清华大学物理实验-高温超导-实验数据
近 代 物 理 实 验 报 告 -高温超导
近代物理实验报告实验题目：高温超导材料的特性与表征作者：***时间：2015-09-17高温超导材料的特性与表征【摘要】本实验主要通过对高温超导材料Y-Ba-Cu-O特性的测量，理解超导体的两个基本特性，即完全导电性和完全抗磁性，了解超导磁悬浮的原理。
本实验利用液氮将高温超导材料Y-Ba-Cu-O降温，用铂电阻温度计测量温度，通过测量铂电阻的大小及查询铂电阻-温度对照表得出相应的温度，再电压表测得超导体电阻，即能得到超导体电阻温度曲线，测得该样品的超导转变温度约为93K；再通过超导磁悬浮实验验证了高温超导材料的磁特性，得到分别在零场冷却，有场冷却下的超导体的磁悬浮力与超导磁体间距的关系曲线。
【关键词】高温超导零电阻现象MEISSNER效应低温恒温器四引线法磁悬浮【引言】从1991年荷兰物理学家卡默林·翁纳斯（H.K.Onnes）发现低温超导体，超导科技发展大体经历了三个阶段：1911年到1957年BCS超导微观理论问世，是人类对超导电性的基本探索和认识阶段，核心是提出库珀电子对；第二阶段是从1958年到1985年是超导技术应用的准备阶段，成功研制强磁场超导材料，发现约瑟夫森效应；第三阶段是1986年发现高于30K的超导材料，进入超导技术开发时代。
超导研究领域的系列最新进展，为超导技术在更方面的应用开辟了十分广阔的前景。
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，在991年1月1日开始生效的伏特和欧姆的新实验基准中，电压基准就是以超导电性为基础。
本实验目的是通过对氧化物高温超导材料的测量与演示、加深理解超导体两个基本特性；了解超导磁悬浮原理；了解金属和半导体的电阻随温度变化以及温差电效应；掌握低温物理实验的基本方法：低温的获得、控制和测量。
【正文】一、实验原理1.超导现象、临界参数及实用超导体（1）零电阻现象将物体冷却到某一临界温度Tc以下时电阻突然降为零的现象，称为超导体的零电阻现象。
高温超导材料特性和低温温度计实验报告
高温超导材料特性和低温温度计实验报告学号：39051609 姓名：齐德轩日期：2011/4/15一、实验目的1.了解高临界温度超导材料的基本特性及其测试方法2.学习三种低温温度计的工作原理和使用以及进行比对的方法3.了解液氮使用和低温温度控制的简单方法二、实验原理1.超导体和超导电性（1）常用临界温度Tc，临界磁场Bc和临界电流Ic作为临界参量来表征材料的超导性能。
温度的升高、磁场或电流的增大，都可以使超导体从超导状态转变为正常态。
Bc和Ic都是温度的函数。
（2）迈斯纳效应不论有没有外加磁场，是样品从正常态转变为超导态，只要T<Tc，超导体内部的磁感应强度Bi总是等于零。
该效应表明超导体具有完全抗磁性。
（3）根据电阻率的变化和迈斯纳效应都可以用来确定超导体的临界温度。
本实验采用电阻法。
引进起始转变温度Tc，onset，零电阻温度Tc0和超导转变（中点）温度Tcm三个物理量，通常所说的超导转变温度Tc是指Tcm。
实验使用的超导体为钇钡铜氧化物高温超导体的超导样品转变温度落在液氮区。
2.低温温度计（1）金属电阻随温度的变化当金属纯度很高时，总电阻可以近似表达成R=Ri(T)+Rr在液氮温度以上Rr(T)>>Rr,R≈Ri(T)在液氮正常沸点到室温这一范围内，铂电阻温度计具有良好的线性电阻—温度关系。
可表示为R(T)=AT+B。
因此可以根据给出的铂电阻温度计在液氮正常沸点和冰点的电阻值，可确定所用的铂电阻温度计的A、B值，并由此对铂电阻温度计定标，得到不同电阻值所对应的温度值。
（2）温差电偶温度计当两种金属所做成的导线连成回路，并使其两个接触点维持在不同的温度下时，改闭合回路中就会有温度差电动势催在，如果将回路的一个接触点固定在一个已知的温度下，则可以由所测得的温差电动势确定回路的另一个接触点的温度。
三、仪器用具1．低温恒温器2. 不锈钢杜瓦容器和支架3. PZ158型直流数字电压表4. BW2型高温超导材料特性测试装置（电源盒）四、数据处理(1)原始数据处理(2)样品电阻-温度曲线由图中可以读出Tc≈92K(3)Si电压-温度曲线说明在此范围内Si电阻与温度成线性关系，图像的左半段缺失，误差分析见下(4)温差电偶-温度曲线此图右半段误差较大，误差分析见下。
高温超导 实验报告
不同的材料，电阻率随温度的变化有很大的差别，它反映了物质的内部属性，是研究物质性质的基本方法之一。当温度高于绝对温度时，在金属中，电子的定向运动受到晶格的散射而呈现出电阻。研究表明，当（T/）>0.5时，金属的电阻正比于温度T，其中是德拜温度。
上述结论是对纯金属而言，而实际上金属存在杂质、缺陷、位错等，它们会对金属造成附加电阻，这部分电阻近似地与温度无关。在金属的纯度很高时，金属的总电阻率可表示为
图一四端接线法
