高温超导实验报告

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cT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2/0相应的磁场叫临界磁场cH。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1cH和上临界磁场2cH。当1cHH，超导体具有和第类相同的MEISSNER态的磁矩；当21ccHHH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21ccHHH区域的状态成为混合太。高温超导体为第类超导体。2.3实用超导体——非理想的第类超导体当第类超导体处于1cHH区域时，有-M=H,处在MEISSNER态；而在21ccHHH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1cHH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：rL）（T（1）式中)(TL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。r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一项十分依赖于温度的)(TL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i为)(1peiien（2）电阻率由载流子浓度in及迁移率pe决定。但由于载流子浓度in随温度升高而指数上升，迁移率pe随温度升高而下降较慢，所以本征半导体的电阻率i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nnxxxRUUIUR（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电流引线的接点之间，因此排除了电流引线对电压测量的影响。同时由于电压表的阻抗很高，电压引线的引线电阻以及与样品之间的接触电阻对测量可以视为基本无影响由此可见四引线测量法对电阻的测量比较准确。三、实验3.1实验仪器3.1.1低温恒温器和杜瓦容器为了得到从液氮的正常沸点77.4K到室温范围内的任意温度，我们采用如图5所示的低温恒温器和杜瓦容器。图5低温恒温器和杜瓦容器结构示意图3.1.2电测量原理及测量设备电测量设备的核心是一台称为“BW2型高温超导材料特性测试装置”的电源盒和一台灵敏度为1μV的PZ158型直流数字电压表。采用四引线测量法进行测量。另外，在低温物理实验中，只要存在材料的不均匀性和温差，就有温差电动势存在。电流的反向开关可以用来进一步确定超导电阻确已为零。3.2实验方法打开PZ158型直流数字电压表的电源开关(将其电压量程置于200mV档)以及“电源盒”的总电源开关，并依次打开铂电阻、硅二极管和超导样品三个分电源开关，调节铂电阻温度计工作电流为1mA，硅二极管温度计工作电流为100μA，样品电流在本次实验中选择10mA。测量并记录其室温的电流和电压数据。电阻测量上使用的是BW2型高温超导材料特性测试装置和PZ158型直流数字电压表。Pt电阻温度计方面使用1mA的恒流源与一只100Ω的定值电阻以及Pt电阻温度计串联，随时读取Pt温度计的电压读数，以此获得Pt的电阻。同理，Si半导体温度计与100μA的恒流源以及10KΩ的定值电阻相联，以获得Si半导体的正向阻值；超导体样品与10mA的恒流源以及10Ω的定值电阻串联，以获得超导样品的阻值。通过米尺测量液氮表面距离杜瓦容器口的深度，调节拉杆位置使低温恒温器下挡板至有机玻璃的距离恰好为此距离，再旋紧拉杆固定螺母。将低温恒温器缓缓放入杜瓦容器中。当紫铜恒温块温度开始降低时观察记录各种温度计以及超导样品电阻随温度的变化。温度降到大概130K左右时开始增加测量点数。最后利用高温超导体的磁悬浮力测量装置测量超导体样品在场冷和零场冷状态下磁悬浮力与距离的变化，并记录关系曲线。四、实验结果与讨论1.低温温度计对比以及超导转变曲线的测量表一室温下各温度计电压pt电压（mV)Si电压（V)样品电压（mV）107.540.52390.326在实验过程中，不定期的抽测定值电阻上的电压值，发现电压都几本保持不变，变化的也仅为电压的最后一位数字，变化范围为±1，故可以认为三个电路中是电流不变，恒流源工作正常。在误差允许范围内，可以认为：Pt电阻温度计上通过的电流为1mA，Si半导体温度计上通过的电流为100μA，超导样品上通过的电流为10mA。在降温过程中，记录Pt电阻、Si半导体以及超导样品两端电压，并根据电流求得相应的电阻阻值。对于Pt电阻温度计，其温度与其阻值的关系满足拟合公式：T=2.3643R+29.315，电阻单位为Ω，温度单位为K。如此，利用此关系，可以得出任意时候的温度，并利用此温度可以找出超导体电阻与温度的关系，并同时给Si半导体温度计定标。在试验中，由于有温差电动势等影响，对于样品的电压测量会有一定的误差。在试验中，发现当样品电阻接近零时，改变电流的方向，电压测量值并不改变。重复测量之后可以确定此时超导体已经达到了零电阻的状态。表二降温过程中对各温度计示数的记录温度（K）Pt电压（mV）Pt电阻（Ω）Si电压（V)温差电偶（mV）样品电压（mV)样品电阻（Ω）272.74102.96102.960.55234.2900.3150.0315268.75101.27101.270.56294.0960.3110.0311264.099.2799.270.57523.9470.3050.0305256.396.0096.000.59764.0980.2960.0296250.493.5093.500.61423.9700.2890.0289244.591.0091.000.63053.7470.2830.0283238.688.5088.500.64723.4990.2770.0277232.686.0086.000.66393.3610.2690.0269224.482.5082.500.68633.0630.2620.0262218.580.0080.000.70552.8270.2560.0256212.577.5077.500.72262.6010.2510.0251206.675.0075.000.73962.4090.2440.0244200.772.5072.500.75772.2050.2380.0238194.870.0070.000.77502.0090.2320.0232188.967.5067.500.79061.8360.2250.0225183.065.0065.000.80981.6240.2210.0221177.162.5062.500.82691.4440.2150.0215171.260.0060.000.84371.3230.2100.0210165.357.5057.500.86041.1280.2040.0204159.455.0055.000.87660.9050.1990.0199153.452.5052.500.89280.8820.1930.0193147.550.0050.000.90860.6700.1870.0187141.647.5047.500.92470.9320.1810.0181135.745.0045.000.93970.7250.1750.0175129.842.5042.500.95470.4440.1690.0169127.441.5041.500.96080.7320.1660.0166125.140.5040.500.96690.6350.1640.0164122.739.5039.500.97340.8000.1540.0154120.338.5038.500.97880.7700.1440.0144118.037.5037.500.98470.7190.1430.0143115.636.5036.500.99050.6850.1410.0141113.235.5035.500.99610.6210.1400.0140110.934.5034.501.00180.5750.1390.0139108.533.5033.501.00740.5310.1380.0138106.232.5032.501.01320.4600.1320.0132103.831.5031.501.01890.4430.1240.0124101.430.5030.501.02450.3970.1190.011999.0629.5029.501.03000.3920.0980.009896.7028.5028.501.0358