单畴YBCO超导块材的脉冲充磁磁化规律

李佳伟，杨万民

（陕西师范大学 物理学与信息技术学院，陕西 西安710119）

YBCO超导块材因具备磁通钉扎能力，故可以捕获一定的磁场，在外磁场撤去以后可以作为超导磁体使用。超导磁体具有磁场强、体积小、重量轻等特点，具备很大的应用潜力和市场价值，故其磁化规律和磁化机制是高温超导领域研究的热点之一［1－4］。但超导块材在成为超导磁体之前，必须充磁磁化才能在临界温度以下作为超导磁体使用。目前，超导体得到的最高捕获磁场可以达到17T（29K）［1］，可达常规磁体产生磁场的数倍。

高温超导块材的磁化方式主要有两种：第一种是脉冲磁场充磁，另一种是静磁场充磁。静磁场充磁将超导块材放在稳恒磁场中进行充磁，通常可以采用在线圈中通过稳恒直流电的方式获得稳恒磁场，也可以利用永久磁体产生静磁场。利用直流电对超导块材充磁的方式要求电源能够输出较大的电流，因此对电源要求比较高，同时为了避免线圈被烧坏最好采用超导线圈，因此这种充磁方式对设备的要求比较高。超导体捕获磁场的世界纪录17T就是利用NbTi和Nb3Sn超导线圈产生17.9T的强磁场下场冷到29K捕获得到的［1］。脉冲磁场充磁是利用电容器等元件设计充放电电路，首先对电容器充电，充电电压一般在几千伏，然后电容器瞬时放电，在磁化线圈中短时间产生大的脉冲电流，来激发脉冲磁场。脉冲电流通常在几十到几百安培，脉冲时间一般在10ms左右。因此，这种磁化方式得到的峰值磁场比较强，充磁时间比较短，对充磁设备要求也比较低，得到了广泛的应用。

但是脉冲充磁短时间内超导体内磁场变化太快，会产生较大的温升，而超导体导热性能较差，这会导致样品内产生较大的热应力，严重的还会导致样品开裂［5－8］。另外脉冲充磁通常得到的捕获磁场要小得多，这是由在脉冲充磁过程中磁通线的剧烈运动带来的温升造成的［9］。目前29K温度下脉冲充磁捕获磁场的记录是5.2T［10］。为了降低热应力对超导体的损害，可以向超导体内渗入较高导热系数的环氧树脂［10］；为了增强脉冲充磁的充磁效果可以在超导体上增加一对软铁作为铁轭［11］；为了改善超导块材的抗冲击性能，保护超导块材在脉冲充磁过程中不被损坏，可以采用向超导体渗入环氧树脂［12］，在超导体外套一个金属保护罩［13］。这些方法相对都比较复杂，因此采用不会被损坏超导体的适当强度的脉冲磁场进行充磁，探索提高超导体的捕获磁场的方法就具有十分重要的现实意义。

掌握YBCO超导块材的磁化规律不仅在超导磁体领域有重要的实际应用价值，而且在一定程度上也可以反映磁化过程中磁通线的运动情况，对理解磁通运动动力学也有重要的理论意义。本文研究了脉冲磁场充磁方式对顶部籽晶熔渗生长法（TSIG）制备的YBCO超导块材充磁磁化的磁化规律，并采用Bean［14］模型对相应的实验结果进行了解释。

1 实验方法

将分析纯的 Y2O3、BaCO3、CuO和 Nb2O5（国药集团化学试剂有限公司）粉末，按照原子摩尔比Y∶Ba∶Cu＝2∶1∶1，Y∶Ba∶Cu＝0∶1∶1，Y∶Ba∶Cu∶Nb＝2∶4∶1∶1进行称量配料，采用固相反应法制得 Y2BaCuO5（Y211），BaCuO2（Y011）和 Y2Ba4CuNbOy（YNb2411）先驱粉体。将Y211、Y011、CuO和YNb2411先驱粉体均匀混合球磨后，在压片机上分别压制成直径为20mm的圆柱状固相块和液相块。固相先驱块的成分为：93wt.%Y211＋7wt.%YNb2411，液相先驱块的成分为：Y211∶CuO∶Y011＝1∶6∶9。将一块大小约2mm×2mm×1mm的NdBCO作为籽晶来诱导YBCO晶体的生长。将等高的MgO单晶、Yb2O3垫片、液相块、固相块和NdBCO籽晶依次放置在平整的Al2O3板上，装配方式如图1所示。

