(1）零电阻 零电阻是超导体的一个重要特性。超导体处于超导态时电阻完全消失。若用它组成闭合回路，一旦在回路中有电流，则回路中没有电能的消耗，不需要任何电源补充能量，电流可以持续存在下去，形成所谓持久电流。柯林斯(J. Collins)曾将一铅环放在垂直于环面的磁场中，将其冷却到超导的转变温度以下，然后撤去磁场，这时在环中产生感应电流。他观察电流的衰减情况，结果在长达两年半时间内也未观测到电流有丝毫的衰减。所以，超导体是具有理想导电性的导体。
(2)临界磁场与临界电流 1913年，昂内斯曾企图用超导铅线绕制超导磁体。但他发现，当超导铅线中的电流超过某一临界值时，铅线就转变为正常态。1914年，他从实验中发现，材料的超导态可以被外加磁场破坏而转入正常态。这种破坏超导态所需的最小磁场强度称为临界磁场，以 表示。临界磁场与材料的种类和超导态所处的温度有关，一般说来，临界磁场与温度有如下关系
如图15-20所示 表示 时的临界磁场。不同材料的不同，如表15-2所示。
图15-20 临界磁场与温度的关系
临界磁场的存在，限制了超导体中能够通过的电流。当通过超导体导线的电流超过一定数值 后，超导态便被破坏， 称为超导体临界电流，这是因为当超导体通上电流以后，这电流也将产生磁场，当该电流在超导体表面所产生的磁场强度等于时，电流自身产生的磁场破坏了超导态，临界电流与温度的关系如下：
式中 表示时超导体的临界电流。
综上所述，可以得出超导态的三个临界条件：临界温度、临界磁场和临界电流，它们之间密切相关。
大多数纯金属超导体的磁场与温度关系如图15-20所示。若 时，它由超导态直接转变为正常态，这种超导体称为第 类超导体。还有一类超导体，在低于临界温度的一定温度下，有两个临界磁场 和 ，如图15-21所示。当材料处在磁场 下时，为纯粹超导态，或称迈斯纳态；当磁场增强至 时，它们不是从超导态直接转变为正常态，面是超导态和正常态混杂的混合态，直到磁场 时才完全转变为正常态。这类超导体称为第 类超导林。如铌、钒和一些合金和化合物材料。第 类超导体的 一般不超过 ,但 很高，约为 。例如，银三锡 的  在 时可达 ，而在这样高的磁场下，第 类超导体早已失去了超导性，正是由于第 类超导体具有很高的 ，因而有重要的实用价值。 。
图15-21 第  类超导体的临界磁场与温度的关系 |
图15-22 第 类超导体的混合态结构 |
当第 类超导体处于混合态时，其结构如图15-22所示。整个材料是超导的，在材料内部出现许多沿外磁场方向、半径极小的圆柱形正常态区域，可称为正常芯。这些正常芯排列成一种周期性的规则图案，各正常芯的间距在 到 之间。每根正常芯表面上围绕着涡旋状电流，这些电流屏蔽了芯中的磁场对外面超导区的作用。因此正常芯好像是外磁场的通道。实验证明，在每条芯中的磁通量都相等，且有一个确定的值 ,即
式中 为普朗克常量, 为电子的电荷量。这说明磁通量是量子化的， 就是磁通量子。当外磁场增加时，不能增加每根正常芯内的磁通量，只能增加正常芯的数目。磁场越强，正常芯越多越密，一直到磁场增大到 时，正常芯将充满整个材料而使材料全部转变为正常态。如果在垂直于外磁场方向的材料断面上撒上极细的铁粉（直径约 ），在电子显微镜下就能清楚地观察到正常芯作规则排列的图象。
(3）迈斯纳效应–完全抗磁性 零电阻是超导体的一个基本特性，但超导体的完全抗磁性更为基本。因此，人们在探索新的超导体时，为判断发生的是否正常态向超导态转变，必须综合这两种测量结果，才能予以确定。
如果将一超导体样品放人磁场中，由于穿过样品的磁通量发生了变化，所以在样品表面产生电流，如图15-22所示，这电流将在样品内部产生磁场，完全抵消掉内部的外磁场，使超导体内部的磁场为零。根据公式 和 ，由于超导体内 ,故 。所以超导体具有完全抗磁性。 。
1933年，迈斯纳(W. F. Meissner )和奥赫森菲尔德(R. Ochsenfeld)进一步实验发现，如果把临界温度以上的超导体样品放入磁场中，由于这时样品不是处于超导态，故其中有磁场存在，当维持磁场不变而降低样品温度使其处于超导态时，其内部也没有磁场了，如图15-23所示。这是因为在转变过程中，在超导体表面上也产生电流，这电流在其内部的磁场完全抵消了原来的磁场，使超导体内磁感应强度为零。
