超导磁浮现象 【范文十篇】
超导磁浮现象
范文一：郑州大学毕业设计（论文）题
超导磁悬浮磁滞现象的动态理论研究指导教师：
授学生姓名：
物 理 学院（系）：
物理工程学院完成时间：2011年 6 月 1 日超导磁悬浮磁滞现象的动态理论研究摘要本文从磁通量子在变化外磁场中成核、穿透、钉扎并排出的角度，研究了二类超导体磁悬浮系统的磁滞现象，认为超导悬浮力来源于表面迈斯纳抗磁电流，和单个磁通量子涡旋分别与外场相互作用，并证明了涡旋密度梯度等效电流和外场的相互作用，本质上，就是所有磁通量子涡旋和外场相互作用的总和，而磁通涡旋从表面穿透和排出过程的不对称，和由于超导体不同几何形状所导致的几何势垒引起的的不可逆性，以及磁通涡旋在超导体内部运动耗散的能量，导致了二类超导体在变化外磁场中的磁滞现象，其中后者占据的比重远大于前者，进而精确计算了在永磁体产生的高度不均匀的变化外磁场中的悬浮力，得到了与实验相符的结果，为理解二类超导磁滞现象，更好地应用高温超导体提供了新的视角和基础。关键词：二类超导，悬浮，涡旋，磁滞Dynamic Theoretical Modeling on Type-II SuperconductorLevitation Hysteresis PhonomenonAbstractFrom the perspective of flux quantum nucleation, penetration, pinning, and discharged in a changing external magnetic field, we simulated the dynamic response of Type II superconductors, specifically, type-II Superconductor magnetic levitation system hysteresis phenomenon, in the process of a permanent magnet close to and away from Superconductor. We showed that the origin of superconducting levitation force is that, the surface Meissner current, magnetic flux quantum vortex interaction between external magnetic field, respectively. And we proved that macroscopic current due to the vortex density gradient interacting with the external magnetic field, essentially, is equivalent to all the flux quantum vortex interacting with the external magnetic field. The asymmetry due to the Bean-Livingston surface barrier, the irreversibility due to the geometric barrier as a results of superconductor different geometric shapes, in the process of the flux vortex penetration and emission from the surface, and the energy dissipation due to flux vortex movement within the superconductor, results in the Type II superconductors levitation hysteresis in the changing external magnetic field, among which, the significance of the last one is much greater than the former two. And then we calculated accurately the superconductor levitation hysteresis curve subjected to the highly inhomogeneous external magnetic field due to the cylindrical permanent magnet, which is consistent with the experimental results. Our results provides a new perspective and foundation for understanding the type-II Superconductor levitation hysteresis phonomenon and better application of superconductor.Key words: type-II Superconductor, levitation, vortex, hysteresis目录摘要 ........................................................................................................................................... 2目录 ........................................................................................................................................... 3I.引言 ........................................................................................................................................ 4II. 理论推导 ............................................................................................................................. 51. 永磁体产生的磁场 .......................................................................................................... 52. 迈斯纳表面电流.............................................................................................................. 63. 理想二类超导涡旋的分布................................................................................................ 74. 非理想二类超导涡旋的分布 ............................................................................................ 85. 等效电流 .......................................................................................................................106. 穿透场的前锋 ................................................................................................................127. 场冷悬挂与侧向稳定性 ..................................................................................................15III. 结果与讨论 .......................................................................................................................16IV.参考文献 ..............................................................................................................................21V. 致谢 .....................................................................................................................................24I.引言只要存在一个平衡物体重力的作用力，便可以实现物体的漂浮或自由悬浮，漂浮可以由不同的方法获得(通过空气束，声压，电磁力)[1]，然而自由悬浮现象却更加奇特，对于这些悬浮技术，稳定性都是关键问题，而二类超导体-永磁体系统却可同时实现这两个功能[2]，尤其是铜氧高温超导体具有远高于常规超导体的临界转变温度，临界磁场，这些现象不论在学术上而且在技术应用上都是十分重要的，从实用的角度来看，超导体在磁体上方的漂浮对于高温超导材料的商业化是十分核心的问题[3][4]，如广泛用于磁轴承[5]，能量储存系统[6][7]，电力发动机[8]，磁悬浮列车[9]等等场合，而这些应用都有赖于人们对二类超导体在变化外磁场的响应有深入准确的理解和定量具体的描述，因此研究二类超导体在变化外磁场中的性质已经成为世界各国的超导科技工作者一个十分重要的研究领域，而超导磁滞现象更是其中的核心关键问题。从1957年二类超导体在理论上确定以来，经过五十年的发展，无论上实验探索，还是理论研究，都取得了丰硕的研究成果，在实验上, Moon[10]，Horoki[11]，Masato[12]和Boegler[13]等人详细研究了高温超导磁悬浮力的滞回特征，测量了悬浮超导体的竖直方向的悬浮力，并且展示出悬浮系统的几个主要的特性，这些测量结果被几个小组进一步研究，最后确定了悬浮力和垂直距离关系，发现准静态下运动速度对悬浮力的影响较小[14]，悬浮力随临界电流密度增大及随温度降低而增大[15]；在变化磁场中呈现磁滞现象[16]，以及受样品形状和大小[17,][18]，材料[19],[20], 晶粒取向[21],[22] 的影响。从理论的角度来说，在二类超导体中，由于外场以磁通量子的形式穿透超导体，有可能超导体内部的磁感应强度不为零，在真实的二类超导体中，当电流密度小于临界值的时候，这些穿透到超导体内的磁量子会被材料中的不均匀缺陷钉扎住，在这些条件下，当外磁场增大或减小的时候，这些磁能量向超导体的内部或外部移动直到磁通分布达到临界梯度，此时，电流密度达到最大值Jc[23]。惟象上讲，这种行为已经被Bean的临界态模型[24]和他的后来者[25]很好地描述，如Brandt[26]定性地证明如何由磁通线的钉扎解释二类超导体的磁悬浮，之后又提出了多个模型，如类比永磁体磁化的磁滞模型[27]，将二类超导简化为一类超导体的抗磁性模型[28]，不变场梯度近似模型[29]，Bean模型[30]，磁偶极子模型[31]，磁通线能量模型[32]，基于求解三维波松方程的电流演化模型[33]。但这些研究结果大多假设下临界磁场为零，不考虑迈斯纳抗磁电流对超导悬浮力的贡献，且假定超导样品相对于永磁体足够小，以至于沿竖直方向的磁场梯度为常数，同时，也没有考虑超导体的有限尺寸所导致的退磁效应，且大多数理论中可调参数众多，使得理论计算的可信度大大降低，这便使得发展新的更加全面精确地模型研究超导悬浮磁滞问题成为必要。本文第二部分给出理论模型的主要思想以及详细的理论推导，第三部分给出数值模拟结果，第五部分对结果进行讨论。II. 理论推导1. 永磁体产生的磁场高温超导磁悬浮系统由两部分构成：永磁铁提供外磁场，置于永磁铁上方的高温超导体。当超导体由一上而下逐渐靠近永磁体时，永磁体的磁场逐渐开始作用于超体内部的电子，一方面由伦敦方程可知，超导体内部配对电子会在瞬时静磁场作用下产生涡旋电流，涡旋电流产生磁场与外磁场方面相反，产生抵抗超导体进一步接近永磁体的悬浮力，另一方面随着超导体逐渐接近永磁体，超导体感受到的外磁场强度逐渐增强，超导体内电子又会由于电磁感应而产生感应电流，而感应电流也阻止超导体进一步靠近永磁体，两者相互迭加，共同决定超导磁悬浮力。为能精确地分析并计算磁悬浮力，必须首先精确地计算永磁体的磁场分布，以及超导体内由于外磁场作用而产生的涡旋电流的磁场分布，并将两者在空间矢量迭加。我们将研究一个由半径为RPM厚度为tPM，沿轴向均匀磁化，磁化强度为M的圆柱状永磁体(PM)，和一个置于永磁体上方可变距离z，相同对称轴，半径为a，长度为2b的圆柱状二类超导体组成的悬浮系统，以永磁体上表面中心为坐标原点，建立柱坐??标系(ρ, θ, z)，矢径r(?,z)处的磁矢势A与电流密度同为φ方向，可通过积分半径为RPM 长度为tPM的通电螺线管产生的矢势得到Brem2??0A?(?,z)??RPMcos?lnd?
（1）其中Brem是永磁体的剩余磁感应强度，则磁场的径向分量B????A?/?z为B?(?,z)?1?0(?1)kii[(1?12 ki)K(ki)?E(ki)]
（2）2其中K和E分别为k的第一类和第二类完全椭圆积分?K?k???20，E?k???