在直流低电压测量中，如何判断和修正乱真电势带来的影响是十分重要的。实际上，由于材料的不均匀性和温差，就有温差电势的存在。通常称为乱真电势或寄生电势。我们只要用一段短的导线把数字电压表短接，用手靠近其中一个接线端来改变温度，我们就会看到数字电压表读数的变化。在低温实验中，待测样品和传感器处在低温中，而测量仪表处在室温中，因此它们的连接线处在温差很大的环境里，并且沿导线的温度分布还会随着低温液体液面的降低、低温容器的移动等变化而变化。所以在涉及直流低电压测量的实验中，判定和消除乱真电势的影响是实验中一个十分重要的步骤。
实 验 报 告
姓 名：张伟楠班 级：F*******学 号：*******108实验成绩：
同组姓名：周元剑实验日期：2008.10.13指导老师：助教17批阅日期：
高温超导材料特性测量
实验目的
1了解高。临界温度超导材料的基本电特性和测量方法。
2了解低温下半导体 结的伏安特性与温度的关系。
3了解低温实验的测量方法。
A1.198940.00313
B-0.002351.71294E-5
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高温超导实验
图2第Ⅰ类超导体临界磁场随温度的变化
在Tc以下，临界磁场Hc(T)随温度下降而增加。这种超导体称为第Ⅰ类超导体。
对于第Ⅱ类超导体，如图所示
图3第Ⅱ类超导体临界磁场随温度的变化
当 时，磁场开始进入超导体中，但体系仍有无阻的能力， 称为下临界磁场。当 ，磁场进入超导体越来越多，超导态逐渐转化为正常态， 称为上临界磁场。 区域的状态为混合态。高温超导体为第Ⅱ类超导体。
由图可见，实验测量中，在液氮正常沸点到室温温度范围内，硅二极管电阻与温度具有良好的线性关系，这与理论曲线是相符合的。通过记录室温下的硅二极管两端电压和标准电阻的电流，可算出室温下硅二极管电阻的值为5.116KΩ，电阻率随温度的下降而增大。需要指出的是，在温度降低到一定程度时，由于导线热胀冷缩，使得硅二极管断路，无法记录之后的数据，但线性关系还是很明显的。
4.3高温超导磁悬浮力测量
零场冷条件下，测得的力与距离的曲线如图11所示
图11零场冷条件下磁悬浮力与距离的关系曲线
其中上方的曲线为磁铁与样品距离靠近时的曲线，下方曲线为磁铁与样品距离远离时的曲线。根据演示实验，零场冷时，两者之间产生排斥作用。当距离较远时，超过作用力范围，因而无作用力，随着距离越来越小，斥力越来越明显。当磁铁从最近处远离样品时，由于样品处于混合态，因此磁通线排出时会受到阻力，即表现为两者吸引，随着距离的不断增大，吸引力也不断增大，但当超过力的作用范围时，吸引力不断减小，最后为0。
2.2电阻温度特性
2.2.1纯金属材料的电阻温度特性
纯金属晶体的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，实际材料中存在的杂质和缺陷也将破坏周期性势场，引起电子的散射。
铂金属与温度的关系在液氮正常沸点（77.4K）到室温温度范围（288.16K）内，具有良好线性。铂电阻温度计是符合13.8-630.74K温度范围的国际实用基准温度计。
高温超导体基本特性的测量-物理试验
高温超导体基本特性的测量1911年，荷兰物理学家昂尼斯（H.K.Onnes）发现，利用液氮把汞冷却到4.2K左右时，水银的电阻率突然有正常的剩余电阻率减小到接近零，以后在其它的一些物质中也发现了这一现象。
由于这些超导体的临界温度T C很低，人们称这些需在液氦温区运行的超导体为低温超导体。
1986年6月，贝德诺（J.G..Bednorz）和缪勒（K.A.Muler）发现金属氧化物Ba-La-Cu-o 材料具有超导电性，其超导起始转变温度为35K，在13K达到零电阻，这一发现时超导体的研究有了突破性的进展，随后美中科学家分别独立地发现了Y-Ba-Cu-O体系超导体，起始温度92K以上，在液氮温区，以后的十年间，还发现其他系超导体，常压下T C最高达133K，这些T C高于液氮温度的氧化物超导体称为高温超导体。
一、实验目的1．（利用直流测量法）测量超导体的临界温度；2．观察磁悬浮现象；3．了解超导体的两个基本特性—零电阻和迈斯纳效应。
二、实验仪器测量临界温度和阻值的成套仪器、迈斯纳效应成套仪器、计算机、CASSY传感器三、实验原理1．零电阻现象处于绝对零度的理想的纯金属，其规则排列的原子（晶格）周期场中的电子的状态是完全确定的，因此电阻为零。
温度升高时，晶格原子的热振动会引起电子运动状态的变化，即电子的运动受到晶格的散射而出现电阻Ri。
然而，通常金属中总是含有杂质的，杂质对电子的散射会造成附加的电阻。
在温度很低时，例如在4.2K以下，晶格散射对电阻的贡献趋于零，这时的电阻完全由杂质散射所引起的，我们称之为剩余电阻Rr，它几乎与温度无关。
所以总电阻可以近似表达为R=Ri(T)+Rr （1）当温度下降到某一确定Tc（临界温度）时，物质的直流电阻率转变为零的现象被称为零电阻效应。
临界温度Tc是由物质自身的性质所确定参量。
如果样品结构规整且纯度非常高，在一定温度下，物质由常规电阻状态急剧的转变为零电阻状态，称之为超导态。
高温超导实验报告
122.1 118.6 115.5 112.9 110.5 108.5 106.8 105.4 104.1 103.1 102.1 101.4 100.0 96.7 96.2 96.0 95.7 95.5 95.3 94.9 94.6 93.8 92.6 92.4 92.1 91.8 91.6 91.3 77.4