图1 YBCO样品装配图Fig.1 The arrangement of the YBCO sample

将装配好的样品放入高温炉内，按照顶部籽晶熔渗生长法进行晶体生长。为有效抑制样品边缘处的随机成核，晶体生长的高温炉应该设计成具有正的径向温度梯度［15］。样品的热处理程序为：先以160℃／h的速率将样品加热到1 045℃而后保温2h，然后以60℃／h的速率降温到1 010℃，然后以0.5℃／min的速率降温到995℃，然后以0.3℃／min的速率降温到980℃，最后随炉冷却至室温，完成顶部籽晶熔渗织构生长全过程。晶体生长完成后在流氧气氛下450℃保温200h实现YBCO晶体从四方相到正交相的转变，得到YBCO超导体，如图2所示。

图2 YBCO样品表面形貌照片Fig.2 Top surface macrographs of YBCO sample

采用中国西南应用磁学研究所华通仪表分公司JCK－VI型脉冲充磁机，在零场冷的条件下对样品充磁。该充磁机充电电压为0～4 000V，连续可调，磁感应强度最高可达17.6T，充磁过程中励磁时间10ms左右。采用实验室自主研发的三维磁感应强度测试系统［16－17］，测试了 YBCO样品捕获磁通密度的分布。

2 结果与讨论

2.1 脉冲磁场强度对YBCO超导体捕获磁通密度的影响

图3为样品在不同的脉冲磁场充磁后捕获磁通密度的分布图。从图中可以看出，当充磁磁场比较小时，样品边缘捕获磁通密度比较大，样品中心捕获磁通密度比较小，形成一个“凹陷区”，如图3a所示。随着脉冲充磁磁场的增强，样品中心磁场“凹陷区”逐渐减小，如图3b所示。脉冲磁场继续增强，样品中心磁场“凹陷区”会消失，形成中心磁场强边缘磁场弱的单峰结构，如图3c、3d所示。脉冲磁场进一步增大，样品的单峰磁畴会分裂为双峰结构，并且峰值磁场也会降低。如图3e、3f所示。

图3 YBCO超导体在不同脉冲充磁磁场下的捕获磁通密度分布图Fig.3 The trapped field distribution of the YBCO bulk under different pulse magnetic field

上述实验结果与YBCO超导体内磁通线的运动机制有关，可以采用Bean模型［14］解释。Bean模型认为磁通线在YBCO超导体内运动时会受到三个力的作用：洛仑兹力FL，磁通钉扎力Fp和粘滞阻力Fv。平衡时应满足方程：

→FL＋→Fp＋→Fv＝0。

其中洛伦兹力FL与磁场梯度有关，驱动磁通线运动；磁通钉扎力Fp的方向与磁通线的运动方向相反，粘滞阻力Fv也与磁通线运动方向相反，二者均阻碍磁通线运动，起阻力作用。超导体内的磁场强度与进入超导体的深度之间是线性关系。磁通钉扎力Fp的大小与超导体的温度和缺陷有关，粘滞阻力与磁通线的运动速率以及超导体的温度有关。当脉冲磁场较小时，超导体内的磁场梯度相应较小，驱动磁通线向超导体中心运动的洛伦兹力也较小，由于钉扎力的作用磁通线不能深入到超导体的中心，因此超导体边缘磁场高，中心无磁场，如图4a1所示。此时撤去外磁场，磁通线将在洛伦兹力的驱动下，向外运动，由于磁通钉扎力的存在，最终会有一部分磁通线保留在超导体内形成“捕获磁通”，如图4b1所示。当外磁场增大，洛伦兹力也相应增大，磁通线可以克服钉扎力继续向超导体内部运动，外磁场增大到一定程度，磁通线就可以到达超导体中心，如图4a2所示。此时撤去外磁场，同样的道理，捕获磁通密度的分布如图4b2所示。这两种情况都会造成超导体内的捕获磁通密度分布呈现边缘高中间“凹陷”的形态，这也正是图3a和3b所示的情形。当磁场强度进一步增大，磁通线所受的洛仑兹力也更大，逐渐有更多的磁通线进入样品中心，如图4a3所示，此时撤去磁场，中心捕获的磁通线更多，从而样品中心的“凹陷”逐渐减小甚至消失形成单峰结构，如图4b3所示。此时对应图3c所示的情形。当磁场强度继续增大，则磁场变化率过大，导致超导体内磁通线运动速率过大，使粘滞阻力急剧增加，进入超导体中心的磁通线就会减少；此时撤去外磁场，超导体能捕获的最大磁通密度反而会下降，对应图3d所示的情形。当磁场强度进一步增大，不仅粘滞力急剧增加而且超导体发热问题会比较严重，造成超导体扇区交界处的电流密度首先达到临界值，使原本沿样品边缘流动的大超导环流裂变为在超导体不同扇区内流动的几个小环流，最后造成超导体捕获磁通密度的分布呈现双峰或多峰形态，对应图3e、3f所示的情形。

