補充實驗五低溫超導材料特點測試和高溫體溫計
通過超導及高溫知識的學習。本實驗應達到以下目的：
（1）了解高臨界氣溫超導材料的基本特點，把握其測試方式
（2）了解金屬和半導體pn結隨氣溫變化的伏安特點以及溫差電效應。
（3）學習幾種高溫濕度計的比對和使用方式，以及高溫濕度控制的簡便方式。
1.實驗原理
1.1高臨界室溫超導電性
1911年，波蘭化學學家卡末林－昂納斯（H，Onnes，1853—1926）用液氦冷卻水銀線并通以幾毫安的電壓，在檢測其端電流時發覺，當氣溫稍高于液氦的正常沸點時，水銀線的阻值忽然跌落到零，這就是所謂的零內阻現象或超導電現象。一般把具有這些超導電性的物體，稱為超導體；而把超導體內阻忽然變為零的氣溫，稱為超導轉變體溫。假如維持外磁場、電流和撓度等在足夠低的值，則樣品在這一定外部條件下的超導轉變體溫，成為超導臨界體溫，用
表示。在通常實際檢測中，地磁場并沒有被屏蔽，樣品中通過的電壓也并不太小，但是超導轉變常常發生在并不很窄的氣溫范圍內，因而一般引進起始轉變體溫
、零內阻氣溫Tco和超導轉變（中點）氣溫
等來描寫低溫超導體的特點，如圖5.1－1所示。一般所說的超導轉變體溫
是指
。
因為數字電流表的靈敏度的迅速提升，用伏安法直接判斷零內阻現象已成為實驗室中常用的技巧。但是，為了確定超導態的內阻是否確實為零，或則說，為了用實驗確定超導態內阻的上限，這些方式的精度還不夠高。我們曉得，當電感
一定時，假若
串聯回路中的電壓衰減的越慢，即回路的時間常量
越大，則表明該回路中的內阻
越小。實驗發覺，一旦在超導回路中構建起了電壓，則無需外電源才能持續幾年仍觀測不到衰減，這就是所謂的持續電壓。現代超導重力儀的觀測表明，超導態雖然有內阻，其內阻率也必將大于10-28Ω?m。這個值遠遠大于正常金屬迄今所能達到的最低的內阻率10-15Ω?m，因而可以覺得超導態的內阻率確實為零。
1933年，邁斯納（W.F.，1882-1974）和奧克林菲爾德（R.）把錫和鉛樣品置于外磁場的情況下使樣品從正常態轉變為超導態，只要
＜
，在超導態內部的磁感應硬度
總是等于零的，這個效應成為邁斯納效應，表明超導體具有完全抗磁性。這是超導體所具有的獨立于零內阻現象的另一個最基本的性質。邁斯納效應可用磁懸浮實驗來表示。當我們將永久吸鐵石漸漸落向超導體時，吸鐵石會被漂浮在一定的高度上而不觸碰超導體。其緣由是，磁感應線難以穿過具有完全抗磁性的超導體，因此磁場遭到畸變而形成向下的壓強。
在超導現象發生之后，人們仍然在為提升超導臨界體溫而努力，但是進展卻非常平緩，1973年所成立的記錄（
）就保持了12年。1986年4月繆勒（K.A.）和貝德羅茲（J.G.）宣布，一種鋇鑭銅氧化物的超導轉變體溫可能低于30K，自此掀起了殃及全世界的關于低溫超導電性的研究風潮，在短短的三年時間里就把超導臨界體溫提升到110K，到1993年3月已達到了134K。
迄今為止，已發覺28種金屬元素（在月球常態下）及許多合金和化合物具有超導電性，還有些元素只有在高壓下才具有超導電性。在表5.1－1中給出了典型的超導材料的臨界氣溫
（零內阻值）。
室溫的下降，磁場或電壓的減小，都可以使超導體從超導態轉變為正常態，因而常用臨界氣溫
、臨界磁場
和臨界電壓密度jc作為臨界熱阻來表征超導材料的超導性能。自從1911年發覺超導電性以來，人們就仍然設法用超導材料來繞制超導線圈——超導磁極。但另人沮喪的是，只通過很小的電壓超導磁極就失超了，即超導線圈從內阻為零的超導態轉變到了內阻相當高的正常態。直至1961年，孔茲勒（J.E.）等人借助
超導材料繞制成了能形成接近9T磁場的超導線圈，這才打開了實際應用的局面。諸如，超導磁極兩端并接一超導開關，可以使超導磁極工作在持續電壓狀態，得到十分穩定的磁場，使所須要的核磁共振譜線長時間地穩定在觀測屏上。同時，這樣做還可以在正常運行時段斷掉供電電路，省去了焦耳熱的耗損，降低了液氦和液氮的耗損。
