低温固态制冷：从经典材料到量子材料

|作 者：孙培杰†　项俊森

(中国科学院物理研究所）

本文选自《物理》2025年第12期

摘要低温环境的建立为基础物理、材料科学以及量子信息等领域的研究提供了关键支撑。从基于气体压缩与膨胀原理的传统制冷，到近年来迅速发展的固态制冷，人类对低温的持续探索过程亦是对物质本质不断深化理解的过程。低温固态制冷以凝聚态体系的电荷、自旋等多种微观自由度为载体，通过外场调控实现熵的变化或转移，具有无运动部件、高稳定性与潜在高效率等优势。随着量子科技的兴起与氦资源的日益短缺，发展新型高效低温固态制冷原理和技术已成为广受关注的研究方向。文章从热力学视角系统讨论热电、磁卡及多卡等固态制冷效应和它们的内在联系，重点分析量子材料的制冷规律及其背后的自由度耦合和量子涨落效应，并展望基于量子物态的新一代固态制冷发展方向。

关键词固态制冷，量子物态，热电效应，磁卡效应，多卡效应

01

引 言

从19世纪初理想气体状态方程的确立开始，基于气体压缩与膨胀原理的制冷技术迅速发展，奠定了现代低温制冷的基础。这类技术沿用至今，从日常生活中的冰箱到科学研究中的Gifford—McMahon(GM)制冷机与脉冲管制冷机，涵盖了从室温到液氦温度的广域范围。在低温制冷的发展历程中，一个划时代的里程碑是氦气的液化。1908年，荷兰物理学家昂内斯利用焦耳—汤姆孙(Joule—Thomson)效应首次将长期被视为“永久气体”的氦气液化。这一突破也直接促成了他在1911年发现汞的超导现象，由此开启了以液氦为基础的低温物理学新时代，以及对更低温度的不断探索。20世纪60年代，3He/4He稀释制冷技术得以确立，使得毫开尔文(mK)量级的极低温环境能够稳定获得，为一系列重大发现奠定了实验基础，包括3He超流[1]、分数量子霍尔效应[2]和量子反常霍尔效应[3]等。

基于凝聚态物质热力学行为的固态制冷概念同样具有悠久的历史。早在3He/4He稀释制冷实现毫开尔文制冷之前，德拜[4]和吉奥克[5]就提出了利用顺磁性材料在绝热退磁过程中的熵变效应以获得极低温的设想。随后在1933年，吉奥克和麦克杜格尔基于顺磁盐的绝热退磁制冷[6]，首次实现了低于1 K的极低温。这一成果开创了固态制冷的新纪元，吉奥克也因此获得1949年的诺贝尔化学奖。近年来，由于量子科技、深空探测等前沿领域对低温和极低温环境的需求，加上世界范围内氦气资源，尤其是3He气体的稀缺[7]，液氦温度以下的固态制冷得到了前所未有的关注。另一方面，在液氮温区，尽管传统制冷技术相对成熟，但固态制冷同样具有重要意义。如何实现高效率、低振动、长寿命、可集成化与智能化的固态制冷材料与器件，将会影响到高温超导、红外探测等前沿应用的推进。

实现高效低温固态制冷的核心在于获得低温下较大且可控的熵密度。然而，根据热力学第三定律，随着温度降低，体系微观状态数减少导致熵减小，材料的制冷能力普遍减弱——该热力学限制适用于所有固态制冷机制。因此，低温固态制冷是一个充满基础科学问题和技术挑战的领域。但是另一方面，随着温度降低，量子效应可以显著改变固体材料的热力学性质：比如，增强的量子涨落倾向于破坏经典有序态，使一些材料在低温下维持较大的微观自由度和熵，这一点有望增强固态制冷效应。事实上，3He/4He稀释制冷技术正是一种利用了3He和4He不同的量子特性而实现的极低温冷却方式。

