 0.02–0.10)を作製したところ、粉末 XRD パターンにお[2] S.X. Dou et al., Appl. Phys. Lett. 81 (2002) 3419-3422.

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第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

2B-a04

MgB2

Cu テープ上に作製した MgB2 薄膜の Jc-B-T 特性
Jc-B-T properties of MgB2 thin film deposited on thin Cu tape
岩中 拓夢，小瀧 博司，楠 敏明（日立製作所）；松本 明善（NIMS）；堀井 滋，土井 俊哉（京都大学）
IWANAKA Takumu，KOTAKI Hiroshi，KUSUNOKI Toshiaki（Hitachi, Ltd.）；MATSUMOTO Akiyoshi（NIMS）；
HORII Shigeru，DOI Toshiya（Kyoto University）
E-mail: takumu.iwanaka.os@hitachi.com
1．研究背景MgB2 高温超電導体は、金属系超電導体としては高い臨界温度（Tc＝39K）を有し、液体ヘリウムフリー（例えば 10～20K）で運転する超電導材料として期待されている。MgB2 は、銅酸
化物超電導体や鉄系超電導体など他の高温超電導体に比べ、2 元系の単純な材料であり資源的にも豊富で比較的安価であること、結晶構造や超電導特性の異方性が小さく配向処理が不要で作製しやすいこと、コヒーレンス長が長く結晶粒界での弱結合の問題がないため線材同士の超電導接続が比較的容易であること、磁束クリープが小さく超電導コイルにした際に安定した磁場が得られることなど超電導線材として利用
する上で多くの利点を有する。MgB2 の超電導線材としては金属管に Mg と B の原料粉末、あるいは MgB2 の粉末を充填した後に減面加工を施すことで伸線して線材化し、最後に結晶化熱処理を施すことにより MgB2 多結晶を得るパウダー・イン・
チューブ法（PIT 法）がある。我々は、高磁場向けに PIT 法に比べ 1～2 桁高い臨界電流密度 Jc が報告されている薄膜
MgB2 に着目し、2016 年には、500μm 厚 Cu 板上に良好な
Jc=5,700(A/mm2@20K、5T、磁場が基材に平行方向)を有する
厚さ 10μm の MgB2 薄膜の作製に成功した[1]。今回は、基材を 40μm 厚 Cu テープに変更し、MgB2 薄膜を作製した結果について報告する。
2．実験方法MgB2 薄膜の成膜には、真空蒸着装置を用いた。B の蒸着には EB 蒸発源、Mg の蒸着にはエフージョンセルを用い、Cu
テープ（長さ 20mm、幅 2mm、40μm 厚）上に MgB2 薄膜を共蒸着した。
MgB2 薄膜の膜質評価では、 結晶配向性を X 線回折（XRD）、表面構造を走査電子顕微鏡（SEM）、膜厚や断面結晶構造を走査透過電子顕微鏡（STEM）を用いて評価した。
超電導特性は磁化法および通電法で評価した。Tc の決定は
SQUID を用いた磁化法により行った。測定には 2 mm 四方に切断した MgB2 薄膜を用いた。Tc の定義は磁化が負の値から0 になる温度（規格化磁化率＞－0.01 とした）とした。
臨界電流 Ic は 4 端子法により測定した。測定試料は、レー
ザーカッター(Nd:YAG、波長 355 nm、出力 1mJ)を用いブリッジ加工を行なった。ブリッジ加工幅は 100 μm とし、ブリッジ長は 2 mm とした。Ic の決定基準は電圧立ち上がりの閾値（＞
1μV/cm）とした。
3．結果
X 線回折と SEM 観察の結果より、Cu テープ上では Cu 板
上に比べ、結晶性や配向性が低下していることが示唆された。
Tc は Cu テープ上が 33.5K、Cu 板上が 33.1K であり、ほぼ同等であった。ただし、磁化率変化の急峻性は Cu テープ上の方が劣り、Cu 板上に比べ、MgB2 薄膜に異相や欠陥が多く、結晶性が低下していることを示唆している。
図 1 に Cu テープ上、Cu 板上に成膜した MgB2 薄膜の JcB-T 特性を示す。白抜きが Cu テープ上、塗りつぶしが Cu 板上である。(a)が磁場を基材に垂直（ B ⊥tape）、(b)が平行（B//tape）に印加した場合である。20K、5T での Jc は、(a)方向は Cu テープ上が 14,000A/mm2、Cu 板上が 7,700A/mm2 で、

Cu テープ上の方が高く、(b)方向は Cu テープ上が 2,200
A/mm2、Cu 板上が 5,700 A/mm2 であり、Cu 板上の方が高い。
また、両方向とも Cu テープ上の方が Jc-B-T 特性の傾きが Cu
板上より緩やかであり、特に(a)方向の高磁場側での Jc 低下が抑制されている。一方、(a)方向の低磁場側、および(b)方向ほぼ全磁場範囲で Jc は、Cu 基板上の方が高い。