1.2金屬內阻隨氣溫的變化
內阻隨氣溫變化的性質，對于各種類型的材料是很不相同的，它反映了物質的內在屬性，是研究物質性質的基本技巧之一。
在合金中金屬超導體的臨界溫度，內阻主要是有雜質散射造成的，因而電子的平均自由程對氣溫的變化很不敏感，如錳銅的內阻隨氣溫的變化就很小，實驗中所用的標準內阻和電加熱器就是用錳鋁線繞制而成。明天早已廣泛應用的半導體，其基本性質的闡明是和內阻-氣溫關系的研究分不開的。也正是在研究高溫下水銀內阻的變化規律時，發覺了超導電性。另一方面，作為高溫化學實驗中基本工具的各類內阻體溫計，完全是構建在對各類類鋁材料的阻值—溫度研究的基礎上的。因而把握這方面實驗研究的基本技巧是非常必要的。雖然我們的實驗是以液氮作為冷源的，進行檢測工作的溫區是77K到溫度，但這兒所采用的的實驗方式同樣適用于以液氦作為冷源的更低濕度的情況。
在絕對零度下的純銀屬中，理想的完全規則排列的原子（晶格）周期場中的電子處于確定的狀態，因而內阻為零。氣溫下降時，晶格原子的熱震動會導致電子運動狀態的變化，即電子的運動遭到晶格的散射而出現內阻
。理論估算表明，當T＞
時，Ri∝T，其中
為德拜體溫。實際上，金屬中總是富含雜質的，雜質原子對電子的散射會導致附加的內阻。在氣溫很低時，比如在4.2K以下，晶格散射對阻值的貢獻趨向零，這時的阻值幾乎完全由刊物散射所導致，稱為剩余內阻
，它近似與氣溫無關。當金屬含量很高時，總內阻可以近似表達成
在液氮氣溫以上，
，因而有
。諸如，銅和鉑的德拜氣溫
分別為310K和225K，在63K到溫度的氣溫范圍內，它們的阻值
近似地反比于室溫T。.但是，略帶精確的檢測都會發覺它們偏離線性關系，在較寬的氣溫范圍內鉑的阻值氣溫關系如圖5.1－2所示。
在液氮正常沸點到溫度這一氣溫范圍內，鉑內阻體溫計具有良好的線性內阻氣溫關系金屬超導體的臨界溫度，可表示為
.或
其中A、B和a、b是不隨氣溫變化的常量。為此，依據我們所給出的鉑內阻體溫計在液氮正常沸點和冰點的阻值值，可以確定所用的鉑內阻體溫計的A、B或a、b的值，并由此可得到用鉑內阻體溫計測溫時任一阻值所相應的氣溫值。
1.3半導體內阻以及pn結的正向電流隨氣溫的變化
半導體具有與金屬很不同的阻值氣溫關系。通常而言，在較大的氣溫范圍內，半導體具有負的阻值氣溫系數。半導體的導電機制比較復雜，電子
和空穴
是導致半導體導電的粒子，常合稱為自旋。在純凈的半導體中，由所謂的本征迸發形成氮化物；而在參雜的半導體中，則不僅本征迸發外，還有所謂的雜質迸發也能形成氮化物，因而具有比較復雜的阻值氣溫關系。如圖5.1－3所示，鍺內阻濕度計的阻值氣溫關系可以分為四個區。在I區中，半導體本征迸發占優勢，它所迸發的自旋的數量隨著氣溫的下降而增多，使其阻值隨氣溫的下降而指數的升高。當氣溫增加到II和III區時，半導體雜質迸發占優勢，在III區中氣溫開始下降時，它所迸發的自旋的數量也是隨著氣溫的下降而增多的，因而使其阻值氣溫的下降而指數增長；但當氣溫下降到步入II區中時，雜質迸發以全部完成，因而當水溫繼續下降時，因為晶格對自旋散射作用的提高以及自旋熱運動的激化，所以阻值隨氣溫的下降而減小。最后，在IV區中氣溫早已增加到本征迸發和雜質迸發幾乎都不能進行，這時靠自旋在雜質原子之間的跳動而在電場下產生微弱的電壓，因而氣溫越高內阻越低。適當調整參雜元素和參雜量，可以改變III和IV這兩個區所覆蓋的氣溫范圍以及交接處曲線的光滑程度，進而弄成所需的高溫鍺內阻體溫計。據悉，硅內阻體溫計、碳內阻體溫計、滲碳玻璃內阻體溫計和熱敏內阻體溫計等也都是常用的高溫半導體體溫計。其實，在大部份溫區中，半導體具有負的阻值氣溫系數，這是與金屬完全不同的。