（3）其中模数 ki2?4??RPM???2??z?itPM?2,i?0,1, ??12?????错误！未找到引用源。，?为中RPM与?在水平面上的夹角。磁感应强度的轴向分量Bz?(1/?)?(?A?)??为Bz(?,z)?Brem2???0?RRPMcos??RPMcos?22212PM???2?RPM?cos?0i??A? ?（4）图1 永磁系统位形示意图
图2 圆柱形永磁体的磁场分布错误！未找到引用源。即可得到永磁体磁场的空间分布。2. 迈斯纳表面电流对于第一类超导体，由于超导态与正常态的界面能是正值，所以随着外磁场由零逐渐增大，只要外磁场强度不大于临界磁场，超导体表面的迈斯纳抗磁电流一直增大，将超导体内部的磁场全部排出超导体内（除表面穿透层外），使体系的总能量最小，而二类超导体的表面能为负值，从能量上似乎要求界面越长越好，但当外磁场较小时（小于下临界磁场，即第一个涡旋产生所对应的外磁场），只能够产生迈斯纳抗磁表面电流，因为迈斯纳电流和成核的涡旋由于超导体表面镜像与涡旋的相互作用，对涡旋由表面电流进入到超导体内部会产生一个排斥力，形成一个势垒（并且这个势垒对于涡旋进入和排出的过程是不对称的），阻碍涡旋的进入，因而此时，超导体的抗磁性以及与外场的相互作用所造成的悬浮力完全由迈斯纳表面抗磁电流承担，并且由于迈斯纳抗磁电流的可逆性，其与外场相互作产生悬浮力是可逆的，即如果再逆向减小外磁场，其磁化曲线重合，如果磁场的变化是由永磁体的靠近与远离产生的，则相互作用力与距离的关系是可逆的。对于第二类超导体，当外磁场小于下临界场时，迈斯纳抗磁电流随着外磁场的增大而磁大，但当外磁场等于下临界场时，迈斯纳电流变得不稳定，最终在微小扰动的诱导下促使磁通量子涡旋成核并在超导体内扩散，而迈斯纳表面抗磁电流也达到饱和，不会再随着外磁场的变化而变化。3. 理想二类超导涡旋的分布对于二类超导体，当外磁场大于下临界场时，迈斯纳表面电流不再变化，由于界面能为负，超导正常态界面长度的增加在能量上是有利的，并且，由于量子力学的磁通量子化，此后，超导体内不断增大的磁通量便以单个磁通量子的形式，由迈斯纳表面电流内部成核，并克服表面势垒，进入超导体内部，并在瞬间形成六角形的规则排布，不会造成平均磁感应强度的非均匀分布，此时，根据麦克斯韦方程，均匀分布的涡旋磁通量子只有在涡旋分布的边缘产生顺磁电流，从而此时磁通量子涡旋与外磁场的相互作用是吸引力，这与从单个磁通涡旋电流与外场相互作用产生的吸引力是一致的，而表面迈斯纳抗磁电流与外场的相互作用是排斥力，随着超导体内部磁通涡旋的数上目逐渐增多，需要表面抗磁电流抵消的外磁场逐渐减小，迈斯纳抗磁电流随之减小，排斥力减小，而吸此力增大，当外磁场处于某个临界值时，恰好是两者的转折点，随后，整体上，超导体与产生外磁场的永磁体之间便会相互吸引，直至单个涡旋的正常态芯相互接触，直至外磁场完全穿透整个超导体，表面抗磁电流随之消失，吸引力也随之消失。图3 单个磁通量子涡旋的结构
图4 理想二类超导体涡旋均匀分布示意图
磁通线在二类超导体中的穿透在磁通涡旋的内部产生正常态的芯（如图1所示），随着外磁场的增加，涡旋与涡旋之间的排斥力，使得磁通量子涡旋逐渐向超导体内部移动，而涡旋中心正常态芯的运动会引起能量的耗散，由此看出，涡旋的运动是造成磁滞能量损失的根本来源，与二类超导体内部有没有缺陷没有关系，而且即使是对于没有任何缺陷的理想二类超导体，在变化的外磁场中也会产生磁滞能量损失，（接下来我们将会看到材料中的缺陷如果对超导体的磁化曲线和力-距离曲线产生影响），同样，如果将这个过程反过来，即外磁场随后再逆向减小到零，其磁化曲线便由三部分构成，其一是表面抗磁电流的可逆部分，其二是涡旋运动所造成的不可逆部分，第三部分便是由于表面势垒对于涡旋进入和排出过程的不对称性造成的不可逆性。图5 理想二类超导体中涡旋分布随外磁场逐渐增大的过程中的变化4. 非理想二类超导涡旋的分布上面我们简要叙述了理想二类超导体的磁化行为，而实际的超导体都不会是完全理想的超导体，其内部存在各种各样的缺陷和杂质，如：杂质(impurities)，空位(vacancies)，位错(dislocations)，双晶(twins)，堆垛(stacking faults)，局部缺陷(local defects)，超导母体中添加的非超导相(added nonsuperconducting phases in the superconducting matrix) ，高能离子辐照而产生柱状缺陷(columnar defects created by irradiation with high-energy ions) [34],[35]。在这些缺陷存在的地方，超导电性会受到抑制，因此，当涡旋的正常态芯处于缺陷的位置时，就像一个粒子进入到一个势阱中一样，总能量降低，并且要想使涡旋从这个缺陷所造成的势阱中出来，便需要更靠近样品边缘的涡旋提供更大的推力，使涡旋可以克服势垒，才能使得涡旋的数目进一步增多，进一步降低系统的总能量，这样，当外磁场逐渐增大的时候，涡旋间距从内到外越来越小，涡旋密度越来越大，这样便形成了宏观上的涡旋密度梯度，这种分布主要由电磁驱动力，材料钉扎力和磁通跳跃之间的平衡决定，当外磁场在上下临界磁场Hc1和Hc2之间变化时，涡旋通过超导体边界进入或离开，每当驱动涡旋克服钉扎力时，涡旋系统自身排列另一个亚稳状态从而与外磁场达到平衡。因此，外磁场或温度的改变驱动未钉扎涡旋讯速移动到另一个平衡态或离开超导体使得系统达到一个新的准静态能量平衡态。由于单个磁通量子涡旋本身包含两个方面的内容，一个是磁场，一个涡旋电流，因此在处理的时候，也可以分别从这两个角度出发，如果从磁场的角度出发，则可以将每个磁通涡旋的磁场平均化，即可以得到宏观的磁场分布，再根据安培定理(错误！未找到引用源。B=μ0j)便可以得到宏观的抗磁等效电流，这个等效抗磁电流与表面迈斯纳抗磁电流一样与外磁场相互排斥；如果按照涡旋电流的角度，则如下图所示，从直觉上看，单个磁通涡旋电流与外磁场的相互作用是吸引力，那为什么会等效出一个宏观的抗磁电流呢？事实上，当超导体内的涡旋在没有钉扎力作用的情况下会形成均匀涡旋分布，此时处在内部的涡旋电流从整体上抵消，只有边缘处等效出一个顺磁表面电流，这便是理想二类超导体的情形，而对于非均匀分布，从中心开始，靠内一层的涡旋电流在这一层的外边缘形成一个等效的宏观顺磁电流，靠外一层涡旋电流在这一层的内边缘形成一个等效的抗磁宏观电流，由于靠外一层涡旋电流密度比靠内一层的涡旋电流密度大，因此，这两者的综合效果是产生一个抗磁电流，而且如果我们将每个磁通涡旋分别与外场相互作用后对所有的磁通涡旋进行求和，其结果与通过等效电流计算的结果相同。从上面的分析我们可以看到，对于实际的二类超导体，由于缺陷的存在，在外磁场中，磁通量子涡旋在超导体内部不是均匀分布，从而产生等效的体抗磁电流密度，这个电流与表面麦克斯纳抗磁电流一起决定了超导体内部和外部的磁场分布，也使得非理想的二类超导体的悬浮力远大于理想二类超导体，从根本上讲，随着外场的增加，能量上负界面能要求产生尽可能多的涡旋，从而产生了涡旋成核并向超导体内部扩散的动力，而钉扎力却阻止涡旋的运动，正是缺陷对涡旋产生的钉扎力与外磁场的相互作用产生了悬浮力。由于缺陷对涡旋的钉扎作用，只有当涡旋密度达到一定值时，其涡旋间排斥力才足以使涡旋克服钉扎势垒，使涡旋运运，而这个临界值所对应的等效电流密度便是临界电流密度，这个值一般可以通过测量二类超导体的输运性质得到。由此也使得当减小外磁场时，只有使外磁场减小的大小足以使得其涡旋密度梯度反向时，才能改变等效电流密度，所以在这个外磁场的范围内，外磁场与临界电流密度不变，使得非理想二类超导体的稳定悬浮位置和空间取向可以在某一个范围内连续变化。图6 非理想二类超导体中涡旋分布在外磁场增大然后减小的过程中的变化5. 等效电流我们根据E. H. Brandt[41],[42],[43]所采用的方法计算出柱状超导体在永磁体产生的磁???场中的临界电流分布，而其中关键的问题是得到超导体内部电流密度J(r,t)随外场变化的变化情况，根据麦克斯韦方程?????
（5）其中位移电流只在高频磁场时才会有贡献，所以此处忽略位移电流的贡献，并由?????B??0H????AJ? 0
（6）????Ba?0可以得到??????????B???(Ba?BJ)???BJ??????（7）????AJ??(??AJ)??2AJ
（8） 电流密度演化方程????????2?0J???B?????AJ???AJ
（9）??????其中AJ?A?A???是超导体内部的等效电流产生的矢势，A?是外磁场的矢势，根据微观超导涡旋钉扎理论，涡旋由钉扎势中被电流激发所需要的能量(activation energy)与外加电流之间的关系为logcJ(
)（10）再由阿雷尼厄斯(Arrhenius)定律evxp(?UB/k
E?Bv?B 0可以得到经验规律????
E(J)?????nE(J/cJ )
（12）c其中?(?n?1)为磁通跳跃指数，在外磁场强度大于下临界磁场时对于描写二类超导的临界态行为是一个很好的近似，由此我们也可以得到参量Ec?Bv0,n?U0/kBT，以及涡旋有效运动速度exp?(UB/kT
0??????????由于超导悬浮系统的轴对称性，电流密度J，电场强度E，矢势A（由??A?B定义）只有沿着方位角?^的分量，因此??^ J?J(?,z?)??^E?E(?,z?)??（14）（15）^
A?A(?,z?)这个波松方程在柱坐标系中的解为???0?