Fig.1 Jc-B-T properties of MgB2 films on Cu tape and plate.
4．考察
Cu テープ上と Cu 板上に成膜した MgB2 薄膜の Jc-B-T 特
性の違いについて考察する。図 2 に STEM を用いて撮影した、基材に垂直な MgB2 薄膜断面の環状暗視野（ADF）像を示す。図 2 に示すように、MgB2 柱状結晶の粒界に、基材表面から薄膜表面まで伸びる柱状組織が存在する。EDX を用いた元素分析の結果、この組織は Mg 酸化物であることが分かった。この柱状 Mg 酸化物が有効なピンニングセンタとなり、磁束がピンニングされる(a)方向で Jc が向上したが、結晶性低下
によって(b)方向では Jc が低下したと考えられる。

Fig.2 STEM images (ADF) of MgB2 film on Cu tape.
5．結言(1) Cu テープ上に成膜した MgB2 薄膜の 20K、5T での Jc は、磁場が基材に垂直（B⊥tape）で 14,000A/mm2、磁場が基材に平行（B//tape）で 2,200A/mm2 が得られ、Cu 板上より基材に垂直（B⊥tape）な方向で Jc が向上したが、平行（B//tape）
な方向で低化した。
(2) MgB2 柱状結晶の粒界に、柱状 Mg 酸化物が形成され、ピンニングセンタとなり、(a)方向の高磁場側で Jc が向上したが、結晶性低下によって(b)方向では Jc が低下したと考えられる。
参考文献
1. T.Kusunoki, et al. “Superior Jc-B-T characteristics of 10
μ m-thick MgB2 film for tape application” ASC 2016,
3MPo2B-10 (Sep.2016 , Denver, USA)― 86 ―

第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

2B-a05

MgB2

液体水素浸漬冷却における MgB２超電導多芯線の常電導伝播特性
The Property of Normal Zone Propagation of Multi-filamentary MgB2 Superconducting Wire
Cooled by Liquid Hydrogen藤田 勝千, 飼沼 徹, 松本 太斗 白井 康之, 塩津 正博(京大);
小林 弘明, 成尾 芳博, 稲谷 芳文, 野中 聡(JAXA);
田中 秀樹, 児玉一宗, 鈴木 孝明(日立製作所)
FUJITA Katsuyuki, KAINUMA Toru, MATSUMOTO Taito, SHIRAI Yasuyuki, SHIOTSU Masahiro (Kyoto-Univ.);
KOBAYASHI Hiroaki, NARUO Yoshihiro, INATANI Yoshifumi, NONAKA Satoshi (JAXA);TANAKA Hideki, KODAMA Motomune, SUZUKI Takaaki (Hitachi,Ltd)E-mail: fujita@pe.energy.kyoto-u.ac.jp
1．序論
本研究グループでは、液体水素冷却超電導機器の開発を目標に研究を行っている。液体水素は、蒸発潜熱と比熱が大きく、粘性が小さいため冷却・貯蔵・輸送に有利である。また、飽和温度が、高温超電導体の臨界電流が大きい
温度域であることから、高出力で安定した超電導機器の運用が期待でき、液体水素は超電導の冷媒に適している。
本研究グループでは次世代超電導体として MgB2 に注目し、これまでに液体水素浸漬冷却における臨界電流の温度依
存性、磁場依存性の研究を行った[1]。液体水素浸漬冷却の MgB2 超電導多芯線のクエンチ時の様子を定量的に理解するために意図的に熱擾乱を起こし、常電導が伝播する様子を測定し、常電導伝播速度(Normal Zone Propagation
Velocity : NZPV) 及 び 、 最小 入 熱 量 (Minimum Quench
Energy : MQE)を測定する実験を行ったため報告する。
2．試験内容2.1 試験体
本試験に用いた MgB2 線材は直径 1.5mm、全長 200cm の多芯線であり、直径 15cm の FRP 製円筒形ボビンに 4 ター
ンほど疎巻きにしたコイル状の試験体を用いた。常電導
伝播特性の測定用に、コイルの一部分にマンガニン製のヒーター(20K のとき R=11Ω)を取り付け、その両端から
電圧タップを 1cm ごとに 5 個ずつ取り付けた。ただし、ヒーター取り付け部の電圧タップの長さは 2cm とした。
巻き線部の模式図を図１に示す。

図 2 上流側へ伝播する様子

図 3 下流側へ伝播する様子

各 It で測定した NZPV を図４に示す。液体水素浸漬冷却の MgB2 の NZPV は数 cm/s というオーダーであり、伝導冷却で 20K に冷やした、矩形断面を有する MgB2 線のそれに比べ[2]、同等の大きさであるという結果が得られた。また、常電導伝播速度は、銅などの安定化材に流れる電流密度に強く依存するという報告がある。
It=194A においてクエンチが起きる境界となる入熱量における電圧の立ち上がる様子を図５に示す。入熱量が0.75J の場合は超電導が回復する一方で、0.875J の場合クエンチが起きることから It=194A における MQE は 0.875Jと判断した。同様の手法から It=178A、157A における MQEはそれぞれ 1.25J、2.75J であると判断した。伝導冷却で20K に冷やした MgB2 の MQE が 0.2～0.3J であることに比べると、液体水素浸漬冷却における MgB2 の MQE は数倍大
きいことが分かる。また、液温 27K 以下の場合、ヒーターに最高 10J の入熱を加えても、常電導伝播を観測することができなかった。