经过多年的发展，目前，固态制冷研究已取得显著进展：热电制冷在室温附近可实现超过100 K的温差；磁卡制冷则能够在液氦温区实现温度跨越两个数量级的降温。然而，这些进展仍旧和前沿科技的发展需求有不小的差距。未来，如何利用新兴的量子材料和量子物态，如莫特绝缘体或重费米子材料、自旋液体、多铁性材料以及拓扑电子态等实现更高效的固态制冷，是该领域面临的重要问题。本文将围绕磁卡效应与热电效应这两种被广泛研究的固态制冷机制，结合量子材料的最新研究进展，系统梳理固态制冷的基本原理和典型机制，旨在为低温固态制冷研究提供新的启发，并为更广泛的读者群提供理解固态制冷核心问题的参考。

02

固体材料中多样的制冷效应

固体材料之所以展现出丰富的热力学行为，源于其内部多种自由度的存在，例如电荷、自旋、轨道与晶格等。通过外场调控这些微观自由度，从而改变物质的宏观热力学状态，能够实现多种类型的固态温变效应。不同的物理过程，如磁化、电极化或载流子输运，都可以被用于实现固态制冷。因此，从热力学角度来看，固态制冷的本质就是通过调节外界参量(如磁场、电场、压力或电流等)，引导固体材料内部产生熵的变化或熵的流动，从而实现体系降温的过程。

目前研究较多的固态制冷效应包括热电效应以及磁卡、压卡和电卡效应等，这些热效应主要利用了材料的电荷、自旋、晶格和极化等不同自由度。需要指出的是，热电效应属于非平衡态下的热输运过程，其本质是由化学势梯度驱动的能量泵；而磁卡、压卡、电卡等效应则源于平衡态体系对外场的热力学响应，更适合实现单发式(single-shot)制冷，其冷量与制冷材料的总量直接相关。

尽管不同的固态制冷机制在物理起源上存在显著差异，对经典材料而言，它们又可以在统一的热力学框架内加以理解。下面我们以吉布斯自由能G的微分形式描述热力学体系的状态变化，

上式中包括了广延量——熵

S

、体积

V

、粒子数

N

、磁化强度

M

和极化强度

P

，以及与其对应的强度量——温度

T

、压力

p

、化学势

，以及磁场和电场强度

H

E

等。该式揭示了材料对力、热、电、磁等不同外场的热力学响应关系，为理解不同固态制冷效应的物理图像以及它们的相关性提供了基础。

在讨论热电效应时，通常只需关注

S

T

N

两项。简言之，热电效应描述了当材料受到温度梯度或化学势梯度的作用时，体系中粒子数

N

或熵

S

的弛豫行为。需要注意的是，纯粹从热力学角度讨论时，会忽略一些重要的动力学因素，而这些因素有可能对热电性能至关重要。例如，电子的共振散射可能显著影响热电效应。实际上，在本文所讨论的强关联等量子材料体系中，热力学和动力学因素并不相互独立，而是通过多体效应紧密耦合，共同决定材料的能量输运性质，这一点和经典材料体系有本质不同。对于磁卡效应，我们一般需要考虑

S

T

M

H

两项，由此可导出常用的热力学麦克斯韦关系(d

S

H

) T =(d

M

T

)H，这也是通过实验分析磁卡效应的基础。同理，对于电卡效应，可得(d

S

E

T

P

T

E

。对于压卡效应，(d

S

p

T

V

T

p

成立。这些关系清晰地表明，通过不同外场可以调控固体材料的特定序参量，从而实现熵变，最终获得固态制冷。

为了更直观地理解固态制冷与传统气体热机的异同，以及不同固态制冷机制的特点，我们在图1中展示了气体热机的热力学示意图。若考虑理想气体在绝热膨胀过程中的制冷效应，该过程可视为卡诺热泵，其制冷性能系数(COP)仅由温度