A(?,z)a0??d??'dzQ'rr(J,r')?A(? ' )
（17）b?b??其中r?(?,z),r'?(?',z')，积分核Q(r,r'?)其中?f?(?,?'z,z
（18）f(?,?'z,?z?'?)d?2?[z(?z(1?2??'co?s'?)???2?'??22?'cos1/2]?其中k2?4??'(???')?(z?z')22212kK)22k(?)Ek(
（19），K和E分别是第一和第二类完全椭圆积分。?可得E??A?????A?，由电磁感应定律??E??B磁悬浮系统的位形可以保证，矢势A的规范对称性（即任对A加上一个无旋矢量场，其磁感应强度不变），在材料定律????????n???E(J)，可得到 E(J)?Ec(J/Jc)确定后，使可以得到A??]?0?
E[J(r,t)2S????',??dr'Q(r,r')J?(rt)A
（20） ????这个电流密度J(r,t)的精确方程中包含它的时间导数J?，由于高度非线性的E(J)关系，这个方程必须数值求解，而且这个时间的导数项需要从积分中去除才能使用数值方法，这个倒置的过程可以通过在2D得到其逆矩阵Q?1??的网格ri,rj离散化积分核Q(r,r')，并且对矩阵Qij求逆??(r,r')的方法实现，此时电流密度方位角分量J(?,z,t)写表达为???ab?1?1?(?',z')]
J(r',t)??0?d?'?dz'Q(r,r')[E(J)?A ??b其中Q?1??(r,r')是逆积分核，它由下式给出?ad?'?b?b???????1dz'Q(r,r')Q(r,r')??(r?r')
（22）?1上述方程很容易对时间求积分，假定t=0时刻，J(?,z,t)?0，当t?t??t时，?(?,z,t)dtJ(?,z,t?t?dt)?J(?,z,t)?J，不断地迭代下去，即可得到稳定平衡时的等效电流分布，进而可以得到等效电流产生的矢势和磁场。6. 穿透场的前锋在外磁场中，磁通以磁通晶格的形式存在，单个的磁通量子会被材料中的微结构不均匀钉扎，以至于只有在由局部高的电流引起的足够强的洛仑兹力的作用下才会脱钉扎并在材料中流动，引起磁通量子脱钉扎的局部电流密度便是微观的临界电流密度，并且它直接正比于钉扎力强度，临界态惟象理论描述准静态材料中钉扎的磁线分布，假定钉扎引起的临界电流密度为jc，即磁感应强度对半径的导数对应于临界电流密度，即，以及对磁通分布的任何改变都是由样品表面引入，在一个比实验时间短的时间尺度内，从操作上讲，无论何时外场增加，磁线都会从表面进入超导体内部，并且穿透形成一个磁通前逢边界，这个边界的位置由样品表面的外场大小决定，临界态中，电流密度要么是正比于局部磁感应强度的临界值，要么是零，因此二类超导体的电磁响应由临界态区域的范围决定，具有方位角对称性(azimuthal symmetry)非均匀外场中的前锋轮廓(flux front profile)可以由一种积分函数方法(integral equation technique)得到。根据Bean临界态模型，诱导电流由材料边界产生紧接着外磁场，并进一步延伸到超导体内部（23）错误！未找到引用源。是磁感应强度矢量，错误！未找到引用源。是真空磁导率，这引起总磁通密度从材料表面向内部逐渐减小直至达到磁通锋边界时为零，这个边界内部的区域没有磁场，被诱导的屏蔽电流完全屏蔽，这个磁通前锋边界可由总磁感应强度为零的面来定义，这对应于一个定义这个边界的矢量方程，由于错误！未找到引用源。，则同样可以由磁矢势错误！未找到引用源。来定义边界，使用矢势的概念可以极大地简化计算，因为只有一个分量需要确定对于方位角对称问题，对于具有这种对称性的问题，材料内部诱电流可以通过形成回路来模拟，每一个回路者携带常数电流Jc，单个电流回路的矢势已知，并且可以要么使用完全椭圆积分(complete elliptical integrals)，要么通过正交函数(orthogonal functions)来表示，因此，由于所有的诱导电流而产生的矢势是这个单电流回路的已知的矢势的体积积分，在这个积分中的未知量是磁通前锋边界Ψ，这个边界构成积分限的一部分，和电流密度Jc，另外，Ψ既同时是空间和外另磁场的函数，为了简化计算，外加磁场用Jc和一个特征长度归一化，采用这种归一化方案之后，总的矢势 Atot就变为一个无量纲隐函数Ψ=Ψ(R, β)，R为广义空间变量，β是归一化外加磁场，总的矢势由下式给出Atot =Aβ— AJc
Aβ和 AJc 分别是外场β的矢势和诱导电流Jc的矢势，方程中的负号源自屏蔽效应，对于给定的外场β，磁通前锋的位置可由寻找矢势为零的空间点来确定，通常情况下这是一个很困难的工作，但是可以将此方程化为一个简单的积分方程来简化，一般情况下，β是时间的函数，这种方法只能处理临界态的准静态，外场变化的时间尺度远大于磁通线运动所需要的时间尺度，因此，这个模型总是假定随着外场的增大磁通轮廓经历一系列由外场的历史和当前值惟一确定的准静态，外加磁场的变化导致磁通线轮廓位置相应的变化，但是在整个变化过程中这个轮廓中总的矢势一直为零，因此，确定磁通穿透轮廓的一个要求是Atot (Ψ(R, β+β), R)= Atot (Ψ(R, β), R)=0
（25） 这意味着（26）上面的方程往往是Ψ的一阶非线性积分方程，然而，如果Ψ给定，但是它的导数项未知，上述方程可被视为一个导数项的线性一阶积分方程，正如临界态模型所建议的那样，当外场β最初加到超导体上时，磁通量子从表面进入超导体内，因此，初始Ψ(R, β) =0的轮廓是材料的表面轮廓，将这个已知函数代入到上述方程，它就变成一个未知导数的一阶线性积分方程，有几种方法可以用来求解这个方程，这些算法的大多数使用迭代法，并且这个迭代的收敛要么由严格的数学参数，要么在实际应用中被认为是如此，因为严格的数学证明极其困难，Gold提出一个简单的收敛迭代方案以从上述方程求解Ψ的导数，随着外磁场由β增加到β+β，新的磁通前锋轮廓可由下式近似（27）图7 二类超导体磁场随外磁场增加过程中的分布图只要增量错误！未找到引用源。足够小，这个近似便是成立的，用这个近似，可以确定错误！未找到引用源。时的磁通轮廓，但它的导数却还没有确定，这与起初当错误！未找到引用源。=0时的情况相同，上面的方案重复进行，从根本上讲，这个方法涉及到外场β的渐进增量数值方案(progressively incremental numerical scheme)，和求解上个方程的迭代方法，一旦磁轮廓对外场的依赖关系在零场冷(ZFC)过程中被确定，然后，超导样品对一个外场完整周期变化过程中的响应便可很容易计算出来。图8 二类超导体磁场随外磁场减小过程中的分布图7. 场冷悬挂与侧向稳定性以上所描述的都是超导体处于超导态之后再加外磁场，即所谓的零场冷情形，如果改变两者的顺序，先使正常态的超导体磁化之后再降温使超导体处于超导态（场冷），假如正常态超导体的磁化率为零，则超导体内部的磁场分布与外磁场相同，此时，再降温，超导体内磁场以磁通量子的形式存在，并且由于超导体内的缺陷对涡旋的钉扎作用，超导体内会残留部分磁通线，此时的磁通密度梯度等效电流与外磁场相互吸引，使得超导体与永磁体之间具有吸引力，这种吸引力甚至可以使超导体悬挂在超导体的下面。一类超导体如铅，锡，汞像抗磁体一样，将所有磁通线从其体内排出，从而产生最大的排斥力，二类超导体，如Nb3Sn或高温超导体却允许磁通线以磁通量子的形式进入超导体的内部，直觉上，好像此时排斥力应该小于第一类超导体，然而，由于材料缺陷对磁通涡旋的钉扎作用，使得二类超导体的排斥力大大强于一类超导体，但是这种悬浮力却在真实的条件下并不稳定，主要是由于热力学效应造成的涨落效应，磁通线热激发的概念，以及钉扎的概念本身第一次都是由P. W. Anderson于1962年提出的[36]，基本的观点是任何促使非平衡涡旋分布的过程都会导致超导体磁矩的改变[37]，这样的改变可以被认为是涡旋由钉扎中心自发蠕动的结果，这样的运动则通常起源于热激发[36]，但是它也会起源量子遂穿[38](在非常低的温度下T当永磁体接近超导体上表面时冷却超导体使其处于超导态，此时，由于磁通钉扎，由于未冷却时磁体产生的磁场被捕获在超导体内，电流密度（28）直到磁体运动，不会发生变化，随后如果向上移动永磁体，则会产生电场（29）并且根据E(J)关系，便会出现临界电流的分布，磁体最初从超导体上表面移走，由于法拉第-楞次定律(Faraday-Lenz’s law)，出现电流分布，其倾向于保持原来被冻结的磁通线不变，而原来的磁通线与永磁体之间的作用力是吸引力，然而，如果磁体的运动方向反向，便又会诱导出与原来结构相反的电流，现在，样品努力将磁场排出体外，结果，相互作用力变成斥力，这样，就可以看到稳定的悬浮，这种悬浮具有非常强的稳定性，当侧向移动磁体时，电流密度分布会发生变化尽可能保持原来的磁通线结构不变，结果，一个静磁能函数Um中出现一个非常深的势阱，使得任何偏离平衡位置的小位移都会受到一个回复力。III. 结果与讨论图6所示为零场条件下制冷实验超导情况下测量超导磁悬力随距离变化的曲线，从图中可以清楚的看出z方向上超导体与磁铁之间的磁排斥力随距离的增大呈指数形式下降。图7为场冷条件下分别测量的超导体与磁铁在z轴方向磁悬浮力与距离的变化曲线。图8和图9为可以做为标准的相对更好的磁悬力测量结果。通过比较，我们发现主要存在两个问题，一个是为能系统而精细地测试超导磁悬力距离的变化关系，深入了解高温超导磁滞的根源，除了分别进行零场和场冷两种条件下的磁悬浮力测试外，还需要分别对起始测量是上行还是下行做出区分，而我们只是做了其中一部分工作，这为我们进一步进行磁悬浮力的测试工作提供了很多价值的参考经验。另一个问题是测试精度的问题，很显然图7中磁悬浮力的变化曲线虽然大体上反映出磁滞的特征，但是上行数据明显比标准曲线过小，而这很可能是实验操作熟练程度不够造成的。图9 零场冷磁悬力随距离变化曲线