図 1 コイル巻き線部の断面模式図

2.2 実験方法
本実験装置では、超電導マグネットを用いて 7T までの
外部磁場の印加が可能であり、またクライオスタット底部に設置したシースヒーターと圧力を制御することで液
体水素の液温を 20-32K の間で調整することができるため、所望の温度、磁場、圧力の条件で通電試験をおこなうことができる。
液体水素で浸漬冷却した MgB2 に、臨界電流値を越えな
い一定の輸送電流 It を流しながら、ヒーターにより加熱して、その部分を常電導転移させる。10 個の電圧タップ
間の電圧の立ち上がりを測定することにより、常電導部の伝播の様子を観測した[2]。なお、ヒーターへの入熱はパルス電圧を与え、パルス波形のトップ電圧と入熱時間を変えることで入熱量を制御した。
3. 試験結果
常電導伝播は液温 T=30K、外部磁場 B=0.75T という特定の条件の下で、It=194A、178A、157A の 3 つの通電電流の場合に観測できた。なお、(T,B)=(30K,0.75T)における臨界電流値 Ic は 214A である。
It=194A 時に常電導がヒーター部分から上流側、下流側に伝播し、電圧が立ち上がる様子を図２、３に示す。横軸
は時間、縦軸は各タップの電圧である。

図 4 各 It における NPZV

図 5 It=194A における MQE

まとめ(30K,0.75T)という特定の条件で常電導伝播を観測することができたが、液体水素の液温を下げると伝播は観測できなかった。また、伝導冷却で 20K の MgB2 に比べ、
NZPV は同等の大きさで、MQE は数倍大きいという結果が得られた。
謝辞
本研究の一部は、JST 先端的低炭素化技術開発事業(ALCA)の助成を受け実施したものである。
参考文献[1] 藤田ら：2017年電気学会全国大会5-138[2] Ye. L, et al.: Supercond. Sci. Technol. 28(2015) 035015― 87 ―

第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

2B-a06

MgB2

X 線マイクロ CT による撚り線 MgB2 導体内のフィラメント構造の３次元局所解析
Three-dimensional Filaments Structure Analysis for MgB2 Multi-filament Wires by X-ray Micro-CT井上 昌睦，東川 甲平（九大）； 安藤 憲之介, 水落 空, 高尾 智明（上智大）；
槇田 康博, 新冨 孝和（KEK）； 濱島 高太郎（前川製作所）； 木須 隆暢（九大）
INOUE Masayoshi，HIGASHIKAWA Kohei (Kyushu Univ.);
ANDO Kennosuke, MIZUOCHI Sora, TAKAO Tomoaki (Sophia Univ.);
MAKIDA Yasuhiro, SHINTOMI Takakazu (KEK); HAMAJIMA Takataro (Maekawa); KISS Takanobu (Kyusyu Univ.)
E-mail: inoue@ees.kyushu-u.ac.jp
1．はじめにMgB2 線材開発の進展とともに、大容量化のための撚り線導体の開発が重要な研究課題となる。その際、撚り線加工時に、線材内のフィラメントにダメージを与えることなく、適切な集合導体化を実現するための技術開発が必要となる。一般に、
撚り線加工後の導体性能の評価は、導体全体の、もしくは各素線の臨界電流 Ic を四端子法で測定する手法が用いられるが、加工時の局所的な歪みに伴う、局在する欠陥の検知は、加工プロセスの最適化において重要な知見を与えるにも関わらず、十分な評価手法は確立できていない。これは、一般的な構造観察手法である SEM や TEM が基本的に 2 次元観察であることに起因している。本研究では、撚り線および減面加工を施した 30 芯 MgB2 線材内部のフィラメント構造の 3 次元解析を行い、局在する欠陥とフィラメントの撚り線軌道との対応について検討を行ったので報告する。
2．実験諸元
外径 0.83 mm の 30 芯 MgB2 線材を 3 本用いてピッチ 13.5mm の撚り線加工（撚り線後の外径は 1.77 mm）を施した撚り線
導体と、その後、ダイス引き（ダイス径 1.35 mm）により 16.1%の減面加工を行った撚り線導体の 2 種類を作製した。両導体とも
撚り線をほどいた素線の状態で X 線マイクロ CT による内部構
造観察を行った。
3．結果および考察
Fig. 1 に、それぞれの線材の断面 X 線トモグラムを示す。最も暗い部位が MgB2 に、その周囲の明部がバリア材に対応している。減面加工を施した線材（Fig.1(a)）においては、赤丸で示す領域でバリア材が破れてフィラメントが接続するような構造が生じていることが確認できる。これらの部位は、減面加工による圧縮率が高い部位に相当していることから、減面加工時に生じたことが考えられる。同線材のフィラメント部位を 2 値化により抽出し、3 次元像の構築を行ったところ、フィラメントのブリッジン
グは、圧縮率の高い部位で断続的に生じていることが確認された。
一方、減面加工を行っていない線材（Fig.1(b)）においても局所的にバリア材が破れたような構造が確認できる。この破れの起源を考察するため、断面 X 線トモグラムを 4 μm のピッチで20mm 長に亘り取得し、フィラメントの軌跡とバリア材の破れとの関係について調べた。Fig. 2 に、線材の回転軸方向から見た X
線トモグラムの連続像を示す。図中の赤丸は、Fig.1(b)にて矢印で示したフィラメントの位置を示しており、それらを結んだ線
は、当該フィラメントの軌跡を表している。同図を見てのとおり、
撚り線時に外周に位置するフィラメントが、そのまま撚り線導体の最外周の位置を保ちながら回転していることが分かる。バリ