T

1 和

T

2决定。将不同的固态制冷和传统热机进行比较，有助于我们揭示固态制冷性能的内在约束及其物理根源，并为性能优化提供思路。在图1所示的气体热机中，压力的变化(

p

1、

p

2)和之后将讨论的磁卡制冷中的磁场变化(

H

1、

H

2)，以及热电制冷中材料的化学势变化(

1、

2)(更准确地说，是外加电场下的电化学势变化)在热力学上具有等价作用。不同的是，气体热机依靠不同压力下的气体分子运动自由度的变化实现制冷，而固态制冷则基于自旋、电荷等固体物质微观自由度的调控。此外，气体热机的效率改善主要依赖于工程技术层面的优化，而固态制冷的性能提升则更多地取决于对材料本身的内禀耗散机制的理解与调控。

图1　在传统气体热机中，气体的绝热膨胀过程伴随着压力

p

和温度

T

的变化。对该过程的理解为分析与优化固态制冷机制提供了重要的热力学基础

2.1　磁卡制冷

随着超导磁体技术的快速发展，强磁场的产生变得愈加容易，这为基于磁场调控的固态制冷——磁卡效应——的研究与应用提供了便利。如图2(a)所示，磁卡制冷的物理基础在于磁性材料在不同磁场(

H

1 ,

H

2)下的磁熵差异：在由高磁场向低磁场的绝热退磁过程中，自旋由有序转变为无序排列，为维持等熵条件，体系温度随之下降，从而实现制冷。这个过程的核心物理量是等温磁熵变Δ

S

(即恒温条件下励磁过程中磁熵的变化量)和绝热温变Δ

T

(即绝热条件下退磁过程中的温度变化量)，参考图2(b)。值得注意的是，绝热条件下的磁场变化和气体热机中的压力变化作用相当，用以调节制冷工质的内能。高性能磁制冷材料通常需要同时具有较大的Δ

S

与Δ

T

，以在获得较大冷量的同时实现显著的降温跨度。

图2 (a)磁性材料在绝热退磁过程中的自旋状态和温度变化；(b)不同磁场下(

H

1 ,

H

2)材料的磁熵和温度的关系，箭头表示等温磁化以及退磁制冷过程

上文已提到，在近一个世纪以前，吉奥克等人已经利用这一效应实现了极低温制冷。他们选用的是顺磁盐(通常为水合物)，这类材料通常具有很弱的自旋相互作用，体系在极低温下仍旧保持磁无序，因此具有磁制冷所需的自旋高熵状态。然而，传统顺磁盐需要较低的磁离子密度以保持其顺磁特性，从而导致磁熵密度较低，冷量小且有效制冷温区狭窄。相比之下，具有强相互作用的经典磁性材料在较高温度下会发生磁有序相变，磁有序态内磁熵减小，失去低温制冷能力。不过，在相变温度附近，外加磁场可通过调控该相变过程实现较大的磁熵变化，获得在相对高温甚至室温下的磁卡制冷。这类强相互作用的材料通常被称为磁性相变制冷材料，相关进展可详见Franco等人的综述文章[8]。此外，除电子自旋体系外，核自旋的绝热退磁是实现更低温度的重要途径。与电子自旋相比，核自旋磁矩通常小约三个数量级，相互作用极其微弱。因此，核绝热退磁可在10 mK以下甚至μK或nK温区实现有效制冷，是当前通向超低温环境的关键技术之一[9]。

2.2　热电制冷

除热电制冷的物理基础源于材料的热电效应，主要包括塞贝克效应及其热力学逆效应——帕尔贴效应。尽管其理论描述较为复杂，但热电效应的实验表征相对简单。塞贝克系数

由关系式

=Δ

V

/Δ

T

定义，通过测量材料的温差与电压差即可获得，反映了固体材料在单位温差下所产生的电压信号。根据热力学互易原理，帕尔贴系数

与塞贝克系数满足开尔文关系

αT

，表征单位电流所搬运的热量。热电制冷正是基于帕尔贴效应实现的：当电流通过两种不同导体的接点时，可实现一端吸热一端放热，产生制冷效应。

需要指出的是，塞贝克系数

并不能单独决定热电转换效率。这是因为热电转换过程中不可避免地存在焦耳热及其他不可逆热力学效应所导致的能量损耗。这一点和传统气体热机类似，除了理想卡诺循环外，其效率也不能由温度