图10 场冷时上行和下行磁浮力随距离变化从图中可看出二个信息，第一个是场冷条件下下行曲线与零场冷条件下测得的曲线变化趋势极为吻合，从中可以说明超导态与磁化过程无关，这是第一类超导体的明显特征，由于钇钡铜氧高温超导体属于第二类超导体，故而并不像第一类超导体一样超导态与磁化过程无关，因此便可得到第二个信息，即磁悬浮力随时间的变化，这便是所谓的第二类超导体磁滞现象。具体表现在上行和下行曲线不吻合而具有一定的差别。按照bean磁滞模型，下行时由于电磁感应，在超导体边缘位置感应出超导电流，超导电流产生的磁场与磁铁相互作用使得超导体表现出排斥力，由于超导体内部的杂质，缺陷，位错等等影响超导体晶格周期性因素的影响，在超导体这些缺陷中心位置将会形成磁通钉扎中心，使得在超导电流产生的磁场不会随着外磁场的退去立即退去，而是呈现一定的滞后性，当下行到最低位置上行时，这些没有来得及退去的磁场与新感应出的电流产生的磁场相互作用便表现出超导体上行下行磁悬力不吻合的情况。 当然，由于实验经验不足、测试样品的部分失超以及测试系统灵敏度不高而原因，本次实验所得结果并不是十分理想，与标准实验结果(图8、图9)相比还是有一定的差距。图8和图9两图分别展现了起始测量阶段为超导体与永磁体相对靠近和离开两种情况。
为了验证理论模拟的正确性，我们与两组实验结果做了比较，分别为Raphael B. Kasal等人[44]-[47]和杨万民[48]等人的实验为参考，超导体为圆柱形YBCO，直径分别为2Rsc=28mm和2Rsc=18mm，厚度都是2d=10mm，永磁体为Nd-Fe-B，直径分别为2Rpm=22mm和2Rpm=19mm，厚度分别为2b=10mm和2b=25mm，通过实验可以得到如下图所示的竖直方向的悬浮力Fz随悬浮距离的变化。如下图所示。Levitation Force Fz/NLevitation Force Fz
(N)Distance between HTS and PM
Z/mmDistance between HTS and PM
(mm)图11 悬浮力实验值[41]随悬浮距离的变图12 悬浮力实验值[45]随悬浮距离根据理论模型计算得到的电流密度分布，我们可以得到Fz的计算式：Fz???vdFz??e22Rscb?h?2d8?m???nsBzdz?d?
（30）b?h?2?式中ns为超导电子密度，e为单位电荷，m为电子的质量， ?为单位面积内的涡旋数。首先，为了计算的简便，我们将ns看作常数，则上式可写为：Fz??ens8?m22Rscb?h?2d???Bzdz?d?
（31）b?h?2?又因为Bz?1??????A?，代入上式得到：?ens8?m222Rscb?h?2dFz???b?h2Bz??zBzdz?d???dz?d?????ens4?m2Rscb?h?2d??b?h?A?A???????2??1?A?A???????z????z??（32）则k的第一类椭圆积分可表示为：2D???'???2??z?z'?22
（33）22?'???2?'?cos2???z?z'?同理可得：E??'???2?'?cos2???z?z'?222??'???2??z?z'?2（34）则等效螺线管的磁矢势可表示为：?0j4?Rpmb?222A?????b0??'cos2??'???2?'?cos2???z?z'?2d?'dz'd?
（35）在计算过程中，参数完全按照实验给出的数值，Rsc=14mm，d=5mm，Rpm=11mm，b=5mm，e为单位电荷量，m为电子的质量。计算结果见图13。图13 悬浮力理论计算与实验[44]的Fz—Z曲线我们得到悬浮力随悬浮距离变化的曲线Fz—Z，。从图中Fz—Z曲线可以看出，理论计算的悬浮力值与实验测量的悬浮力曲线整体变化趋势基本相同，除此之外，我们还研究了磁悬浮力曲线随涡旋密度梯度等效电流和永磁体剩余磁场强度（图14）之间的关系，以及磁悬浮力曲线与超导样品厚度和纵横比的关系（图15）图14 磁悬浮力曲线随不同等效电流和永磁体不同的剩余磁场的变化图15 磁悬浮力曲线与超导样品厚度和纵横比的关系IV.参考文献[1] F. Hellman, E. M. Gyorgy, D. W. Johnson, Jr.,H. M. O’Bryan, and R. C. Sherwood, ”Levitation of a magnet over a flat type-II superconductor”, J. Appl. Phys 63,447-450(1988).[2]W. G. Harter, A. M. Hermann, and Z. Z. Sheng, ”Levitation effects involving high Tc thallium based superconductors”, Appl. Phys. Lett. 53, 88).[3] F. Hellman, E. M. Gyorgy, D. W. Johnson, Jr.,H. M. O’Bryan, and R. C. Sherwood, ”Levitation of a magnet over a flat type-II superconductor”, J. Appl. Phys 63, 447-450(1988).[4] A. R. Conn, N. I. M. Gould, Ph. L. Toint, LANCELOT: A Fortran Package for Large-Scale Nonlinear Optimization, Springer Series in Computational Mathematics(Springer Verlag, Berlin 1992).[5] J. R. Hull 2000 Supercond. Sci. Techno. 13 R1; N. Koshizuka, F. Ishikawa, H. Nasu, M. Murakami, et al., Phys. C 386 (.[6] J. R. Hull et al 2005 Supercond. Sci. Technol. 18 S1; N. Koshizuka, F. Ishikawa, H. Nasu, M. Murakami, et al., Phys. C 378 (2001) 11.[7] Wang J J, He C Y, Meng L F, et.al. 2003 Supercond.Sci.Technol. 16 527 -533[8] J. R. Hull, E. F. Hilton, T. M. Mulcahy, Z. J. Yang, and A. Lockwood, “Low friction in mixed-mu superconducting bearings,’’ J. Appl. Phys. 78(11),
(1995).[9] J. R. Wang, P. X. Zhang, L. Zhou, M. Z. Wu, W. Gawalek, P. Gornert, H. Weh, in: 15th Inter. Conf. on Magnet Technol., Beijing, October 20 24, 1997.[10] F. C. Moon, M. M. Yanoviak, R. Ware. Hysteretic levitation forces in superconducting ceramics [J]. Appl. Phys. Lett., ): .[11] K. Hiroaki, O. Assushi. Measurement and analysis of lateral forces between magnets and high-Tc superconductors [J]. J. Appl. Phys., ): 770-778].[12] M. Masato, O. Terutugu, F. Hiroyuki, et al. Large levitation force due to flux pinning in YBaCuO superconductors fabricated by melt-powder-melt-growth process [J]. Japanese Journal of Applied Physics, Part 2, vol. 29, Nov. 1990, p. L.[13] P. Boegler, C. Urban, H. Rietschel, et al. Standardized mesurements of interaction forces in autostable superconducting magnetic bearings[J] . Appl Supercon, ): 315-325.[14] E. Postrekhin, K. B. Ma, W. K. Chu, IEEE Appl. Supercond. 11 (.[15] Wang X R, Song H H, Ren Z Y, et.al. 2003 Phys. C 386 536 -539.[16] N. D. Valle et. al. 2008 Appl. Phys. Lett. 92 042505; Appl. Phys. Lett. 91 112507 ; Appl. Phys. Lett. 90 042503.[17] D. L. Shi, D. Qu. Sagar, and K. Lahir 1997Appl. Phys. Lett. 70 3606.[18] Y. S. Cha, J. R. Hull, T. M. Mulcahy, and T. D. Rossing, J. Appl. Phys. 70, ).