ア材の破れは、このような曲げ歪みが最大となる外周付近に位置するフィラメントで観察されることから、撚り線時の曲げ歪み
がバリア材の破れの原因であると考えられる。このような知見は、フィラメントの軌跡を明らかにすることで得られることから、X 線
CT を用いた 3 次元局所解析は、撚り線加工時の最適条件の検討に有効である。当日は、フィラメント毎の断面積の長手方向の統計分布の比較などについても報告する。

MgB2

Cu
(a)

Monel

(b)

Fig. 1 Cross-sectional X-ray tomogram for both 30-filmanet
MgB2 wires; (a) subjected to area reduction working at a rate of
16.1% and (b) without area reduction working.

Fig. 2 Sequence X-ray tomograms for 30-filamnet of MgB2 wire.
Red circles indicate the positions of a filament.

謝辞
本研究の一部は、JST先端的低炭素化技術開発（ALCA）「未来の水素利用社会を支える低コスト高性能MgB2線材の開発」の一環として行ったものである。

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第94回

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2B-a07

Y 系バルク着磁

磁場中冷却着磁中の有限長超電導リングバルクにおける応力解析
ー 無限長バルクとの比較と金属リングの補強効果 ー
Simulation studies of mechanical stresses in REBaCuO superconducting ring bulks with infinite
and finite height reinforced by metal ring during field-cooled magnetization
藤代 博之, 高橋 圭太, 内藤 智之（岩手大）；柳 陽介, 伊藤 佳孝（イムラ材研）；仲村 髙志（理研）
FUJISHIRO Hiroyuki, TAKAHASHI Keita, NAITO Tomoyuki (Iwate Univ.);
YANAGI Yousuke, ITOH Yoshitaka (R&D Co., Ltd.,); NAKAMURA Takashi (Riken)
E-mail: fujishiro@iwate-u.ac.jp
1．はじめに
磁場中冷却着磁(FCM)により REBaCuO 系超電導バルク
強磁場着磁を行う際の最大の問題はフープ力によるバルクの破壊であり、通常は金属リング嵌めや樹脂含浸等により補強を行っている。従来のフープ力や補強効果の推定は、無限長ソレノイドコイルを用いて無限長超電導バルクを着磁した際の応力を解析式を用いて求めていた[1]。しかし、現実の超電導
バルクの厚さは有限であり、有限長ソレノイドコイルを用いてFCM 着磁を行うため、解析式の結果とどの程度異なるかについての検討が必要である。そこで本研究では、有限要素法を用いて FCM 着磁における応力シミュレーションを行い、これらの事項についての検討を行った。
2．実験・解析方法
REBaCuO 系超電導リングバルク（外径 64 mm, 内径 40mm）をソレノイドコイル（外径 150 mm, 内径 100 mm）を用いた FCM 着磁について、図 1 に示す 3 つのモデルについて検討した。(a)は、無限長コイルを用いて無限長リングバルクを
FCM 着磁する場合、 (b)は有限長バルク（厚さ 20 mm）を無限長コイルで FCM 着磁する場合、(c)は有限長バルク（厚さ20 mm）を有限長コイル（高さ 100 mm）で FCM 着磁する場合である。それぞれのバルクの外周に厚さ 5 mm の金属リング（アルミ合金）を装着した。バルクの超電導特性は Jc = 4.8x108
A/m2 一定とする Bean model を仮定した。印加磁場 Bex = 4.7
T と 9.4 T とし、10 ステップでゼロになる FCM 着磁を行い、捕捉磁場と超電導電流の分布を計算した。応力解析では、バルク及び金属リングの力学パラメータ（ヤング率、ポアソン比）
を代入し[2]、電磁気的節点力からフープ応力FCM、radial 応
力rFCM の分布を計算した。また FCM 着磁では、バルクと金属リングの熱収縮係数の違いにより室温から FCM 温度までの冷却による熱的フープ応力cool も印加されるため、実際に印加されるフープ応力 (= FCM + cool)も計算した。
3．実験・解析結果
図２に 3 つのケースにおいて、Bex = 4.7 T 印加の最大フープ応力FCM(max)の FCM ステップ依存性を、アルミ合金リン
グがある場合(w/)と無い場合(w/o)について示す。リングバル
クの場合、FCM は最内周表面(r = 20 mm)で最大となり、外周方向に向かって小さくなる。Case A~C のいずれの場合も、ア
ルミ合金リングがある場合の方がバルクに加わるFCM(max)が約 20%低下することが分かる。またFCM(max)の値は、有限長バルク(case B, C)の方が無限長バルク(case A)より大きく、ステップ依存性も異なるが、この原因は各ステップにおける捕捉磁場と電流分布の違いで説明することが出来る。
図3にcase Cにおいてアルミ合金リングを装着したリングバ
ルクを300 Kから50 Kに冷却した場合にバルク内に発生する
熱的フープ応力coolのz依存性を示す。coolは中心部(z = 0)
では大きな圧縮応力が加わるが、バルク表面に近づくにつれて圧縮応力が減少することが分かった。