T

1 和

T

2 单独决定(参考图1)。衡量热电材料性能的核心指标是热电优值，ZT=

2

σT

。显而易见，ZT的表达式中不仅含有塞贝克系数

，也包含电导率

和热导率

，后者一般由晶格热导

l 和电子热导

e 构成。从热机效率的角度看，ZT可视为描述热电转换中由焦耳热和热传导等现象而引起的内禀热耗散的指标。若ZT无限大，热电转换可达卡诺效率。一般认为，当ZT≥1时，材料的热电性能具有实际应用潜力。

理想的热电材料需要同时具有高塞贝克系数

、高电导率

以及低热导率

。然而，这三者在固体中往往相互关联，难以独立优化。在玻尔兹曼输运框架下，求解

等价于对输运分布函数

E

) 求能量微分。因此，和电导率相比，热电效应是一种典型的“高阶输运效应”，二者随载流子浓度的变化常呈相反趋势，如图3(a)所示。很显然，增强的输运分布函数并不必然意味着高塞贝克系数。该描述和基于(1)式的热力学理解一致，即，热电效应是温度梯度或化学势梯度引起的粒子数

N

或熵

S

的非平衡输运过程，反应了输运分布的能量非对称性，如图3(b)所示。此外，载流子热导率和电导率亦不独立，二者通过Wiedemann—Franz(WF)定律相关联，

e /

σT

L

0 =2.44×10 −8 W·Ω·K -2 。基于上述关系，假设热导率完全由电子贡献，则当

≈155 μV/K时可获得ZT≈1。我们可以认为这是高效热电材料的一个必要条件。对重掺杂半导体、金属和半金属而言，电子热导占主导的情况很常见。

图3 (a)基于态密度、费米和输运分布函数对热电效应起源的理解，即，热电效应反映了输运分布函数在化学势附近(图中虚线位置)的能量微分；(b)在热电效应中，温度、化学势梯度以及电荷移动基于热力学关系相互关联。其中，上图是固体材料中热电效应的示意图，下图显示该材料中相应的温度和化学势的变化趋势，该趋势决定了电荷和能量的输运

热电优值的优化实质上是在材料的能带结构、载流子浓度以及晶格与声子结构之间探索最优平衡的过程，以获得尽可能小的本征损耗。这一点与优化传统热机的机械运动等过程以减小摩擦等不可逆热力学效应是一致的。当前，在室温附近，经典的窄带隙半导体(如Bi2Te3)仍是最高效的热电材料之一。从低温制冷的角度看，如何实现液氮甚至液氦温区显著增强的热电效应，是一个非常有挑战的研究方向。这可能需要在热电材料中实现载流子的运动自由度与自旋、轨道乃至晶格等局域自由度的有效耦合，以获得低温下的高效能量输运。这也是下面要讨论的关联量子材料的一个特点。

2.3　多卡效应

除了前述的磁卡和热电效应，固态制冷还包括压卡和电卡等效应，分别对应机械压力和电场调控下的热力学响应。关于这些效应的研究主要集中在室温附近，近年来已取得多项重要进展[10，11]。未来，深入研究低温下量子涨落对结构不稳定性和电极化的影响，探索量子效应在低温压卡和电卡制冷中的作用，具有重要的科学与应用意义。本文不再对压卡与电卡效应作详细介绍，而将重点关注基于多自由度耦合的材料本征多卡效应。