⑴铂电阻温度计： 铂电阻温度关系如下图所示
1
R(T)=AT+B 在液氮沸点到正常室温温度范围内， 其电阻与温度近似成正比： 或 T(R)=aR+b，其中 a，b 都是常数。 ⑵半导体硅电阻温度计： 在较大的温度范围内，半导体具有负的电阻温度系数，这一特性正好弥补 了金属电阻温度计在低温下灵敏度明显降低的缺点。低温物理实验中，常用半 导体温度计。 在小电流下，近似有： U 正向 KT U g 0 。其中 K=-2.3mV/K;硅材料 U g 0 约为 1.20eV ⑶温差电偶温度计： 如果将两种金属材料制成的导线联成回路，并使其两个接触点维持在不同 的温度，则在该闭合回路中就会有温差电动势存在，如果将回路的一个接触点 固定在一个已知的温度，例如液氮的正常沸点 77.4 K，则可以由所测量得到的 温差电动势确定回路的另一接触点的温度，从而构成了温差电偶温度计。这种 温度计十分简便，特别是作为温度敏感部分的接触点体积很小，常用来测量小 样品的温度以及样品各部分之间的温差。 应该注意到，硅二极管 PN 结的正向电压 U 和温差电动势 E 随温度 T 的变化 都不是线性的，因此在用内插方法计算中间温度时，必须采用相应温度范围内 的灵敏度值。
〖实验二十三〗
高温超导材料特性测试和低温温度计
〖目的要求〗
1、了解高临界温度超导材料的基本特性及其测试方法； 2、了解金属和半导体 P-N 结的伏安特性随温度的变化以及温差电效应； 3、 学习几种低温温度计的比对和使用方法， 以及低温温度控制的简便方法。
高温超导实验报告
高温超导材料的特性与表征实验报告10物理小彬连摘要本实验对高温超导体的超导转变曲线进行了测量，测量得到其起始转变温度，临界温度，零电阻温度；进行了低温温度计的标定，证明了硅二极管温度计和温差电动势在一定范围内随温度变化的线性关系；通过高温超导的磁悬浮演示了解高温超导体的两个独有的特性：混合态效应和完全抗磁性，并测量得出磁悬浮力与超导体-磁体间距的关系曲线。
关键词高温超导体超到临界参数零电阻现象完全抗磁性磁悬浮力一、引言1911年，荷兰物理学家卡末林－昂纳斯（H.K.Onnes，1853—1926）用液氦冷却水银线并通以几毫安的电流，在测量其端电压时发现，当温度稍低于液氦的正常沸点时，水银线的电阻突然跌落到零，这就是所谓的零电阻现象或超导电现象。
自从低温超导体发现以来，科学家们对超导电性现象（微观机制）和超导技术以及超导材料进行了大量的研究。
在超导技术开发时代，世界各国科学家相机取得了突破性进展，研制出临界温度高于液氮温度的氧化物超导体，又称为高温超导体。
超导研究领域的系列最新进展，为超导技术在个方面的应用开辟了十分广阔的前景。
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，还可以用于计量标准。
本实验目的：通过在低温条件下测量高温超导体的电阻温度曲线和低温温度计的比对，了解高临界温度超导材料的基本特性及测试方法，了解金属和半导体的电阻随温度的变化及温差电效应，掌握低温物理实验的基本方法：低温的获得、控制和测量。
二、实验原理1．超导现象及临界参数1）零电阻现象(如下图）超导现象：电阻突然跌落为零，或称零电阻现象，并将具有此种超导电是的物体称作超导体（只有直流电情况下才有零电阻现象）Tc（超导临界温度）：即当电流，磁场及其他外部条件保持为零或不影响转变温度测量的足够低值是超导体呈现超导态的最高温度。
Tc，onest（起始转变温度）：降温过程中电阻温度曲线开始从直线偏离处的温度。
实验二 高温超导体的临界温度和临界电流的测量
实验二 高温超导体的临界温度和临界电流的测量在各种新材料特性研究中，其电特性的研究占有相当重要的地位，往往由此揭示新的物理规律和这些材料新的应用前景．追溯超导电现象的发现历史，就是在著名低温物理学家昂尼斯（K.Onnes ，1853-1926）的指导下，实现的氦的液化，达到4.2K 这个当时所能达到的最低温度后，探索在所达到的新的低温区内各种金属电阻变化规律，当选用纯汞作实验时，发现随着温度的下降，汞的电阻先是平缓地减小，而在 4.2K 附近，电阻在很窄的温区内，突然降为零．如图C.2.1所示．他把这种显示零电阻特性的物质状态定为“超导态”，该现象称为“超导电性”．又如现在广泛应用的半导体，其基本特性的揭示是和电阻-温度关系的研究分不开的．而在低温测量中广泛应用的电阻温度计，完全是建立在对各种类型材料的电阻-温度关系研究的基础上的．实验目的１.掌握超导材料临界温度和临界电流测试原理和方法． 2.测量反映高温超导体基本特性．3.利用电磁测量的基本手段来研究高温超导体．仪器和用具低温装置（包括真空玻璃杜瓦和测试探头），数字电压表2台（分别为215214和位的数字电压表），铂电阻温度计或铜-康铜温差电偶，恒流源（100mA ，100Ω），直流稳压电源与标准电阻（10Ω、1Ω），高温超导样品，铟丝，银引线（或细漆包线），液氮，直流放大器．实验原理１.