参考文献
1. Y. Ren et al., Physica C, 251, 15 (1995).
2. H. Mochizuki et al., IEEE Trans. Appl. Supercond., 26,
6800205 (2016).

Fig. 1. Three types of models for the numerical simulation.

Fig. 2. Time step dependence of the maximum electromagnetic
hoop stress, σθFCM(max), in the ring bulk with (w/) and without (w/o)
the aluminum alloy ring during FCM from Bex = 4.7 T for all cases.

Fig. 3. The radius (r) dependence of the thermal hoop stress, σθcool,for the finite ring bulk reinforced by an aluminum alloy ring for eachz-position under cooling from 300 K to 50 K.

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第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

2B-a08

Y 系バルク着磁

磁場中冷却着磁中の GdBaCuO リングバルクにおける磁気応力に伴う破壊挙動
The fracture behavior by magnetic stress in GdBaCuO superconducting
ring bulk during field-cooled magnetization
高橋 圭太, 藤代 博之, 内藤 智之 （岩手大）; 柳 陽介, 伊藤 佳孝 (イムラ材研); 仲村 高志 (理研)
TAKAHASHI Keita, FUJISHIRO Hiroyuki, NAITO Tomoyuki (Iwate Univ.);
YANAGI Yosuke, ITOH Yoshitaka (R&D Co., Ltd.,); NAKAMURA Takashi (Riken)
E-mail: t2216017@iwate-u.ac.jp
1．はじめに
磁場中冷却着磁(FCM)により着磁した超電導バルクは、17
T を超える捕捉磁場を実現した。その高い着磁特性に対し、バルク体の着磁過程においては、電流-磁気相互作用に伴う電磁応力が破壊挙動をもたらす。バルクの破壊挙動の克服
は、バルク応用や今後更なる捕捉磁場向上において重要な課題であると言える。Ren らは、論理計算を用いた応力解析により、ビーンモデルに基づく無限長バルクの磁気応力と捕捉磁場に限界について論じている[1]。しかし、これまで実際の臨界電流密度特性に基づいた有限長バルクに対する応力解析は行われていない。実際の着磁においては、冷却による熱収縮と着磁による磁気応力の双方を加味した応力計算が必要であることや、金属リングの熱収縮を利用した従来の補強方法についても解析的な検討が必要である。
本研究では、リングバルク対し FCM を行い、バルクの破壊挙動を実験的に確認した。また、有限要素法を用いた電磁界-応力解析により、冷却と着磁に伴う応力を求め、バルクの破壊挙動を解析的に説明する。
2．実験方法と解析手法
試料に GdBaCuO リングバルク(外径 64 mm, 内径 40 mm,
厚さ 20 mm, Nippon steel) を用い、これを肉厚 5 mm のSUS316 リングにマウントした。リングバルクに対し、ソレノイド型
超電導マグネットを用いて最大 8.3 T の磁場を印加し、その後50 K まで伝導冷却することで FCM を行った。局所磁場 By を空孔中心に設置したホールセンサーにより、コールドステージの温度を CERNOX 温度計により測定した。また、電磁界-応力シミュレーションのため PHOTO-series (フォトン(株)) を用
いて 3 次元有限長モデルを作成し、捕捉磁場とフープ応力を算出した。Figure 1 に解析モデルの概略を示す。
3．実験結果Figure 2 に各印加磁場に対するバルク中心における印加
磁場 Bapp と局所磁場 By のステップ依存性を示す。By は外部
磁場 Bex の掃引に伴って減少し、着磁後 (Bex/Bapp=0)においておよそ一定の値を取る。Bapp=6.3T, 7.3 T に対し、最終的な捕捉磁場は 5 T であり、いずれの場合に対してもバルクはフル着磁であることがわかる。しかし、Bapp=8.3 T に対しては、およそステップ Bex/Bapp=0.4 のとき By は急激な減少を示し、最終的な捕捉磁場は 3 T まで減少した。このような急激な捕捉磁場の消失はバルクの破壊挙動として一般的なものであり、このときの応力はバルクの機械強度を超えていると考えられる。
4．解析結果Figure 3 にバルク中心と表面における熱フープ応力(Cool)と Bex/Bapp=0.4 における総フープ応力(Cool+FCM)について示す。300 K から 50 K まで冷却したとき、バルク内のCool 分布は不均一であり、バルク中心においてはCool <-100 MPa であるものの、バルク表面外縁においてCool >0 であり圧縮による補強効果が得られていない。これは、熱膨張係数の大きい
SUS リングがバルクに y 方向の収縮歪みを与えるためである。
従って、Fig. 2 においてバルクが破壊されたとき(Bex/Bapp=0.4)、

Cool+FCM 分布はバルク表面外縁で 59 MPa の引張応力であることを示しており、ここが破壊挙動の起点となり得ると考えられる。従って、金属リングを用いた補強では、バルク内の熱収縮応力が均一となるように設計する必要がある。

Figure 1. Cross section of half scale three-dimensional modelof finite ring bulk magnetized by finite solenoid coil.

