重要な分野

臨界磁場とは、特定の温度において、物質が超伝導状態を維持できる最大磁場強度を指します。超伝導は、完全な導電性（抵抗ゼロ）と磁場の完全な排除（マイスナー効果）の両方を特徴とします。温度または磁束密度の変化により、通常状態と超伝導状態の間の相転移が起こります。 ^[1]超伝導状態が見られる最高温度は臨界温度として知られています。その温度では、最も弱い外部磁場でも超伝導状態が破壊されるため、臨界磁場の強度はゼロです。温度が低下すると、臨界磁場は一般に絶対零度で最大になります。

タイプI超伝導体の場合、超伝導転移時に見られる熱容量の不連続性は、一般に臨界温度（ ）における臨界磁場（）の傾きと関係している：^[2]${\displaystyle H_{\text{c}}}$${\displaystyle T_{\text{c}}}$

${\displaystyle C_{\text{super}}-C_{\text{normal}}={T \over 4\pi }\left({\frac {dH_{\text{c}}}{dT}}\right)_{T=T_{\text{c}}}^{2}}$

臨界磁場と臨界電流（ある超伝導材料が常伝導状態に切り替わる前に流せる最大電流密度）の間にも直接的な関係がある。^[1]アンペールの法則によれば、電流は磁場を誘導するが、超伝導体はその磁場を排除する。微視的スケールでは、磁場はどのサンプルの端でも完全にゼロではなく、侵入深さが適用される。タイプ I 超伝導体の場合、電流は超伝導材料内でゼロのままでなければならない（ゼロ磁場と両立するため）が、磁場が上昇するにつれて、この侵入深さの長さスケールで材料の端でゼロ以外の値になることがある。^[2]端で誘導される磁場が臨界磁場より小さい限り、材料は超伝導のままであるが、電流が大きくなると磁場が強くなりすぎて超伝導状態が失われる。この電流密度の制限は、超伝導材料の用途において重要な実際的意味を持つ。抵抗がゼロであるにもかかわらず、超伝導材料は無制限の量の電力を流すことができないからである。

超伝導サンプルの形状は、臨界磁場の実際の測定を複雑にします^[2] – 臨界磁場は、磁場が放射対称軸に平行な円筒形サンプルに対して定義されます。他の形状（たとえば球形）では、磁場が外表面を部分的に貫通する混合状態（したがって部分的に通常の状態）になる一方で、サンプルの内部は超伝導のままになることがあります。

タイプ II 超伝導体では、異なる種類の混合状態が起こり、磁場 (下限臨界磁場 を超える) が物質を貫通する円筒形の「穴」に沿って浸透し、各穴は磁束量子 を運びます。これらの磁束円筒に沿って、物質は基本的に通常の非超伝導状態にあり、磁場がゼロに戻る超伝導体に囲まれています。各円筒の幅は、物質の浸透深さとほぼ同じです。磁場が増加すると、磁束円筒は互いに接近し、最終的に上限臨界磁場 では超伝導状態の余地がなくなり、ゼロ抵抗特性が失われます。 ${\displaystyle H_{c1}}$${\displaystyle H_{\text{c2}}}$

上部臨界磁場とは、 0 K (絶対零度)において第 2 種超伝導体の超伝導を完全に抑制する磁束密度(通常は単位はテスラ(T) で表される) です。

より正確には、上限臨界磁場は温度 (および圧力) の関数であり、これらが指定されていない場合は絶対零度と標準圧力が暗示されます。

ヴェルタマー・ヘルファンド・ホーエンベルグ理論は、T _cから 0 K での上部臨界磁場 ( H _{c2 ) と}T _cでのH _c2の傾きを予測します。

上部臨界磁場（0 K）は、ギンツブルグ・ランダウ式を用いてコヒーレンス長（ξ）から推定することもできる：H _c2 =2.07 × 10 ⁻¹⁵  T⋅m ² /(2 πξ ² )。 ^[3]

下限臨界磁場は、磁束がタイプ II 超伝導体を貫通し始める磁束密度です。