超导体的基本特性——零电阻现象和迈斯纳效应超导材料有两个不同于其他材料的最基本特性，即零电阻现象和完全抗磁性（也称迈斯纳效应）．零电阻现象是指具有超导电性的材料，当温度下降时，其电阻随温度下降发生缓K /图C.2.1汞的电阻与温度关系0=R C起始R R 9.05.0R 1.0R 图C.2.2转变宽度T ∆慢的变化（一种是金属性的材料，其电阻缓慢下降；一种是显示半导体性，其电阻缓慢升高），而当到达某一温度时，其电阻在很窄的温区内，从n R 急剧地变为零，超导体呈现零电阻现象．为描述电阻陡降的突变过程，可以定义如下几个特征温度：起始转变温度起始T 是指电阻随温度的变化偏离线性的温度；临界温度C T 是指电阻值下降到2/n R 时所对应的温度，零电阻温度0=R T 为电阻刚降至零时对应的温度，而把电阻变化1/10到9/10所对应的温度间隔定义为转变宽度T ∆，如图C.2.2所示．超导体的另一个重要电磁特性是完全抗磁性，即所谓迈斯纳效应．不论超导体是先降温到超导态再加磁场，还是先加磁场后降温，只要温度低于零电阻温度，置于磁场下超导体内的磁感应强度B 都恒等于零，磁场被排斥到超导体外面，该现象称为迈斯纳效应．该效应是超导体区别于理想导体的独有特性．由于磁感应强度B 和磁场强度H 有如下关系：H M x H B m r ⋅+==)1(0μμ （C.2.1）式中0μ为真空磁导率，r μ为介质的相对磁导率，m x 为磁化率．当发生正常态到超导态的转变时，r μ由1变到零，或者说磁化率由近于零变到-1，从而使超导体内部B=0．如果把超导体材料作成线圈的芯子，则线圈自感L 和介质的磁导率的关系如下：V n L r 20μμ= （C.2.2）式中n 为线圈单位长度的匝数，V 为线圈的体积，可见当发生超导转变时，磁导率r μ发生变化，线圈的电感量也变化．利用超导转变时，线圈电感量变化来测量临界温度的方法，称为电感法．１.临界电流当通过超导线的电流超过一定的数值后，超导态便被破坏，转变为正常态，该电流I c 称为超导体的临界电流．当电流超过一定值后，所以能引起超导态到正常态的转化，其根本原因是由于电流所产生的磁场（自场）超过临界磁场引起的．各超导体临界电流的大小，除和超导材料组成和结构有关外，对同一种超导材料而言，与其截面积的大小和形状有关．２.测量方法及参考方案电阻法测临界电流最常用的方法是四引线法．四引线法示意图如图C.2.3所示，其中两图C.2.3四引线法端的电流引线与恒流源相连，用以检测超导样品的电压．当产生超导转变时，其电压降为零．采用四引线法的优点在于能够避免引线及接点电阻所引入的测量误差．由于数字电压表的输入阻抗很高，所以引线的接点的接触电阻均可忽略．用四引线法测超导转变温度的原理简图如图C.2.4所示．图中温度测量是用铜-康铜温差电偶，也可采用铂电阻温度计，铂电阻温度计电阻的对应关系见文献]3[所附分度值表．如用铜-康铜温差电偶，则必须利用铂电阻温度计在所使用的温区（即77K~室温）对铜-康铜温差电偶进行定标．通过样品的电流在毫安量级．实验中采用的低温装置是一种简易的真空玻璃杜瓦瓶，内盛液氮，低温可到达液氮温度．超导样品和测量用铂电阻温度计或铜-康铜温差电偶安装在测试探头上，如图 C.2.5所示．当把测试探头浸入液氮并达到热平衡时，恒温紫铜块、超导样品和温度计均达到液氮温度．提升探头至液氮以上，恒温紫铜块和超导样品同步逐渐升温，可测出超导样品输出电压随温度的变化曲线．本实验所用的高温超导样品是采用烧结工艺制备的多晶超导块材料，其结构式为Yba 2Cu 3O 7-δ，式中δ为与超导样品氧含量有关的系数，样品的转变温度约为92K 左右，由于该样品无法用焊接法直接引出引线，四引线发的四根引线是用铟丝将细银丝粘压在高温超导样品表面，然后再焊在接线片上．所有引线均由德银管引出与德银管上端的接线插座相连，并由接头接到测量电路．临界电流的测量线路也可用图C.2.4说明，即只要把图C.2.4中的恒流源改用输出电压可调的稳压电源，毫安表改用额定电流为数安培的取样电阻就可以了．改变稳压电源的输出电压，即可改变电流，直到样品发生超导态到正常态的转变．本实验只要求测出液氮温区的临界电流．电路、仪器的配置和参数的选择由同学自己考虑选取．图C.2.4四引线法测量C T 装置的示意图若采用磁测量法测转变温度，可参阅本实验后所附参考文献，自己组装测量和调试测量装置．在科研工作中，由于研究工作的需要，往往要根据或参考别人的文献，并根据自己所需解决的问题和仪器设备条件，加以适当的改进，实现测量，这也是科研能力的训练．在以上测试中由于要用到低温容器与液氮，使用中必须注意遵守下列安全规则：１.所有盛放在低温液氮的容器都必须留有供蒸发气体逸出的孔道，以免容器内压力过大引起事故．２.液氮灌入玻璃杜瓦时，应缓慢灌入，避免骤冷引起杜瓦的破裂．灌注液氮采用专用液氮灌注器．３.实验中注意不要让液氮触及裸露的皮肤特别是眼睛，以免造成严重的冻伤． ４.使用液氮时，室内应保持空气通畅，防止液氮的大量蒸发造成室内缺氧．因为氧含量低于14%~15%，会引起人的昏厥．实验内容1.