(a)先冷却后加磁场(b)先加磁场后冷却
图15-23 迈斯纳效应
总结上面的实验结果，得到结论是：在使样品转变为超导态的过程中，无论先降温后加磁场，还是先加磁场后降温，超导体内部的磁感应强度总是为零。这一现象称为迈斯纳效应。
超导体的完全抗磁性可以用实验演示，将一个涂有超导材料的小球放在铅直的外磁场中（图15-24），由于它的磁化方向与外磁场方向相反，它将受到一个向上的斥力，这斥力与重力平衡时，小球被悬浮在空中。当重力发生微小变化时，小球就会上下移动。若把小球位置上下变化的情况精确地记录下来，就可以精确地测定重力的微小变化。由此可以造成极灵敏的超导重力仪。
(4）同位素效应 为了探讨超导转变温度与物质成分的关系，对许多同位素进行试验。结果表明，同位素的质量数愈大，转变温度愈低。例如 的 ,  的 。1950年雷诺(C.A. Reynolds）和麦克斯韦(E. Maxwell)等分别得到如下规律
这称为同位素效应。我们知道，同一元素的不同同位素，所不同的地方在于原子核的质量，所以同位素效应表明在超导电现象中，电子和晶格的相互作用是一个重要的原因。
图15-24 磁悬浮
|
以下），他在这低温区内测量各种纯金属的电阻。1911年他发现，当温度降到
表示，当
时，超导材料与正常的金属一样，具有一定的电阻值，这时超导材料处于正常态；而当
时，超导材料处于零电阻状态，称为超导态。昂尼斯实现了氦的液化并发现了超导态，于1913年获得了诺贝尔物理学奖。
种元素、约
种合金和化合物具有超导电性。
的临界温度最高（
）。1973年发现
化合物的临界温度
之后，直到1985年一直保持着最高临界温度的记录。然而在1986年却发生了突破。
苏黎世实验室发现临界温度达
的
系列超导材料。于是在世界范围内，立即掀起了一股探索高温超导材料的热潮，在此后的短短几个月中，又研制成
系列的高温超导材料，进一步把超导临界温度提高到
以上，我国科学家在高温超导发展中做出了卓越的成绩.1987年2月24日中国科学院物理研究所宣布赵忠贤等物理学家已制成临界温度为
的高温超导材料。
多，因此沿用旧的转变温度定义已不够完善。因此把降温过程中电阻随温度变化开始明显偏离直线处的温度称为起始转变温度(
),用
表示；把电阻从起始转变处下降到一半时对应的温度称为超导转变的中点温度(
),用
表示。通常在测试工作中一般将中点温度定义为转变温度；把电阻刚刚完全降到零时的温度称为完全转变温度(
)或零电阻温度，用
表示；把电阻下降到
及
所对应的温度范围称为转变宽度，记作
。例如1987年2月24日宣布的赵忠贤等研究成的高温超导材料：起始转变温度
,转变中点温度
，转变宽度
，完全转变温度
。 
理论
时，超导体内存在大量的库珀对。在外电场作用下，所有这些库珀对都获得相同的动量，朝同一方向运动，不会受到晶格的任何阻碍，形成几乎没有电阻的超导电流。当温度
时，超导体内存在大量的库珀对。在外电场作用下，所有这些库珀对都获得相同的动量，朝同一方向运动，不会受到晶格的任何阻碍，形成几乎没有电阻的超导电流。当温度
时，热运动使库珀对分散为正常电子，电子间的吸引力不复存在，超导体就失去超导电性而转变为正常态，如果在处于超导态的超导材料加上磁场，所有库珀对将受磁场的作用，当磁场强度达到临界强度
时，磁能密度等于库珀对的结合能密度，所有库珀对都获得能量而被拆散，这材料将从超导态过渡到正常态。 
（图15-25）在晶体间运动时，它以库仑引力吸引邻近的晶格离子，使离子稍稍靠拢过来，并形成一个正电荷相对集中的小区域。由于这些离子偏离平衡位置而产生振动，以波的形式在点阵中传播，这种波称为格波，按量子力学理论，格波也是量子化的，其量子称为声子。这个形成格波的过程相当于电子发射出一个声子。这传播着的正电荷区又可以吸引另一个运动着的电子（比如图中
)，将动量和能量传递给这个电子，这又相当于电子吸收了声子。上述的全过程是
声子
,而晶格的晶格间距约为
，即库珀对在晶体要伸展到几千个原子的范围。库珀对作为整体与晶格作用的，而且这些电子对会不断发生旧对的解体和新对的形成。进一步研究还表明，库珀对中两个电子自旋相反，动量的大小相等而方向相反。
倍。