在众多固体材料中，不同的微观自由度往往并不相互独立，这一特点在量子材料体系中尤其突出。例如，在莫特或近藤体系中，电子的电荷、自旋、晶格等自由度强烈耦合，从而显著影响材料的电、热、磁等多种输运与热力学性质。此时，电子不再是单一的载流子，而表现为携带多重自由度的准粒子，其宏观行为体现出复杂的关联效应，这也使相应的制冷机制变得更加复杂。在一些

f

电子体系中，自旋熵与载流子输运的耦合可显著增强热电响应，形成本征的磁热电效应，这可视作热电效应与磁卡效应的自然耦合形式 [12] 。又如，在众多的高温磁卡制冷材料中，由于存在强自旋—轨道或自旋—晶格耦合，磁性相变时常伴随着结构变化。这类体系中的固态制冷效应难以简单地归类为纯粹的磁卡或压卡效应，体现了典型的多卡耦合特征 [8] 。上述制冷效应中的耦合特征与多铁性材料中铁磁、铁电与铁弹性等序参量的相互耦合有一定的类似性。基于此，人们提出多卡制冷的概念，用以描述不同类型的固态制冷效应通过多自由度耦合而产生的协同增强过程 [13] 。可以说，强关联等量子材料本质上就是天然的多卡材料，其丰富的自由度耦合特征为固态制冷提供了新的调控维度和可能性。

03

新型量子物态与低温固态制冷

基于固态制冷的热力学原理，优异的制冷性能通常要求材料在目标温区具有强烈的序参量或相关自由度的涨落。近年来，关于量子材料的研究蓬勃发展，不断在低温下涌现出多样化的量子物态，为探索高效低温固态制冷奠定了基础。在这些体系中，我们不仅可以利用量子自旋液体、自旋超固态等绝缘体材料中的电荷中性激发，还可以基于关联电子的局域—巡游双重特性，利用丰富的带电低能激发，探索增强的固态制冷效应。

3.1　量子磁性材料

在对磁性量子临界材料的研究过程中，人们发现其磁性格林奈森参数

m 在量子临界点附近呈发散行为 [14] 。由于

m 描述了磁熵对磁场的变化率，该行为意味着磁熵变的发散，表明量子涨落可显著增强极低温磁卡效应。这不仅为研究磁性量子临界行为提供了有效的热力学手段，也指明了实现高效磁卡制冷的量子物态途径。在低温下具有丰富量子临界磁性和量子涨落现象的一类重要磁性材料是自旋阻挫材料。近年来，为了探索量子自旋液体等新奇磁性物态，众多研究者围绕阻挫磁体开展了大量工作 [15] 。阻挫磁性材料是量子顺磁态的候选材料，和传统顺磁盐材料相比，其兼具较高的磁离子密度与化学稳定性，并在零温附近具有自旋子等丰富的低能激发和巨大的磁性比热系数，形成了高度聚集的磁熵状态，为探索量子物态制冷奠定了基础 [16，17] 。

在对阻挫量子磁性材料的研究中，作者与合作者最近在钴基三角晶格反铁磁体Na2BaCo(PO4)2(NBCP)中发现了自旋超固态的实验证据，并实现了大幅超越传统顺磁盐材料的低温磁制冷性能[18]，验证了阻挫量子磁体中的低能自旋涨落可显著增强磁制冷效应。超固态是一种固态序与超流序共存的量子态，该物态可在自旋体系中得到自然推广：自旋的面外分量破缺了晶格的平移对称性，对应有序的固态分量；而面内分量自发破缺了自旋的转动对称性，对应自旋的超流行为，二者的共存构成了自旋超固态[19]。由于自旋超流的存在，自旋超固态具有强烈的自旋涨落效应，在退磁至该物态后，系统有望持续维持在低温，如图4(a)中的绝热退磁制冷曲线所示。由于NBCP的相图比较复杂，在实际的退磁制冷测量中，低磁场下的平缓制冷曲线中还有一个温度鼓包，这起源于一个自旋固态有序相的发生，如图4(b)所示。

