补充实验五低温超导材料特点测试和高温体温计
通过超导及高温知识的学习。本实验应达到以下目的：
（1）了解高临界气温超导材料的基本特点，把握其测试方式
（2）了解金属和半导体pn结随气温变化的伏安特点以及温差电效应。
（3）学习几种高温湿度计的比对和使用方式，以及高温湿度控制的简便方式。
1.实验原理
1.1高临界室温超导电性
1911年，波兰化学学家卡末林－昂纳斯（H，Onnes，1853—1926）用液氦冷却水银线并通以几毫安的电压，在检测其端电流时发觉，当气温稍高于液氦的正常沸点时，水银线的阻值忽然跌落到零，这就是所谓的零内阻现象或超导电现象。一般把具有这些超导电性的物体，称为超导体；而把超导体内阻忽然变为零的气温，称为超导转变体温。假如维持外磁场、电流和挠度等在足够低的值，则样品在这一定外部条件下的超导转变体温，成为超导临界体温，用
表示。在通常实际检测中，地磁场并没有被屏蔽，样品中通过的电压也并不太小，但是超导转变常常发生在并不很窄的气温范围内，因而一般引进起始转变体温
、零内阻气温Tco和超导转变（中点）气温
等来描写低温超导体的特点，如图5.1－1所示。一般所说的超导转变体温
是指
。
因为数字电流表的灵敏度的迅速提升，用伏安法直接判断零内阻现象已成为实验室中常用的技巧。但是，为了确定超导态的内阻是否确实为零，或则说，为了用实验确定超导态内阻的上限，这些方式的精度还不够高。我们晓得，当电感
一定时，假若
串联回路中的电压衰减的越慢，即回路的时间常量
越大，则表明该回路中的内阻
越小。实验发觉，一旦在超导回路中构建起了电压，则无需外电源才能持续几年仍观测不到衰减，这就是所谓的持续电压。现代超导重力仪的观测表明，超导态虽然有内阻，其内阻率也必将大于10-28Ω•m。这个值远远大于正常金属迄今所能达到的最低的内阻率10-15Ω•m，因而可以觉得超导态的内阻率确实为零。
1933年，迈斯纳（W.F.，1882-1974）和奥克林菲尔德（R.）把锡和铅样品置于外磁场的情况下使样品从正常态转变为超导态，只要
＜
，在超导态内部的磁感应硬度
总是等于零的，这个效应成为迈斯纳效应，表明超导体具有完全抗磁性。这是超导体所具有的独立于零内阻现象的另一个最基本的性质。迈斯纳效应可用磁悬浮实验来表示。当我们将永久吸铁石渐渐落向超导体时，吸铁石会被漂浮在一定的高度上而不触碰超导体。其缘由是，磁感应线难以穿过具有完全抗磁性的超导体，因此磁场遭到畸变而形成向下的压强。
在超导现象发生之后，人们仍然在为提升超导临界体温而努力，但是进展却非常平缓，1973年所成立的记录（
）就保持了12年。1986年4月缪勒（K.A.）和贝德罗兹（J.G.）宣布，一种钡镧铜氧化物的超导转变体温可能低于30K，自此掀起了殃及全世界的关于低温超导电性的研究风潮，在短短的三年时间里就把超导临界体温提升到110K，到1993年3月已达到了134K。
迄今为止，已发觉28种金属元素（在月球常态下）及许多合金和化合物具有超导电性，还有些元素只有在高压下才具有超导电性。在表5.1－1中给出了典型的超导材料的临界气温
（零内阻值）。
室温的下降，磁场或电压的减小，都可以使超导体从超导态转变为正常态，因而常用临界气温
、临界磁场
和临界电压密度jc作为临界热阻来表征超导材料的超导性能。自从1911年发觉超导电性以来，人们就仍然设法用超导材料来绕制超导线圈——超导磁极。但另人沮丧的是，只通过很小的电压超导磁极就失超了，即超导线圈从内阻为零的超导态转变到了内阻相当高的正常态。直至1961年，孔兹勒（J.E.）等人借助
超导材料绕制成了能形成接近9T磁场的超导线圈，这才打开了实际应用的局面。诸如，超导磁极两端并接一超导开关，可以使超导磁极工作在持续电压状态，得到十分稳定的磁场，使所须要的核磁共振谱线长时间地稳定在观测屏上。同时，这样做还可以在正常运行时段断掉供电电路，省去了焦耳热的耗损，降低了液氦和液氮的耗损。