高温超导样品的准备本实验提供的高温超导样品，是用一般陶瓷烧结工艺制备的，先按照1：2：3的理想配比，将氧化钇、氧化铜和碳酸钡的分析纯粉末混合，然后经过研磨、预烧、压片和烧结等工艺制成直径为12mm 、厚度为1mm 的超导圆片，结构式为Yba 2Cu 3O 7-δ．经切割后成为2mm ×1mm 截面的条形试样．粘压引线的方法如下：把从铟丝上切割下的铟粒新鲜面用削尖的竹简压贴在试样的表面，银引线的一端置于压贴好的新鲜铟面上，上端再用新鲜的铟粒面压贴固定，这样可形成良好的欧姆接触．可用万用表检查接点是否良好．2.用四引线法测量高温超导样品的临界温度，求出几个特征温度．根据提供的测试仪器和设备，决定测量方案和测试线路，选择测量参数和操作步骤，完成测量．3.测量所提供样品的临界电流，计算临界电流密度．4.参阅参考文献，用磁测量法测量临界温度，同学也可根据迈斯纳效应的特点，设计其图C.2.5低温装置图1.真空玻璃杜瓦；2.德银管；3.外套筒；4.超导样品；5.恒温紫铜块；6.液氮；7.铂电阻温度计；8.接线片.他观察研究迈斯纳效应的实验方法．参考文献[1]章立源等．超导物理．北京：电子工业出版社，1987.8[2]贾起民，郑永令．电磁学下册．上海：复旦大学出版社，1987.182——190[3]戴乐山．温度计量．北京：中国计量出版社，1987.182——190[4]吕斯骅，朱印康．近代物理实验技术．北京：高等教育出版社，1991.240[5]俞永勤等．频率法在高温超导体中的应用．低温与超导，1989，17（4）：39——42。
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T超导电性》，后c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。
高温超导HgBa_2Ca_2Cu_3O_8_薄膜的制备
第25 卷增刊2003 年10 月低温物理学报V ol . 25Oct ., 2003 CHINESE JOUR NA L OF LOW TE MPER ATURE PHY SICS高温超导Hg Ba2 C a2 C u3O8 + δ薄膜的制备刘胜利吴高建徐锡斌吴坚邵惠民南京大学物理系, 固体微结构国家重点实验室, 南京210093我们曾用离子注入法,脉冲激光沉积等方法制备出了HgBa2Ca2 Cu3O8 + δ超导薄膜.但这些方法费用昂贵, 难度较大.因此我们探索利用化学雾化技术在衬底上制备Hg2Ba2 Ca2 Cu3O8 + δ超导薄膜. 制备过程包括两个步骤: 第一步控制衬底温度制备Ba2C a2C u2O 薄膜,并退火得到Ba2C a2Cu2O 前驱物;第二步,控制衬底温度并将Hg C l2 喷射在Ba2C a2Cu2O 前驱物薄膜上得到Hg2Ba2C a2C u2O 薄膜,并将所得薄膜在氧气中氧化. 目前我们正在探索利用这一技术来制备Hg21223 高质量的超导薄膜.1 引言高温超导体( HTSC) 的发现至今已有十七年; 到目前为止所发现的转变温度最高的是HgBa2C a2 C u3O8 +δ超导体,它的转变温度为～135 K. 为了适应超导电子学以及在微波和无线电元器件等方面应用的发展,高温超导薄膜的合成技术正在不断的进步. 这些制备方法主要以气相沉积为主,包括物理气相沉积( PVD) 和化学气相沉积( C VD) . 汞系超导薄膜的合成同样吸引了广大研究人员的兴趣1 ～7 . 然而,在合成中所遇到的最大的困难就是汞的易挥发性和易潮解性1 ,同时汞蒸气还对人体有害. 避免汞蒸气挥发的方法主要是用高压阻止或者汞蒸气来平衡氧化汞的分解. 为了实现这一目的,人们利用溅射( S puttering) 8 ,9 ,外延生长( E x2 pitax ial G rowth) 6 , 以及激光熔蒸( Pulsed Laser Ablati on) 和离子注入( I on Im plantati on) 1 等方法,这些方法可以取得比较满意的结果.2 物理气相沉积( P VD)物理气相沉积包括溅射镀膜和外延生长两种方式.溅射( S puttering) 是利用荷能粒子轰击固体表面(靶) ,使固体原子( 或分子) 从表面射出.它是一种比较常用的合成高温超导薄膜的方法,其特点是用负离子(氧离子) 轰击衬底9 ;这就导致了重复溅射和样品退化,避免这一后果的方法就是用高压气体或者偏离轴向溅射(off2axis sputtering) . 早期人们利用溅射技术来合成BSCC O 和Y BC O 超导薄膜. Adrian 小组10利用射频( r adi o frequence) 技术合成了具有T c 高于90 K的Bi2 Sr2 C aC u2O8 薄膜; R affy 小组11合成了Bi2 Sr2 C aC u2O8∶Bi2 Sr2C uO6 (2212∶2201) 超导超晶格. 单相的Bi22201 薄膜具有金属性, T c = 5 K;在同样条件下合成的Bi22212 薄膜T c 约75 ～80 K. 所得到的超晶格具有的T c 达94 K,显然超晶格的引入提高了超导转变温度. Fischer 等12 利用双源直流技术合成了Y Ba2 C u3O7/ ( Y ,Pr) B a2 C u3O7 超晶格,并对其磁通动力学作了重要的研究. 