本实验采用示波器法观测铁磁材料的磁滞回线与基本磁化曲线，基于安培环路定律和积分电路，将磁场强度 $H$ 与磁感应强度 $B$ 分别转换为示波器 X、Y 偏转，换算关系为
$$H=\frac{N_1S_x}{LR_1}X,\qquad B=\frac{CR_2S_y}{N_2S}Y,\qquad \mu=\frac{B}{\mu_0H}$$
实验测量了锰锌铁氧体样品 1 和 EI 硅钢片样品 2 在 50 Hz 与 150 Hz 下的磁滞回线。样品 1 在 50 Hz 下 $B_s\approx107.6\ \text{mT}$、$B_r\approx86.1\ \text{mT}$、$H_c\approx462\ \text{A/m}$；150 Hz 时 $B_s$ 降至 $96.8\ \text{mT}$、$B_r$ 降至 $80.7\ \text{mT}$，而 $H_c$ 增至 $635\ \text{A/m}$，回线面积增大。样品 2 在 50 Hz 下 $B_s\approx222\ \text{mT}$、$B_r\approx167\ \text{mT}$、$H_c\approx9000\ \text{A/m}$；150 Hz 时回线严重畸变为椭圆，视在 $B_s$ 降至约 $67\ \text{mT}$，原因是硅钢片电阻率低，涡流损耗随频率平方急剧增大。对比表明锰锌铁氧体电阻率高、适合高频，硅钢片适合工频。居里温度测量中，感应电动势在 82~86.9 °C 区间变化率最大，估算 $T_C\approx84.5\ ^\circ\text{C}$，综合判断为 85~89 °C，样品为低居里温度铁氧体。
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本实验采用 QJ44 型双臂电桥测量低值电阻并测定金属电阻率，基于四端接法消除导线与接触电阻影响，平衡时满足 $R_x=\frac{R_1}{R_2}R_n$，电阻率由 $\rho=R\frac{\pi D^2}{4L}$ 计算，电桥灵敏度定义为 $S=\Delta n/(\Delta R/R)$。实验先校正电阻箱 ×0.1 Ω 档，再测量铜、铝、铁导体的电阻、直径和有效长度，并测定灵敏度。数据处理得到铜的 $\rho_{\text{Cu}}=(2.03\pm0.08)\times10^{-8}\ \Omega\cdot\text{m}$，与理论值偏差约 +18%；铁的 $\rho_{\text{Fe}}=(1.70\pm0.29)\times10^{-7}\ \Omega\cdot\text{m}$，偏差约 +70%，可能因样品为低碳钢或合金；铝的测量结果严重失效，测量值 $5.54\times10^{-7}\ \Omega\cdot\text{m}$，偏差达 +1991%，原因是倍率选择错误，实验使用 ×100 档而铝实际电阻约 $2.79\times10^{-3}\ \Omega$，应选 ×0.1 档，导致所测主要为接触电阻和引线电阻。讨论部分介绍了涡流电导仪基于电磁感应测量电导率的原理，其渗透深度为 $\delta=\sqrt{1/(\pi f\mu_0\mu_r\sigma)}$，并指出双臂电桥若交换电流端与电压端，会改变有效测量长度、使接触电阻重新进入测量回路并降低灵敏度。最后用 Sigma 2008A 测量两颗 M10×20 外六角螺栓，螺栓 1 电导率 $13.43\ \text{MS/m}$ 判断为黄铜，螺栓 2 电导率 $24.83\ \text{MS/m}$ 判断为 6061 铝合金，但由于测量面积偏小、边缘效应不可忽略，结果仅可作定性参考。
本实验采用冷却法测定金属比热容，基于牛顿冷却定律，在相同表面状况与形状条件下，通过比较不同样品在相同温度区间的冷却速率来消去难以测定的散热参数，得到
$$c_2=c_1\frac{M_1}{M_2}\cdot\frac{(\Delta t)_2}{(\Delta t)_1}$$