1.2金属内阻随气温的变化
内阻随气温变化的性质，对于各种类型的材料是很不相同的，它反映了物质的内在属性，是研究物质性质的基本技巧之一。
在合金中金属超导体的临界温度，内阻主要是有杂质散射造成的，因而电子的平均自由程对气温的变化很不敏感，如锰铜的内阻随气温的变化就很小，实验中所用的标准内阻和电加热器就是用锰铝线绕制而成。明天早已广泛应用的半导体，其基本性质的阐明是和内阻-气温关系的研究分不开的。也正是在研究高温下水银内阻的变化规律时，发觉了超导电性。另一方面，作为高温化学实验中基本工具的各类内阻体温计，完全是构建在对各类类铝材料的阻值—温度研究的基础上的。因而把握这方面实验研究的基本技巧是非常必要的。虽然我们的实验是以液氮作为冷源的，进行检测工作的温区是77K到温度，但这儿所采用的的实验方式同样适用于以液氦作为冷源的更低湿度的情况。
在绝对零度下的纯银属中，理想的完全规则排列的原子（晶格）周期场中的电子处于确定的状态，因而内阻为零。气温下降时，晶格原子的热震动会导致电子运动状态的变化，即电子的运动遭到晶格的散射而出现内阻
。理论估算表明，当T＞
时，Ri∝T，其中
为德拜体温。实际上，金属中总是富含杂质的，杂质原子对电子的散射会导致附加的内阻。在气温很低时，比如在4.2K以下，晶格散射对阻值的贡献趋向零，这时的阻值几乎完全由刊物散射所导致，称为剩余内阻
，它近似与气温无关。当金属含量很高时，总内阻可以近似表达成
在液氮气温以上，
，因而有
。诸如，铜和铂的德拜气温
分别为310K和225K，在63K到温度的气温范围内，它们的阻值
近似地反比于室温T。.但是，略带精确的检测都会发觉它们偏离线性关系，在较宽的气温范围内铂的阻值气温关系如图5.1－2所示。
在液氮正常沸点到温度这一气温范围内，铂内阻体温计具有良好的线性内阻气温关系金属超导体的临界温度，可表示为
.或
其中A、B和a、b是不随气温变化的常量。为此，依据我们所给出的铂内阻体温计在液氮正常沸点和冰点的阻值值，可以确定所用的铂内阻体温计的A、B或a、b的值，并由此可得到用铂内阻体温计测温时任一阻值所相应的气温值。
1.3半导体内阻以及pn结的正向电流随气温的变化
半导体具有与金属很不同的阻值气温关系。通常而言，在较大的气温范围内，半导体具有负的阻值气温系数。半导体的导电机制比较复杂，电子
和空穴
是导致半导体导电的粒子，常合称为自旋。在纯净的半导体中，由所谓的本征迸发形成氮化物；而在参杂的半导体中，则不仅本征迸发外，还有所谓的杂质迸发也能形成氮化物，因而具有比较复杂的阻值气温关系。如图5.1－3所示，锗内阻湿度计的阻值气温关系可以分为四个区。在I区中，半导体本征迸发占优势，它所迸发的自旋的数量随着气温的下降而增多，使其阻值随气温的下降而指数的升高。当气温增加到II和III区时，半导体杂质迸发占优势，在III区中气温开始下降时，它所迸发的自旋的数量也是随着气温的下降而增多的，因而使其阻值气温的下降而指数增长；但当气温下降到步入II区中时，杂质迸发以全部完成，因而当水温继续下降时，因为晶格对自旋散射作用的提高以及自旋热运动的激化，所以阻值随气温的下降而减小。最后，在IV区中气温早已增加到本征迸发和杂质迸发几乎都不能进行，这时靠自旋在杂质原子之间的跳动而在电场下产生微弱的电压，因而气温越高内阻越低。适当调整参杂元素和参杂量，可以改变III和IV这两个区所覆盖的气温范围以及交接处曲线的光滑程度，进而弄成所需的高温锗内阻体温计。据悉，硅内阻体温计、碳内阻体温计、渗碳玻璃内阻体温计和热敏内阻体温计等也都是常用的高温半导体体温计。其实，在大部份温区中，半导体具有负的阻值气温系数，这是与金属完全不同的。