图4 YBCO超导体磁化过程示意图Fig.4 The magnetization process of YBCO superconductor

为了更清楚地看出YBCO超导体捕获磁通密度的峰值与脉冲磁场的峰值场强之间的关系，图5给出了超导体捕获磁通密度峰值与脉冲充磁峰值场强之间的关系。从图中可以看出，使用不同的脉冲磁场充磁，样品捕获的磁场峰值也不同，而且随着脉冲磁场的增强，样品捕获的磁场峰值先增大后减小，当脉冲磁场峰值为4.8T时，样品得到最大捕获磁通密度。这说明超导体要得到最大的捕获磁场存在一个最佳的脉冲磁场场强。

图5 YBCO超导体捕获磁通密度峰值与脉冲峰值磁场之间的关系Fig.5 Relationship between the trapped field of single domain YBCO and pulse magnetic field

2.2 脉冲充磁次数对YBCO超导体捕获磁通密度的影响

图6 YBCO超导体在脉冲磁场多次充磁下的捕获磁通密度分布Fig.6 The distribution of the trapped field of YBCO superconductor magnetized different times

图6为采用4.8T最佳脉冲充磁磁场对YBCO超导体连续多次充磁，YBCO超导体的捕获磁通密度分布图。从图中可以看出，YBCO超导体多次充磁后捕获的磁通密度分布形态没有改变，仍然呈单峰形态，表明超导体的磁单畴性没有被破坏，即4.8 T的脉冲磁场对YBCO超导块材不会产生严重的内应力而造成超导块材的损坏。图7展示了脉冲充磁次数与捕获磁场峰值之间的关系。可以看出，YBCO超导体捕获磁场峰值随着充磁次数的增加而增加。充磁1次和充磁9次，超导体捕获磁场峰值从0.313T增加到0.46T，增加了47%。其原因在于：在前一次充磁时超导体内部分微区由于热激活等原因失超转变为正常态，这些正常态的微区在下一次充磁过程中起到了磁通钉扎的作用使钉扎力增强，从而捕获磁通密度在原来的基础上有了增加。可见，当采用适当的脉冲充磁磁场时，多次充磁不仅可以确保超导体不被损坏还可以有效增加超导体的捕获磁通密度。另外，值得注意的是连续充磁3、5、7、9次，超导体的捕获磁通密度均有较为明显的增加，由于实验条件所限没有进行更多连续充磁次数的实验，故当连续充磁次数大于9次时，YBCO超导体的捕获磁通密度是将继续增加还是逐渐稳定饱和抑或存在一个先上升后衰减的转折点，这还需要进一步的实验证实。

图7 YBCO超导体捕获磁通密度与脉冲充磁次数之间的关系Fig.7 Relationship between the trapped field of single domain YBCO and pulse magnetized times注：脉冲充磁磁场强度为4.8T。

