第二类超导体的热力学临界磁场Hc可由实测到的磁化曲线下面所包围的面积而得到。

理想第二类超导体处于混合态时，磁场以量子化的磁通线(也叫磁通涡旋)形式穿透体内。每根磁通线所具有的磁通量正好等于一个磁通量子。 磁通线的中心是一个半径约为相干长度ξ 的圆柱形正常区，它外面存在一半径约为穿透深度λ的磁场和超导电流区域。 一般地说，对于的第二类超导体，有λξ。

理论和实验上都已得出，当处于热力学平衡态时，理想第二类超导体中的磁通线排列成三角点阵，其点阵常数随磁场的增高而减小。

第二类超导体与绝缘体或真空接触，当它处在与界面平行的方向的外磁场中时，则存在于表面附近ξ厚度薄层内的超导电性，一直可以保持到=1.695Hc2为止，这就是表面超导性。

处于混合态(H>Hc1)的理想第二类超导体，在横向磁场中，不能承载任何大小的超导传输电流，因而无多大实用价值。

有关理想第二类超导体的理论是由Β.Л.京茨堡、Л.Д.朗道、Α.Α.阿布里考索夫和Л.∏.戈科夫建立的，通称为ΓЛΑΓ理论。

非理想第二类超导体的磁化曲线。由于体内存在晶体缺陷而呈现不可逆的特性。当外磁场从零开始增大但小于Hc1时，超导体处于迈斯纳态。当H>Hc1时，磁场以磁通线的形式穿透体内。但缺陷的存在对磁通线的穿透造成阻力，因此超过Hc1时，磁化强度继续增大。当H>Hp时，则随磁场的增大而它减小。直至Hc2时，磁化强度才等于零。当磁场从高于Hc2下降时，缺陷同样阻碍磁通排出，故磁化曲线上出现磁滞现象，以致零磁场时有剩余磁矩，称为俘获磁通。

晶阵缺陷的存在，阻碍着磁通线的运动。因此，可以把它们看作是一些对磁通线运动产生钉扎作用的钉扎体，也称为磁通钉扎中心。钉扎作用的强弱以钉扎力Fp的大小来表示。当温度高于绝对零度时，由于热激活的存在，磁通线总是有一定的几率从一个钉扎中心迁移到另一个钉扎中心，这种磁通线发生跳跃式的无规运动叫做磁通蠕动。

当传输电流在与外磁场相垂直的方向上通过处于混合态的超导体时，每根磁通线既受到钉扎力Fp的钉扎作用,又受到电磁力（洛伦兹力）FL=J)×Φo的驱动作用，其中J) 为电流密度，Φo为磁通量子。当FL>Fp时，磁通线会发生较快地横过导体的运动，这就是磁通流动。它会在导体纵向感生电压，相应地“电阻”称为磁通流动电阻，其电阻率，式中ρn为超导体处于正常态时的电阻率，B为外磁场值。

在平衡状态下，超导体内各处的钉扎力与洛伦兹力相等，磁通线处于临界态。这时，超导体的体电流密度就是临界电流密度Jc。为描述临界态，已提出了比恩-伦敦(Bean-London)模型和金-安德森(Kim-Anderson)等模型。

非理想第二类超导体处于混合态时，在很高的横向磁场下，仍可以通过很大的体超导电流，其临界电流密度Jc有时高达10A/cm以上。 通过Jc-H特性和组织结构的关系，以及磁热不稳定性等的研究，现今已研制成功Nb-Ti、Nb-Zr合金和Nb3Sn,V3Ga化合物等稳定的实用超导材料，成为发展强磁场超导磁体技术的基础。已经应用于固体物理、高能物理、受控聚变反应、磁流体发电等一系列现代科学技术部门而显示了巨大的优越性。

对于第二类超导体来说，当温度降到临界温度以下时，我们对它施以外加磁场，随着外加磁场增大，超导体内部的磁感应强度可能有三种情况：

1.当外加磁场比较小时，内部没有磁通线，这就是通常理解的超导态。

2.随着外加磁场增大到某个值，超导体内部开始出现了第一根磁通线，这时的外加磁场大小我们称其为下临界磁场。

在这种状态下，随着磁场的增大，磁通线分布并不是处处一样，而是必须排成点阵才使体内的能量最低。如果我们用磁粉撒上去，就可以观察到这样的点阵“小格子”。这种状态，叫做“第二类超导体”的混合态。

3.外加磁场持续增大，到某个数值时，材料完全转化为正常态。这时的外加磁场大小叫做上临界磁场。