[19] B. Lehndorff, H. -G. Kürschner, B. Lücke, and H. Piel, Physica C 247, 280 (1995).[20] P. -Z. Chang, F. C. Moon, J. R. Hull, and T. M. Mulcahy, J. Appl. Phys. 67, ).[21] B. A. Tent et al, 1998 Phys. Rev. B 58, 11761;[22] Del-Valle N., Sanchez A., Navau C. et.al. Supercond. Sci. Technol. 21 8)[23]E. H. Brandt, Rep. Prog. Phys. 58, ).[24] C. P. Bean, Rev. Mod. Phys. 36, 31 (1964); Phys. Rev. Lett. 8, 250 (1962).[25] For example, K. V. Bhagwat and P. Chaddah, Pramana 33, 521 (1989); D.-X. Chen, A. Sanchez, J. Nogués, and J. S. Mu?oz, Phys. Rev. B 41, ); P. N. Mikheenko and Y. E. Kuzovlev, Physica C 204, 229 (1993); J. McDonald and J. R. Clem, Phys. Rev. B 53, ); E. H. Brandt, ibid. 54, ).[26] E. H. Brandt, Am. J. Phys. 58, 43 (1990).[27] M. J. Qin, G. Li, H. K. Liu, S. X. Dou, E. H. Brant, Phys. Rew. B 66 2).[28] Hellman F., Gyorgy E M, Johnson D W, et.al. 1988 Appl. Phys. 63 447; L. C. Davis, E. M. Logothetis, R. E. Soltis, J. Appl. Phys. 64 (.[29] Navau C, Sanchez A 1998 Phys. Rev. B 58 963.[30] E. H. Brandt, Appl. Phys. Lett. 53 ).[31] M. W. Coffey Phys. Rev. B 65 02); M. W. Coffey Phys. Rev. B 52 R); Q. G. Lin Phys. Rev. B 74(2) 6).[32] F. Hellman, E. M. Gyorgy, D. W. Johnson, Jr., H. M. OBryan, R. C. Sherwood, J. Appl. Phys. 63 447 (1988).[33] L. C. Davis, E. M. Logothetis, R. E. Soltis, J. Appl. Phys. 64 ).[34] K. Salama and D. F. Lee, ‘‘Progress in melt texturing of YBa2Cu3Ox superconductor,’’ Supercond. Sci. Technol. 7, 177–193 (1994).[35] L. Civale, ‘‘Vortex pinning and creep in high-temperature superconductors with columnar defects,’’ Supercond. Sci. Technol. 10, A11–A28 (1997).[36] P. W. Anderson, ‘‘Theory of flux creep in hard superconductors,’’ Phys. Rev. Lett. 9, 309–311 (1962).[37] Y. Yeshurun, A. P. Malozemoff, and A. Shaulov, ‘‘Magnetic relaxation in high-temperature superconductors,’’ Rev. Mod. Phys. 68 (3),911–949 (1996).[38] G. Blatter, V. B. Geshkenbein, and V. M. Vinokur, ‘‘Quantum collective creep,’’ Phys. Rev. Lett. 66,
(1991).[39] E. H. Brandt, P. Esquinazi, H. Neckel, and G. Weiss, ‘‘Drastic increase of frequency and damping of a superconducting vibrating reed in a longitudinal magnetic field,’’ Phys. Rev. Lett. 56, 89–92 (1986); E. Rodr?guez, J. Luzuriaga, C. D’Ovidio, and C. Esparza, ‘‘Softening of the flux-line structure in La2-xSrxCuO4 measured by a vibrating reed,’’ Phys. Rev. B 42, 1 (1990).[40] Y. B. Kim, C. F. Hempstead and A. R. Strand, ‘‘Critical persistent currents in hard superconductors,’’ Phys. Rev. Lett. 9, 306–309 (1962).[41]. Brandt E H, 1996 Phys. Rev. B 54 (6) 4246.[42]. Brandt E H, 1998 Phys. Rev. B 58 (10) 6506.[43]. Qin M J, Li G, Liu H K, and Dou S X, Brandt E H, 2002 Phys. Rev B 66 (10) 024516.[44] Raphael B. Kasal, Rubens de Andrade Simulation of Dynamic Levitation Force Taking Flux Creep Into Account VOL.17,NO.2, JUNE -2161[45] P.F. Herrmann, C. Cottevielle,G. Duperray, A.Leriche, T. Verhaege,C. Albrecht, andJ.Bock,“Cryogenic load calculation on high current lead,” Cryogenics, vol. 33, pp. 555–562, 1993.[46] T. Rettelbach and G. J. Schimitz, “3D simulation of temperature, electric field and current density evolution in superconducting compo-nents,” Superconductor Science and Technology,vol.16,pp.645–653,2003.[47] J. Grundmann, M. Lindmayer, R. Rockelein, and W. Schmidt, “Simulation of HTS switching with the finite element analysis program ANSYS,” Superconductor Science and Technology, vol. 16, pp.562–565, 2003.[48] 杨万民，周廉，冯勇等，Effect of grain-alignment on the levitation force of melt-processed YBCO bulk superconductors.Chin.Phys.Soc Vol 8 No 7 .V. 致谢首先感谢我的导师李平林教授，李老师渊博的学识、严谨的学风、认真的工作态度和开阔的事业令我敬佩。本论文从选题到完稿均得到李老师的悉心指导，李老师对科研独特的视角和启发式的指导，令我感悟很深，仔细领会更觉受益匪浅。李老师将总结的研究方法和积累的科研经验都毫无保留地向我传授，所有这一切将使我终生受益。回想在论文研究的过程中，我得到了许多无私的帮助和真诚的鼓励，感激之情难以用语言表达，要感谢的人很多，包括郑州大学材料物理实验室的老师们和同学们。感谢贾瑜教授、孙强教授、胡行教授、曹义刚教授等，他们给我提供了一个良好的科研环境，在学习和科研中给予了巨大的关心和支持。在此一并向他们表示感谢。其实，我从大一下学期就结识了李老师，在以后的学习和生活中，李老师给了我很多帮助和关怀。除了专业课学习上的指导，李老师还向我推荐了许多优秀的科学著作，以培养我对科学的爱好和思辨能力。李老师经常鼓励我勤于思考，敢于质疑，勇于创新。2009年5月，在李老师指导下，我跟同学积极参与了大学生科技创新活动。2009年下学期，李老师每周都抽出二个小时间给我我讲解他在超导理论方面的科学探索，李老师知识渊博，思维敏捷，思路开阔，考虑问题细致而周全，从他身上我了解了开展科研工作的方法和步骤，知道了从事科研所必备的素质和精神。与此同时，李老师又帮助我们申请了“大学生创新实验项目”，在新区为我们开设了实验室，并提供了良好的科研环境。在平时的学习和生活当中，我得到了许多同学的帮助和真诚的鼓励，在此表示衷心的感谢。很荣幸能与刘晓浩、鲍伟成同学分在一组，刘晓浩的编程能力和对问题的敏锐洞察力、鲍伟成同学的认真细致、一丝不苟的精神给我留下了深刻的印象。毕业设计期间，与他们共同合作，相互学习，一起谈论，使我受益匪浅。在此，对他们表示感谢。这段珍贵的学习经历使我受益匪浅，无论是学术上还是人生阅历上，对我以后的发展有很大的帮助。最后，再次对关心、帮助我的老师和同学表示衷心地感谢。