3 结论

本文采用顶部籽晶熔渗生长法成功制备了单畴性能良好的YBCO高温超导块材，通过脉冲充磁的方式将样品磁化，研究了脉冲磁场强度和充磁次数对YBCO超导体捕获磁通密度分布的影响，得到了YBCO超导体脉冲磁化的磁化规律，并利用Bean模型对该磁化规律进行了解释。研究结果表明：YBCO超导体的捕获磁通密度随脉冲磁场强度的增加呈先增大后减小的变化规律，存在一个最佳脉冲磁场；用最佳脉冲磁场对超导体多次充磁可以显著提高超导体的捕获磁通密度。本文结果为提高超导体的捕获磁通密度提供了简单有效的方法，为今后进一步提高YBCO超导体的捕获磁通密度提供了一定的参考。

［1］Tomita M，Murakami M.High－temperature superconductor bulk magnets that can trap magnetic fields of over 17tesla at 29K［J］.Nature，2003，421（30）：517－520.

［2］Yokoyama K，Oka T，Kondo N，et al.Pulsed－field magnetization of a bulk superconductor with small holes［J］.Physica C：Superconductivity，2013，484：343－347.

［3］Patel A，Hopkins S C，Glowacki B A.Trapped fields up to 2Tin a 12mm square stack of commercial superconducting tape using pulsed field magnetization［J］.Superconductor Science and Technology， 2013，26（3）：032001.

［4］Deng Z，Miki M，Felder B，et al.The effectiveness of pulsed－field magnetization with respect to different performance bulk superconductors［J］.Journal of Superconductivity，2011，25（1）：61－66.

［5］Gruss S，Fuehs G，Krabbes G，et al.Superconducting bulk magnets：Very high trapped fields and cracking［J］.Applied Physics Letters，2001，79（19）：3131－3133.

［6］Ren Y，Weinstein R，Liu J，et al.Damage caused by magnetic pressure at high trapped field in quasi－permanent magnets composed of melt－textured Y－Ba－Cu－O superconductor［J］.Physica C：Superconductivity，1995，251：15－26.

［7］Sander M，Sutter U，Koch R.Pulsed magnetization of HTS bulk parts at T＜77K［J］.Superconductor Science and Technology，2000，13（6）：841－845.

［8］Hiroyuki Fujishiro， Kazuya Yokoyama， Masahiko Kaneyama，et al.Approach from temperature measurement to trapped field enhancement in HTSC bulks by pulse field magnetizing［J］.Physica C：Superconductivity，2005，426／431：594－601.

［9］Ainslie M D，Fujishiro H，Ujiie T，et al.Modelling and comparison of trapped fields in （RE）BCO bulk superconductors for activation using pulsed field magnetization［J］.Superconductor Science and Technology，2014，27（6）：065008.

［10］Fujishiro H，Tateiwa T，Fujiwara A，et al.Higher trapped field over 5Ton HTSC bulk by modified pulse field magnetizing［J］.Physica C：Superconductivity，2006，445／448：334－338.

［11］Hiroshi Ikuta，Hiromasa Ishihara，Yousuke Yanagi，et al.Extracting the utmost from the high performance of Sm－Ba－Cu－O bulk superconductors by pulse field magnetization［J］.Superconductor Science and Technology，2002，15：606－612.

［12］Tomita M，Murakami M.Improvement of the mechanical properties of bulk superconductors with resin impregnation［J］.Superconductor Science and Technology，2000，13：722－724.

［13］Fujishiro H，Yokoyama K，Kaneyama M，et al.Effect of metal ring setting outside HTSC bulk disk on trapped field and temperature rise in pulse field magnetizing［J］.IEEE Transactions on Applied Superconductivity，2005，15（2）：3762－3765.

［14］Bean C P.Magnetization of hard superconductors［J］.Physical Review Letters，1962，8（6）：250－253.

［15］Yang W M，Zhou L，Feng Y，et al.The effect of temperature gradient on the morphology of YBCO bulk superconductors by melt texture growth processing［J］.Journal of Alloys and Compounds，2006，415：276－279.

［16］杨万民，钞曦旭，舒志兵，等.超导体与磁体间的三维磁力及磁场测试装置研制［J］.低温物理学报，2005，27：944－949.

［17］Yang W M，Chao X X，Shu Z B，et al.A levitation force and magnetic field distribution measurement system in three dimensions［J］.Physica C：Superconductivity，2006，445／448：347－352.