Figure 2. Time step dependence of the applied field, Bapp, andthe trapped field, By, at the center of the bulk annuli during
FCM for several Bapp of 6.3 T, 7.3 T or 8.3 T.

Figure 3. Cross sectional-plots of the thermal hoop stress,
Cool, and total hoop stress, Cool+FCM, at the time step Bex/Bappof 0.4 when the ring bulk broken for Bapp=8.3 T in Fig. 2.
参考文献[1] Y. Ren, et al.: Phys. C, Vol.251 (1995) p.15-26― 90 ―

第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

2B-a09

Y 系バルク着磁

新しい補強法を用いたQMG ®リングの強磁場着磁におけるひずみ特性
Strain properties of reinforced QMG ring in high field magnetization process
森田 充，手嶋 英一，成木 紳也（新日鐵住金）
MORITA Mitsuru, TESHIMA Hidekazu, NARIKI Shinya（NSSMC）
E-mail: morita.d98.mitsuru@jp.nssmc.com

３．実験結果・考察
各外部磁場中での着磁過程における試料中心の磁束密度および試料表面の各位置における周方向のひずみ変化量をFig.2に示す。各着磁磁場での捕捉磁束密度の変化が減磁完
了まで直線的に変化し,ほぼ印加磁場の値が捕捉できている
こと,また,それぞれほぼ平行になっていることから,20Kの低温領域では,Jcが比較的高いため着磁過程で誘起される超電導
電流は,試料の外周表面部分に集中した近似が成り立つものと考えられる。また,20KでのJc（B）特性における10T付近の変化は極めて小さいと考えられることから、各印加磁中での捕捉
磁束密度の変化は,ほぼ減らした外部磁場に比例すると考えられる。
一方,内周近傍（①、②）の各印加磁場に対する最大ひず
み変化量は,各着磁印加磁場の二乗に概ね比例する結果が得られた。10T超級の着磁を行った場合,今回の試料では、特に内周近傍でのひずみ量変化が加速度的に増加することが予想され,10T着磁実験では、最大ひずみ変化量が,800μεに達しており,従来の外周リング補強のみの場合,割れが発生する可能性が高くなる領域に入っている。
今後は,新規補強方法におけるQMGの厚さと積層金属リングの厚さとの関係および内外周補強リングの肉厚との関係等を明らかにし,目標とする発生磁場強度に対しての最適補強
条件等について検討を進める予定である。

②

③

① ●

④
B(Hall probe）

Fig. 1 Appearance of sample and placement of sensors in
sectional view

1000

20K
800
600

：B
：①
：②
：③
：④

10
8
6

400

4

200

2

Trapped field / T

２．実験方法2-1 試料準備：Agコーティング処理した外径60mm，内径28mm，厚さ2mmのGd系Ag10wt%のQMG®を8枚と、0.5mm厚の9枚のステンレスリングを交互に積層し、外周および内周ステ
ンレスリングを取り付け、それぞれを半田で接合しFig.1の左図に示す試料を作製した。また,Fig.1の右の断面図中に示すようにひずみセンサーおよびホール素子を配置した。試料は下面を冷凍機のコールドヘッドにグリースで固定した。
2-2 着磁方法： 100Kで7Tから10Tの磁場を印加し20Kに冷却した後，0.05T/分で減磁した。これらの着磁過程での捕捉磁束密度と各ひずみゲージの値を記録した。

Strain gauge

Change of strain / με１．はじめに優れた特性を有するQMG®（単結晶状の123相中に211相が微細分散したバルク状酸化物超電導材料）は，1988年に初めて開発された[1-4]。その後，希土類元素（RE）を置換した種結晶を使用する単結晶育成技術により大型のQMG® が製造可能となり種々の応用開発が進められた[5-6]。バルクマグネ
ット応用は，1989年に提案されRE置換種結晶技術によりその基本形が完成した[7,8]。最近では，特に低温・強磁場での着磁により数Tの磁場が捕捉可能となり，各種のバルクマグネット
応用例が報告されている。
前回2016年度秋期の発表では，従来の外周リング補強に加え，金属板との積層による複合材料化と内周リング補強とからなる新しい補強方法で直径60mmの大型QMG®リングを用い10T着磁に成功したことを報告した[9,10]。今回，10T超級の強磁場着磁の可能性を調べるため，7Tから10Tの強磁場領域でのひずみ挙動に関し調べたので報告する。