范文二：超导磁悬浮1911年荷兰科学家翁纳斯（Onnes）在测量低温下水银电阻率的时候发现， 当温度降到零下269度附近， 水银的电阻竟然消失了！图1复制了当时的实验曲线。电阻的消失叫做零电阻性。所谓“电阻消失”，只是说电阻小于仪表的最小可测电阻。也许有人会产生疑问：如果仪表的灵敏度进一步提高，会不会测出电阻呢？用“持久电流”实验可以解决这个问题。由正常导体组成的回路是有电阻的，而电阻意味着电能的损耗，即电能转化为热。这样， 如果没有电源不断地向回路补充能量，回路中的电能在极短时间( 以微秒计)里全部消耗完，电流衰减到零。如果回路没有电阻，自然就没有电能的损耗。一旦在回路中激励起电流，不需要任何电源向回路补充能量，电流可以持续地存在下去。有人曾在超导材料做成的环中把电流维持两年半之久而豪无衰减。由此可以电阻率的上限为10－23欧姆厘米，还不到最纯的铜的剩余电阻率的百万亿分之一。零电阻效应是超导态的两个基本性质之一。超导态的另一个基本性质是抗磁性，又称迈斯纳(Meissner) 效应。即在磁场中一个超导体只要处于超导态，则它内部产生的磁化强度与外磁场完全抵消，从而内部的磁感应强度为零。也就是说，磁力线完全被排斥在超导体外面，如图所示。
超导磁悬浮利用超导体的抗磁性可以实现磁悬浮。图3是超导磁悬浮的示意图。把一块磁铁放在超导盘上，由于超导盘把磁感应线排斥出去， 超导盘跟磁铁之间有排斥力，结果磁铁悬浮在超导盘的上方。这种超导悬浮在工程技术中是可以大大利用的， 超导悬浮列车就是一例。让列车悬浮起来，与轨道脱离接触，这样列车在运行时的阻力降低很多，沿轨道“飞行”的速度可达500公里/小时。高温超导体发现以后，超导态可以在液氮温区(零下169度以上)出现，超导悬浮的装置更为简单， 成本也大为降低。我国的西南交通大学于1994年成功地研制了高温超导悬浮实验车。
范文三：1933年，荷兰的迈斯纳和奥森菲尔德共同发现了超导体的另一个极为重要的性质——当金属处在超导状态时，这一超导体内的磁感应强度为零，却把原来存在于体内的磁场排挤出去。对单晶锡球进行实验发现：锡球过渡到超导态时，锡球周围的磁场突然发生变化，磁力线似乎一下子被排斥到超导体之外去了，人们将这种现象称之为“迈斯纳效应”。 “迈斯纳效应”： 当一个和一个处于态的相互靠近时，磁体的磁场会使超导体表面中出现超导。此超导电流形成的磁场，在超导体内部，恰好和磁体的磁场大小相等，方向相反。这两个磁场抵消，使超导体内部的磁感应强度为零，B=0，即超导体排斥体内的磁场。1933年德国物理学家迈斯纳（W.Meissner）和奥森菲尔德（R.Ochsebfekd）对锡单晶球超导体做磁场分布测量时发现，在小磁场中把金属冷却进入超导态时，体内的磁力线一下被排出，磁力线不能穿过它的体内，也就是说超导体处于超导态时，体内的磁场恒等于零。超导体一旦进入超导状态，体内的磁通量将全部被排出体外，磁感应强度恒为零，且不论对导体是先降温后加磁场，还是先加磁场后降温，只要进入超导状态，超导体就把全部磁通量排出体外。此外，超导体还是完全的抗磁体，外加磁场无法进入或（严格说是）大范围地存在于超导体内部，这是超导体的另一个基本特性。产生迈斯纳效应的原因是：当超导体处于超导态时，在磁场作用下，表面产生一个无损耗感应电流。这个电流产生的磁场恰恰与外加磁场大小相等、方向相反，因而在深入超导区域总合成磁场为零。换句话说，这个无损耗感应电流对外加磁场起着屏蔽作用，因此称它为抗磁性屏蔽电流。超导体不同于电阻无限小或者为零的理想导体。因为对于电阻率ρ无限小的理想导体，根据欧姆定律E=ρJ，若ρ=0，则由麦克斯韦方程组▽×E=-δB/δt=0，由此可知在加磁场前后理想导体体内磁感应强度不发生变化，即B=C≠0，C为加入磁场前导体体内的磁感应强度。而超导体的迈斯纳效应要求深入超导区B=0。后来人们还做过这样一个实验，在一个浅平的锡盘中，放入一个体积很小磁性很强的永久磁铁，然后把温度降低，使锡出现超导性。这时可以看到，小磁铁竟然离开锡盘表面，飘然升起，与锡盘保持一定距离后，便悬空不动了。这是由于超导体的完全抗磁性，使小磁铁的磁力线无法穿透超导体，磁场发生畸变，便产生了一个向上的浮力。进一步的研究表明：处于超导态的物体，外加磁场之所以无法穿透它的内部，是因为在超导体的表面感生一个无损耗的抗磁超导电流，这一电流产生的磁场，恰巧抵消了超导体内部的磁场。这一发现非常有意义，在此之后，人们用迈斯纳效应来判别物质是否具有超导性。为了使超导材料有实用性，人们开始了探索高温超导的历程，从1911年至1986年，超导温度由水银的4.2K提高到23.22K（0K=-273.15℃；K开尔文温标，起点为绝对零度）。1986年1月发现钡镧铜氧化物超导温度是30K，12月30日，又将这一纪录刷新为40.2K，1987年1月升至43K，不久又升至46K和53K，现了98K超导体。高温超导体取得了巨大突破，使超导技术走向大规模应用。超导材料和超导技术有着广阔的应用前景。超导现象中的迈斯纳效应使人们可以用此原理制造超导列车和超导船，由于这些交通工具将在悬浮无摩擦状态下运行，这将大大提高它们的速度和安静性，并有效减少机械磨损。利用超导悬浮可制造无磨损轴承，将轴承转速提高到每分钟10万转以上。超导列车已于70年代成功地进行了载人可行性试验，1987年开始，日本开始试运行，但经常出现失效现象，出现这种现象可能是由于高速行驶产生的颠簸造成的。超导船已于日下水试航，目前尚未进入实用化阶段。利用超导材料制造交通工具在技术上还存在一定的障碍，但它势必会引发交通工具革命的一次浪潮。超导材料的零电阻特性可以用来输电和制造大型磁体。超高压输电会有很大的损耗，而利用超导体则可最大限度地降低损耗，但由于临界温度较高的超导体还未进入实用阶段，从而限制了超导输电的采用。随着技术的发展，新超导材料的不断涌现，超导输电的希望能在不久的将来得以实现。现有的高温超导体还处于必须用液态氮来冷却的状态，但它仍旧被认为是20世纪最伟大的发现之一。一些问题没有弄清，但人们已经知道了很多。首先，有一些低温超导现象是由于电声作用，可以用BCS理论做出解释，而象铜基超导体、重费米子超导体中的超导原因，如今仍在研究之中。由于超导体对环境的要求非常高，如今它还只能在科学家们的实验室中进行，并不能够大规模的应用到我们的日常生活中，但科学的发展是永无止境的，科学家们还正朝着提高超导体的温度以达到将超导应用于生活中，为人类造福。相信随着科学的发展，超导一定会广泛地应用与我们的生活。到那时候，例如超导电缆、超导电机、超导储能器以及粒子加速器和受控热核反应的超大型强磁体；还有时速高达500多公里的超导磁悬俘列车，无摩擦超导陀螺仪，超导轴承等等。1962年，英国剑桥大学研究生布里安·戴维·约瑟夫森（1940～ 年）的一项重大发现，使超导应用更加令人眼花缭乱。这项发现叫做“约瑟夫森效应”，它使超导体可像半导体那样做成二极管、三级管和一种奇妙的探测器件——超导量子干涉仪，用于弱磁场测量、超导计算机等微电子领域。可以设想，这些应用一旦实现，世界将改变模样：超导储能器收集太阳能，并将它储藏起来，通过强大的电网完好无损地把电流送往用户。自从超导电性被发现以来，超导技术有被广泛应用的潜力，但是由于超导转变温度太低，需要昂贵的液氦设备，科学家们努力探索提高超导转变临界温度的途径，对高临界温度超导电性（高温超导）的探索成为凝聚态物理学的一个重要课题。贝德诺尔茨与卡尔·亚历山大·米勒紧密合作开始于1983年对高临界温度的超导氧化物的系统研究，1986年获得重要发现。他们在陶瓷材料中发现超导电性，钡镧铜氧化物（BaLaCuO或LBCO）的临界温度是绝对零度以上33度（即开尔文33度），这在当时是临界温度的最高纪录，高于前一纪录12开尔文度。这一发现对全球许多新型超导材料的研究起到了突破性的作用，最终超导转变温度达到开尔文135度。日,美国科学家合成物质 (Tl4Ba)Ba2Ca2Cu7O13+,将超导温度提高到 254K,距离冰点仅19℃，对于推广超导的实 际应用具有极大的意义。 可以想象的到，将来必将是一个超导的时代。
范文四：12．(o浙江杭州质检)超导磁悬浮列车是利用超导体的抗磁作用使列车车体向上浮起，同时通过周期性地变换磁极方向而获得的推进动力的新型交通工具．其推进原理可以简化为如图所示的模型：在水平面上相距L的两根平行直导轨间，有竖直方向等距离分布的匀强磁场B1和B2，且B1＝B2＝B，每个磁场的宽度都是L，相间排列，所有这些磁场都以相同的速度向右匀速运动，这时跨在两导轨间的长为L，宽为L的金属框abcd(悬浮在导轨上方)在磁场力作用下也将会向右运动．设金属的总电阻为R，运动中所受到的阻力恒为Ff，金属框的最大速度为vm，则磁场向右匀速运动的速度v可表示为
)A．v＝(B2L2vm－FfR)/(B2L2)B．v＝(4B2L2vm＋FfR)/(4B2L2)C．v＝(4B2L2vm－FfR)/(4B2L2)D．v＝(2B2L2vm＋FfR)/(2B2L2)【解析】 导体棒ad和bc各以相对磁场的速度(v－vm)切割磁感线运动，由右手定则可知回路中产生的电流方向为abcda，回路中产生的电动势为E＝2BL(v－vm)，回路中电流为：I＝2BL(v－vm)/R，由于左右两边ad和bc均受到安培力，则合安培力F合＝2×BLI＝4B2L2(v－vm)/R，依题意金属框达到最大速度时受到的阻力与安培力平衡，则Ff＝F合，解得磁场向右匀速运动的速度v＝(4B2L2vm＋FfR)/(4B2L2)，B对．【答案】 B莲山课件