图4 (a)自旋超固态兼具自旋固态序和超流序，由于具有强烈自旋涨落，其绝热退磁制冷曲线在进入该物态后将维持在较低温度；(b)Na2BaCo(PO4)2的实际磁卡效应测量结果[18，19]。在2 T磁场以下，观测到了两个起源于自旋超固态的低温平台，二者之间存在一个温度鼓包，对应于自旋固态相。插图是其中一个自旋超固态的制冷曲线扩大图，最低温度达到了94 mK

3.2　强关联电子材料

在库仑作用的影响下，强关联电子体系普遍呈现多自由度耦合的特征。这不仅决定了其复杂的量子基态，也使得不同固态制冷机制之间产生显著的协同效应。下面我们将要介绍的关联电子磁卡和热电效应，清楚地体现了多卡协同的特点。

重费米子体系是典型的强关联电子材料。在低温下，材料中的局域磁矩被近藤屏蔽，形成非磁性的费米液体态，其能带结构因多体杂化而发生重整化，呈现出增强的准粒子有效质量。该物态具有金属特性，与上节提到的绝缘体中的量子自旋液体有本质区别，尽管二者在低温热力学与磁性特征上具有高度相似性：它们在高温均表现出符合居里—外斯磁化行为的局域磁性，而在零温下无宏观磁有序，呈现顺磁特性。对于绝缘量子磁体而言，低温下的强量子涨落“熔化”了自旋长程序，形成量子顺磁态；而在重费米子体系中，局域磁矩通过与传导电子的杂化而被动态屏蔽，形成了非磁性重费米液体。两类体系从不同侧面体现了量子材料体系中的多体物理效应。

图5 (a)重费米子材料YbNi4Mg在低温下的比热(0 T和2 T磁场)曲线，以及和非磁性对应化合物LuNi4Mg的对比[21]；(b)重费米子化合物的低温磁卡效应起源于磁场对重费米子能带的调控，即，零磁场(左图)和有限磁场(右图)下的电子态密度的巨大变化会引起显著的磁卡效应。这和经典或量子磁性体系中的起源于局域磁矩有序度的磁卡效应(参考图2(a))具有不同机制

如图5(a)所示，和非磁性参照物LuNi4Mg相比，重费米子材料YbNi4Mg表现出高度增强的低温磁性比热系数和对磁场的敏感性，构成了巨磁卡效应的基础。因此，尽管重费米子体系的基态是非磁性费米液体，这类体系依然可表现出和量子磁性材料媲美的低温磁卡效应[20，21]。究其微观原因，重费米子是一个起源于局域磁矩和传导电子的量子叠加态，是包含了多自由度的集体激发模式。其费米能

E

F 或费米温度

T

F (对应于重费米子的化学势)非常小，通常仅为数开尔文量级。这意味着外加磁场能够有效调控重费米子态的高密度低能激发和磁熵，从而在低温下产生强烈的磁卡效应(图5(b))。可以说，重费米子体系的磁卡效应是巡游电子态密度或泡利顺磁引起的，和磁性材料中的磁卡效应有不同的机制(图2(a))。

图6　具有不同特征温度的典型强关联量子材料的塞贝克系数[23—26]。NaCo2O4、CePd3、CeNi9Si4和CeB6的低温塞贝克系数变化率

T

依次变大，该变化规律和各自的电子比热系数

大致呈比例关系

因为关联电子具有局域巡游双重特性，其巡游行为同时携带有局域自由度的信息。因此，除了上面介绍的低温磁卡效应外，这类材料同样具有显著的热电效应，表现出典型的多卡行为。在费米液体框架内，假定单一能带主导热电效应，塞贝克系数