其中以铜为标准样品，$c_{\text{Cu}}=0.0940\ \text{cal/(g·℃)}$。实验使用铜—康铜热电偶和 DH4603 型测量仪，将铜、铁、铝样品加热至约 150 ℃ 后自然冷却，记录热电动势从 4.20 mV 降至 4.00 mV 所需时间，每种样品重复 6 次。测得平均冷却时间分别为 Fe 134.65 s、Cu 89.36 s、Al 112.13 s，计算得到 $c_{\text{Fe}}\approx0.1267\ \text{cal/(g·℃)}$、$c_{\text{Al}}\approx0.3577\ \text{cal/(g·℃)}$，相对理论值误差分别为 +15.2% 和 +55.5%。误差主要源于两项操作失误：未移开加热罩使环境温度偏高、散热受抑制；起始热电动势仅 4.9 mV 而非标准约 6.1 mV，使样品初始温度偏低。两者叠加导致冷却时间系统性偏长，且对三种样品影响不等比，最终使比热容计算值系统性偏高，铝因质量最小而对环境变化最敏感，误差尤为显著。
实验基于流体静力称衡法与阿基米德原理，利用电子天平间接测量不规则固体密度，其核心公式为
$$ \rho=\frac{m\rho_0}{M-m_{\text{水杯}}} $$
对于密度小于水的蜡块，则借助铝块或铜环使其沉没，密度由
$$ \rho_{\text{蜡}}=\frac{m_{\text{蜡}}\rho_0}{M'_{\text{蜡+铝}}-M_{\text{铝}}} $$
计算，其中 $\rho_0=0.998\ \text{g/cm}^3$。实验测得多组质量与天平示值，并采用 A 类与 B 类不确定度合成方法评估误差，得到铜环密度 $8.12\pm0.02\ \text{g/cm}^3$、铁 $8.74\pm0.03\ \text{g/cm}^3$、铝 $2.75\pm0.01\ \text{g/cm}^3$、蜡 $0.930\pm0.003\ \text{g/cm}^3$，相对不确定度分别为 0.23%、0.31%、0.41% 和 0.29%。其中铝和蜡的结果与理论值吻合较好，铁偏差约 +11.1%，可能源于表面附着气泡导致浮力偏小，铜偏差约 −4.5%，可能与材料成分或气泡有关；共同系统误差还包括实验用水非纯净水、细线体积未扣除及天平水平调节不完善等。
本实验以 CaF₂（萤石结构）和 GaAs（闪锌矿结构）为对象，在 Materials Studio 的 CASTEP 模块中完成能带结构、投影态密度（PDOS）和电子密度差分的第二性原理计算，旨在识别直接/间接带隙、分析轨道贡献并辨别离子键与共价键特征。计算基于 Bloch 定理和 Kohn-Sham 方程，带隙定义为
$$ E_g=E_{\text{CBM}}-E_{\text{VBM}} $$
PDOS 通过将本征态投影到原子轨道得到，电子密度差分定义为
$$ \Delta\rho(\mathbf{r})=\rho_{\text{crystal}}(\mathbf{r})-\sum_{\alpha}\rho_{\text{atom},\alpha}(\mathbf{r}) $$
用于判断键合类型。结果表明，CaF₂ 为间接带隙绝缘体，计算带隙 7.101 eV，实验值约 11.8 eV，GGA-PBE 低估约 40%；其 PDOS 中 Ca 与 F 峰几乎不重叠，电子密度差分显示 F 周围球形电荷积累，体现典型离子键。GaAs 为直接带隙半导体，计算带隙 0.139 eV，实验值 1.42 eV，GGA 低估约 90%；其 PDOS 中 Ga 与 As 在价带大量重叠，电子密度差分显示 Ga–As 键区有方向性电荷积累，体现极性共价键。实验还对比了直接带隙、间接带隙和带隙反转三种能带拓扑情形，指出 GaAs 对应高效光电跃迁，CaF₂ 适合光学窗口，而带隙反转则是拓扑绝缘体的标志，表面态受时间反演对称性保护。