原文地址：/shti/gaosan/81939.htm
范文五：超导材料磁浮力（手动）测量仪引言完全抗磁性和零电阻效应一样是超导材料的主要特征之一。当一个超导体牌外磁场中时，由于抗磁性和磁通钉扎效应的作用，在超导体内部将感应出屏蔽电流，又由于零电阻效应所致，屏蔽电流几乎不随时间衰减。在超导体内持续流动的屏蔽电流产生的磁场与外磁场发生相互作用，从而产生超导磁悬浮现象。以超导磁悬浮为基础的超导磁悬浮技术在能源（飞轮储能），交通（磁浮车），机械工业（无摩擦轴承）等到诸多领域具有潜在的应用价值。 磁浮力是超导材料在磁悬浮技术上应用的重要参数。磁浮力随悬浮间隙的变化一方面取决于超导材料自身的性质，另一方面取决于磁场的强度和分布以及温度等测量条件。 本产品是在北京有色金属研究总院从事超导材料研究中研制和使用的测量仪器的基础上开发的，有结构紧凑，使用方便的优点，适用于高等院校近代物理实验使用。一、 实验目的学会使用超导材料磁浮力（手动）测量仪二、仪器简介一. 主要技术指标力测量范围
0-50Kg测力传感器最小感度
0.01Kg用熔融织构法生长的YBaCuO超导块 样品
?30mm?14mm,临界转变温度约90KNdFeB永久磁铁
?26mm?25mm磁体
表磁约5000Gs（吸在铁块上的测量值） 测试温度
77.3K（液氮温度）磁体移动范围
0-60mm测试架外形尺寸
260mm?290mm?520mm测试架净重
20Kg力显示单元电源
220V,50Hz力显示单元尺寸
250mm?200mm?120mm力显示单元净重
2Kg二. 结构如图1所示，本实验仪包括用于支撑，固定各功能部件的机架，置放被测超导样品的低温容器，测量用磁体，垂直移动机构，力与位移的测量元件和输出信号显示单元。垂直移动机构与磁体相联接。三. 实验方法⒈零场冷实验过程⑴
打开力显示单元的电源开关，预热10分钟。力显示值约为-0.04Kg（当容器中注满液氮时，显示值为零），如不为此值，按照说明书中第五节的零点校正方法调整。
用螺丝将样品固定在试样架中心（卡住即可，不必用劲拧，以免损坏样品），然后将试样架安装在容器中，使样品上表面低于容器上表面。⑶逆时针转动手柄，使磁体向下移动至磁体与样品接触，调整磁体位置使其与样品对中，打开尝试尺电源开关并使数值归零。⑷顺时针转动手柄，使磁体远离样品，上移至大于40mm的位置。⑸向低温容器中注入液氮，使样品在没有外磁场作用的条件下冷却至液氮温度（零场冷）。保持液氮面略高于样品上表面（测试过程中因液氮蒸发液面下降时，可随时添加液氮）。⑹按一定步长（转动手柄1 圈，磁体移动约1.5mm）逆时针转动手柄，向下移动磁体，同时从尝试尺和数字电压表上分别读取距离和力数据，由于超导体内存在磁通流动和磁通蠕动，力数值会随时间衰减，为尽量减小测量误差，建议在第一时间读取距离与力的数值。⑺
在磁体距样品约3mm处取值后，反向移动磁体，用同样的方法记录力与距离的曲线。⑻
用力与距离的对应关系做图，得到该样品零场冷条件下磁浮力与悬浮间隙的曲线。⑼
重复测量时必须等待液氮完全蒸发后（或将样品架取出再装入），使样品整体升温至90K以上（超导样品转变为正常态），使冻结在样品中的磁场退掉。⑽
实验结束后关闭力显示单元和尝试尺电源，并将样品取出擦干后保存在干燥皿中，避免水和CO2可能对样品造成的破坏。⒉场冷实验过程⑴
预备过程同零场冷步骤1-3。⑵
顺时针摇动手柄，使磁体1-10mm之间的任意位置，向低温容器中注入液氮，使样品在有处磁场作用的条件下冷却至液氮温度（场冷）。⑶
按一定步长顺时针转动手柄，身上移动磁体，并在第一点停留相同的时间，同时从尝试尺和数字电压表上读取距离和力的数据。⑷
其它步骤同零场冷8-10步。四. 测力仪表的使用⒈零点校正⑴
测量前发现仪表显示不为零时，记下初始数值。⑵
按住设置键直至显示OA。⑶
键进入修改状态，在
键的配合下将其修改为1111，按
键退出。 ⑷
再次按住设置键
直至显示CncH。⑸
键，直至显示Cn-A，通过
键的配合，加（减）显示的初始数值，按
键退出。⑹
按住设置键
直至回到测量状态。注：改进型号按住
可直接清零。⒉灵敏度调节本仪器最小测量精度为小数点后两位（0.01Kg）,如果需要测量结果显示为小数点后一位，可按照以下步骤进行调整：⑴
按住设置键直至显示OA。⑵
键进入修改状态，在
键的配合下将其修改为1111，按
键退出。 ⑶
再次按住设置键
直至显示CncH。⑷
键，直至显示Cn-A，通过
键的配合，加（减）显示的初始数值，按
键退出。⑸
键进入F-r设置修改量程至050.0Kg（出厂设置为50.00Kg）。⑹
重新调节零点。⑺
按住设置键
直至回到测量状态。五. 注意事项⒈仪器置于稳定的平台上，周围的环境应无振动和热辐射。⒉加注液氮时要当心，避免低温液体对皮肤的伤害，禁止戴棉布或线手套操作。 ⒊实验结束后务必将样品取出擦干并放置在干燥皿中保存。⒋如需修改其它测量参数（如满度，量程等），可参照附表2，方法同五（建议不要改动，以免影响使用）。
范文六：高温超导测试仪器及演示装置高温超导教学装置可以把抽象的超导体电磁性质以朴素直观的形式表达出来，在教学和科普上有助于人们理解超导体的基本性质。其中包括超导体性能测量装置、超导磁悬浮演示装置、超导磁悬浮车演示模型。测试仪器零电阻测试装置物质的电阻在某一特定温度（临界转变温度）下突然消失的现象称为零电阻现象，它是物质处于超导态的基本性质之一。超导转变测量仪测试杆R-T曲线测试中采用四引线法，样品为YBaCuO高温超导材料，其临界转变温度大约为90 K；可以通过记录仪或计算机绘出R-T曲线。磁浮力测量装置超导磁悬浮力测量装置由超导体、低温容器、移动机构、压力传感器、位移传感器、数据显示装置以及控制系统构成。该装置可以测量超导材料与永磁体之间的相互作用力，并可通过记录仪、绘图仪或计算机绘制磁浮力与距离的曲线。手动磁浮力测量装置 电动磁浮力测量装置超导磁悬浮演示装置与常规永久磁铁之间同性相斥，异性相吸的作用不同，超导体和外磁场之间的是既排斥又相吸的相互作用，不论是超导体还是永久磁铁都可以克服自身重力，悬浮或倒挂在对方的上面或下面。静态磁悬浮演示装置高温超导静态磁悬浮演示仪由5~7个超导块、一个永久磁铁和低温容器组成，可以将磁铁稳定地悬浮在2~3 cm 的高度。同时，圆片状磁铁在悬浮状态下可以以自身的轴为转轴旋转，演示无摩擦转动现象。小型高温超导静态磁悬浮演示仪中型高温超导静态磁悬浮演示仪超导磁悬浮车演示装置超导磁悬浮车演示装置由环形轨道及超导小车模型组成。超导磁浮车演示装置由于悬浮车和轨道之间没有直接的接触摩擦，只要沿轨道延伸方向给车体一个很小的推动力，悬浮车就将沿轨道延伸方向运动。在轨道磁场非常均匀（没有磁阻尼的理想状态）且没有空气阻力的状态下，车的运动速度将不会衰减。北京市新街口外大街2号，100088 北京有色金属研究总院超导材料研究中心 Tel: (010) – 68313 Fax:(010) E-mail: mhzheng@.cn
范文七：超导磁悬浮列车操作方法:（1） 备一个小型液氮容器，最好是模压泡沫容器（如：仪表包装衬套即可）（2） 将小车下面垫上8mm左右的硬纸板放在磁性导轨上；（3）取下小车上盖，将液氮倒入小型液氮容器，再倒入车体容器中（内有超导块）,大约过2——3分钟，使超导块充分冷却，盖上车盖，撤下硬纸板，小车悬浮在导轨上方；(4)接上驱动变压器，将其电压调到4.5伏左右，打开驱动开关（在导轨托板的前方），(4)用手给车一个驱动力, 使小车顺着驱动器的转动方向运动，使小车受到一个向前的驱动力作用,车就会沿着磁性导轨持续运动起来。（5）实验完毕，断开电源，把小车取下。注意事项:（1） 液氮的温度是零下近200摄氏度，操作者及观看者注意不要触及液氮，操作时一定要带手套。（2） 超导块的冷却要均匀，全面，最好全部浸入液氮中，否则小车的运动将会不稳定。（3） 切勿将小车掉到地上，以免超导块脱落。（4） 本装置的轨道磁性极强，对手表、手机、相机等物品有影响，注意将这些物品与轨道保持距离。原理提示：超导体的磁性与常规磁体的磁性不同，超导体进入超导态后置于外磁场中，它内部产生磁化强度与外磁场完全抵消，磁力线完全被排斥在超导体外面，从而内部的磁感应强度为零，这就是超导体的完全抗磁性，即迈斯纳效应。完全抗磁性会产生磁悬浮或倒挂现象。实验中，当超导块经冷却达到超导态后靠近磁性导轨时，磁力线进入超导体表面并形成很大的磁通密度梯度，感应出高屏蔽电流，又由于零电阻效应，屏蔽电流几乎不随时间衰减，该电流产生的磁场与外磁场相互作用，从而对轨道产生排斥，排斥力克服超导体重力使其悬浮。磁性导轨用铷铁硼磁块铺设在钢板上制成，两边N型轨道起磁约束作用，保证超导块在轨道上运动。
范文八：磁悬浮技术和超导悬浮技术龙星宇
