超電導 Bi-2223 銀シーステープ線材の E-J 特性の理論解析 Theoretical Estimation of E-J Characteristics in a Bi-2223 Silver-Sheathed Tape 九工大・情報工 A , 九大院・シス情 B , 物質・材料研究機構 C O児玉武士 A , 福田光洋 A , 白石和男 B , 西村昭一 B , 小田部荘司 A , 木内勝 B , 松下照男 A , 木須隆暢 B , 伊藤喜久男 C O T. KodamaA , M. FukudaA , K. ShiraishiB , S. NishimuraB , E. S. OtabeA , M. KiuchiB , T. MatsushitaA;B , T. KissB , K. ItohC Kyushu Inst. of Tech.A , Kyushu Univ.B , NIMS.C kodama@aquarius10.cse.kyutech.ac.jp はじめに 四端子法による測定の領域での E-J 特性は、 磁束ピンニングの立場から磁束クリープ・フローモデル とパーコレーション・フローモデルによってよく説明さ れている。前者では、 E-J 特性は熱活性運動による不連 続的な磁束線の運動である磁束クリープとローレンツ力 による連続的な運動である磁束フローによって決定され ると考え、広いピンニング力の分布の影響を取り扱って きている。後者のモデルでは、著しい熱揺動のもとでの 磁束線の動きはピンポテンシャルを浅くした等価的な磁 束フローによって近似されており、 E-J 特性は磁束ピン ニング力の分布に強く影響をうけるパーコレーション特 性で決定される。したがって、二つのモデルは本質的に 同じメカニズムに基づいている。ただし、超低電界領域 における完全な磁束クリープは従来の後者のモデルでは Fig. 1 E-J characteristics estimated at 77:3 K. 取り扱われていない。 本研究では、超電導 Bi-2223 銀シーステープ線材につ いて、磁束クリープと磁束フローが電界に占める割合に ついて明らかにし、パーコレーションモデルのパラメー ターと磁束クリープフローモデルの物理パラメーターと の関係について検討する。 結果および検討 Fig. 1 にピン力の分布を考慮した磁束 クリープ・フローモデルによる E-J 特性の磁界依存性を 示す。これは臨界温度 Tc = 110 K、 59 芯の超電導 Bi- 2223 銀シーステープ線材における四端子法による実験 値との fitting によって得られたものである。また Fig. 2 は、磁束フロー電界が全体の電界に占める割合を示し、 それぞれの曲線は Fig. 1 に対応している。これにより、 本計算が四端子法による測定領域においてそのほとん Fig. 2 Ratio of contribution of flux flow to* * the どが磁束クリープ電界であることを示している。一般に total electric field at 77:3 K. はこの領域はパーコレーション・フローモデルによって よく記述されることから磁束フロー領域であり、磁束ク リープのみが大きく作用するとは考えにくいように見え る。しかしながら、不可逆磁界をはじめとして多くの現 象がほぼ磁束クリープのみで説明されることに注意すべ きである。 電界に関係する重要な量である磁束バンドルの振動周 波数 0 は次式で与えられる。 0 = aefJc0_a fB ここで、 aef はフロー比抵抗、 af は磁束線格子間距離を 表す。 B = 0:05 T、 aef = 10-4 m として、ピンパラ メータ Am = 9:0 x 108 A=m2 、 fl = 0:51、 m = 2:0 を用いると 0 は約 1010 Hz に見積もられる。 Fig. 3 は Fig. 3 Ratio of contribution of flux flow to* *7 the 0 = 107 Hz で一定として仮定した場合であり、磁束フ total electric field in the case of 0 = 10* * Hz ロー電界の割合が大きくなる。 at 77:3 K.