高温超导实验报告

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1、高温超导实验报告【摘要】采用杜瓦容器和低温恒温器获得从液氮沸点到室温的任意温度，在此条件下，测量高温超导材料电阻的起始转变温度为101.4K、临界温度约为96.50K、零电阻温度为92.39K。进行温度计的比对，发现硅二极管电压、温差电偶均与温度成接近线性的关系。观察了高温超导磁悬浮现象，并定量对高温超导体的磁悬浮力与距离的关系曲线进行了扫描，进一步了解场冷和零场冷。【关键词】液氮、高温超导、铂电阻、硅二极管、温差电偶一、引言1911年昂纳斯首次在4.2K水银的电阻突然消失的超导电现象。1933年迈斯纳发现超导体内部的磁场是保持不变的，而且实际上为零，这个现象叫做迈纳斯

2、效应。1957年巴丁、库柏和施里弗共同提出来超导电性的微观理论：当成对的电子有相同的总动量时，超导体处于最低能态。电子对的相同动量是由电子之间的集体相互作用引起的，它在一定条件下导致超流动性。电子对的集体行为意味着宏观量子态的存在。这一超导的微观理论成为BCS理论，1972年他们三个人共同获得了诺贝尔物理学奖。1986年4月，柏诺兹和缪勒投寄文章《Ba-La-Cu-O系统中可能的高超导电性》，后来日本东京大学几位学者和他们二人先后证实此化合物的完全抗磁性。虽然后来又发现了125K的铊系超导体和150K的汞系氧化物，但是YBCO仍是目前最流行的高温超导材料。超导电性的应用

3、十分广泛，例如超导磁悬浮列车、超导重力仪、超导计算机、超导微波器件等，超导电性还可以用于计量标准等。二、原理2.1MEISSNER效应1933年，MEISSNER和OCHSENFELD通过实验发现，无论加磁场的次序如何，超导体内磁场感应强度总是等于零，即使超导体在处于外磁场中冷却到超导态，也永远没有内部磁场，它与加磁场的历史无关。这个效应被称为MEISSNER效应。2.2临界磁场磁场加到超导体上之后，一定数量的磁场能量用来立屏蔽电流的磁场以抵消超导体的内部磁场。当磁场达到一定值时，它在能量上更有利于使样品返回正常态，允许有磁场穿过，即破坏了超导电性。我们把相应的磁场叫临

4、界磁场。对于第类超导体，临界磁场与温度有较好的抛物线近似关系，随着温度的降低，临界磁场会增加。但是第类超导体有两个临界磁场，分别为下临界磁场和上临界磁场。当，超导体具有和第类相同的MEISSNER态的磁矩；当时，磁场进入到超导体中，但是仍有无阻的能力，磁化曲线随着H的增加磁矩慢慢减小到零。在区域的状态成为混合太。高温超导体为第类超导体。图2第II类超导体临界磁场随温度而变化图1第I类超导体临界磁场随温度而变化2.3实用超导体——非理想的第类超导体当第类超导体处于区域时，有-M=H,处在MEISSNER态；而在区域时，磁通线要进入大块超导体中。当去掉磁场时通常大块物质中还

5、残留俘获磁通。缺陷的存在会阻碍磁通线的进入，磁场的增加会克服这“阻力”，因此在-M-H曲线上还要继续上升；同样道理在下降过程中磁通线也不容易出导体，因此就形成俘获了部分磁通。非理想第类超导体中涡旋线不均匀分布，B(r)与空间有关，涡旋线收到一个从内向边缘的洛伦兹力。但是涡旋线稳定分布，表明了还有另一个力的存在阻碍磁通线的运动。这个力来自缺陷，我们称为钉扎力。2.4电阻温度特性对于纯金属材料，电阻产生于晶体的电子被晶格本身和晶格中的缺陷的热振动所散射。金属中，总电阻率可以表示为：（1）式中表示晶格热振动对电子散射引起的电阴率，与温度有关，电阻与温度的关系决定于晶格振动散射

6、。表示杂质和缺陷对电子的散射所引起的电阻率，在金属中杂质和缺陷散射的响一般是不依赖于温度的，而与杂质与缺陷的密度成正比。正因为金属电阻率中有一项十分依赖于温度的存在，所以金属可以用来作为温度计的测温元件。对于半导体材料，本征半导体的电阻率为（2）电阻率由载流子浓度及迁移率决定。但由于载流子浓度随温度升高而指数上升，迁移率随温度升高而下降较慢，所以本征半导体的电阻率随温度上升而单调下降，有负的温度系数。对于杂质半导体，极低温度下，几乎没有自由载流子，电阻随温度的上升而迅速下降；低温下，载流子主要由杂质电离产生，浓度随温度上升而上升，迁移率随温度升高而增加，温度系数为负；温

7、度再高的饱和区，本征激发还不明显，杂质已全部电离，载流子浓度也不再变化，由声子散射为主，温度系数为正；其后的本征区，载流子主要由本征激发提供，浓度随温度升高而迅速增加，其温度系数又为负。图3半导体锗电阻温度关系图4四引线法测量电阻2.5液面计原理温差热电势效应。导体由于两端温度不同而造成的两端电势差。液面计可以控制样品与液氮表面之间的距离，以达到控制降温速率的目的。2.6四引线测量法由图4电路图可知待测样品电阻为（3）由于通常测量引线又细又长，阻值可能超过待测样品阻值，因此我们采取两根作为电流引线两根作为电压引线的方法。两根电压引线在两根