数学与统计学学院 随着航天事业的发展，模拟微重力环境下的空间悬浮技术已成为进行相关高科技研究的重要手段。目前的悬浮技术主要包括电磁悬浮、光悬浮、声悬浮、气流悬浮、静电悬浮、粒子束悬浮等，其中电磁悬浮技术比较成熟。1. 磁悬浮的原理电磁悬浮技术简称EML技术。它的主要原理是利用高频电磁场在金属表面产生的涡流来实现对金属的悬浮体。如图所示，将一个金属样品放置在通有高频电流的线圈上时，高频电磁场会在金属材料表面产生一高频涡流，这一高频涡流与外磁场相互作用，使金属样品受到一个洛沦兹力的作用。在合适的空间配制下，可使洛沦兹力的方向与重力方向相反，通过改变高频源的功率使电磁力与重力相等，即可实现电磁悬浮。2. 涡流当线圈中的电流随时间变化时，由于电磁感应，附近的另一个线圈中会产生感应电流。实际上这个线圈附近的任何导体中都会产生感应电流。如果用图表示这样的感应电流，看起来就像水中的旋涡，所以我们把它叫做涡电流引。如下图所示：3. 磁悬浮列车磁悬浮列车是一种靠磁悬浮力（即磁的吸力和斥力）来推动的列车。由于其轨道的磁力使之悬浮在空中，行走时不同于其他列车需要接触地面，因此只受来自空气的阻力。磁悬浮列车的速度可达每小时400公里以上，比轮轨高速列车的380多公里还要快。磁悬浮技术的研究源于德国，早在1922年，德国工程师赫尔曼·肯佩尔就提出了电磁悬浮原理，并于1934年申请了磁悬浮列车的专利。1970年以后，随着世界工业化国家经济实力的不断加强，为提高交通运输能力以适应其经济发展的需要，德国、日本等发达国家以及中国都相继开始筹划进行磁悬浮运输系统的开发。我国第一辆磁悬浮列车2003年1月开始在上海运行。磁悬浮列车分为常导磁吸型和超导磁斥型。常导型也称常导磁吸型，以德国高速常导磁浮列车为代表，它是利用普通直流电电磁吸力的原理将列车悬起，悬浮距离较小，一半10mm左右。常导型高速磁悬浮列车的速度可达500km/h，适合城市间的远距离快速运输。如上图所示，在车体的底部及两侧倒转向上的顶部安装磁铁，在T形导轨的上方和伸臂部分下方分别设反作用板和感应钢板，控制电磁铁和导轨见保持10-15mm的间隙，并使导轨的吸引力与车辆的重力平衡，从而是车体悬浮于车道的导轨面上运行。4. 磁悬浮列车前进原理、如上图所示，车头部的电磁体N极被安装在靠前一点的轨道上的电磁体S极所吸引，同时又被安装在轨道上稍后一点的电磁体N极所排斥。列车前进时，线圈里流动的电流方向就反过来，即原来的S极变成N极，N极变成S极。周而复始，列车就向前奔驰。5. 磁悬浮列车的不足众所周知，在陆地上的交通工具没有轮子是很危险的。要克服很大的惯性，只有通过轮子与轨道的制动力来克服。磁悬浮列车没有轮子，如果突然停电，靠滑动摩擦是很危险的。而对于磁悬浮，当遭遇突然停电，采取的是机械臂锁死轨道强制停车，这正是磁悬浮相对于轮轨滑动摩擦制动方式而言会更加危险，而导致车毁人亡的悲剧。6. 超导现象1911年，荷兰莱顿大学的卡末林—昂内斯意外地发现，将汞冷却到-268.98℃时，汞的电阻突然消失；后来他又发现许多金属和合金都具有与上述汞相类似的低温下失去电阻的特性，由于它的特殊导电性能，卡末林—昂内斯称之为超导态。卡茂林由于他的这一发现获得了1913年诺贝尔奖。人们把处于超导状态的导体称之为“超导体”。超导体的直流电阻率在一定的低温下突然消失，被称作零电阻效应。导体没有了电阻，电流流经超导体时就不发生热损耗，电流可以毫无阻力地在导线中形成强大的电流，从而产生超强磁场。7. 超导体的抗磁性超导体一旦进入超导状态，体内的磁通量将全部被排出体外，磁感应强度恒为零，且不论对导体是先降温后加磁场，还是先加磁场后降温，只要进入超导状态，超导体就把全部磁通量排出体外。此外，超导体还是完全的抗磁体，外加磁场无法进入或（严格说是）大范围地存在于超导体内部。以日本为代表的 超导磁斥型列车是利用超导体的抗磁性，列车运行时布置在地面上的线圈相互作用，产生斥力将列车悬起。以上是我研究的全部内容，希望对理解这些技术有所帮助。参考文献【1】大学物理学
高等教育出版社
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范文十：日本超导磁悬浮铁路技术开发现状摘要 1997年4月~2000年3月，日本超导磁悬浮列车在山梨试验线上进行了3年的运行试验，确认其作为高速、大运量运输工具的基本性能。其后进入预期5年的试验新阶段，以期解决可靠性、耐久性及降低成本、改善车辆空气动力特性等课题。文章以最近山梨线运行试验情况为中心，介绍其技术开发现状。关键词：磁悬浮；运行试验；可靠性；耐久性；降低成本；电力变流器0引言由日本铁道建设公团、JR东海客运公司及铁道综合技术 研究 所共同实施的山梨试验线建设，至1996年12月建成了18.4km的线路区间，1997年4月开始正式运行试验。提出了3项技术开发目标：高速性的验证，运输能力和高度准时性及 经济 性确认。至2000年3月的3年间，顺利地实施了一系列试验：由3辆编组、5辆编组进行了速度高达550km/h的稳定运行；确认多列车的运行性能及变电站过渡的运行性能；同样的3辆编组列车以相对速度超过1000km/h作会车运行试验；400km/h以上高速下的反复运行试验等。累积运行距离达到75000km。在2000年3月，日本运输部的实用技术评价委员会对这些技术开发成果进行了评价，认为面向实用化在技术上可行。同时指出必须进行长期耐久性、降低成本以及改善车辆空气动力特性的研究。因此，预计自2000年起，再延长5年时间，一边通过高速、连续运行，实施可靠性、耐久性的验证，一边采取降低成本技术，实施各种设备的开发及改进并新制部分设备。此外，新制造能改善空气动力特性的头车与中间车各1辆，在此后的运行试验中对其特性进行确认。下面介绍自2000年以来的技术开发过程及其成果，特别阐述关于供电系统降低成本的技术。1可靠性、耐久性的验证1.1运行距离历年运行距离及累计运行距离的变迁如图1示。自1997年以来3年间的360天内累积运行了75000km左右，而从2000年起3年中的460天内，累积运行距离突破195000km，顺利地实施了以高速反复运行试验为重点的运行试验。另外，每1个运行日的运行距离，按每日运行约6h统计，1999年前一天最长运行距离为780km，而2000年、2001年、2002年则分别达到了1000km，1100km，1200km，如图2所示。而且，2003年的10月31日与11月7日这两天，从早晨7点之前到夜间9点实施连续运行，中间仅1h左右休息，运行距离分别达2500km，2800km以上。至2003年12月末的累积运行距离已达到335000km。1.2试乘运行从1998年5月起开始试乘运行，从2000年开始，一年内最多有1万人试乘磁悬浮列车。从2003年起最高运行速度由450km/h提高到500km/h，到2003年12月末，一年的试乘人数已超过21000人，累积试乘人数达63000人（图3）。1.3对试验成果的评审关于可靠性，通过历时7年累积运行距离达33万km以上的运行试验，将明显暴露的 问题 反映到设计部门，确立了质量管理体系。2002年7月采用的新型车辆在11天内达到设计最高速度。此外，在日，将设计最高速度550km/h大幅度更新，创造了581km/h的速度记录。当时的列车运行曲线示于图4。示位置；纵轴左方表示速度，纵轴右方表示时刻。由图左侧甲地出发，在40‰的下坡道上一直加速，运行约8.5km、92s后，580km/h。悬浮列车能具有更高性能。关于耐久性，由于一天要进行2800km以上的高速、连续运行并反复实施加速、减速，使车轮走行装置的动作以及超导磁铁承受的振动，都超过营业时间的频度。而且，正使用专用设备实施加速试验，进行相当于营业线的耐久性验证。2改善车辆的空气动力特性2002年7月，与原有的头车组成3辆编组，试验验证了改善空气动力特性的效果。首先是头车，为了抑制列车冲入隧道时在隧道另侧出口处发生的微气压波，要尽量减小头车部断面变化，为此最大限度地延长了头车的长度（从9.1m延至23m）。此外是新型车体，为了减小编组的断面变化，将车体由以往的圆形断面改变为与转向架形状相同的方形断面，试验证明，由此可减小列车进出隧道时的空气振动与运行阻力。而且，中间车采用内部具有厚空气层的双层窗结构，可以增加声音穿透的损失进而降低了车内噪声。3降低供电系统成本的技术研究山梨试验线的电力变流器如图5所示，由单元逆变器组成多段结构，通过变压器将各段的输出电压叠加后输出。为了供给连续可变的电压与频率，单元逆变器采用由2条桥臂构成的单相桥式PWM控制逆变器。下面叙述降低供电系统成本的技术。3.1高效、小型电力变流器的开发采用低损耗 电子 元件取代传统的GTO，由于简化了保护电路而大幅度地降低了损耗量并实现装置的小型化。制作了1系1段的新装置替换传统装置， 目前 ，新装置在顺利运行中。由此，预计能降低运转成本与建设成本，促进实用化。3.2增大电力变流器输出电压的控制电力变流器的定额由最大输出电流与最大输出电压来决定，不过，只在最高速区域加速时，才需要最大输出电压，根据这一情况，开发了几种能提高输出电压而不改变电力变流器容量的控制方式。（1）调制率偏置控制在需要高输出电压期间，停止PWM调制，原封不动地输出直流电压以提高输出电压。调制率偏置控制的动作原理示于图6。当输出电压达到最大调制率以上时，停止2条桥臂中的一条桥臂的PWM控制而输出直流电压，另一条桥臂的输出电压就成为正弦波。（2）逐段饱和控制逐段饱和控制的工作原理示于图7。在尚未达到最大调制率时，各段均输出相同电压，而超过最大调制率的段则根据输出电压停止PWM控制器并依次饱和，这样，一相中的正常输出电压就成为正弦波。（3）相电压分配控制在三相3线供电回路中正常电压为零的中性点，积极施加偏置电压， 方法 之一就是相电压分配控制，其动作原理示于图8。该方法是用其他两相分担超过最大调制率一相的不足部分，以使线间电压为正弦波。由于是在一相电压不足期间给中性点施加电压，其不足部分用其他两相的电压分担从而可扩大线间电压。（4）叠加3次谐波控制该方法与在中性点施加偏置电压的方法同样是在三相的相电压上叠加与其同相的3次谐波（图9）。用此方法使相电压的峰值降低，从而可以输出其峰值以上的电压。由于各相的电压波形相同，从线间电压看，3次谐波成分被抵消，而仅剩下正弦波的基波成分。上述各种控制方法，也可以组合 应用 ，由此输出电压最大可增加30%以上。这些控制方法中的一部分，已在山梨线的运行试验中确认了其动作特性与效果。预定今后将 研究 适用于营业线的最佳系统结构。4结语日本山梨磁悬浮试验线预定自2000年起延长5年的技术开发期现只剩下1年了。今后的计划是，提高行车密度，继续进行高速连续运行试验，积累可靠性验证的实绩，同时，进一步完善目前系统的基本技术。此外，要实施日本 交通 部实用技术评价委员会2003年4月提出的“开展进一步降低包含维护在内的成本的技术研究”，同时，要为制订“适用于营业线的性能评价准则”和“考虑到线区运输特性的设备规格”进行试验研究。