0

0
0

2
4
6
8
10
Magnetization
External field / T
Fig. 2 Applied field dependence of the strain and trapped field
during magnetization process

参考文献
1. 森 田 充 , 松 田 昭 一 ： New Superconducting Materials
Forum News, No10 (1988) 15
2. M. Morita, et al.: Patent No. US-5508253, Priority date:
06.06.1988.
3. M. Morita, et al.: Physica C 172(1990)383-387[参考文献 1.の英訳]
4. 森田 充：博士論文「溶融成長法による大型酸化物超伝導体の作製と高臨界電流密度化に関する研究」
北海道大学学術成果コレクション（HUSACP）
http://eprints.lib.hokudai.ac.jp/statistics/statslist.php?staturl=fma3serq5o2379t
5. 森田 充等：特許登録番号：2556401
6. M. Morita et al.: Advances in Superconductivity Ⅲ(1991)733
7. 森田 充: 特許登録番号：2055511
8. M. Morita, et al.: Abstracts of CSJ Conference, Vol. 41(1989) p.14
9. M. Morita, et al.:Abstracts of ICMC-CSSJ Conference(2016) p.108
10. 森田 充等：新日鐵住金技報 第407号（2017）― 91 ―

第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

2B-a10Y 系バルク着磁

細孔加工したバルク体におけるパルス着磁中の磁束密度及び温度変化
Variation of magnetic flux density and temperature during pulsed-field magnetization
on a hole-processed bulk superconductor
横山 和哉，香月 淳，三浦 敦郎（足利工大）；岡 徹雄（新潟大）
YOKOYAMA Kazuya, KATSUKI Atsushi, MIURA Atsuro (A.I.T.); OKA Tetsuo (Niigata Univ.)
E-mail: k-yokoyama@ashitech.ac.jp
した。これまでに，試料中央における磁束密度及び温度を測1．はじめに超伝導バルク体の材料特性の向上に伴い，超伝導状態の試料に着磁を行うパルス磁化法では，強い磁気シールドのた定しており，発表当日は細孔近傍における測定結果を報告する予定である。
本研究は JSPS 科研費 15K05951 の助成を受けたものである。

めに大きな磁場の捕捉が難しくなってきている。そこで，Fig.１に示すように試料の一部に細孔を加工して意図的に磁気シールドの弱い部分を作り，そこから発熱を抑制しつつ磁場を印加する手法を提案し，その有効性を検証してきた[1]。これまでは，試料表面の磁束密度の時間変化を測定するとともに，着磁後に真空チャンバの外から捕捉磁場分布を測定すること
で着磁特性を評価してきた。本文ではバルク体表面の温度変化を測定することで，細孔が着磁特性に及ぼす影響をより詳細に考察する。

Fig. 1. Photographs of bulk superconductors with small holes.

2．実験方法
φ60×20 mm の GdBCO バルク体（新日鉄住金製）の結晶成長境界（GSB）の外周近傍に，直径 2 mm の細孔を加工し，さらに機械的な補強のためにハンダを充填した試料を，スターリング冷凍機(CryoTel CT，SUNPOWER)で最低到達温度まで冷却する。着磁コイルを取り付けて 3.1～7.0 T のパルス
磁場（立ち上がり時間：10 ms）を 1 回印加し，試料表面に貼り付けたホールセンサ（BHT-921）及びセルノックス抵抗温度計（CX-1030-SD）により，着磁中の磁束密度及び温度の時間変化を測定した。
3．結果及び考察
Fig. 2 にバルク体表面中央部の磁束密度の時間変化を示す。印加磁場0H=3.9 T 以下はほとんどバルク体内に磁束は侵入していないが，0H=4.6 T で中央部に磁束が到達していFig. 2. Time responses of the magnetic flux density on the bulk
surface.

る。0H=5.4 T では時間と共に磁束密度が少しずつ増加しており，外部から内部に磁束フローしていることを示している。

0H=6.2 T では中央部まで十分磁束が到達しており，0H=7.0
T では発熱に伴う磁束の減少が大きくなっている。
Fig. 3 にバルク体表面の温度上昇の時間変化を示す。印
加磁場0H=3.1 T では温度のピークが約 100 秒後であり，周辺部での発熱が伝わってきたと考えられる。0H=3.9 T 以上では磁場印加後約 30 秒でピークをとり，その後減少している。
温度上昇の最大値は0H=7.0 T で約 40 K となっている。なお，印加磁場 5.4 及び 6.2 T は測定を失敗しており，現在新たな測定を実施している。
4．まとめ
本文は超伝導バルク体のパルス着磁における効率的な着磁を目指して提案した，試料の一部に細孔を加工した試料において，磁場印加中の試料表面における磁束密度及び温度を測定することにより，細孔が着磁特性に及ぼす影響を評価

Fig. 3. Time responses of temperature change on the bulk
surface.
参考文献
1. Eranda Kulawansha, et al.: 1st Asian ICMC and CSSJ 50th
Anniversary Conference, 2P-p18, Kanazawa, 20１6.