溅射镀膜的缺陷在于设备复杂,需要高压装臵;成膜速率低,所得到的薄膜样品的尺寸受到限制,通常用于溅射的靶要比衬底大许多.外延生长是在适当的衬底和合适的条件下,沿衬底晶轴方向生长一层结晶结构完整的单晶层薄膜的方法. 在高温超导薄膜的制备中,分子束外延(MB E) 是比较常见的一种方法.C hu 小组8 合成了具有超导转变温度为～120 K 的HgBa2C a2 C u2O6 +δ( H g21212) 超导薄膜,且超导转变曲线的宽度非常狭窄;在磁场下的转变宽度约8～10 K. Wu 等6 利用快速升温汞蒸气退火( FTR A) 5 技术合成了零电阻温度达到了124 K 的HgBa2 C a2C u2O6 +δ超导薄膜. 通过缩短高温汞蒸气退火时间使得薄膜与衬底界面的质量有较大的提高,并有效地抑制了绝缘物C aHgO2 的形成. 外延生长对衬底材料的要求很高,在沉积温度下必须很稳定,不发生热分解;关键是衬底的晶格类型和晶格参数要尽可能与外延生长材料的参数相近.3 脉冲激光沉积( P ulsed Laser Deposition)脉冲激光沉积( P LD) 或者激光熔蒸( PLA) 是一种利用激光轰击靶并在衬底上沉积出样品的新技术.近年来,利用脉冲激光沉积技术来合成高温超导薄膜引起了大量研究人员的兴趣13 ～17 . N orris 等13 合成了Y BC O 超导薄膜,并发现沉积表面的螺旋特征的密度和临界电流密度之间存在重要的关系. E bihara 等14 利用多步激光沉积的方法获得了厚度约1mm 的Y BC O 超导薄膜,并指出控制激光的频率以及衬底温度将决定薄膜性质的好坏.脉冲激光沉积的缺陷在于薄膜面积不超过1cm2 , 在更大的面积范围内薄膜很不均匀.为了克服这一限制,研究人员设计了很多解决方案.德国Augsbuurg 大学9 设计了一种旋转的圆柱形靶,同时让衬底也一起运动来获得更大面积的薄膜样品. 另一方案被称作非轴向(off2axis) 9 P LD 技术,它是利用旋转衬底来克服薄膜面积的限制.利用激光熔蒸和离子注入技术,我们1 ,18 合成了超导转变温度为118 K 的的Hg21223 超导薄膜,并研究了退火条件对薄膜形成的影响.同时我们还成功地合成了具有110 K 的Hg2 1212 薄膜19 和具有112 K 的Hg (Pb) 21223 薄膜20 . Barth 等21 利用离子注入技术成功获得了高温超导Josephson 结,并且清楚的观察到了Shapiro 台阶. Barkow 等22 通过数值模拟和实验手段研究了高温超导Josephson 结的合成,适当选择注入离子的类型和能量是能够达到这一目的的.4 化学雾化技术( C hem ical S pray Pyrolysis)无论物理气相沉积还是脉冲激光沉积技术合成超导薄膜,都有一定的缺陷: 薄膜面积小,不均匀;实验设备复杂,费用昂贵;而且难度很大.近年来化学雾化( C hemical S pray Pyrol2 ysis) 技术逐渐成为一种多功能薄膜材料合成技术23 . 化学雾化技术首先在1966 年由C ham2 berlin 和Skarman24 用来合成硫化镉薄膜.图1 是一个典型的化学雾化实验设备结构图,它主538 低温物理学报25 卷速率等等;薄膜厚度取决于喷嘴和衬底距离,衬底温度,前驱物溶液和质量等.利用这一技术合成高温超导薄膜也引起了人们极大的兴趣3 ,25 ～28 . Shivaji 大学的Pawar 等24 在银衬底上生长出了具有约87 K 超导转变温度的Hg2Ba2C a2C u2O 薄膜. 其生长过程包括两个步骤:1) 控制银衬底温度生长出Ba2C a2C u2O 前驱物薄膜并退火;2) 控制银衬底温度并将HgCl2 喷在Ba2 C a2C u2O 前驱物薄膜上, 最后在氧气中氧化得到Hg2Ba2C a2C u2O 薄膜. K um ari 等26 借助AgNO3 作催化剂成功地合成了Y Ba2 C u4O8 薄膜,其零电阻转变温度达到78 K. AgNO3 在Y2124 的生长过程中作为活性氧的来源, 并且修正了薄膜的颗粒边界,甚至使颗粒边界钝化. K um ari 等28 利用这一技术还合成了Hg1 - x Pb x Ba2 C a2 - C u3O8 +δ超导薄膜,并发现在x = 0 . 2 时具有最高的超导转变温度, 达125 K. 并认为在颗粒生长过程中引入Pb 可以提高样品的超导临界电流密度.图1 化学雾化实验设备示意图化学雾化技术具有很多优点23 : 1) 不需要高质量的靶和衬底,可以很简单的合成任何元素的薄膜;2) 薄膜的沉积速率和厚度可以很容易控制;3) 合成过程在中等温度条件下(100～500 ℃) 完成,而且不会造成局部过热; 4)热解过程中改变溶液组分,可以改变薄膜的成分. 它是一种多功能的薄膜生长技术,引入微处理器控制技术后可以获得面积很大的均匀薄膜样品.5 结论我们总结了溅射,外延生长,脉冲激光沉积和离子注入等高温超导薄膜的制备方法,这些方法都存在薄膜样品面积小,不均匀,设备复杂,难度大等缺陷.随着热分解化学气相沉积技术的日益成熟,我们正在探索利用这一技术来制备Hg21223 高温超导薄膜. 