和电子比热系数

相互关联，(

T

N

A

e

)≈1，这里

N

A 是阿伏加德罗常数 [22] 。通过单位换算，我们可以得到一个近似关系，

T

≈10

，等式前后分别以μV·K -2 和J·mol -1 ·K -2 为单位，即塞贝克系数的温度变化率

T

约等于10倍电子比热系数。图6给出了包括近藤和莫特体系在内的若干典型关联电子体系的塞贝克系数。除了表征关联强度的特征温度不一样外，它们的热电行为基本一样。因为这些材料具有不同的电子比热系数，它们在低温下的塞贝克系数变化率

T

也不同，但

T

与其电子比热系数一致。因为费米温度

T

F和

呈反比关系，对具有增强

的体系而言，其费米温度

T

F 变小，塞贝克系数的最大值也相应地向低温移动，

T

的近似比例关系仅仅在

T

T

F的低温出现。通过对比不同的关联材料，我们大致能够看出关联电子体系中热电效应的基本规律。对这些材料继续优化，能否获得低温高热电优值非常值得期待。

同理，我们也可以基于上述热力学基础大致理解当前的简并半导体(Bi2Te3等)热电材料。在一定的掺杂浓度下，这类材料中的电子遵循费米狄拉克统计，它们同样具有较低的费米温度，构成了高效热电效应的热力学基础。但是，和上面提到的强关联体系不同，这类经典材料的比热系数很小，其增强的热电效应起源于单电子相对于较低费米温度的高运动自由度，而不具有多卡属性， 从这个意义上讲，我们有理由期待具有多体效应的关联量子材料在低温下展示更大的制冷潜力。

04

总结和展望

具有电荷、自旋、轨道和晶格自由度以及多样的演生自由度的量子材料体系拥有丰富多彩的低温量子物性，是典型的复杂物理体系。正是这种复杂性，使得不同的微观自由度不再孤立，不同的固态制冷机制相互关联，有望为获得超越经典材料的高效固态制冷提供基础。本文中，我们介绍了量子磁性材料的低温磁卡效应、关联电子材料的磁卡和热电效应，以及它们之间的热力学相互关系，从不同侧面讨论了量子材料的潜在制冷效应。在量子材料体系中，还有很多有趣的问题没有涉及，比如拓扑半导体材料中的高热电效应。尽管能带的拓扑属性本身可能并不直接贡献塞贝克效应，但拓扑电子的贝利曲率深刻影响横向热电效应，其潜在制冷应用也是一个值得深入研究的问题。

图7 (a)基于量子磁性材料制作的极低温磁卡制冷器件；(b)利用该器件测量新型非常规超导体CeRh2As2极低温电阻的实验结果

作为量子材料固态制冷的应用案例，目前，在作者的实验室，已经基于量子自旋阻挫磁性材料制作了可实用化的极低温磁卡制冷器件。基于商用的2K测量系统，利用该器件进一步实现了从2 K到30 mK以下的降温。图7(a)展示了实际的制冷器件，图7(b)是利用该器件对新型非常规超导体CeRh2As2的电阻率测量结果，成功观测到了该材料在极低温下的超导电性。

和基于气体压缩和膨胀原理的传统制冷相比，固态制冷效应具有非常丰富的物理内涵，也发挥着基础和应用等众多研究领域的纽带作用。比如，量子磁性体系在零温下是否存在残留熵；在强量子涨落的关联体系中，WF定律是否会破坏等都是重要的基础物理问题。同时，这些问题的突破又有可能为获得低温制冷提供新方案。此外，除了热电、磁卡、压卡和电卡等利用固态物质宏观热力学行为的制冷效应以外，也有一些利用微观量子物理过程的固态制冷效应，比如，基于正常金属—绝缘体—超导体(NIS)量子隧穿结的制冷[27]等，同样是有待突破的固态制冷机制。毫无疑问，未来对于功能性量子材料的研究将持续获得关注，基于量子物态的低温制冷也一定会稳步前行。

应用物理专题

参考文献

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