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第94回

2017年度春季低温工学・超電導学会

2B-a11

Y 系バルク着磁

波形制御されたパルス磁場を印加した超電導バルクの捕捉磁場特性
Trapped field properties of the superconducting bulk magnetizedusing rise-time elongated pulsed field
下屋敷 郁陽，藤代 博之，内藤 智之，高橋 圭太（岩手大）； Ainslie Mark（Cambridge 大）
SHIMOYASHIKI Fumiya，FUJISHIRO Hiroyuki，NAITO Tomoyuki，TAKAHASHI Keita (Iwate Univ.);
AINSLIE Mark (Univ. of Cambridge)
E-mail: t0213031@iwate-u.ac.jp
御の影響は低印加磁場において確認され、バルクへの磁束侵入を容易にすることで捕捉磁場や総磁束量を増加させると考えられる。
参考文献[1] H.Fujishiro et al. Physica C 445-448 (2006) 334[2] H.Fujishiro et al. Jpn. J. Appl. Phys. 44 (2005) 4919.
5

80 ms
50 ms
13 ms

3
2
1
0

0

50

100
Time (ms)

150

200

Fig. 1 Time evolution of the applied field Bex

2.実験方法
試料として TSMG 法により作製された YBaCuO バルク(直径29.5mm×厚さ 14.3mm)を用いた。Fig.1 に本研究で用いたパルス磁場の波形図を示す。パルス磁場の立ち上がり時間 tr は13，50，80ms に変化させて着磁を行った。捕捉磁場をバルク
表面中心で、捕捉磁場分布をバルク表面から 2mm 上方でホールセンサーを走査させて測定を行った。温度は CERNOX
温度計によりバルクリング側面で測定した。また、PFM 中のバ
ルクの電磁場―熱伝導シミュレーションには PHOTO-series（フォトン（株））を用い、実験環境を再現するように二次元有限要素モデルを構築し解析を行った。臨界電流密度 JC の磁場依存性として、Kim model を用いた。

1.2

Experiment
80ms
50ms
13ms

BT (T)

0.8

0.4

0

TS=65 K

2

2.5

3

3.5
Bex (T)

4

4.5

Fig. 2 Experimental results of the trapped field BT(r=0) at
the center of the bulk surface as a function of the appliedfield Bex and trapped field profiles.
Simulation

1.2

0.8
BT (T)

3.結果と考察
Fig. 2 に初期温度 TS＝65 K における捕捉磁場の印加磁場依存性と捕捉磁場分布（Bex＝2.4 T、Bex＝4.0 T）を示す。低印
加磁場（Bex＝2.4 T）においてバルク表面中心における捕捉磁場向上は殆ど見られなかったが、バルク外縁においては tr 増加に伴う捕捉磁場向上が見られた。また、高印加磁場（ Bex＝
4.0 T）においては tr の増加に伴いバルクの総磁束量の減少が見られた。いずれの tr においても捕捉磁場は 1.0 T 程度を示した。この結果から、波形制御は低印加磁場において有効であると考えられる。
着磁シミュレーションの解析結果を述べる。Fig. 3 に捕捉磁
場の印加磁場依存性を示す。Bex＝2.4 T において、tr=13 ms
ではバルク表面中心に磁束は侵入しなかったが、 tr＝50，80
ms において磁束は侵入して捕捉磁場は向上し、0.8 T 程度を示した。波形制御によって増磁過程が伸びたため、磁束はバ
ルク中心まで侵入した為同じ磁場強度で捕捉磁場の向上が見られたと考えられる。また、Bex=2.7 T 以上では既にバルク中
心に磁束が侵入しているため tr の変化による捕捉磁場の向上は見られず、1.0 T 程度を示した。シミュレーション結果は実験
結果を定性的に再現しており、Fig. 2 及び Fig. 3 より、波形制

Ts=65K

4
B ex(T)

1.はじめに従来の永久磁石よりもはるかに強力な磁場発生源である
REBaCuO 系超電導バルク磁石は実用化に向けて研究が進められており、バルクの作製技術や着磁技術の発展が求められている。 静磁場を印加し て着磁 を行う磁場中冷却着磁（FCM）に対し、パルス着磁（PFM）では磁束運動に伴う発熱によって捕捉磁場は低下する。捕捉磁場向上にはマルチパルス法など様々な方法が提案されているが、我々は、ソレノイ
ド型コイルを用いた MMPSC 法がバルクの発熱の抑制に有効であるとして、2005 年に直径 45mm の Gd 系バルクに対して
MMPSC 法を用いて 5.20 T（30 K）を達成した［1］。また、パルス磁場の立ち上がり時間を変化させることにより、バルク中の磁束運動に影響を与えることを確認している[2]。本研究ではYBaCuO バルクに対し、異なる立ち上がり時間のパルス磁場で着磁を行い、シミュレーション解析によって磁束運動と温度上昇の振る舞いを明らかにすることで、波形制御による捕捉磁場向上の可能性を検討した。

TS=65 K

0.4

80ms
50ms
13ms

0
1.5

2

2.5

3
Bex (T)

3.5

4

4.5

Fig. 3 Analytical results of the trapped field BT(r=0) at thecenter of the bulk surface as a function of the applied fieldBex.

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