它具有设备简单,样品质量均匀,容易控制等优点. 我们探索在引入自动控制技术和采用更好的初始反应物,并期待得到更加令人满意的结果.1 ]2 ]3 ]X. S. Wu , H. M. Sha o , S. S. Jiang , and X. X. Y a o , So lid State Communications , 99 (1996) , 733 .S. H. Pa w ar , and P. N. Pa w askar , material Research B u lletin , 30 (1995) , 277 .Y. M or iw aki , T. Sugano , C. G asser , A. Fukuoka , K. Nakanishi , S. Adachi , and K. Tanabe , Appl . Phys . Lett . , 69 (1996) , 3423 .Suman K umari , A K Singh and N Srivastava , S u percond . Sci . Technol . , 10 (1997) , 235 .S. H. Y un , J . Z. Wu , S. C. Tidr ow and D. W. Eckart , Appl . Phys . Lett . , 68 (1996) , 2565 .J . Z. Wu , S. H. Y un , A. G a pud , B. W. K ang , W. N. K ang , S. C. Tidr ow , T. P. M onahan , X. T. Cui and W. K. Chu , Physica C , 277 (1997) , 219 .S. H. Y un , J . Z. Wu , B. W. K ang , A. N. Ray , A. G a pud , Y. Y ang , R. Farr , G. F. S un , S. H. Y oo , Y. X in and W. S. H e , Appl . Phys . Lett . , 67 (1995) , 2866 .Y. Q. wang , R. L . Meng , X. Y. Sun , K. Ross , Z. J . H uang , C. W. Chu , Appl . Phys . Lett . , 63 (1993) , 3084 . V ladimir Matijasevic and I van Boz ovic, Current Opinion in Solid State & Materials Science , 1 (1996) , 47 .P. Wagner , U. Fry , F. Hillmer , A. Hadish , G. Jakob , H. Adrian , T. Steinborn , L . ranno , A. Elschner , I. Heyvaert , Y. Bruynserade , J . S u percond . , 7 (1994) , 217 .Z. Z. Li , H. Rif i , A. Vaures , S. Megtert , H. Rahhy , P hys . Rev .Lett . , 72 (1994) , 4033 .O. Fischer , J . M. Trisc one , P. F ivat , M. Anderson , M. D ecr oux , Proc S PI E, 2157 (1994) , 134 .D. J . Norris , M. A indow , Thin Solid Films , 423 (2003) , 33 .K. Ebihara , K. Shingai , Y. Y amagata , T. I kegami , A. M. G rishin , J o urnal of Alloys and Compound s , 251 (1997) , 228 . Joo H yung Park , Y ong Sik Je ong , Sang Y e ol Lee , Thin Solid Films , 318 (1998) , 243 .D ieter B uerle , Applied S u r f ace Science , 186 (2002) , 1 .J . S. H or w itz , D. B. Chrisey , R. M. str oud , A. C. Carter , J . K im , W. Chang , J . M. Pond , S. W. K irchoe fer , M. S. Osofsky , D. K oller , Applied S u rf ace Science , 127～129 (1998) , 507 .R. Barth , A. H. H amidi , B. H adman , J . H ollkott , D. D unkmann , J . Auge and