複數折射率n*
圖5-20 為不考慮多重反射、去水氣量測下分析而得的 YBCO 薄 膜複數折射率實部n，圖 5-21 則為在相同條件下所分析而得的 YBCO 薄膜複數折射率虛部k。由圖 5-20 和圖 5-21 可看出 YBCO 薄膜複數 折射率實部n，在溫度低於超導臨界溫度 Tc時，隨著溫度的降低而降 低，虛部k 則隨著溫度的降低而增加，並漸漸趨於平緩，而實部 n 及 虛部k，在 THz 輻射為 0.25 ~ 1.25THz 間，均隨著頻率的增加而變小，
反應了圖5-19 中 YBCO 薄膜在此溫度及頻段內具高通濾波器效果的 結果；另外，由圖5-20 及圖 5-21 亦可看出，當溫度低於超導臨界溫
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度Tc、THz 輻射頻率在 0.25 ~ 1.25THz 間時，k 大於 n，k 值約分佈 在120 ~ 600 間，n 值則約分佈在 0 ~ 120 間。與 I. Wilke 等人於 2000 年所發表之結果[26]比較，我們所得之實部 n 及虛部 k 皆比較小，但 整體隨溫度及頻率變化之趨勢相同。
複數介電常數ε*
利用式（4.28）及式（4.29），我們可由圖 5-20 及圖 5-21 的結果 得出 YBCO 薄膜之複數介電常數 ε*，其實部如圖5-22 所示，其虛部 則如圖5-23 所示。
由圖 5-22 可看出 YBCO 薄膜在溫度低於超導臨界溫度 Tc時，
YBCO 薄膜複數介電常數之實部 εr隨著溫度的下降而上升，並漸趨穩 定，而在 THz 輻射頻率為 0.25~1.25THz 間，εr隨著頻率的上升而下 降。另外，由圖 5-23 可看出 YBCO 薄膜複數介電常數之虛部 εi，在 溫度低於超導臨界溫度 Tc時，可觀察到一個峰值，當 THz 輻射頻率 於0.25THz 至 1.25THz 間時，此峰值隨著頻率的上升而下降，而此峰 值所出現的溫度並隨著頻率的上升而上升，當 THz 輻射頻率由 0.25THz 至 1.25THz 時，此峰值大小由 4.8x104降至約7x103，而此峰 值出現之溫度亦由75K 上升至 85K，此峰值經由式（4.31）計算，將 同樣反應在 YBCO 薄膜複數導電率實部 σr上，我們將在 σr的討論中
述及此峰值產生的可能原因。
複數導電率σ*
利用式（4.31）及式（4.32），我們可由圖 5-22 及圖 5-23 的結果 得出YBCO 薄膜之複數導電率 σ*，其實部如圖5-24 所示，其虛部則 如圖5-25 所示。
由圖5-24 可看出 YBCO 薄膜複數導電率之實部 σr，在溫度低於 超導臨界溫度Tc時，可觀察到一個峰值，由 Bonn 等人的解釋，此峰 值之成因是散射時間和正常態載子密度兩者相互競爭的結果：當溫度 低於超導臨界溫度 Tc 時，隨著溫度的下降，散射時間因超導電子的 增加而增加，並使得YBCO 薄膜複數導電率實部 σr之部份隨之增加，
但溫度下降時，根據二流體模型，正常態載子密度亦隨之下降，使得 受其貢獻之 YBCO 薄膜複數導電率實部 σr亦隨之下降，在兩者的競 爭下，σr對溫度的變化便出現一峰值，在峰值右側σr主要為散射時間 所主導，而峰值左側 σr主要受正常態載子密度所主導。當 THz 輻射 頻率於0.25THz 至 1.25THz 間時，此峰值隨著頻率的上升而下降，而 此峰值所出現的溫度並隨著頻率的上升而上升，當 THz 輻射頻率由 0.25THz 至 1.25THz 時，此峰值大小由 6.7x105降至約 4.6x105，其中 在 1.00THz 時誤差值較大，因為此頻率相當靠近最強的水氣吸收峰
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1.1THz，雖然我們已有做去水氣的動作，但仍然無法將全數的水氣除 去，在1.00THz 上尚可看到此微小的擾動；另外，此峰值出現之溫度 亦由 75K 上升至 85K，R. T. Collins 等人由實驗觀察到當頻率大於 6THz 時，此峰值消失[27]。
由圖 5-25 可看出 YBCO 薄膜在溫度低於超導臨界溫度 Tc時，
YBCO 薄膜複數導電率之虛部 σi隨著溫度的下降而上升，並漸趨穩 定，而在 THz 輻射頻率為 0.25~1.25THz 間，σi隨著頻率的上升而下 降。由式（4.33）可看出，YBCO 薄膜複數導電率 σ*之實部σr完全為 正常電子之貢獻，而其虛部σi則有正常電子及超導電子兩者之貢獻，
當溫度漸漸降低時，YBCO 薄膜內部之正常電子漸漸減少，超導電子 則漸漸增加，而實驗分析結果正符合二流體模型之假設，因超導電子 的增加，使得 YBCO 薄膜導電率之虛部 σi因超導電子所貢獻的部份，
σs，的增加而增加，並因超導電子的增加隨著溫度的下降而漸趨飽 和，故σi亦隨著溫度的下而漸趨一穩定值，此值幾乎由超導電子所貢 獻。
倫敦穿透深度λ
若將超導電子貢獻於 YBCO 薄膜複數導電率虛部 σi 部份記作 σs，則由式（4.33）出發，我們有以下之關係：σs = ωτσr，由圖 5-24
及圖 5-25，我們可觀察到 YBCO 薄膜複數導電率 σ*的虛部σi約為實 部 σr的 10 倍，由 A. Frenkel 等人及 Maxim A. Khazan 的實驗結果 [28][21]可得 ωτ<<1，故我們可假設在進入超導態後，正常電子對 YBCO 薄膜複數導電率虛部 σi的貢獻極小，亦即假設 σi完全由超導