H. K ur z , Microelectronic Engineering , 30 (1996) , 407 .U. Barkow , D. Menz el , S. S. Tinchev , Physica C , 370 (2002) , 246 .J . P. Araúj o , J . G. C orriea , U. Wahl , J . G. Marques , E. A lves , V. S. A maral , A. A. Lourenc o , V. G alind o , T. V on Pa pen , J . P. Senateur , F. Weiss , A. V antomme , G. Langouche , A. A. Melo , M. F. da Silva , J . C. S oares , J .B. S ousa , I SO LDE C ollaberation , Nuclear Instruments and Me2thods in Physics Research B , 147 (1999) , 244 .Pram od S. Patil , Materials Chemistry and Physics , 59 (1999) , 185 .R. R. Chamberlin , J . S. Skarman , J . Electrochem . Soc ., 113 (1966) , 86 .S. P. S. A rya , H. E. Hinterman , Thin Solid Films , 193～194 (1990) , 841 .S. K umari , A. K. Singh , O. N. Srivastava , S u perconductor Sci . Technol . , 9 (1996) , 405 .S. H. Pa w ar , P. N. Pa w askar , Mater. Res . B u ll . , 30 (1995) , 277 .S. K umari , A. K. Singh , O. N. Srivastava , S u percon . Sci . Technol . , 10 (1997) , 235 ; l . 10 (1997) , 235 .4 ]5 ]6 ]7 ]8 ]9 ]10 ]11 ]12 ]13 ]14 ]15 ]16 ]17 ]18 ]19 ]20 ]21 ]22 ]23 ]24 ]25 ]26 ]540 低温物理学报25 卷PREPARATI O N OF H IGH T cH g B a2 C a2 Cu3 O8 + δSU PER CO N D UCTIVE THIN FI LML I U SH ENG2L I W U G A O2J I A N X U X I2B ING W U J I AN SH A O H UI2M I NGDepartment o f Physics and National L a boratory o f Solid State Micro structures ,Center f o r Advanced Studies in Science and Technology o f Micr ostructures , Nanjing University , Nanjing 210093We have prepared high T c HgBa2 C a2 C u3O8 +δsuperconductive thin film using i onim planta2ti on , pulsed laser depositi on , etc . . H owever these m ethods are very ex pensive and have som e difficuties. We are ex pl oring using chemical spray pyrolysis technique to prepare HgBa2 C a2C u3 - O8 +δsuperconductive thin film , foll owing a tw o2step procedure : firstly , preparing Ba2C a2C u2O film s at controlled substrate tem perature and annealing to obtain a Ba2C a2C u2O precursor ; secondly , preparing Hg2Ba2C a2C u2O film s by spraying HgCl2 on a Ba2C a2C u2O precursor and annealing in ox ygen atm osphere . N ow we are ex2 pl oring this technique to prepare high quality high T c Hg21223 superconductive thin film.。